Kesirli analiz

Vikipedi, özgür ansiklopedi
(Fraksiyonel hesap sayfasından yönlendirildi)
Şuraya atla: kullan, ara
Başka dilden çevrilmekte Bu sayfa, İngilizce Fractional calculus maddesinden çevrilirken çeşitli sebeplerden dolayı çeviri yarım kalmıştır.
Yardım etmek istiyorsanız, çalışmaya katılan kişilerle iletişime geçip, sayfanın durumunu onlara sorabilirsiniz.
Sayfanın geçmişine baktığınızda, sayfa üzerinde çalışma yapanları görebilirsiniz.


Kesirli analiz, matematiksel analiz'in bir koludur. Kesirli analiz, D = d/dx ile gösterilen türev işlemcisi'nin ve J ile gösterilen integrasyon işlemcisi'nin kuvvetlerinin reel sayı veya karmaşık sayı değerler olabilme olanaklarını inceler.

Bu bağlamda bir üst cümlede kullanılan kuvvetleri terimi, doğrusal bir operatörün bir fonksiyona f 2(x) = f(f(x)) şeklinde peşpeşe uygulanmasını ifade eder.

Kesirli diferansiyel denklemler, diferansiyel denklemlerin kesirli analiz uygulanması yoluyla elde edilen bir genellemesidir.

Kesirli türevin doğası[değiştir | kaynağı değiştir]

Kesirli türevde diğer bir önemli nokta ise x bir noktasının bir tamsayı olmasının yalnızca yerel özellik olduğu; tamsayı olmayan durumlarda ise bir şekilde,tamsayı-kuvvet türev yapacak şekilde x a çok yakın f'in değerlerine bağlı bir f fonksiyonunun x'teki kesirli türevleri olduğunu söyleyemeyiz. Bu nedenle teorinin fonksiyon hakkında daha ileri bilgi içeren, sınır koşullarının bazı çeşitlerini içermesi beklenmektedir.

Bir mecaz kullanmak gerekirse kesirli türev, at gözlüklerini çıkartmayı gerektirir. Bildiğimiz kadarıyla böyle bir teorinin varlığı ile ilgili olarak, konunun temelleri Liouvillenin 1832'deki notlarında atılmıştır.

Artık, a dereceli bir fonksiyonun kesirli türevi genellikle Fourier veya Mellin integral dönüşümleri vasıtasıyla tanımlanmaktadır.[1]

Sezgisel irdeleme[değiştir | kaynağı değiştir]

Burada oldukça doğal bir soru bir H işlemci'sinin var veya yarı-türev nin olup olmadigidir böylece

H^2 f(x) = D f(x) = \dfrac{d}{dx} f(x) = f'(x) .

böyle bir işleç olduğu ortaya çıkıyor, ve gerçekten herhangi a > 0 için burada varolan bir P işleci

(P ^ a f)(x) = f'(x) \,,

veya dny/dxn'tanımı ile tutulan yöntem n nin tüm gerçek değerlerine uzanabilir.

Diyelimki f(x) ,x > 0 için tanımlı bir fonksiyon olsun.0 dan x a tanımlı bu form:

 ( J f ) ( x ) = \int_0^x f(t) \; dt .

olarak kodlanir ve

 ( J^2 f ) ( x ) = \int_0^x ( J f ) ( t ) dt = \int_0^x \left( \int_0^t f(s) \; ds \right) \; dt,

ise bu süreci yineler veya isteğe göre uzatılabilir.Tekrarlı integrasyon için Cauchy formülü:

 (J^n f) ( x ) = { 1 \over (n-1) ! } \int_0^x (x-t)^{n-1} f(t) \; dt,

Gerçek n için bir genelleme basit bir yol içinde yer alır. Faktöriyel fonksiyonunun gamma işlevini kullanarak ayrık doğasını ortadan kaldırmak bize integral işlemcinin kesirli uygulamaları için doğal bir aday verir.

 (J^\alpha f) ( x ) = { 1 \over \Gamma ( \alpha ) } \int_0^x (x-t)^{\alpha-1} f(t) \; dt

Bu, aslında iyi tanımlanmış bir operatördür.Bunu basitçe göstermek için J operatörü doyurucudur

 (J^\alpha) (J^\beta f)(x) = (J^\beta) (J^\alpha f)(x) = (J^{\alpha+\beta} f)(x) = { 1 \over \Gamma ( \alpha + \beta) } \int_0^x (x-t)^{\alpha+\beta-1} f(t) \; dt

Bu ilişkililiğe kesirli diferintegral operatörlerin yarıgrup özelliği denir. Ne yazık ki türev operatörü D için karşılaştırılabilir süreç çok daha karmaşık, ancak gösterilebilirki D genel içinde ne değişmeli nede eklemelidır.[kaynak belirtilmeli]

Bir temel kuvvet fonksiyonun kesirli türevi[değiştir | kaynağı değiştir]

f (x) = x fonksiyonun yarı türevi(mor eğri) ilk türevi(kırmızı eğri) ile birlikte (mavi eğri) .
Canlandırmada sürekli y=x basit bir güç fonksiyonunun antitürev (α = -1) ve türev (α = 1) arasında salınan türev işlemcisini gösteriyor.

varsayalımki f(x) bir formun tek terimlisi(monomiali)dir

 f(x)=x^k\;.

İlk türev genel olarak

 f'(x)=\dfrac{d}{dx}f(x)=k x^{k-1}\;.

Bu tekrarlama daha genel sonuç verir

 \dfrac{d^a}{dx^a}x^k=\dfrac{k!}{(k-a)!}x^{k-a}\;,

Yukardan gama fonksiyonu ile faktöriyel değiştirildikten sonra, bizi şuna götürür

 \dfrac{d^a}{dx^a}x^k=\dfrac{\Gamma(k+1)}{\Gamma(k-a+1)}x^{k-a}\; for k \ge 0

k=1 için ve \textstyle a=\frac{1}{2},

 \dfrac{d^{\frac{1}{2}}}{dx^{\frac{1}{2}}}x=\dfrac{\Gamma(1+1)}{\Gamma(1-\frac{1}{2}+1)}x^{1-\frac{1}{2}}=\dfrac{1!}{\Gamma(\frac{3}{2})}x^{\frac{1}{2}} =
\dfrac{2x^{\frac{1}{2}}}{\sqrt{\pi}}.

olarak x fonksiyonunun yarı türevini elde ederiz

Bu süreci veren tekrarlama

\dfrac{d^{\frac{1}{2}}}{dx^{\frac{1}{2}}}2 \pi^{-\frac{1}{2}}x^{\frac{1}{2}}=2 \pi^{-\frac{1}{2}}\dfrac{\Gamma(1+\frac{1}{2})}{\Gamma(\frac{1}{2}-\frac{1}{2}+1)}x^{\frac{1}{2}-\frac{1}{2}}=2 \pi^{-\frac{1}{2}}\dfrac{\Gamma(\frac{3}{2})}{\Gamma(1)}x^{0}=\dfrac{2 \sqrt{\pi}x^0}{2 \sqrt{\pi}0!}=1,

Nitekim beklenen sonuçlar verecek şekilde

 \left(\dfrac{d^{\frac{1}{2}}}{dx^{\frac{1}{2}}}\dfrac{d^{\frac{1}{2}}}{dx^{\frac{1}{2}}}\right)x=\dfrac{d}{dx}x=1.

Negatif tamsayı kuvveti k için, gama fonksiyonu tanımsız ve aşağıdaki ilişkiyi kullanmak zorunda

[2]
 \dfrac{d^a}{dx^a}x^{-k}=(-1)^a\dfrac{\Gamma(k+a)}{\Gamma(k)}x^{-(k+a)} for k<0

Yukarıdaki diferansiyel operatörün bu uzantısı sadece gerçek güçlere kısıtlı örneğin, 2.inci türevi veren (1 − i)inci türevin,ayrıca a için

negatif değerler bağlamında integral veren fark olması gerekmez.

Genel bir fonksiyon f(x) ve 0 < α < 1 için, tam kesirli türev

D^{\alpha}f(x)=\frac{1}{\Gamma(1-\alpha)}\frac{d}{dx}\int_{0}^{x}\frac{f(t)}{(x-t)^{\alpha}}dt

dir keyfi α,için dolayısıyla gama fonsiyonu böyle bileşen için tanımlanamaz ve gerçek kısmı bir negatif tamsayıdır, Bu uygulama için gerekli kesirli türev sonrası

tamsayı türevi gerçekleştirilmiştir. Örneğin,

D^{\frac{3}{2}}f(x)=D^{\frac{1}{2}}D^{1}f(x)=D^{\frac{1}{2}}\frac{d}{dx}f(x)

Laplace dönüşümü[değiştir | kaynağı değiştir]

Ayrıca sorudan Laplace dönüşümü

\mathcal L \left\{Jf\right\}(s) = \mathcal L \left\{\int_0^t f(\tau)\,d\tau\right\}(s)=\frac1s(\mathcal L\left\{f\right\})(s) yoluyla alinabilir

ve

\mathcal L \left\{J^2f\right\}=\frac1s(\mathcal L \left\{Jf\right\} )(s)=\frac1{s^2}(\mathcal L\left\{f\right\})(s)

vs, ters laplace;

J^\alpha f=\mathcal L^{-1}\left\{s^{-\alpha}(\mathcal L\{f\})(s)\right\}.

örneğin beklenildigi gibi


\begin{array}{lcr}
J^\alpha\left(t^k\right) &= &\mathcal L^{-1}\left\{\dfrac{\Gamma(k+1)}{s^{\alpha+k+1}}\right\}\\
&= &\dfrac{\Gamma(k+1)}{\Gamma(\alpha+k+1)}t^{\alpha+k}
\end{array}

dir.Yani, evrişim kuralı ile

\mathcal L\{f*g\}=(\mathcal L\{f\})(\mathcal L\{g\}) dir.

ve özetle p(x) = xα − 1 için şunu buluruz


\begin{array}{rcl}
(J^\alpha f)(t) &= &\frac{1}{\Gamma(\alpha)}\mathcal L^{-1}\left\{\left(\mathcal L\{p\}\right)(\mathcal L\{f\})\right\}\\
&=&\frac{1}{\Gamma(\alpha)}(p*f)\\
&=&\frac{1}{\Gamma(\alpha)}\int_0^t p(t-\tau)f(\tau)\,d\tau\\
&=&\frac{1}{\Gamma(\alpha)}\int_0^t(t-\tau)^{\alpha-1}f(\tau)\,d\tau\\
\end{array}

Yukardakiler Cauchy tarafindan bize verilmistir.

Laplace nispeten az sayıda fonksiyonlar üzerinde "iş" dönüştürür, ancak sık sık kesirli diferansiyel denklemlerin çözümü için yararlıdır.

Kesirli integraller[değiştir | kaynağı değiştir]

Riemann–Liouville kesirli integrali[değiştir | kaynağı değiştir]

Kesirli analizin klasik formu Riemann–Liouville integrali tarafından veriliyor, bu esasen yukarıda tanımlanmıştır.Teori periyodik fonksiyonlar için ( bir periyod sonra yinelenen 'sinir degerler' içerir) Weyl integralidir. Bu Fourier serisi üzerinde tanımlanıyor, ve Fourier katsayılarının kaybolması gereklidir (böylece, 0 için birim çember üzerindeki fonksiyonlar integrallerin evrimi için uygulanıyor).

_aD_t^{-\alpha} f(t)={_aI_t^\alpha}f(t)=\frac{1}{\Gamma(\alpha)}\int_a^t (t-\tau)^{\alpha-1}f(\tau)d\tau

Grünwald–Letnikov türevi karşıtlığı ile integralin yerine türev ile başlıyor.

Hadamard kesirli integrali[değiştir | kaynağı değiştir]

Hadamard kesirli integral'i J. Hadamard [3] tarafından tanıtılmış ve formül aşağıda verilmiştir,

_a\mathbf{D}_t^{-\alpha} f(t) = \frac{1}{\Gamma(\alpha)}\int_a^t \Bigg(\log\frac{t}{\tau}\Bigg)^{\alpha -1} f(\tau)\frac{d\tau}{\tau}

t > a içindir

Kesirli türevler[değiştir | kaynağı değiştir]

Klasik Newton türevleri gibi, bir kesirli türev bir kesirli integrali üzerinden tanımlanamaz

Riemann–Liouville kesirli türevi[değiştir | kaynağı değiştir]

Karşılık gelen türev diferansiyel operatörler için Lagrange kuralı kullanılarak ,(nα) derecenin integrali üzerinden n-inci dereceli türev hesaplanır, α dereceli türevi elde edilir. Bu n ifadesinin önemi α dan büyük tamsayıya yakındır

 _aD_t^\alpha f(t)=\frac{d^n}{dt^n}{_aD_t^{-(n-\alpha)}}f(t)=\frac{d^n}{dt^n}{_aI_t^{n-\alpha}}f(t)

Caputo kesirli türevi[değiştir | kaynağı değiştir]

Kesirli türevleri hesaplamak için başka bir seçenek;1967 makalesinde M. Caputo tarafından tanıtılan Caputo kesirli türevidir.[4] Caputo'nun tanimlamasi kullanılarak diferansiyel denklem çözerken Riemann Liouville kesirli türev aksine, bu kesirli mertebeden başlangıç koşullarını tanımlamaya gerek yoktur. Aşağıdaki gibi Caputo tanımı gösterilmiştir.

 {_a^CD_t^\alpha} f(t)=\frac{1}{\Gamma(n-\alpha)}\int_a^t \frac{f^{(n)}(\tau)d\tau}{(t-\tau)^{\alpha+1-n}}

Genelleme[değiştir | kaynağı değiştir]

Erdélyi–Kober işlemcisi[değiştir | kaynağı değiştir]

Erdélyi–Kober işlemcisi bir integral işlemci olup Arthur Erdélyi ve Hermann Kober tarafından 1940'ta tanıtıldı ve aşağıdaki gibi verilir:

\frac{x^{-\nu-\alpha+1}}{\Gamma(\alpha)}\int_0^x (t-x)^{\alpha-1}t^{-\alpha-\nu}f(t) dt

bunun genellemesi Riemann kesirli integrali ve Weyl integralidir.Yeni bir genelleme ise aşağıdadır ve bununh genellemesi Riemann-Liouville kesirli integrali ve Hadamard kesirli integralidir. Bu [5] ile x > a için verilen

 ({}^\rho \mathcal{I}^\alpha_{a+}f)(x) = \frac{\rho^{1- \alpha }}{\Gamma({\alpha})} \int^x_a \frac{\tau^{\rho-1} f(\tau) }{(x^\rho - \tau^\rho)^{1-\alpha}}\, d\tau,

Fonksiyonel hesap[değiştir | kaynağı değiştir]

fonksiyonel analizin konuları içinde, fonksiyonların f(D) daha genel kuvvetlerinde spektral teorinin fonksiyonel hesabı içindeki çalışmalardır.Sözde-diferansiyel işlemcilerin teorisi D'nin kuvvetlerini ayrıca düşünmemizi sağlar.Ortaya çıkan operatörler tekil integral işlemcilerin örnekleridir; ve yüksek boyutlar için klasik teorinin genelleştirilmesine Riesz potansiyellerinin teorisi denir.Böylece bu çağdaş tutarlı teoride bir sayıdır ve bununla birlikte kesirli hesap tartışılabilir. Ayrıca Erdélyi–Kober işlemcisi, Kober 1940, Erdélyi 1950–51 'nin özel fonksiyon teorisi içinde önemlidir

Uygulamalar[değiştir | kaynağı değiştir]

Kesirli kütle korunumu[değiştir | kaynağı değiştir]

Tanıtım olarak Wheatcraft ve Meerschaert (2008) tarafından,[6] kütle denkleminin bir kesirli korunumu kontrol hacmi sıvı akışını modellemek için gerekli olduğunda heterojenliğin ölçeğine göre yeterince büyük değildir ve kontrol hacmi içinde akı olduğunda doğrusal değildir.Başvuru yapılan yazıda, sıvı akışı için kütle denkleminin kesirli korumasi :

 -\rho (\nabla^{\alpha} \cdot \vec{u}) = \Gamma(\alpha +1)\Delta x^{1-\alpha}\rho(\beta_s+\phi \beta_w) \frac{\part p}{\part t}

Kesirli adveksiyon dağılım denklemi[değiştir | kaynağı değiştir]

Bu denklemin, heterojen gözenekli ortam içinde kirletici akışı modellemek için kullanışlı olduğu gösterilmiştir.[7][8][9]

Zaman-uzay kesirli difüzyon denklemi modelleri[değiştir | kaynağı değiştir]

Karmaşık ortamda anormal difüzyon süreçleri kesirli-dereceli difüzyon denklem modelleri kullanılarak karakterize edilebilir.[10][11] Zaman türevi terimi uzun süre ağır kuyruk çürümesi ve yerel olmayan difüzyon için uzay türevine karşılık gelir.Uzay-zaman kesirli difüzyon yönetim denklemi olarak yazılabilir.


\frac{\partial^\alpha u}{\partial t^\alpha}=K (-\triangle)^\beta u.

Kesirli türevin basit bir uzantısı değişken dereceli kesirli türev, α, β ifadeleri α(x, t), β(x, t) içinde değişir.Anormal difüzyon modelleme uygulamaları için kaynak bulunabilir.[12]

Yapısal sönümleme modelleri[değiştir | kaynağı değiştir]

Kesirli türevler polimerler gibi bazı malzeme türlerinde viskoelastik sönümlemeyi modellemek için kullanılır.[13]

Karmaşık ortam için akustik dalga denklemleri[değiştir | kaynağı değiştir]

Kompleks ortamlarda, örneğin akustik dalgaların yayılımı biyolojik dokuda, yaygın bir frekans-güç yasalarına uymanın zayıflaması anlamına gelir. Bu tür olgular, kesirli bir zaman türevlerini içeren bir nedensel dalga denklemini kullanarak tarif edilebilir:


{\nabla^2 u -\dfrac 1{c_0^2}\frac{\partial^2 u}{\partial t^2} + \tau_\sigma^\alpha \dfrac{\partial^\alpha}{\partial t^\alpha}\nabla^2 u	- \dfrac {\tau_\epsilon^\beta}{c_0^2} \dfrac{\partial^{\beta+2} u}{\partial t^{\beta+2}} = 0.}

Ayrıca [14] buradaki referanslara bakınız. Bu tür modeller birden fazla gevşeme fenomeni karmaşık ortamlarda ölçülen zayıflama doğuran, yaygın olarak tanınan hipotez ile bağlantılıdır. Bu bağlantı ayrıca [15] içindeki tanım ve araştırma makalesinde,[16] akustik zayıflamada ayrıca yazılıdır.

Kuantum teorisinde kesirli Schrödinger denklemi[değiştir | kaynağı değiştir]

Kesirli Schrödinger denklemi kesirli kuantum mekaniği nin Nick Laskin tarafından incelenen bir temel denkleminin [17] formu aşağıdaki gibidir:[18]

i\hbar \frac{\partial \psi (\mathbf{r},t)}{\partial t}=D_\alpha (-\hbar^2\Delta )^{\alpha /2}\psi (\mathbf{r},t)+V(\mathbf{r},t)\psi (\mathbf{r},t).

burada dalga fonksiyonu denkleminin çözümü olması için verilen bir durum vektörüne ψ(r, t) - kuantum mekaniksel parçacık için r olasılık genliği var t herhangi verilen zaman ve ħ indirgenmiş Planck sabitidir.Potansiyel enerji fonksiyonu sistemi üzerinden V(r, t) bağımlıdır.

Ayrıca, Δ = 2/r2 Laplace işlemcisidir, ve Dα fiziksel boyut ile bir skala sabitidir.[Dα] = erg1 − α·cmα·secα, ( m kütlenin parçacığı için α = 2 de, D2 = 1/2m ), ve (−ħ2Δ)α/2 işlemci is the 3-boyutlu kesirli kuantum Riesz türevi ile tanımlanır


(-\hbar ^2\Delta )^{\alpha /2}\psi (\mathbf{r},t)=\frac 1{(2\pi \hbar
)^3}\int d^3pe^{i \mathbf{p}\cdot\mathbf{r}/\hbar }|\mathbf{p}|^\alpha \varphi (
\mathbf{p},t)\,.

Kesirli Schrödinger denkleminde α indisi Lévy indisi, 1 < α ≤ 2.

Ayrıca bakınız[değiştir | kaynağı değiştir]

Notlar[değiştir | kaynağı değiştir]

  1. ^ For the history of the subject, see the thesis (in French): Stéphane Dugowson, Les différentielles métaphysiques (histoire et philosophie de la généralisation de l'ordre de dérivation), Thèse, Université Paris Nord (1994)
  2. ^ Bologna, Mauro, Short Introduction to Fractional Calculus, Universidad de Tarapaca, Arica, Chile, http://www.uta.cl/charlas/volumen19/Indice/MAUROrevision.pdf 
  3. ^ Hadamard, J., Essai sur l'étude des fonctions données par leur développement de Taylor, Journal of pure and applied mathematics, vol. 4, no. 8, pp. 101–186, 1892.
  4. ^ Caputo, Michel (1967). "Linear model of dissipation whose Q is almost frequency independent-II". Geophys. J. R. Astr. Soc. 13: 529–539. 
  5. ^ Katugampola, U.N., New Approach To A Generalized Fractional Integral, Appl. Math. Comput. Vol 218, Issue 3, 1 October 2011, pages 860–865
  6. ^ Wheatcraft, S., Meerschaert, M., (2008). "Fractional Conservation of Mass." Advances in Water Resources 31, 1377–1381.
  7. ^ Benson, D., Wheatcraft, S., Meerschaert, M., (2000). "Application of a fractional advection-dispersion equation." Water Resources Res 36, 1403–1412.
  8. ^ Benson, D., Wheatcraft, S., Meerschaert, M., (2000). "The fractional-order governing equation of Lévy motion." Water Resources Res 36, 1413–1423.
  9. ^ Benson, D., Schumer, R., Wheatcraft, S., Meerschaert, M., (2001). "Fractional dispersion, Lévy motion, and the MADE tracer tests." Transport Porous Media 42, 211–240.
  10. ^ Metzler, R., Klafter, J., (2000). "The random walk's guide to anomalous diffusion: a fractional dynamics approach." Phys. Rep., 339, 1-77.
  11. ^ Chen, W., Sun, H.G., Zhang, X., Korosak, D., (2010). "Anomalous diffusion modeling by fractal and fractional derivatives." Computers and Mathematics with Applications, 59(5), 1754-1758. [1]
  12. ^ Sun, H.G., Chen, W., Chen, Y.Q., (2009). "Variable-order fractional differential operators in anomalous diffusion modeling." Physica A, 2009, 388: 4586-4592.[2]
  13. ^ Nolte, Kempfle and Schäfer (2003). "Does a Real Material Behave Fractionally? Applications of Fractional Differential Operators to the Damped Structure Borne Sound in Viscoelastic Solids", Journal of Computational Acoustics (JCA), Volume 11, Issue 3.
  14. ^ S. Holm and S. P. Näsholm, "A causal and fractional all-frequency wave equation for lossy media," Journal of the Acoustical Society of America, Volume 130, Issue 4, pp. 2195–2201 (October 2011)
  15. ^ S. P. Näsholm and S. Holm, "Linking multiple relaxation, power-law attenuation, and fractional wave equations," Journal of the Acoustical Society of America, Volume 130, Issue 5, pp. 3038-3045 (November 2011).
  16. ^ S. P. Näsholm and S. Holm, "On a Fractional Zener Elastic Wave Equation," Fract. Calc. Appl. Anal. Vol. 16, No 1 (2013), pp. 26-50, DOI: 10.2478/s13540-013--0003-1 Link to e-print
  17. ^ N. Laskin, (2000), Fractional Quantum Mechanics and Lévy Path Integrals. Physics Letters 268A, 298-304.
  18. ^ N. Laskin, (2002), Fractional Schrödinger equation, Physical Review E66, 056108 7 pages. (also available online: http://arxiv.org/abs/quant-ph/0206098)

Kaynakça[değiştir | kaynağı değiştir]

Dış bağlantılar[değiştir | kaynağı değiştir]