✅@2023-07-14T08:50D90 AM4-2023F-13
任意の外力を受ける振動系の方程式の解はGreen函数を用いた畳み込み積分で表現されることを理解する。 $ (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)G(t)=\frac{\delta(t)}{m}
※記号がでかすぎるので$ \frac{\mathrm d}{\mathrm dt}=:Dとした
を満たすと定義できる
理由
$ (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)x(t)=\frac{f(t)}{m}に$ f=\deltaを代入すると導出できる
$ (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)x(t)=\frac{\delta(t)}{m}
$ \implies {\cal F}(x)(\omega)={\cal F}(G)(\omega){\cal F}(\delta)(\omega)={\cal F}(G)(\omega)
$ \iff x=G
$ \therefore (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)G(t)=\frac{\delta(t)}{m}
最初から振り返ってみる
$ {\cal F}(f')(\omega)=\int_\R f'(t)e^{-i\omega t}\mathrm dt
$ = \int_{t\in\R}e^{-i\omega t}\mathrm df(t)
$ =0-\int_{t\in\R}f(t)\mathrm de^{-i\omega t}
積の積分を使った
Fourier変換できる函数は急減少函数なので、$ f(\pm t)e^{\mp i\omega t}\to 0\quad(t\to\infty)を満たす $ =i\omega\int_\R f(t)e^{-i\omega t}\mathrm d t
$ =i\omega{\cal F}(f)(\omega)
この変換を使えば、微分を代数方程式に変換できる
$ (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)x(t)=\frac{f(t)}{m}
$ \implies {\cal F}((D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)x)(\omega)=\frac1m{\cal F}(f)(\omega)
$ \implies (-\omega^2+2ih\omega_0\omega+{\omega_0}^2){\cal F}(x)(\omega)=\frac1m{\cal F}(f)(\omega)
$ \iff \left((h\omega_0+i\omega)^2-i^2(1-h^2){\omega_0}^2\right){\cal F}(x)(\omega)=\frac1m{\cal F}(f)(\omega)
$ \iff \left(i\omega+h\omega_0+i\omega_0\sqrt{1-h^2}\right)\left(i\omega+h\omega_0-i\omega_0\sqrt{1-h^2}\right){\cal F}(x)(\omega)=\frac1m{\cal F}(f)(\omega)
$ \iff -\left(\omega-\left(ih\omega_0-\omega_0\sqrt{1-h^2}\right)\right)\left(\omega-\left(ih\omega_0+\omega_0\sqrt{1-h^2}\right)\right){\cal F}(x)(\omega)=\frac1m{\cal F}(f)(\omega)
$ \iff -(\omega-\omega_\alpha)(\omega-\omega_\beta){\cal F}(x)(\omega)=\frac1m{\cal F}(f)(\omega)
$ \omega_\alpha:=ih\omega_0+\sqrt{1-h^2}\omega_0,\omega_\beta:=ih\omega_0-\sqrt{1-h^2}\omega_0とした
$ \iff {\cal F}(x)(\omega)=-\frac1m\frac1{\omega-\omega_\alpha}\frac1{\omega-\omega_\beta}{\cal F}(f)(\omega)=:{\cal F}(G)(\omega){\cal F}(f)(\omega)
$ \implies x(t)=\int_\R f(\tau)G(t-\tau)\mathrm d\tau
対称性が成立するので、$ f,Gはぎゃくにしてもいい
$ G(t)の導出
$ G(t)=\frac{-1}{2\pi m}\frac1{\omega_\alpha-\omega_\beta}\int_\R\left(\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}-\frac{1}{\omega-\omega_\beta}\right)e^{i\omega t}\mathrm d\omega
$ = \frac{-1}{2\pi m}\frac{2\pi i}{\omega_\alpha-\omega_\beta}(e^{i\omega_\alpha t}-e^{i\omega_\beta t})\llbracket t>0\rrbracket
$ \because複素積分を個別に評価する
$ \int_\R\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega= \int_\R\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega\llbracket t>0\rrbracket+\int_\R\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}\mathrm d\omega\llbracket t=0\rrbracket+\int_\R\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega\llbracket t<0\rrbracket
ここで場合分けする
$ =\lim_{R\to\infty}\left(\oint_{M_+(R)\cup]-R,R[}\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega-\int_{M_+(R)}\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega\right)\llbracket t>0\rrbracket
$ +\lim_{R\to\infty}\ln\left|\frac{-R-\omega_\alpha}{R-\omega_\alpha}\right|\llbracket t=0\rrbracket
$ +\lim_{R\to\infty}\left(\oint_{M_-(R)\cup]-R,R[}\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega-\int_{M_-(R)}\frac{1}{\omega-\omega_\alpha}e^{i\omega t}\mathrm d\omega\right)\llbracket t<0\rrbracket
直線=円周-円盤
$ M_\bullet:R\mapsto\{z\in\Complex|\exist\theta\in[0,\pi];z=Re^{\bullet i\theta}\} とした
$ =\lim_{R\to\infty}\left(2\pi ie^{i\omega_\alpha t}-0\right)\llbracket t>0\rrbracket
$ \because \omega\mapsto\frac1{\omega-\omega_\alpha}は急減少函数だから、Jordanの補題より0に収束する $ +0
$ +\lim_{R\to\infty}\left(0-0\right)\llbracket t<0\rrbracket
$ \omega_\alpha\notin M_-(R)なので0になる
$ =2\pi ie^{i\omega_\alpha t}\llbracket t>0\rrbracket
$ \int_\R\frac{1}{\omega-\omega_\beta}e^{i\omega t}\mathrm d\omega=2\pi ie^{i\omega_\beta t}\llbracket t>0\rrbracket
計算過程は同じ
$ = \frac1m\frac{-i}{\omega_\alpha-\omega_\beta}(e^{i\omega_\alpha t}-e^{i\omega_\beta t})\llbracket t>0\rrbracket
$ = \frac1m\frac{-i}{2\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}(e^{i\sqrt{1-h^2}\omega_0t}-e^{-i\sqrt{1-h^2}\omega_0t})\llbracket t>0\rrbracket
$ = \frac1m\frac1{\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}\frac1{2i}(e^{i\sqrt{1-h^2}\omega_0t}-e^{-i\sqrt{1-h^2}\omega_0t})\llbracket t>0\rrbracket
$ = \frac1m\frac1{\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}\Im e^{i\sqrt{1-h^2}\omega_0t}\llbracket t>0\rrbracket
$ \underline{= \frac1m\frac1{\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}\sin\left(\sqrt{1-h^2}\omega_0t\right)\llbracket t>0\rrbracket\quad}_\blacksquare
2023-08-04 07:59:23 ここ書き途中だった
書いたらおさらいは終わりにしよう
外力の振動成分のうち、固有振動数部分を伝達関数が増幅する
練習問題
$ (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)x(t)=0を$ x(0)=0\land\dot x(0)=\frac1mの元でとく
これ、Fourier変換で求まるのかな?
$ {\cal F}(0)(\omega)=0だから、fourier変換が使えない?takker.icon
$ x(t)=Ae^{i\omega_\alpha t}+Be^{i\omega_\beta t}を代入すると求まる
$ \because (D^2+2h\omega_0D+{\omega_0}^2)Ae^{i\omega_\alpha t}=(-{\omega_\alpha}^2+2ih\omega_0\omega_\alpha+{\omega_0}^2)Ae^{i\omega_\alpha t}=0
$ 0=A+Bと$ \frac1m=i\omega_\alpha A+i\omega_\beta Bより、
$ \begin{pmatrix}1&1\\i\omega_\alpha&i\omega_\beta\end{pmatrix}\cdot\begin{pmatrix}A\\B\end{pmatrix}=\begin{pmatrix}0\\\frac1m\end{pmatrix}
$ \iff\begin{pmatrix}A\\B\end{pmatrix}=\frac1m\frac{i}{\omega_\alpha-\omega_\beta}\begin{pmatrix}-1\\1\end{pmatrix}
以上より
$ x(t)=\frac1m\frac{i}{\omega_\alpha-\omega_\beta}\left(e^{i\omega_\beta t}-e^{i\omega_\alpha t}\right)
$ = \frac1m\frac1{2i}\frac{1}{\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}2i\Im e^{i\sqrt{1-h^2}\omega_0t}
$ = \frac1m\frac{1}{\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}\sin(\sqrt{1-h^2}\omega_0t)
$ Gっぽいやつになる
cf. $ G(t)=\frac1m\frac{1}{\sqrt{1-h^2}\omega_0}e^{-h\omega_0t}\sin(\sqrt{1-h^2}\omega_0t)\llbracket t>0\rrbracket
$ Gとは違い、$ t\in\Rで成り立つ