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ヘルムホルツ方程式 📂偏微分方程式

ヘルムホルツ方程式

定義

以下の偏微分方程式ヘルムホルツ方程式Helmholtz equationという。

2u(x)+k2u(x)=Δu(x)+k2u(x)=(Δ+k2)u(x)=0,xRn \nabla^{2}u(x) + k^{2} u(x) = \Delta u(x) + k^{2} u(x) = (\Delta + k^{2} )u(x) = 0,\quad x \in \mathbb{R}^{n}

ここで、2=Δ\nabla ^{2} = \Deltaラプラシアンである。

説明

Δu=λu-\Delta u = \lambda uのような形で表現することもできる。このため、ラプラス作用素の固有値方程式1とも呼ばれることがある。

波動方程式から導出できるため、reduced wave equation2とも呼ばれる。

波動方程式には時間と空間に関する微分が含まれているが、ヘルムホルツ方程式は時間に関する項が消え、時間に無関係な空間変数のみに依存する偏微分方程式である。

導出

波動方程式は以下の通りである。

Δu(x,t)1c22u(x,t)t2=0 \Delta u(x,t) - \dfrac{1}{c^{2}}\dfrac{\partial^{2} u(x,t)}{\partial t^{2}} = 0

この時、ccは波の速度を意味する。


方法1

波動方程式の解、つまり波動関数は以下の通りである。

u(x,t)=u(x)u(t)=eikxeiωt=ei(kxωt) u (x,t) = u(x)u(t) = e^{ikx} e^{-i\omega t} = e^{i(kx - \omega t)}

この時、x,tx , tはそれぞれ空間と時間、k,ωk, \omegaは波数と角周波数を意味する。波の速度がccの時、以下の関係が成り立つ。

k=ωc k = \dfrac{\omega}{c}

したがって、utt(x,t)u_{tt}(x,t)を求めると以下の通りである。

utt(x,t)=2t2ei(kxωt)=(iω)2ei(kxωt)=ω2ei(kxωt) u_{tt}(x,t) = \dfrac{\partial ^{2}}{\partial t^{2}}e^{i(kx - \omega t)} = (-i \omega)^{2}e^{i(kx - \omega t)} = -\omega^{2}e^{i(kx - \omega t)}

これを波動方程式に代入すれば、ヘルムホルツ方程式を得る。

Δu1c22ut2= 0    Δei(kxωt)+ω2c2ei(kxωt)= 0    (Δeikx+k2eikx)eiωt= 0    Δeikx+k2eikx= 0    Δu(x)+k2u(x)= 0 \begin{align*} && \Delta u - \dfrac{1}{c^{2}}\dfrac{\partial^{2} u}{\partial t^{2}} =&\ 0 \\[1em] \implies && \Delta e^{i(kx - \omega t)} + \dfrac{\omega^{2}}{c^{2}} e^{i(kx - \omega t)} =&\ 0 \\[1em] \implies && \left( \Delta e^{ikx} + k^{2} e^{ikx} \right) e^{-i\omega t}=&\ 0 \\[1em] \implies && \Delta e^{ikx} + k^{2} e^{ikx}=&\ 0 \\[1em] \implies && \Delta u(x) + k^{2} u(x) =&\ 0 \end{align*}

方法2

波動方程式をttに対してフーリエ変換すると、以下を得る。

Δu(x,t)1c2utt(x,t)= 0    Δu^(x,ω)1c2utt^(x,ω)= 0 \begin{align*} && \Delta u(x,t) - \dfrac{1}{c^{2}}u_{tt}(x,t) =&\ 0 \\ \implies && \widehat{\Delta u}(x,\omega) - \dfrac{1}{c^{2}} \widehat{u_{tt}}(x,\omega) =&\ 0 \end{align*}

ここで、二番目の項にフーリエ変換の性質u^(ω)=ω2u^(ω)\widehat{u^{\prime \prime}}(\omega) = - \omega^{2} \widehat{u}(\omega)を用いると、以下を得る。

Δu^(x,ω)+ω2c2u^(x,ω)= 0    Δu^(x,ω)+k2u^(x,ω)= 0    Δu(x,t)+k2u(x,t)= 0 \begin{align*} && \widehat{\Delta u}(x,\omega) + \dfrac{\omega^{2}}{c^{2}} \widehat{u}(x,\omega) =&\ 0 \\[1em] \implies && \widehat{\Delta u}(x,\omega) + k^{2} \widehat{u}(x,\omega) =&\ 0 \\[1em] \implies && \Delta u(x, t) + k^{2} u(x, t) =&\ 0 \end{align*}

u(x,t)u(x,t)が変数分離されると仮定すると、

Δu(x,t)+k2u(x,t)= 0    Δu(x)u(t)+k2u(x)u(t)= 0    Δu(x)+k2u(x)= 0 \begin{align*} && \Delta u(x, t) + k^{2} u(x, t) =&\ 0 \\[1em] \implies && \Delta u(x) u(t) + k^{2} u(x) u(t) =&\ 0 \\[1em] \implies && \Delta u(x) + k^{2} u(x) =&\ 0 \end{align*}

方法3

u(x,t)=u(x)v(t)u(x, t) = u(x)v(t)と同様に変数分離されると仮定して、次のように式を整理しよう。

2u(x,t)x2= 1c22u(x,t)t2    d2udx2v= 1c2d2vdt2u    1ud2udx2= 1c21vd2vdt2 \begin{align*} && \dfrac{\partial^{2} u(x, t)}{\partial x^{2}} =&\ \dfrac{1}{c^{2}}\dfrac{\partial^{2} u(x, t)}{\partial t^{2}} \\[1em] \implies && \dfrac{d^{2} u}{d x^{2}} v =&\ \dfrac{1}{c^{2}}\dfrac{d^{2} v }{d t^{2}} u \\[1em] \implies && \dfrac{1}{u}\dfrac{d^{2} u}{d x^{2}} =&\ \dfrac{1}{c^{2}} \dfrac{1}{v}\dfrac{d^{2} v }{d t^{2}} \end{align*}

すると、左辺はttに無関係で、右辺はxxに無関係であるため、両辺はxxttに対して定数であることが分かる。その定数をk2-k^{2}としよう。すると、以下を得る。

1ud2udx2= k2    d2udx2= k2u    d2udx2+k2u= 0 \begin{align*} && \dfrac{1}{u}\dfrac{d^{2} u}{d x^{2}} =&\ -k^{2} \\[1em] \implies && \dfrac{d^{2} u}{d x^{2}} =&\ -k^{2}u \\[1em] \implies && \dfrac{d^{2} u}{d x^{2}} + k^{2}u =&\ 0 \end{align*}


  1. Lawrence C. Evans, Partial Differential Equations (2nd Edition, 2010), p3 ↩︎

  2. David Colton and Rainer Kress, Inverse Acoustic and Electromagnetic Scattering Theory (4th Edition, 2019), p15 ↩︎