Дельта-функция Дирака

Обобщенная функция, значение которой равно нулю везде, кроме нуля

Схематическое изображение дельта-функции Дирака линией, увенчанной стрелкой. Высота стрелки обычно предназначена для указания значения любой мультипликативной константы, которая даст площадь под функцией. Другое соглашение заключается в том, чтобы записывать площадь рядом с наконечником стрелки.

Дельта Дирака как предел (в смысле распределений ) последовательности нормальных распределений с нулевым центром ${\displaystyle a\to 0}$ ${\displaystyle \delta _{a}(x)={\frac {1}{\left|a\right|{\sqrt {\pi }}}}e^{-(x/a)^{2}}}$

В математическом анализе дельта -функция Дирака (или δ- распределение ), также известная как единичный импульс , ^[1] является обобщенной функцией действительных чисел , значение которой равно нулю всюду, кроме нуля, и интеграл которой по всей действительной оси равен единице. ^{[2] [3] [4]} Поскольку функции, обладающей таким свойством, не существует, строгое моделирование дельта-«функции» предполагает использование пределов или, как это принято в математике, теории меры и теории распределений .

Дельта-функция была введена физиком Полем Дираком и с тех пор регулярно применяется в физике и инженерии для моделирования точечных масс и мгновенных импульсов. Она называется дельта-функцией, потому что является непрерывным аналогом дельта- функции Кронекера , которая обычно определяется в дискретной области и принимает значения 0 и 1. Математическая строгость дельта-функции оспаривалась до тех пор, пока Лоран Шварц не разработал теорию распределений, где она определяется как линейная форма, действующая на функции.

Мотивация и обзор

График дельты Дирака обычно рассматривается как следующий за всей осью x и положительной осью y . ^{[5] : 174} Дельта Дирака используется для моделирования функции высокого узкого спайка ( импульса ) и других подобных абстракций, таких как точечный заряд , точечная масса или электронная точка. Например, чтобы рассчитать динамику ударяемого бильярдного шара, можно аппроксимировать силу удара дельтой Дирака. При этом не только упрощаются уравнения, но и появляется возможность рассчитать движение шара , рассматривая только полный импульс столкновения, без подробной модели всей передачи упругой энергии на субатомных уровнях (например).

Для определенности предположим, что бильярдный шар находится в состоянии покоя. В момент времени его ударяет другой шар, сообщая ему импульс P , с единицами измерения кг⋅м⋅с ⁻¹ . Обмен импульсом на самом деле не мгновенный, поскольку осуществляется упругими процессами на молекулярном и субатомном уровне, но для практических целей удобно считать, что передача энергии фактически мгновенная. Таким образом, сила равна P δ ( t ) ; единицами измерения δ ( t ) являются с ⁻¹ . ${\displaystyle t=0}$

Чтобы смоделировать эту ситуацию более строго, предположим, что сила вместо этого равномерно распределена в течение небольшого интервала времени . То есть, ${\displaystyle \Delta t=[0,T]}$

$${\displaystyle F_{\Delta t}(t)={\begin{cases}P/\Delta t&0<t\leq T,\\0&{\text{otherwise}}.\end{cases}}}$$

Тогда импульс в любой момент времени t находится путем интегрирования:

$${\displaystyle p(t)=\int _{0}^{t}F_{\Delta t}(\tau )\,d\tau ={\begin{cases}P&t\geq T\\P\,t/\Delta t&0\leq t\leq T\\0&{\text{otherwise.}}\end{cases}}}$$

Теперь модельная ситуация мгновенной передачи импульса требует принятия предела при Δt → 0 , что дает результат везде , кроме 0 :

$${\displaystyle p(t)={\begin{cases}P&t>0\\0&t<0.\end{cases}}}$$

Здесь функции рассматриваются как полезные приближения к идее мгновенной передачи импульса. ${\displaystyle F_{\Delta t}}$

Функция дельта позволяет нам построить идеализированный предел этих приближений. К сожалению, фактический предел функций (в смысле поточечной сходимости ) равен нулю везде, кроме одной точки, где он бесконечен. Чтобы правильно понять дельта Дирака, мы должны вместо этого настаивать на том, что свойство ${\textstyle \lim _{\Delta t\to 0^{+}}F_{\Delta t}}$

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }F_{\Delta t}(t)\,dt=P,}$$

которое справедливо для всех , должно продолжать справедливо и в пределе. Таким образом, в уравнении подразумевается , что предел всегда берется вне интеграла . ${\displaystyle \Delta t>0}$ ${\textstyle F(t)=P\,\delta (t)=\lim _{\Delta t\to 0}F_{\Delta t}(t)}$

В прикладной математике, как мы это сделали здесь, дельта-функция часто рассматривается как своего рода предел ( слабый предел ) последовательности функций , каждый член которой имеет высокий пик в начале координат: например, последовательность гауссовых распределений с центром в начале координат и дисперсией, стремящейся к нулю.

Дельта Дирака не является истинной функцией, по крайней мере, не является обычной функцией с областью определения и диапазоном в действительных числах . Например, объекты f ( x ) = δ ( x ) и g ( x ) = 0 равны всюду, за исключением x = 0, но имеют различные интегралы. Согласно теории интегрирования Лебега , если f и g являются функциями такими, что f = g почти всюду , то f интегрируема тогда и только тогда, когда g интегрируема, а интегралы f и g идентичны. Строгий подход к рассмотрению дельта-функции Дирака как самостоятельного математического объекта требует теории меры или теории распределений .

История

Жозеф Фурье представил то, что сейчас называется интегральной теоремой Фурье, в своем трактате «Аналитическая теория тепла» в следующей форме: ^[6]

$${\displaystyle f(x)={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }\ \ d\alpha \,f(\alpha )\ \int _{-\infty }^{\infty }dp\ \cos(px-p\alpha )\ ,}$$

что равносильно введению δ -функции в виде: ^[7]

$${\displaystyle \delta (x-\alpha )={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }dp\ \cos(px-p\alpha )\ .}$$

Позднее Огюстен Коши выразил теорему с помощью экспонент: ^{[8] [9]}

$${\displaystyle f(x)={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }\ e^{ipx}\left(\int _{-\infty }^{\infty }e^{-ip\alpha }f(\alpha )\,d\alpha \right)\,dp.}$$

Коши указал, что в некоторых обстоятельствах порядок интегрирования имеет значение в этом результате (в отличие от теоремы Фубини ). ^{[10] [11]}

Как подтверждается теорией распределений , уравнение Коши можно переформулировать так, чтобы оно напоминало исходную формулировку Фурье, и представить δ -функцию как

$${\displaystyle {\begin{aligned}f(x)&={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }e^{ipx}\left(\int _{-\infty }^{\infty }e^{-ip\alpha }f(\alpha )\,d\alpha \right)\,dp\\[4pt]&={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }\left(\int _{-\infty }^{\infty }e^{ipx}e^{-ip\alpha }\,dp\right)f(\alpha )\,d\alpha =\int _{-\infty }^{\infty }\delta (x-\alpha )f(\alpha )\,d\alpha ,\end{aligned}}}$$

где δ -функция выражается как

$${\displaystyle \delta (x-\alpha )={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }e^{ip(x-\alpha )}\,dp\ .}$$

Строгая интерпретация экспоненциальной формы и различные ограничения на функцию f, необходимые для ее применения, продолжались в течение нескольких столетий. Проблемы с классической интерпретацией объясняются следующим образом: ^[12]

Самым большим недостатком классического преобразования Фурье является довольно узкий класс функций (оригиналов), для которых его можно эффективно вычислить. А именно, необходимо, чтобы эти функции достаточно быстро уменьшались до нуля (в окрестности бесконечности), чтобы обеспечить существование интеграла Фурье. Например, преобразование Фурье таких простых функций, как полиномы, не существует в классическом смысле. Распространение классического преобразования Фурье на распределения значительно расширило класс функций, которые можно было преобразовать, и это устранило многие препятствия.

Дальнейшие разработки включали обобщение интеграла Фурье, «начавшееся с новаторской L ² -теории Планшереля (1910 г.), продолжившееся работами Винера и Бохнера (около 1930 г.) и завершившееся объединением в теорию распределений Л. Шварца (1945 г.)...» ^[13] и приведшее к формальной разработке дельта-функции Дирака.

Бесконечно малая формула для бесконечно высокой единичной импульсной дельта-функции (бесконечно малая версия распределения Коши ) явно появляется в тексте 1827 года Огюстена-Луи Коши . ^[14] Симеон Дени Пуассон рассматривал этот вопрос в связи с изучением распространения волн, как и Густав Кирхгоф несколько позже. Кирхгоф и Герман фон Гельмгольц также ввели единичный импульс как предел гауссианов , что также соответствовало понятию лорда Кельвина о точечном источнике тепла. В конце 19-го века Оливер Хевисайд использовал формальные ряды Фурье для манипулирования единичным импульсом. ^[15] Дельта-функция Дирака как таковая была введена Полем Дираком в его статье 1927 года «Физическая интерпретация квантовой динамики» ^[16] и использовалась в его учебнике «Принципы квантовой механики» . ^[3] Он назвал ее «дельта-функцией», поскольку использовал ее как непрерывный аналог дискретной дельты Кронекера .

Определения

Дельта-функцию Дирака можно условно рассматривать как функцию на действительной прямой, которая равна нулю всюду, кроме начала координат, где она бесконечна. ${\displaystyle \delta (x)}$

$${\displaystyle \delta (x)\simeq {\begin{cases}+\infty ,&x=0\\0,&x\neq 0\end{cases}}}$$

и который также ограничен, чтобы удовлетворять тождеству ^[17]

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }\delta (x)\,dx=1.}$$

Это всего лишь эвристическая характеристика. Дельта Дирака не является функцией в традиционном смысле, поскольку ни одна расширенная функция со значением действительного числа , определенная на действительных числах, не обладает этими свойствами. ^[18]

В качестве меры

Один из способов строго описать понятие дельта-функции Дирака — это определить меру , называемую мерой Дирака , которая принимает подмножество A действительной прямой R в качестве аргумента и возвращает δ ( A ) = 1, если 0 ∈ A , и δ ( A ) = 0 в противном случае. ^[19] Если дельта-функция концептуализирована как моделирование идеализированной точечной массы в точке 0, то δ ( A ) представляет массу, содержащуюся во множестве A . Затем можно определить интеграл по δ как интеграл функции по этому распределению масс. Формально интеграл Лебега обеспечивает необходимый аналитический прием. Интеграл Лебега относительно меры δ удовлетворяет

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }f(x)\,\delta (dx)=f(0)}$$

для всех непрерывных функций с компактным носителем f . Мера δ не является абсолютно непрерывной относительно меры Лебега — на самом деле, это сингулярная мера . Следовательно, дельта-мера не имеет производной Радона–Никодима (относительно меры Лебега) — нет истинной функции, для которой свойство

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }f(x)\,\delta (x)\,dx=f(0)}$$

^[20] В результате последняя запись является удобным злоупотреблением обозначениями , а не стандартным ( Римановым или Лебеговым ) интегралом.

Как вероятностная мера на R , дельта-мера характеризуется своей кумулятивной функцией распределения , которая является функцией единичного шага . ^[21]

$${\displaystyle H(x)={\begin{cases}1&{\text{if }}x\geq 0\\0&{\text{if }}x<0.\end{cases}}}$$

Это означает, что H ( x ) является интегралом кумулятивной индикаторной функции 1 _{(−∞, x ]} относительно меры δ ; а именно,

$${\displaystyle H(x)=\int _{\mathbf {R} }\mathbf {1} _{(-\infty ,x]}(t)\,\delta (dt)=\delta \!\left((-\infty ,x]\right),}$$

последний является мерой этого интервала. Таким образом, в частности, интегрирование дельта-функции против непрерывной функции может быть правильно понято как интеграл Римана–Стилтьеса : ^[22]

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }f(x)\,\delta (dx)=\int _{-\infty }^{\infty }f(x)\,dH(x).}$$

Все высшие моменты δ равны нулю. В частности, характеристическая функция и функция , производящая моменты, обе равны единице.

Как распределение

В теории распределений обобщенная функция рассматривается не как функция сама по себе, а только через то, как она влияет на другие функции, когда «интегрируется» по ним. ^[23] В соответствии с этой философией, чтобы правильно определить дельта-функцию, достаточно сказать, чему равен «интеграл» дельта-функции по достаточно «хорошей» тестовой функции φ . Тестовые функции также известны как функции выпуклости . Если дельта-функция уже понимается как мера, то интеграл Лебега тестовой функции по этой мере дает необходимый интеграл.

Типичное пространство тестовых функций состоит из всех гладких функций на R с компактным носителем , которые имеют столько производных, сколько требуется. Как распределение, дельта Дирака является линейным функционалом на пространстве тестовых функций и определяется как ^[24]

для каждой тестовой функции φ .

Для того, чтобы δ было распределением, оно должно быть непрерывным в подходящей топологии на пространстве тестовых функций. В общем случае, для того, чтобы линейный функционал S на пространстве тестовых функций определял распределение, необходимо и достаточно, чтобы для каждого положительного целого числа N существовало целое число M _N и константа C _N такие, что для каждой тестовой функции φ выполняется неравенство ^[25]

$${\displaystyle \left|S[\varphi ]\right|\leq C_{N}\sum _{k=0}^{M_{N}}\sup _{x\in [-N,N]}\left|\varphi ^{(k)}(x)\right|}$$

где sup представляет супремум . С распределением δ такое неравенство (с C _N = 1) имеет место при M _N = 0 для всех N. Таким образом , δ является распределением нулевого порядка. Более того, это распределение с компактным носителем ( носителем является {0} ).

Распределение дельта также может быть определено несколькими эквивалентными способами. Например, это производная распределения ступенчатой ​​функции Хевисайда . Это означает, что для каждой тестовой функции φ имеем

$${\displaystyle \delta [\varphi ]=-\int _{-\infty }^{\infty }\varphi '(x)\,H(x)\,dx.}$$

Интуитивно понятно, что если бы интегрирование по частям было разрешено, то последний интеграл должен был бы упроститься до

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }\varphi (x)\,H'(x)\,dx=\int _{-\infty }^{\infty }\varphi (x)\,\delta (x)\,dx,}$$

и действительно, для интеграла Стилтьеса допускается форма интегрирования по частям, и в этом случае мы имеем

$${\displaystyle -\int _{-\infty }^{\infty }\varphi '(x)\,H(x)\,dx=\int _{-\infty }^{\infty }\varphi (x)\,dH(x).}$$

В контексте теории меры мера Дирака порождает распределение путем интегрирования. Наоборот, уравнение ( 1 ) определяет интеграл Даниэля на пространстве всех непрерывных функций с компактным носителем φ , который по теореме Рисса о представлении может быть представлен как интеграл Лебега от φ относительно некоторой меры Радона .

Обычно, когда термин дельта-функция Дирака используется, он имеет в виду распределения, а не меры, мера Дирака является одним из нескольких терминов для соответствующего понятия в теории меры. Некоторые источники могут также использовать термин дельта-распределение Дирака .

Обобщения

Дельта-функция может быть определена в n -мерном евклидовом пространстве R ⁿ как мера такая, что

$${\displaystyle \int _{\mathbf {R} ^{n}}f(\mathbf {x} )\,\delta (d\mathbf {x} )=f(\mathbf {0} )}$$

для каждой компактно поддерживаемой непрерывной функции f . Как мера, n -мерная дельта-функция является мерой произведения 1-мерных дельта-функций по каждой переменной в отдельности. Таким образом, формально, при x = ( x ₁ , x ₂ , ..., x _n ) , имеем ^[26]

Дельта-функция также может быть определена в смысле распределений точно так же, как и выше в одномерном случае. ^[27] Однако, несмотря на широкое использование в инженерных контекстах, ( 2 ) следует использовать с осторожностью, поскольку произведение распределений может быть определено только при довольно узких обстоятельствах. ^{[28] [29]}

Понятие меры Дирака имеет смысл на любом множестве. ^[30] Таким образом, если X — множество, x ₀ ∈ X — отмеченная точка, а Σ — любая сигма-алгебра подмножеств X , то мера, определенная на множествах A ∈ Σ как

$${\displaystyle \delta _{x_{0}}(A)={\begin{cases}1&{\text{if }}x_{0}\in A\\0&{\text{if }}x_{0}\notin A\end{cases}}}$$

это дельта-мера или единица массы, сосредоточенная в точке x ₀ .

Другое распространенное обобщение дельта-функции — это дифференцируемое многообразие , где большинство ее свойств как распределения также могут быть использованы из-за дифференцируемой структуры . Дельта-функция на многообразии M с центром в точке x ₀ ∈ M определяется как следующее распределение:

для всех гладких вещественных функций φ с компактным носителем на M. [ 31 ^] Обычным частным случаем этой конструкции является случай, когда M является открытым множеством в евклидовом пространстве Rn ^.

На локально компактном хаусдорфовом пространстве X дельта-мера Дирака, сосредоточенная в точке x, является мерой Радона , связанной с интегралом Даниэля ( 3 ) на компактных непрерывных функциях φ . ^[32] На этом уровне общности исчисление как таковое уже невозможно, однако доступны различные методы абстрактного анализа. Например, отображение является непрерывным вложением X в пространство конечных мер Радона на X , снабженное его нечеткой топологией . Более того, выпуклая оболочка образа X при этом вложении плотна в пространстве вероятностных мер на X. [ ^33] ${\displaystyle x_{0}\mapsto \delta _{x_{0}}}$

Характеристики

Масштабирование и симметрия

Дельта-функция удовлетворяет следующему свойству масштабирования для ненулевого скаляра α : ^[34]

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }\delta (\alpha x)\,dx=\int _{-\infty }^{\infty }\delta (u)\,{\frac {du}{|\alpha |}}={\frac {1}{|\alpha |}}}$$

и так

Доказательство свойства масштабирования: где используется замена переменной x′ = ax . Если a отрицательно, т.е. a = −| a | , то Таким образом, . $${\displaystyle \int \limits _{-\infty }^{\infty }dx\ g(x)\delta (ax)={\frac {1}{a}}\int \limits _{-\infty }^{\infty }dx'\ g\left({\frac {x'}{a}}\right)\delta (x')={\frac {1}{a}}g(0).}$$ $${\displaystyle \int \limits _{-\infty }^{\infty }dx\ g(x)\delta (ax)={\frac {1}{-\left\vert a\right\vert }}\int \limits _{\infty }^{-\infty }dx'\ g\left({\frac {x'}{a}}\right)\delta (x')={\frac {1}{\left\vert a\right\vert }}\int \limits _{-\infty }^{\infty }dx'\ g\left({\frac {x'}{a}}\right)\delta (x')={\frac {1}{\left\vert a\right\vert }}g(0).}$$ ${\displaystyle \delta (ax)={\frac {1}{\left\vert a\right\vert }}\delta (x)}$

В частности, дельта-функция является равномерным распределением (симметрией) в том смысле, что

$${\displaystyle \delta (-x)=\delta (x)}$$

которая является однородной степени −1 .

Алгебраические свойства

Распределительное произведение δ на x равно нулю :

$${\displaystyle x\,\delta (x)=0.}$$

В более общем смысле, для всех положительных целых чисел . ${\displaystyle (x-a)^{n}\delta (x-a)=0}$ ${\displaystyle n}$

Наоборот, если xf ( x ) = xg ( x ) , где f и g — распределения, то

$${\displaystyle f(x)=g(x)+c\delta (x)}$$

для некоторой константы c . ^[35]

Перевод

Интеграл любой функции, умноженной на задержанную по времени дельту Дирака, равен ${\displaystyle \delta _{T}(t){=}\delta (t{-}T)}$

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }f(t)\,\delta (t-T)\,dt=f(T).}$$

Иногда это называют свойством просеивания ^[36] или свойством выборки . ^[37] Говорят , что дельта-функция «отсеивает» значение f(t) при t = T. ^[38]

Отсюда следует, что эффект свертки функции f ( t ) с задержанной по времени дельтой Дирака заключается в задержке по времени f ( t ) на ту же величину: ^[39]

$${\displaystyle {\begin{aligned}(f*\delta _{T})(t)\ &{\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ \int _{-\infty }^{\infty }f(\tau )\,\delta (t-T-\tau )\,d\tau \\&=\int _{-\infty }^{\infty }f(\tau )\,\delta (\tau -(t-T))\,d\tau \qquad {\text{since}}~\delta (-x)=\delta (x)~~{\text{by (4)}}\\&=f(t-T).\end{aligned}}}$$

Свойство просеивания выполняется при точном условии, что f является умеренным распределением (см. обсуждение преобразования Фурье ниже). В качестве особого случая, например, мы имеем тождество (понимаемое в смысле распределения)

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }\delta (\xi -x)\delta (x-\eta )\,dx=\delta (\eta -\xi ).}$$

Композиция с функцией

В более общем случае дельта-распределение может быть составлено с помощью гладкой функции g ( x ) таким образом, чтобы соблюдалась известная формула замены переменных:

$${\displaystyle \int _{\mathbb {R} }\delta {\bigl (}g(x){\bigr )}f{\bigl (}g(x){\bigr )}\left|g'(x)\right|dx=\int _{g(\mathbb {R} )}\delta (u)\,f(u)\,du}$$

при условии, что g является непрерывно дифференцируемой функцией с g′ нигде не равным нулю. ^[40] То есть, существует единственный способ придать распределение значение так, чтобы это тождество выполнялось для всех компактно поддерживаемых тестовых функций f . Следовательно, область должна быть разбита, чтобы исключить точку g′ = 0. Это распределение удовлетворяет δ ( g ( x )) = 0 , если g нигде не равна нулю, и в противном случае, если g имеет действительный корень в точке x ₀ , то ${\displaystyle \delta \circ g}$

$${\displaystyle \delta (g(x))={\frac {\delta (x-x_{0})}{|g'(x_{0})|}}.}$$

Поэтому естественно определить композицию δ ( g ( x )) для непрерывно дифференцируемых функций g следующим образом:

$${\displaystyle \delta (g(x))=\sum _{i}{\frac {\delta (x-x_{i})}{|g'(x_{i})|}}}$$

где сумма распространяется на все корни g ( x ) , которые предполагаются простыми . Таким образом, например,

$${\displaystyle \delta \left(x^{2}-\alpha ^{2}\right)={\frac {1}{2|\alpha |}}{\Big [}\delta \left(x+\alpha \right)+\delta \left(x-\alpha \right){\Big ]}.}$$

В интегральной форме обобщенное свойство масштабирования можно записать как

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }f(x)\,\delta (g(x))\,dx=\sum _{i}{\frac {f(x_{i})}{|g'(x_{i})|}}.}$$

Неопределенный интеграл

Для константы и «хорошо себя ведущей» произвольной действительной функции y ( x ) , где H ( x ) — ступенчатая функция Хевисайда , а c — константа интегрирования. ${\displaystyle a\in \mathbb {R} }$ $${\displaystyle \displaystyle {\int }y(x)\delta (x-a)dx=y(a)H(x-a)+c,}$$

Недвижимость внразмеры

Вместо этого дельта-распределение в n -мерном пространстве удовлетворяет следующему свойству масштабирования, так что δ является однородным распределением степени − n . $${\displaystyle \delta (\alpha {\boldsymbol {x}})=|\alpha |^{-n}\delta ({\boldsymbol {x}})~,}$$

При любом отражении или повороте ρ дельта-функция инвариантна, $${\displaystyle \delta (\rho {\boldsymbol {x}})=\delta ({\boldsymbol {x}})~.}$$

^{Как и в случае с одной переменной, можно однозначно определить композицию δ с билипшицевой функцией [41] g : Rn →} Rn так , что ^для всех функций f с компактным носителем выполняется следующее . $${\displaystyle \int _{\mathbb {R} ^{n}}\delta (g({\boldsymbol {x}}))\,f(g({\boldsymbol {x}}))\left|\det g'({\boldsymbol {x}})\right|d{\boldsymbol {x}}=\int _{g(\mathbb {R} ^{n})}\delta ({\boldsymbol {u}})f({\boldsymbol {u}})\,d{\boldsymbol {u}}}$$

Используя формулу коплощади из геометрической теории меры , можно также определить композицию дельта-функции с погружением из одного евклидова пространства в другое с другой размерностью; результатом является тип тока . В частном случае непрерывно дифференцируемой функции g  : R ⁿ → R такой, что градиент g нигде не равен нулю, выполняется следующее тождество ^[42] , где интеграл справа берется по g −1 ⁽ 0) , ( n − 1) -мерной поверхности, определяемой g ( x ) = 0 относительно меры содержания Минковского . Это известно как простой интеграл слоя . $${\displaystyle \int _{\mathbb {R} ^{n}}f({\boldsymbol {x}})\,\delta (g({\boldsymbol {x}}))\,d{\boldsymbol {x}}=\int _{g^{-1}(0)}{\frac {f({\boldsymbol {x}})}{|{\boldsymbol {\nabla }}g|}}\,d\sigma ({\boldsymbol {x}})}$$

В более общем случае, если S — гладкая гиперповерхность Rn , то мы можем связать с S распределение, которое интегрирует любую компактно содержащую гладкую ^{функцию} g над S : $${\displaystyle \delta _{S}[g]=\int _{S}g({\boldsymbol {s}})\,d\sigma ({\boldsymbol {s}})}$$

где σ — гиперповерхностная мера, связанная с ^S. Это обобщение связано с потенциальной теорией потенциалов простого слоя на S. Если D — область в Rn с гладкой границей S , то δ _S равно нормальной производной индикаторной функции D в смысле распределения ,

$${\displaystyle -\int _{\mathbb {R} ^{n}}g({\boldsymbol {x}})\,{\frac {\partial 1_{D}({\boldsymbol {x}})}{\partial n}}\,d{\boldsymbol {x}}=\int _{S}\,g({\boldsymbol {s}})\,d\sigma ({\boldsymbol {s}}),}$$

где n — внешняя нормаль. ^{[43] [44]} Доказательство см., например, в статье о поверхностной дельта-функции .

В трех измерениях дельта-функция представлена ​​в сферических координатах следующим образом:

$${\displaystyle \delta ({\boldsymbol {r}}-{\boldsymbol {r}}_{0})={\begin{cases}\displaystyle {\frac {1}{r^{2}\sin \theta }}\delta (r-r_{0})\delta (\theta -\theta _{0})\delta (\phi -\phi _{0})&x_{0},y_{0},z_{0}\neq 0\\\displaystyle {\frac {1}{2\pi r^{2}\sin \theta }}\delta (r-r_{0})\delta (\theta -\theta _{0})&x_{0}=y_{0}=0,\ z_{0}\neq 0\\\displaystyle {\frac {1}{4\pi r^{2}}}\delta (r-r_{0})&x_{0}=y_{0}=z_{0}=0\end{cases}}}$$

преобразование Фурье

Функция дельта является умеренным распределением , и поэтому она имеет хорошо определенное преобразование Фурье . Формально, можно найти ^[45]

$${\displaystyle {\widehat {\delta }}(\xi )=\int _{-\infty }^{\infty }e^{-2\pi ix\xi }\,\delta (x)dx=1.}$$

Собственно говоря, преобразование Фурье распределения определяется путем наложения самосопряженности преобразования Фурье при дуальном сопряжении умеренных распределений с функциями Шварца . Таким образом, определяется как единственное умеренное распределение, удовлетворяющее ${\displaystyle \langle \cdot ,\cdot \rangle }$ ${\displaystyle {\widehat {\delta }}}$

$${\displaystyle \langle {\widehat {\delta }},\varphi \rangle =\langle \delta ,{\widehat {\varphi }}\rangle }$$

для всех функций Шварца φ . И действительно, из этого следует, что ${\displaystyle {\widehat {\delta }}=1.}$

В результате этого тождества свертка дельта-функции с любым другим темперированным распределением S равна просто S :

$${\displaystyle S*\delta =S.}$$

То есть, δ является элементом тождества для свертки на умеренных распределениях, и фактически, пространство распределений с компактным носителем при свертке является ассоциативной алгеброй с тождеством дельта-функции. Это свойство является фундаментальным в обработке сигналов , поскольку свертка с умеренным распределением является линейной стационарной системой , и применение линейной стационарной системы измеряет ее импульсный отклик . Импульсный отклик можно вычислить с любой желаемой степенью точности, выбрав подходящее приближение для δ , и как только он известен, он полностью характеризует систему. См. Теория систем LTI § Импульсный отклик и свертка .

Обратное преобразование Фурье темперированного распределения f ( ξ ) = 1 есть дельта-функция. Формально это выражается как и более строго, это следует из того, что для всех функций Шварца f . $${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }1\cdot e^{2\pi ix\xi }\,d\xi =\delta (x)}$$ $${\displaystyle \langle 1,{\widehat {f}}\rangle =f(0)=\langle \delta ,f\rangle }$$

В этих терминах дельта-функция обеспечивает наводящее утверждение о свойстве ортогональности ядра Фурье на R. Формально, можно иметь $${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }e^{i2\pi \xi _{1}t}\left[e^{i2\pi \xi _{2}t}\right]^{*}\,dt=\int _{-\infty }^{\infty }e^{-i2\pi (\xi _{2}-\xi _{1})t}\,dt=\delta (\xi _{2}-\xi _{1}).}$$

Это, конечно, является сокращением утверждения о том, что преобразование Фурье умеренного распределения равно , что снова следует из условия самосопряженности преобразования Фурье. $${\displaystyle f(t)=e^{i2\pi \xi _{1}t}}$$ $${\displaystyle {\widehat {f}}(\xi _{2})=\delta (\xi _{1}-\xi _{2})}$$

Аналитически продолжая преобразование Фурье, получаем преобразование Лапласа дельта-функции ^[46] $${\displaystyle \int _{0}^{\infty }\delta (t-a)\,e^{-st}\,dt=e^{-sa}.}$$

Производные

Производная дельта-распределения Дирака, обозначаемая δ′ и также называемая дельта-штрихом Дирака или дельта-производной Дирака , как описано в Лапласиане индикатора , определяется на компактно поддерживаемых гладких тестовых функциях φ по формуле ^[47] $${\displaystyle \delta '[\varphi ]=-\delta [\varphi ']=-\varphi '(0).}$$

Первое равенство здесь является своего рода интегрированием по частям , поскольку если бы δ была истинной функцией, то $${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }\delta '(x)\varphi (x)\,dx=\delta (x)\varphi (x)|_{-\infty }^{\infty }-\int _{-\infty }^{\infty }\delta (x)\varphi '(x)\,dx=-\int _{-\infty }^{\infty }\delta (x)\varphi '(x)\,dx=-\varphi '(0).}$$

По математической индукции k -я производная δ определяется аналогично распределению, заданному на тестовых функциях:

$${\displaystyle \delta ^{(k)}[\varphi ]=(-1)^{k}\varphi ^{(k)}(0).}$$

В частности, δ — бесконечно дифференцируемое распределение.

Первая производная дельта-функции представляет собой предел распределения разностных коэффициентов: ^[48] $${\displaystyle \delta '(x)=\lim _{h\to 0}{\frac {\delta (x+h)-\delta (x)}{h}}.}$$

Точнее, где τ _h — оператор сдвига, определенный на функциях как τ _h φ ( x ) = φ ( x + h ) , а на распределении S как $${\displaystyle \delta '=\lim _{h\to 0}{\frac {1}{h}}(\tau _{h}\delta -\delta )}$$ $${\displaystyle (\tau _{h}S)[\varphi ]=S[\tau _{-h}\varphi ].}$$

В теории электромагнетизма первая производная дельта-функции представляет собой точечный магнитный диполь, расположенный в начале координат. Соответственно, ее называют дипольной или дублетной функцией . ^[49]

Производная дельта-функции удовлетворяет ряду основных свойств, включая: ^[50] что можно показать, применив тестовую функцию и выполнив интегрирование по частям. $${\displaystyle {\begin{aligned}\delta '(-x)&=-\delta '(x)\\x\delta '(x)&=-\delta (x)\end{aligned}}}$$

Последнее из этих свойств можно также продемонстрировать, применив определение распределительной производной, теорему Лейбница и линейность внутреннего произведения: ^[51]

$${\displaystyle {\begin{aligned}\langle x\delta ',\varphi \rangle \,&=\,\langle \delta ',x\varphi \rangle \,=\,-\langle \delta ,(x\varphi )'\rangle \,=\,-\langle \delta ,x'\varphi +x\varphi '\rangle \,=\,-\langle \delta ,x'\varphi \rangle -\langle \delta ,x\varphi '\rangle \,=\,-x'(0)\varphi (0)-x(0)\varphi '(0)\\&=\,-x'(0)\langle \delta ,\varphi \rangle -x(0)\langle \delta ,\varphi '\rangle \,=\,-x'(0)\langle \delta ,\varphi \rangle +x(0)\langle \delta ',\varphi \rangle \,=\,\langle x(0)\delta '-x'(0)\delta ,\varphi \rangle \\\Longrightarrow x(t)\delta '(t)&=x(0)\delta '(t)-x'(0)\delta (t)=-x'(0)\delta (t)=-\delta (t)\end{aligned}}}$$

Более того, свертка δ′ с компактной гладкой функцией f равна

$${\displaystyle \delta '*f=\delta *f'=f',}$$

что следует из свойств распределительной производной свертки.

Более высокие измерения

В более общем случае, на открытом множестве U в n -мерном евклидовом пространстве дельта-распределение Дирака с центром в точке a ∈ U определяется формулой ^[52] для всех , пространства всех гладких функций с компактным носителем на U. Если — любой мультииндекс с и обозначает связанный смешанный оператор частной производной , то α -я производная ∂ ^α δ _a от δ _a задается формулой ^[52] ${\displaystyle \mathbb {R} ^{n}}$ $${\displaystyle \delta _{a}[\varphi ]=\varphi (a)}$$ ${\displaystyle \varphi \in C_{c}^{\infty }(U)}$ ${\displaystyle \alpha =(\alpha _{1},\ldots ,\alpha _{n})}$ ${\displaystyle |\alpha |=\alpha _{1}+\cdots +\alpha _{n}}$ ${\displaystyle \partial ^{\alpha }}$

$${\displaystyle \left\langle \partial ^{\alpha }\delta _{a},\,\varphi \right\rangle =(-1)^{|\alpha |}\left\langle \delta _{a},\partial ^{\alpha }\varphi \right\rangle =(-1)^{|\alpha |}\partial ^{\alpha }\varphi (x){\Big |}_{x=a}\quad {\text{ for all }}\varphi \in C_{c}^{\infty }(U).}$$

То есть, α -я производная δ _a — это распределение, значение которого на любой тестовой функции φ является α -й производной φ в точке a (с соответствующим положительным или отрицательным знаком).

Первые частные производные дельта-функции рассматриваются как двойные слои вдоль координатных плоскостей. В более общем смысле нормальная производная простого слоя, поддерживаемого поверхностью, является двойным слоем, поддерживаемым этой поверхностью, и представляет собой ламинарный магнитный монополь. Высшие производные дельта-функции известны в физике как мультиполи .

Высшие производные естественным образом входят в математику как строительные блоки для полной структуры распределений с точечной поддержкой. Если S — это любое распределение на U , поддерживаемое на множестве { a }, состоящем из одной точки, то существует целое число m и коэффициенты c _α такие, что ^{[52] [53]} $${\displaystyle S=\sum _{|\alpha |\leq m}c_{\alpha }\partial ^{\alpha }\delta _{a}.}$$

Представления дельта-функции

Дельта-функцию можно рассматривать как предел последовательности функций

$${\displaystyle \delta (x)=\lim _{\varepsilon \to 0^{+}}\eta _{\varepsilon }(x),}$$

где η _ε ( x ) иногда называют зарождающейся дельта-функцией. Этот предел подразумевается в слабом смысле: либо то, что

для всех непрерывных функций f, имеющих компактный носитель , или что этот предел справедлив для всех гладких функций f с компактным носителем. Разница между этими двумя немного разными режимами слабой сходимости часто тонка: первый — это сходимость в неопределенной топологии мер, а второй — это сходимость в смысле распределений .

Приближения к тождеству

Обычно зарождающаяся дельта-функция η _ε может быть построена следующим образом. Пусть η — абсолютно интегрируемая функция на R полного интеграла 1 , и определим $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)=\varepsilon ^{-1}\eta \left({\frac {x}{\varepsilon }}\right).}$$

В n измерениях вместо этого используется масштабирование $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)=\varepsilon ^{-n}\eta \left({\frac {x}{\varepsilon }}\right).}$$

Тогда простая замена переменных показывает, что η _ε также имеет интеграл 1. Можно показать, что ( 5 ) справедливо для всех непрерывных функций f с компактным носителем ^[54] , и поэтому η _ε слабо сходится к δ в смысле мер.

Построенные таким образом η _ε известны как приближение к тождеству . ^[55] Эта терминология обусловлена ​​тем, что пространство L ¹ ( R ) абсолютно интегрируемых функций замкнуто относительно операции свертки функций: f ∗ g ∈ L ¹ ( R ) всякий раз, когда f и g находятся в L ¹ ( R ) . Однако в L ¹ ( R ) нет тождества для сверточного произведения: нет элемента h такого, что f ∗ h = f для всех f . Тем не менее, последовательность η _ε приближает такое тождество в том смысле, что

$${\displaystyle f*\eta _{\varepsilon }\to f\quad {\text{as }}\varepsilon \to 0.}$$

Этот предел выполняется в смысле средней сходимости (сходимости в L ¹ ). Дополнительные условия на η _ε , например, чтобы он был смягчающим фактором, связанным с функцией с компактным носителем, ^[56] необходимы для обеспечения поточечной сходимости почти всюду .

Если начальное η = η ₁ само по себе гладкое и компактно поддерживаемое, то последовательность называется смягчителем . Стандартный смягчитель получается путем выбора η в качестве надлежащим образом нормализованной функции выпуклости , например

$${\displaystyle \eta (x)={\begin{cases}e^{-{\frac {1}{1-|x|^{2}}}}&{\text{if }}|x|<1\\0&{\text{if }}|x|\geq 1.\end{cases}}}$$

В некоторых ситуациях, таких как численный анализ , желательно кусочно-линейное приближение к тождеству. Это можно получить, взяв η ₁ в качестве функции шляпы . При таком выборе η ₁ можно иметь

$${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)=\varepsilon ^{-1}\max \left(1-\left|{\frac {x}{\varepsilon }}\right|,0\right)}$$

которые все непрерывны и компактно опираются, хотя и не гладкие и, следовательно, не являются смягчающими.

Вероятностные соображения

В контексте теории вероятностей естественно наложить дополнительное условие, что начальное η ₁ в приближении к тождеству должно быть положительным, поскольку такая функция затем представляет собой распределение вероятностей . Свертка с распределением вероятностей иногда благоприятна, поскольку она не приводит к выбросу или недобору, поскольку выход является выпуклой комбинацией входных значений и, таким образом, попадает между максимумом и минимумом входной функции. Принимая η ₁ за любое распределение вероятностей вообще и полагая η _ε ( x ) = η ₁ ( x / ε )/ ε , как указано выше, получим приближение к тождеству. В общем случае это быстрее сходится к дельта-функции, если, кроме того, η имеет среднее значение 0 и имеет малые высшие моменты. Например, если η ₁ является равномерным распределением на , также известным как прямоугольная функция , то: ^[57] ${\textstyle \left[-{\frac {1}{2}},{\frac {1}{2}}\right]}$ $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)={\frac {1}{\varepsilon }}\operatorname {rect} \left({\frac {x}{\varepsilon }}\right)={\begin{cases}{\frac {1}{\varepsilon }},&-{\frac {\varepsilon }{2}}<x<{\frac {\varepsilon }{2}},\\0,&{\text{otherwise}}.\end{cases}}}$$

Другой пример — распределение полукруга Вигнера. $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)={\begin{cases}{\frac {2}{\pi \varepsilon ^{2}}}{\sqrt {\varepsilon ^{2}-x^{2}}},&-\varepsilon <x<\varepsilon ,\\0,&{\text{otherwise}}.\end{cases}}}$$

Это непрерывно и компактно поддерживается, но не смягчает ситуацию, поскольку не является гладким.

Полугруппы

Возникающие дельта-функции часто возникают как полугруппы свертки . ^[58] Это равносильно дальнейшему ограничению, что свертка η _ε с η _δ должна удовлетворять $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }*\eta _{\delta }=\eta _{\varepsilon +\delta }}$$

для всех ε , δ > 0. Сверточные полугруппы в L1 ^, образующие зарождающуюся дельта-функцию, всегда являются приближением к тождеству в указанном выше смысле, однако условие полугруппы является довольно сильным ограничением.

На практике полугруппы, аппроксимирующие дельта-функцию, возникают как фундаментальные решения или функции Грина физически мотивированных эллиптических или параболических уравнений в частных производных . В контексте прикладной математики полугруппы возникают как выход линейной инвариантной во времени системы . Абстрактно, если A — линейный оператор, действующий на функции x , то полугруппа свертки возникает путем решения задачи начального значения

$${\displaystyle {\begin{cases}{\dfrac {\partial }{\partial t}}\eta (t,x)=A\eta (t,x),\quad t>0\\[5pt]\displaystyle \lim _{t\to 0^{+}}\eta (t,x)=\delta (x)\end{cases}}}$$

в котором предел, как обычно, понимается в слабом смысле. Установка η _ε ( x ) = η ( ε , x ) дает соответствующую зарождающуюся дельта-функцию.

Вот некоторые примеры физически важных полугрупп свертки, возникающих из такого фундаментального решения.

Тепловое ядро

Тепловое ядро , определяемое как

$${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)={\frac {1}{\sqrt {2\pi \varepsilon }}}\mathrm {e} ^{-{\frac {x^{2}}{2\varepsilon }}}}$$

представляет собой температуру в бесконечном проводе в момент времени t > 0 , если единица тепловой энергии запасена в начале провода в момент времени t = 0. Эта полугруппа развивается согласно одномерному уравнению теплопроводности :

$${\displaystyle {\frac {\partial u}{\partial t}}={\frac {1}{2}}{\frac {\partial ^{2}u}{\partial x^{2}}}.}$$

В теории вероятностей η _ε ( x ) — это нормальное распределение дисперсии ε и среднего значения 0 . Оно представляет собой плотность вероятности в момент времени t = ε положения частицы, начинающейся в начале координат после стандартного броуновского движения . В этом контексте полугрупповое условие является выражением марковского свойства броуновского движения.

В многомерном евклидовом пространстве R ⁿ тепловое ядро ​​имеет ту же физическую интерпретацию, mutatis mutandis . Оно также представляет собой зарождающуюся дельта-функцию в том смысле, что η _ε → δ в смысле распределения при ε → 0 . $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }={\frac {1}{(2\pi \varepsilon )^{n/2}}}\mathrm {e} ^{-{\frac {x\cdot x}{2\varepsilon }}},}$$

Ядро Пуассона

Ядро Пуассона $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)={\frac {1}{\pi }}\mathrm {Im} \left\{{\frac {1}{x-\mathrm {i} \varepsilon }}\right\}={\frac {1}{\pi }}{\frac {\varepsilon }{\varepsilon ^{2}+x^{2}}}={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\infty }^{\infty }\mathrm {e} ^{\mathrm {i} \xi x-|\varepsilon \xi |}\,d\xi }$$

является фундаментальным решением уравнения Лапласа в верхней полуплоскости. ^[59] Он представляет электростатический потенциал в полубесконечной пластине, потенциал вдоль края которой удерживается на фиксированном значении в дельта-функции. Ядро Пуассона также тесно связано с распределением Коши и функциями ядра Епанечникова и Гаусса . ^[60] Эта полугруппа развивается согласно уравнению $${\displaystyle {\frac {\partial u}{\partial t}}=-\left(-{\frac {\partial ^{2}}{\partial x^{2}}}\right)^{\frac {1}{2}}u(t,x)}$$

где оператор строго определен как множитель Фурье $${\displaystyle {\mathcal {F}}\left[\left(-{\frac {\partial ^{2}}{\partial x^{2}}}\right)^{\frac {1}{2}}f\right](\xi )=|2\pi \xi |{\mathcal {F}}f(\xi ).}$$

Колебательные интегралы

В таких областях физики, как распространение волн и волновая механика , соответствующие уравнения являются гиперболическими и поэтому могут иметь больше сингулярных решений. В результате зарождающиеся дельта-функции, которые возникают как фундаментальные решения связанных задач Коши, обычно являются осциллирующими интегралами . Примером, который исходит из решения уравнения Эйлера–Трикоми околозвуковой газовой динамики , ^[61] является перемасштабированная функция Эйри $${\displaystyle \varepsilon ^{-1/3}\operatorname {Ai} \left(x\varepsilon ^{-1/3}\right).}$$

Хотя, используя преобразование Фурье, легко увидеть, что это порождает полугруппу в некотором смысле — она не является абсолютно интегрируемой и, таким образом, не может определять полугруппу в указанном выше сильном смысле. Многие зарождающиеся дельта-функции, построенные как осциллирующие интегралы, сходятся только в смысле распределений (примером является ядро ​​Дирихле ниже), а не в смысле мер.

Другим примером является задача Коши для волнового уравнения в R ¹⁺¹ : ^[62] $${\displaystyle {\begin{aligned}c^{-2}{\frac {\partial ^{2}u}{\partial t^{2}}}-\Delta u&=0\\u=0,\quad {\frac {\partial u}{\partial t}}=\delta &\qquad {\text{for }}t=0.\end{aligned}}}$$

Решение u представляет собой смещение из положения равновесия бесконечной упругой струны с начальным возмущением в начале координат.

Другие приближения к тождеству такого рода включают функцию sinc (широко используемую в электронике и телекоммуникациях) $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)={\frac {1}{\pi x}}\sin \left({\frac {x}{\varepsilon }}\right)={\frac {1}{2\pi }}\int _{-{\frac {1}{\varepsilon }}}^{\frac {1}{\varepsilon }}\cos(kx)\,dk}$$

и функция Бесселя $${\displaystyle \eta _{\varepsilon }(x)={\frac {1}{\varepsilon }}J_{\frac {1}{\varepsilon }}\left({\frac {x+1}{\varepsilon }}\right).}$$

Разложение плоской волны

Один из подходов к исследованию линейного уравнения в частных производных $${\displaystyle L[u]=f,}$$

где L — дифференциальный оператор на Rn , заключается ^в поиске сначала фундаментального решения, которое является решением уравнения $${\displaystyle L[u]=\delta .}$$

Когда L особенно прост, эту проблему часто можно решить, используя преобразование Фурье напрямую (как в случае ядра Пуассона и теплового ядра, о которых уже упоминалось). Для более сложных операторов иногда проще сначала рассмотреть уравнение вида $${\displaystyle L[u]=h}$$

где h — плоская волновая функция, то есть она имеет вид $${\displaystyle h=h(x\cdot \xi )}$$

для некоторого вектора ξ . Такое уравнение можно разрешить (если коэффициенты L являются аналитическими функциями ) теоремой Коши–Ковалевской или (если коэффициенты L постоянны) квадратурой. Итак, если дельта-функцию можно разложить на плоские волны, то в принципе можно решить линейные уравнения в частных производных.

Такое разложение дельта-функции на плоские волны было частью общей техники, впервые введенной по существу Иоганном Радоном , а затем развитой в этой форме Фрицем Джоном (1955). ^[63] Выберем k так, чтобы n + k было четным целым числом, и для действительного числа s положим $${\displaystyle g(s)=\operatorname {Re} \left[{\frac {-s^{k}\log(-is)}{k!(2\pi i)^{n}}}\right]={\begin{cases}{\frac {|s|^{k}}{4k!(2\pi i)^{n-1}}}&n{\text{ odd}}\\[5pt]-{\frac {|s|^{k}\log |s|}{k!(2\pi i)^{n}}}&n{\text{ even.}}\end{cases}}}$$

Тогда δ получается путем применения степени Лапласа к интегралу по единичной сферической мере dω от g ( x · ξ ) для ξ в единичной сфере S ^{n −1} : $${\displaystyle \delta (x)=\Delta _{x}^{(n+k)/2}\int _{S^{n-1}}g(x\cdot \xi )\,d\omega _{\xi }.}$$

Лапласиан здесь интерпретируется как слабая производная, так что это уравнение означает, что для любой тестовой функции φ , $${\displaystyle \varphi (x)=\int _{\mathbf {R} ^{n}}\varphi (y)\,dy\,\Delta _{x}^{\frac {n+k}{2}}\int _{S^{n-1}}g((x-y)\cdot \xi )\,d\omega _{\xi }.}$$

Результат следует из формулы для ньютоновского потенциала (фундаментального решения уравнения Пуассона). По сути, это форма формулы обращения для преобразования Радона , поскольку она восстанавливает значение φ ( x ) из его интегралов по гиперплоскостям. Например, если n нечетно и k = 1 , то интеграл в правой части равен $${\displaystyle {\begin{aligned}&c_{n}\Delta _{x}^{\frac {n+1}{2}}\iint _{S^{n-1}}\varphi (y)|(y-x)\cdot \xi |\,d\omega _{\xi }\,dy\\[5pt]&\qquad =c_{n}\Delta _{x}^{(n+1)/2}\int _{S^{n-1}}\,d\omega _{\xi }\int _{-\infty }^{\infty }|p|R\varphi (\xi ,p+x\cdot \xi )\,dp\end{aligned}}}$$

где Rφ ( ξ , p ) — преобразование Радона для φ : $${\displaystyle R\varphi (\xi ,p)=\int _{x\cdot \xi =p}f(x)\,d^{n-1}x.}$$

Альтернативное эквивалентное выражение разложения плоской волны имеет вид: ^[64] $${\displaystyle \delta (x)={\begin{cases}{\frac {(n-1)!}{(2\pi i)^{n}}}\displaystyle \int _{S^{n-1}}(x\cdot \xi )^{-n}\,d\omega _{\xi }&n{\text{ even}}\\{\frac {1}{2(2\pi i)^{n-1}}}\displaystyle \int _{S^{n-1}}\delta ^{(n-1)}(x\cdot \xi )\,d\omega _{\xi }&n{\text{ odd}}.\end{cases}}}$$

Ядра Фурье

При изучении рядов Фурье основной вопрос состоит в определении того, сходится ли и в каком смысле ряд Фурье, связанный с периодической функцией , к функции . n -я частичная сумма ряда Фурье функции f периода 2π определяется сверткой (на интервале [−π,π] ) с ядром Дирихле : Таким образом, где Фундаментальный результат элементарных рядов Фурье утверждает, что ядро ​​Дирихле, ограниченное интервалом  [−π,π], стремится к кратному дельта-функции при N → ∞ . Это интерпретируется в смысле распределения, что для любой гладкой функции f с компактным носителем . Таким образом, формально на интервале [−π,π] . $${\displaystyle D_{N}(x)=\sum _{n=-N}^{N}e^{inx}={\frac {\sin \left(\left(N+{\frac {1}{2}}\right)x\right)}{\sin(x/2)}}.}$$ $${\displaystyle s_{N}(f)(x)=D_{N}*f(x)=\sum _{n=-N}^{N}a_{n}e^{inx}}$$ $${\displaystyle a_{n}={\frac {1}{2\pi }}\int _{-\pi }^{\pi }f(y)e^{-iny}\,dy.}$$ $${\displaystyle s_{N}(f)(0)=\int _{-\pi }^{\pi }D_{N}(x)f(x)\,dx\to 2\pi f(0)}$$ $${\displaystyle \delta (x)={\frac {1}{2\pi }}\sum _{n=-\infty }^{\infty }e^{inx}}$$

Несмотря на это, результат не справедлив для всех компактно поддерживаемых непрерывных функций: то есть D _N не сходится слабо в смысле мер. Отсутствие сходимости ряда Фурье привело к введению различных методов суммирования для получения сходимости. Метод суммирования Чезаро приводит к ядру Фейера ^[65]

$${\displaystyle F_{N}(x)={\frac {1}{N}}\sum _{n=0}^{N-1}D_{n}(x)={\frac {1}{N}}\left({\frac {\sin {\frac {Nx}{2}}}{\sin {\frac {x}{2}}}}\right)^{2}.}$$

Ядра Фейера стремятся к дельта-функции в более сильном смысле, чем ^[66]

$${\displaystyle \int _{-\pi }^{\pi }F_{N}(x)f(x)\,dx\to 2\pi f(0)}$$

для каждой компактно поддерживаемой непрерывной функции f . Подразумевается, что ряд Фурье любой непрерывной функции суммируется по Чезаро к значению функции в каждой точке.

Теория Гильбертова пространства

Распределение дельта Дирака — это плотно определенный неограниченный линейный функционал на гильбертовом пространстве L 2 квадратично интегрируемых функций . Действительно, гладкие функции с компактным носителем плотны в L ² , и действие распределения дельта на такие функции хорошо определено. Во многих приложениях можно выделить подпространства L ² и задать более сильную топологию, на которой функция дельта определяет ограниченный линейный функционал .

Соболевские пространства

Теорема вложения Соболева для пространств Соболева на вещественной прямой R подразумевает, что любая квадратично интегрируемая функция f такая, что

$${\displaystyle \|f\|_{H^{1}}^{2}=\int _{-\infty }^{\infty }|{\widehat {f}}(\xi )|^{2}(1+|\xi |^{2})\,d\xi <\infty }$$

автоматически непрерывен и удовлетворяет, в частности,

$${\displaystyle \delta [f]=|f(0)|<C\|f\|_{H^{1}}.}$$

Таким образом, δ является ограниченным линейным функционалом на пространстве Соболева H ¹ . Эквивалентно δ является элементом непрерывного сопряженного пространства H ⁻¹ к H ¹ . Более общо, в n измерениях, δ ∈ H ^{− s} ( R ⁿ ) при условии s > ⁠н/2⁠ .

Пространства голоморфных функций

В комплексном анализе дельта-функция входит через интегральную формулу Коши , которая утверждает, что если D — область в комплексной плоскости с гладкой границей, то

$${\displaystyle f(z)={\frac {1}{2\pi i}}\oint _{\partial D}{\frac {f(\zeta )\,d\zeta }{\zeta -z}},\quad z\in D}$$

для всех голоморфных функций f в D , непрерывных на замыкании D. В результате дельта-функция δ _z представляется в этом классе голоморфных функций интегралом Коши:

$${\displaystyle \delta _{z}[f]=f(z)={\frac {1}{2\pi i}}\oint _{\partial D}{\frac {f(\zeta )\,d\zeta }{\zeta -z}}.}$$

Более того, пусть H ² (∂ D ) — пространство Харди , состоящее из замыкания в L ² (∂ D ) всех голоморфных функций в D , непрерывных вплоть до границы D . Тогда функции в H ² (∂ D ) однозначно продолжаются до голоморфных функций в D , и интегральная формула Коши продолжает выполняться. В частности, при z ∈ D дельта-функция δ _z является непрерывным линейным функционалом на H ² (∂ D ) . Это частный случай ситуации в нескольких комплексных переменных , в которой для гладких областей D ядро ​​Сегё играет роль интеграла Коши. ^[67]

Другое представление дельта-функции в пространстве голоморфных функций находится на пространстве квадратично-интегрируемых голоморфных функций в открытом множестве . Это замкнутое подпространство , и, следовательно, является гильбертовым пространством. С другой стороны, функционал, который вычисляет голоморфную функцию в в точке , является непрерывным функционалом, и, таким образом, по теореме Рисса о представлении, представляется интегрированием по ядру , ядру Бергмана . Это ядро ​​является аналогом дельта-функции в этом гильбертовом пространстве. Гильбертово пространство, имеющее такое ядро, называется воспроизводящим ядром гильбертового пространства . В частном случае единичного круга имеем ${\displaystyle H(D)\cap L^{2}(D)}$ ${\displaystyle D\subset \mathbb {C} ^{n}}$ ${\displaystyle L^{2}(D)}$ ${\displaystyle H(D)\cap L^{2}(D)}$ ${\displaystyle z}$ ${\displaystyle D}$ ${\displaystyle K_{z}(\zeta )}$ $${\displaystyle \delta _{w}[f]=f(w)={\frac {1}{\pi }}\iint _{|z|<1}{\frac {f(z)\,dx\,dy}{(1-{\bar {z}}w)^{2}}}.}$$

Резолюции идентичности

При наличии полного ортонормированного базисного набора функций { φ _n } в сепарабельном гильбертовом пространстве, например, нормализованных собственных векторов компактного самосопряженного оператора , любой вектор f может быть выражен как Коэффициенты {α _n } находятся как что может быть представлено обозначением: форма обозначения Дирака скобками . ^[68] Принимая это обозначение, разложение f принимает диадическую форму: ^[69] $${\displaystyle f=\sum _{n=1}^{\infty }\alpha _{n}\varphi _{n}.}$$ $${\displaystyle \alpha _{n}=\langle \varphi _{n},f\rangle ,}$$ $${\displaystyle \alpha _{n}=\varphi _{n}^{\dagger }f,}$$

$${\displaystyle f=\sum _{n=1}^{\infty }\varphi _{n}\left(\varphi _{n}^{\dagger }f\right).}$$

Обозначим через I оператор тождества в гильбертовом пространстве, выражение

$${\displaystyle I=\sum _{n=1}^{\infty }\varphi _{n}\varphi _{n}^{\dagger },}$$

называется разрешением тождества . Когда гильбертово пространство является пространством L ² ( D ) квадратично-интегрируемых функций в области D , величина:

$${\displaystyle \varphi _{n}\varphi _{n}^{\dagger },}$$

является интегральным оператором, и выражение для f можно переписать

$${\displaystyle f(x)=\sum _{n=1}^{\infty }\int _{D}\,\left(\varphi _{n}(x)\varphi _{n}^{*}(\xi )\right)f(\xi )\,d\xi .}$$

Правая часть сходится к f в смысле L ^2. Она не обязательно должна быть точечно-поточечной, даже когда f — непрерывная функция. Тем не менее, часто злоупотребляют обозначениями и пишут

$${\displaystyle f(x)=\int \,\delta (x-\xi )f(\xi )\,d\xi ,}$$

в результате чего получается представление дельта-функции: ^[70]

$${\displaystyle \delta (x-\xi )=\sum _{n=1}^{\infty }\varphi _{n}(x)\varphi _{n}^{*}(\xi ).}$$

При наличии подходящего оснащенного гильбертова пространства (Φ, L ² ( D ), Φ*) , где Φ ⊂ L ² ( D ) содержит все гладкие функции с компактным носителем, это суммирование может сходиться в Φ* , в зависимости от свойств базиса φ _n . В большинстве случаев, представляющих практический интерес, ортонормированный базис получается из интегрального или дифференциального оператора, и в этом случае ряд сходится в смысле распределения . ^[71]

Бесконечно малые дельта-функции

Коши использовал бесконечно малую α , чтобы записать единичный импульс, бесконечно высокую и узкую дельта-функцию типа Дирака δ _α, удовлетворяющую в ряде статей в 1827 году. ^[72] Коши определил бесконечно малую в Cours d'Analyse (1827) в терминах последовательности, стремящейся к нулю. А именно, такая нулевая последовательность становится бесконечно малой в терминологии Коши и Лазаря Карно . ${\textstyle \int F(x)\delta _{\alpha }(x)\,dx=F(0)}$

Нестандартный анализ позволяет строго обрабатывать бесконечно малые. Статья Ямашиты (2007) содержит библиографию по современным дельта-функциям Дирака в контексте обогащенного бесконечно малыми континуума, предоставляемого гиперреальными числами . Здесь дельта Дирака может быть задана действительной функцией, обладающей свойством, что для каждой действительной функции F она имеет место, как и предполагали Фурье и Коши. ${\textstyle \int F(x)\delta _{\alpha }(x)\,dx=F(0)}$

гребень Дирака

Гребень Дирака — это бесконечный ряд дельта-функций Дирака, расположенных с интервалом T

Так называемая равномерная «импульсная последовательность» мер дельта Дирака, известная как гребень Дирака или распределение Ша , создает функцию выборки , часто используемую в цифровой обработке сигналов (ЦОС) и анализе дискретных сигналов во времени. Гребень Дирака задается как бесконечная сумма , предел которой понимается в смысле распределения,

$${\displaystyle \operatorname {\text{Ш}} (x)=\sum _{n=-\infty }^{\infty }\delta (x-n),}$$

которая представляет собой последовательность точечных масс в каждом из целых чисел.

С точностью до общей нормализующей константы гребень Дирака равен своему собственному преобразованию Фурье. Это важно, поскольку если f — любая функция Шварца , то периодизация f задается сверткой В частности, — это в точности формула суммирования Пуассона . ^{[73] [74]} В более общем смысле эта формула остается верной, если f — умеренное распределение быстрого спуска или, что эквивалентно, если — медленно растущая обычная функция в пространстве умеренного распределения. $${\displaystyle (f*\operatorname {\text{Ш}} )(x)=\sum _{n=-\infty }^{\infty }f(x-n).}$$ $${\displaystyle (f*\operatorname {\text{Ш}} )^{\wedge }={\widehat {f}}{\widehat {\operatorname {\text{Ш}} }}={\widehat {f}}\operatorname {\text{Ш}} }$$ ${\displaystyle {\widehat {f}}}$

Теорема Сохоцкого–Племеля

Теорема Сохоцкого–Племеля , важная в квантовой механике, связывает дельта-функцию с распределением pv ⁠1/х⁠ , главное значение Коши функции ⁠1/х⁠ , определяется

$${\displaystyle \left\langle \operatorname {p.v.} {\frac {1}{x}},\varphi \right\rangle =\lim _{\varepsilon \to 0^{+}}\int _{|x|>\varepsilon }{\frac {\varphi (x)}{x}}\,dx.}$$

Формула Сохоцкого утверждает, что ^[75]

$${\displaystyle \lim _{\varepsilon \to 0^{+}}{\frac {1}{x\pm i\varepsilon }}=\operatorname {p.v.} {\frac {1}{x}}\mp i\pi \delta (x),}$$

Здесь предел понимается в смысле распределения, то есть для всех гладких функций f с компактным носителем ,

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }\lim _{\varepsilon \to 0^{+}}{\frac {f(x)}{x\pm i\varepsilon }}\,dx=\mp i\pi f(0)+\lim _{\varepsilon \to 0^{+}}\int _{|x|>\varepsilon }{\frac {f(x)}{x}}\,dx.}$$

Связь с дельтой Кронекера

Дельта Кронекера δ ij _— это величина, определяемая как

$${\displaystyle \delta _{ij}={\begin{cases}1&i=j\\0&i\not =j\end{cases}}}$$

для всех целых чисел i , j . Эта функция тогда удовлетворяет следующему аналогу свойства просеивания: если a _i (для i в множестве всех целых чисел) является любой дважды бесконечной последовательностью , то

$${\displaystyle \sum _{i=-\infty }^{\infty }a_{i}\delta _{ik}=a_{k}.}$$

Аналогично, для любой действительной или комплекснозначной непрерывной функции f на R дельта Дирака удовлетворяет свойству просеивания

$${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }f(x)\delta (x-x_{0})\,dx=f(x_{0}).}$$

Это демонстрирует дельта-функцию Кронекера как дискретный аналог дельта-функции Дирака. ^[76]

Приложения

Теория вероятностей

В теории вероятностей и статистике дельта-функция Дирака часто используется для представления дискретного распределения или частично дискретного, частично непрерывного распределения с использованием функции плотности вероятности (которая обычно используется для представления абсолютно непрерывных распределений). Например, функция плотности вероятности f ( x ) дискретного распределения, состоящего из точек x = { x ₁ , ..., x _n } , с соответствующими вероятностями p ₁ , ..., p _n , может быть записана как

$${\displaystyle f(x)=\sum _{i=1}^{n}p_{i}\delta (x-x_{i}).}$$

В качестве другого примера рассмотрим распределение, в котором 6/10 времени возвращает стандартное нормальное распределение , а 4/10 времени возвращает точное значение 3,5 (т.е. частично непрерывное, частично дискретное смешанное распределение ). Плотность распределения этого распределения можно записать как

$${\displaystyle f(x)=0.6\,{\frac {1}{\sqrt {2\pi }}}e^{-{\frac {x^{2}}{2}}}+0.4\,\delta (x-3.5).}$$

Дельта-функция также используется для представления результирующей функции плотности вероятности случайной величины, преобразованной непрерывно дифференцируемой функцией. Если Y = g( X ) — непрерывно дифференцируемая функция, то плотность Y можно записать как

$${\displaystyle f_{Y}(y)=\int _{-\infty }^{+\infty }f_{X}(x)\delta (y-g(x))\,dx.}$$

Дельта-функция также используется совершенно иным образом для представления локального времени процесса диффузии (например, броуновского движения ). Локальное время стохастического процесса B ( t ) задается как и представляет собой количество времени, которое процесс проводит в точке x в диапазоне процесса. Точнее, в одном измерении этот интеграл можно записать как где — индикаторная функция интервала $${\displaystyle \ell (x,t)=\int _{0}^{t}\delta (x-B(s))\,ds}$$ $${\displaystyle \ell (x,t)=\lim _{\varepsilon \to 0^{+}}{\frac {1}{2\varepsilon }}\int _{0}^{t}\mathbf {1} _{[x-\varepsilon ,x+\varepsilon ]}(B(s))\,ds}$$ ${\displaystyle \mathbf {1} _{[x-\varepsilon ,x+\varepsilon ]}}$ ${\displaystyle [x-\varepsilon ,x+\varepsilon ].}$

Квантовая механика

Дельта-функция целесообразна в квантовой механике . Волновая функция частицы дает амплитуду вероятности нахождения частицы в заданной области пространства. Предполагается, что волновые функции являются элементами гильбертова пространства L ² квадратично -интегрируемых функций , а полная вероятность нахождения частицы в заданном интервале является интегралом величины квадрата волновой функции по интервалу. Набор { | φ _n ⟩ } волновых функций является ортонормированным, если

$${\displaystyle \langle \varphi _{n}\mid \varphi _{m}\rangle =\delta _{nm},}$$

где δ _nm — символ Кронекера. Набор ортонормированных волновых функций является полным в пространстве квадратично-интегрируемых функций, если любая волновая функция |ψ⟩ может быть выражена как линейная комбинация { | φ n _⟩ } с комплексными коэффициентами:

$${\displaystyle \psi =\sum c_{n}\varphi _{n},}$$

где c _n = ⟨ φ _n | ψ ⟩ . Полные ортонормированные системы волновых функций естественным образом появляются как собственные функции гамильтониана (связанной системы ) в квантовой механике , которая измеряет уровни энергии, которые называются собственными значениями. Набор собственных значений, в этом случае, известен как спектр гамильтониана . В скобках–обозначениях это равенство подразумевает разрешение тождества :

$${\displaystyle I=\sum |\varphi _{n}\rangle \langle \varphi _{n}|.}$$

Здесь собственные значения предполагаются дискретными, но набор собственных значений наблюдаемой величины также может быть непрерывным. Примером является оператор положения , Qψ ( x ) = x ψ( x ) . Спектр положения (в одном измерении) представляет собой всю вещественную прямую и называется непрерывным спектром . Однако, в отличие от гамильтониана, оператор положения не имеет собственных собственных функций. Обычный способ преодоления этого недостатка — расширить класс доступных функций, разрешив также распределения, т. е. заменить гильбертово пространство на оснащенное гильбертово пространство . ^[77] В этом контексте оператор положения имеет полный набор «обобщенных собственных функций», помеченных точками y вещественной прямой, заданными как

$${\displaystyle \varphi _{y}(x)=\delta (x-y).}$$

Собственные функции оператора положения называются собственными состояниями и обозначаются как φ _y = | y ⟩ .

Аналогичные соображения применимы к собственным состояниям оператора импульса или любого другого (неограниченного) самосопряженного оператора P в гильбертовом пространстве, при условии, что спектр P непрерывен и нет вырожденных собственных значений. В этом случае существует множество Ω действительных чисел (спектр) и набор распределений φ _y с y ∈ Ω, таких, что

$${\displaystyle P\varphi _{y}=y\varphi _{y}.}$$

То есть, φ _y являются обобщенными собственными векторами P. Если они образуют «ортонормальный базис» в смысле распределения, то есть:

$${\displaystyle \langle \varphi _{y},\varphi _{y'}\rangle =\delta (y-y'),}$$

тогда для любой тестовой функции ψ ,

$${\displaystyle \psi (x)=\int _{\Omega }c(y)\varphi _{y}(x)\,dy}$$

где c ( y ) = ⟨ ψ , φ _y ⟩ . То есть, существует разрешение тождества

$${\displaystyle I=\int _{\Omega }|\varphi _{y}\rangle \,\langle \varphi _{y}|\,dy}$$

где операторнозначный интеграл снова понимается в слабом смысле. Если спектр P имеет как непрерывную, так и дискретную части, то разрешение тождества включает суммирование по дискретному спектру и интеграл по непрерывному спектру.

Дельта-функция также имеет множество более специализированных приложений в квантовой механике, таких как модели дельта-потенциала для одинарной и двойной потенциальной ямы.

Строительная механика

Дельта-функция может использоваться в строительной механике для описания переходных нагрузок или точечных нагрузок, действующих на конструкции. Уравнение управления простой системой масса-пружина, возбужденной внезапным импульсом силы I в момент времени t = 0, можно записать следующим образом:

$${\displaystyle m{\frac {d^{2}\xi }{dt^{2}}}+k\xi =I\delta (t),}$$

где m — масса, ξ — прогиб, а k — коэффициент жесткости пружины .

В качестве другого примера, уравнение, описывающее статический прогиб тонкой балки , согласно теории Эйлера–Бернулли , имеет вид:

$${\displaystyle EI{\frac {d^{4}w}{dx^{4}}}=q(x),}$$

где EI — жесткость балки на изгиб , w — прогиб , x — пространственная координата, а q ( x ) — распределение нагрузки. Если балка нагружена точечной силой F при x = x ₀ , распределение нагрузки записывается как

$${\displaystyle q(x)=F\delta (x-x_{0}).}$$

Поскольку интегрирование дельта-функции приводит к ступенчатой ​​функции Хевисайда , следует, что статический прогиб тонкой балки, подверженной действию нескольких точечных нагрузок, описывается набором кусочно- многочленов .

Также точечный момент, действующий на балку, можно описать дельта-функциями. Рассмотрим две противоположные точечные силы F на расстоянии d друг от друга. Затем они создают момент M = Fd, действующий на балку. Теперь пусть расстояние d приближается к предельному нулю, в то время как M остается постоянным. Распределение нагрузки, предполагающее момент по часовой стрелке, действующий в точке x = 0 , записывается

$${\displaystyle {\begin{aligned}q(x)&=\lim _{d\to 0}{\Big (}F\delta (x)-F\delta (x-d){\Big )}\\[4pt]&=\lim _{d\to 0}\left({\frac {M}{d}}\delta (x)-{\frac {M}{d}}\delta (x-d)\right)\\[4pt]&=M\lim _{d\to 0}{\frac {\delta (x)-\delta (x-d)}{d}}\\[4pt]&=M\delta '(x).\end{aligned}}}$$

Таким образом, точечные моменты могут быть представлены производной дельта -функции. Интеграция уравнения балки снова приводит к кусочно- полиномиальному отклонению.

Смотрите также

• Атом (теория меры)
• Лапласиан индикатора

Примечания

1. atis 2013, единичный импульс.
2. Арфкен и Вебер 2000, стр. 84.
3. Дирак 1930, §22 Функция δ .
4. Гельфанд и Шилов 1966–1968, Том I, §1.1.
5. Чжао, Цзи-Чэн (2011-05-05). Методы определения фазовой диаграммы. Elsevier. ISBN 978-0-08-054996-5.
6. Фурье, Дж. Б. (1822). Аналитическая теория тепла (английский перевод Александра Фримена, изд. 1878 г.). Издательство Университета. стр. [1]., см. https://books.google.com/books?id=-N8EAAAAYAAJ&pg=PA449 и стр. 546–551. Оригинальный французский текст.
7. Комацу, Хикосабуро (2002). «Гиперфункции Фурье и псевдодифференциальные операторы Хевисайда». В Такахиро Каваи ; Кейко Фудзита (ред.). Микролокальный анализ и комплексный анализ Фурье . World Scientific. стр. [2]. ISBN 978-981-238-161-3.
8. Myint-U., Tyn; Debnath, Lokenath (2007). Линейные уравнения в частных производных для ученых и инженеров (4-е изд.). Springer. стр. [3]. ISBN 978-0-8176-4393-5.
9. Дебнат, Локенат; Бхатта, Дамбару (2007). Интегральные преобразования и их применение (2-е изд.). CRC Press . стр. [4]. ISBN 978-1-58488-575-7.
10. Граттан-Гиннесс, Айвор (2009). Свертки во французской математике, 1800–1840: от исчисления и механики к математическому анализу и математической физике, том 2. Биркхойзер. стр. 653. ISBN 978-3-7643-2238-0.
11. См., например, Коши, Огюстен-Луи (1789–1857), Auteur du texte (1882–1974). «Des intégrales doubles qui se presentent sous une forme indeterminèe». Завершение произведений Огюстена Коши. Серия 1, том 1 / publiées sous la science de l'Académie des Sciences et sous les auspices de M. le ministre de l'Instruction publique...{{cite book}}: CS1 maint: numeric names: authors list (link)
12. Митрович, Драгиша; Жубринич, Дарко (1998). Основы прикладного функционального анализа: распределения, пространства Соболева. CRC Press. стр. 62. ISBN 978-0-582-24694-2.
13. Крахт, Манфред; Крейциг, Эрвин (1989). «О сингулярных интегральных операторах и обобщениях». В Themistocles M. Rassias (ред.). Topics in Mathematical Analysis: A Volume Dedicated to the Memory of AL Cauchy . World Scientific. стр. https://books.google.com/books?id=xIsPrSiDlZIC&pg=PA553 553]. ISBN 978-9971-5-0666-7.
14. Лаугвиц 1989, стр. 230.
15. Более полный исторический отчет можно найти в van der Pol & Bremmer 1987, §V.4.
16. Дирак, ПАМ (январь 1927). «Физическая интерпретация квантовой динамики». Труды Лондонского королевского общества. Серия A, содержащая статьи математического и физического характера . 113 (765): 621–641. Bibcode : 1927RSPSA.113..621D. doi : 10.1098/rspa.1927.0012 . ISSN  0950-1207. S2CID  122855515.
17. Гельфанд и Шилов 1966–1968, Том I, §1.1, стр. 1.
18. Дирак 1930, стр. 63.
19. Рудин 1966, §1.20
20. Хьюитт и Стромберг 1963, §19.61.
21. Driggers 2003, стр. 2321 См. также Bracewell 1986, Глава 5 для другой интерпретации. Существуют и другие соглашения о назначении значения функции Хевисайда в нуле, и некоторые из них не согласуются с тем, что следует ниже.
22. Хьюитт и Стромберг 1963, §9.19.
23. Хазевинкель 2011, стр. 41.
24. Стрихартц 1994, §2.2.
25. Хёрмандер 1983, Теорема 2.1.5.
26. Брейсвелл 1986, Глава 5.
27. Хёрмандер 1983, §3.1.
28. Стрихартц 1994, §2.3.
29. Хёрмандер 1983, §8.2.
30. Рудин 1966, §1.20.
31. Дьедонне 1972, §17.3.3.
32. Кранц, Стивен Г.; Паркс, Гарольд Р. (2008-12-15). Геометрическая теория интеграции. Springer Science & Business Media. ISBN 978-0-8176-4679-0.
33. Федерер 1969, §2.5.19.
34. Стрихарц 1994, Задача 2.6.2.
35. Владимиров 1971, Глава 2, Пример 3 (d).
36. Вайсштейн, Эрик В. «Просеивание свойств». MathWorld .
37. Каррис, Стивен Т. (2003). Сигналы и системы с приложениями MATLAB. Orchard Publications. стр. 15. ISBN 978-0-9709511-6-8.
38. Роден, Мартин С. (2014-05-17). Введение в теорию коммуникации. Elsevier. стр. [5]. ISBN 978-1-4831-4556-3.
39. Ротвитт, Карстен; Тидеманд-Лихтенберг, Питер (2014-12-11). Нелинейная оптика: принципы и приложения. CRC Press. стр. [6] 276. ISBN 978-1-4665-6583-8.
40. Гельфанд и Шилов 1966–1968, Т. 1, §II.2.5.
41. Дальнейшее уточнение возможно, а именно погружения , хотя это требует более сложной формулы замены переменных.
42. Хёрмандер 1983, §6.1.
43. Ланге 2012, стр. 29–30.
44. Гельфанд и Шилов 1966–1968, стр. 212.
45. Числовые коэффициенты зависят от соглашений о преобразовании Фурье.
46. Брейсвелл 1986.
47. Гельфанд и Шилов 1966–1968, стр. 26.
48. Гельфанд и Шилов 1966–1968, §2.1.
49. Вайсштейн, Эрик В. «Дублетная функция». MathWorld .
50. Брейсвелл 2000, стр. 86.
51. "Комментарий Gugo82 о распределительной производной дельты Дирака". matematicamente.it . 12 сентября 2010 г.
52. Hörmander 1983, стр. 56.
53. Рудин 1991, Теорема 6.25.
54. Штейн и Вайс 1971, Теорема 1.18.
55. Рудин 1991, §II.6.31.
56. В более общем случае достаточно η = η ₁ , чтобы иметь интегрируемую радиально-симметричную убывающую перестройку.
57. Saichev & Woyczyński 1997, §1.1 «Дельта-функция» с точки зрения физика и инженера, стр. 3.
58. Милованович, Градимир В.; Рассиас, Майкл Т. (2014-07-08). Аналитическая теория чисел, теория приближений и специальные функции: в честь Хари М. Шриваставы. Springer. стр. 748. ISBN 978-1-4939-0258-3.
59. Штейн и Вайс 1971, §I.1.
60. Mader, Heidy M. (2006). Статистика в вулканологии. Геологическое общество Лондона. стр. 81. ISBN 978-1-86239-208-3.
61. Валле и Соарес 2004, §7.2.
62. Хёрмандер 1983, §7.8.
63. Курант и Гильберт 1962, §14.
64. Гельфанд и Шилов 1966–1968, I, §3.10.
65. Ланг 1997, стр. 312.
66. В терминологии Ланга (1997) ядро ​​Фейера является последовательностью Дирака, тогда как ядро ​​Дирихле таковой не является.
67. Хазевинкель 1995, стр. 357.
68. Развитие этого раздела в скобочной нотации можно найти в (Левин 2002, Координатно-пространственные волновые функции и полнота, стр.=109 и далее )
69. Дэвис и Томсон 2000, Совершенные операторы, стр.344.
70. Дэвис и Томсон 2000, Уравнение 8.9.11, стр. 344.
71. де ла Мадрид, Бом и Гаделла 2002.
72. Лаугвиц 1989.
73. Кордова 1988.
74. Хёрмандер 1983, §7.2.
75. Владимиров 1971, §5.7.
76. Хартманн 1997, стр. 154–155.
77. Ишем 1995, §6.2.

Ссылки

• Аратын, Хенрик; Расинариу, Константин (2006), Краткий курс математических методов с Maple, World Scientific, ISBN 978-981-256-461-0.
• Арфкен, ГБ ; Вебер, Х.Дж. (2000), Математические методы для физиков (5-е изд.), Бостон, Массачусетс: Academic Press , ISBN 978-0-12-059825-0.
• atis (2013), ATIS Telecom Glossary, архивировано из оригинала 2013-03-13
• Брейсвелл, Р. Н. (1986), Преобразование Фурье и его приложения (2-е изд.), McGraw-Hill.
• Брейсвелл, Р. Н. (2000), Преобразование Фурье и его приложения (3-е изд.), McGraw-Hill.
• Кордова, А. (1988), «La formule sommatoire de Poisson», Comptes Rendus de l'Académie des Sciences, Série I , 306 : 373–376.
• Курант, Ричард ; Гильберт, Дэвид (1962), Методы математической физики, Том II , Wiley-Interscience.
• Дэвис, Говард Тед; Томсон, Кендалл Т. (2000), Линейная алгебра и линейные операторы в инженерии с приложениями в Mathematica, Academic Press, ISBN 978-0-12-206349-7
• Дьедонне, Жан (1976), Трактат об анализе. Том II , Нью-Йорк: Academic Press [Harcourt Brace Jovanovich Publishers], ISBN 978-0-12-215502-4, МР  0530406.
• Дьедонне, Жан (1972), Трактат об анализе. Том III , Бостон, Массачусетс: Academic Press, MR  0350769
• Дирак, Поль (1930), Принципы квантовой механики (1-е изд.), Oxford University Press.
• Дриггерс, Рональд Г. (2003), Энциклопедия оптической инженерии, CRC Press, Bibcode : 2003eoe..book.....D, ISBN 978-0-8247-0940-2.
• Duistermaat, Hans ; Kolk (2010), Распределения: Теория и приложения , Springer.
• Федерер, Герберт (1969), Геометрическая теория меры, Die Grundlehren der mathematischen Wissenschaften, vol. 153, Нью-Йорк: Springer-Verlag, стр. xiv+676, ISBN. 978-3-540-60656-7, МР  0257325.
• Ганнон, Терри (2008), «Вершинные операторные алгебры», Princeton Companion to Mathematics , Princeton University Press, ISBN 978-1400830398.
• Гельфанд, И.М.; Шилов, Г.Е. (1966–1968), Обобщенные функции, т. 1–5, Academic Press, ISBN 9781483262246.
• Хартманн, Уильям М. (1997), Сигналы, звук и ощущение, Springer, ISBN 978-1-56396-283-7.
• Хазевинкель, Мишель (1995). Энциклопедия математики (комплект). Springer Science & Business Media. ISBN 978-1-55608-010-4.
• Хазевинкель, Мишель (2011). Энциклопедия математики. Том. 10. Спрингер. ISBN 978-90-481-4896-7. OCLC  751862625.
• Хьюитт, Э .; Стромберг, К. (1963), Реальный и абстрактный анализ , Springer-Verlag.
• Хёрмандер, Л. (1983), Анализ линейных операторов в частных производных I, Grundl. Математика. Wissenschaft., vol. 256, Спрингер, номер домена : 10.1007/978-3-642-96750-4, ISBN 978-3-540-12104-6, МР  0717035.
• Ишем, К.Дж. (1995), Лекции по квантовой теории: математические и структурные основы, Imperial College Press, ISBN 978-81-7764-190-5.
• Джон, Фриц (1955), Плоские волны и сферические средние, применяемые к уравнениям в частных производных, Interscience Publishers, Нью-Йорк-Лондон, ISBN 9780486438047, МР  0075429.
• Ланг, Серж (1997), Анализ бакалавриата , Тексты бакалавриата по математике (2-е изд.), Берлин, Нью-Йорк: Springer-Verlag, doi : 10.1007/978-1-4757-2698-5, ISBN 978-0-387-94841-6, г-н  1476913.
• Ланге, Рутгер-Ян (2012), «Теория потенциала, интегралы по траекториям и Лапласиан индикатора», Журнал физики высоких энергий , 2012 (11): 29–30, arXiv : 1302.0864 , ​​Bibcode : 2012JHEP...11..032L, doi : 10.1007/JHEP11(2012)032, S2CID  56188533.
• Лаугвиц, Д. (1989), «Определенные значения бесконечных сумм: аспекты основ анализа бесконечно малых около 1820 г.», Arch. Hist. Exact Sci. , 39 (3): 195–245, doi :10.1007/BF00329867, S2CID  120890300.
• Левин, Фрэнк С. (2002), «Координатно-пространственные волновые функции и полнота», Введение в квантовую теорию , Cambridge University Press, стр. 109 и далее , ISBN 978-0-521-59841-5
• Ли, YT; Вонг, Р. (2008), «Интегральные и рядные представления дельта-функции Дирака», Commun. Pure Appl. Anal. , 7 (2): 229–247, arXiv : 1303.1943 , doi : 10.3934/cpaa.2008.7.229, MR  2373214, S2CID  119319140.
• де ла Мадрид, Р.; Бом, А.; Гаделла, М. (2002), "Обработка непрерывного спектра в оснастке Гильбертова пространства", Fortschr. Phys. , 50 (2): 185–216, arXiv : quant-ph/0109154 , Bibcode : 2002ForPh..50..185D, doi : 10.1002/1521-3978(200203)50:2<185::AID-PROP185>3.0.CO;2-S, S2CID  9407651.
• Макмахон, Д. (2005-11-22), "Введение в пространство состояний" (PDF) , Квантовая механика демистифицирована, Самоучитель , Серия демистифицированных изданий, Нью-Йорк: McGraw-Hill, стр. 108, ISBN 978-0-07-145546-6, получено 2008-03-17.
• ван дер Пол, Балт.; Бреммер, Х. (1987), Операционное исчисление (3-е изд.), Нью-Йорк: Chelsea Publishing Co., ISBN 978-0-8284-0327-6, МР  0904873.
• Рудин, Уолтер (1966). Девайн, Питер Р. (ред.). Действительный и комплексный анализ (3-е изд.). Нью-Йорк: McGraw-Hill (опубликовано в 1987). ISBN 0-07-100276-6.
• Рудин, Уолтер (1991), Функциональный анализ (2-е изд.), McGraw-Hill, ISBN 978-0-07-054236-5.
• Валле, Оливье; Соарес, Мануэль (2004), Функции Эйри и их применение в физике, Лондон: Imperial College Press, ISBN 9781911299486.
• Saichev, AI; Woyczyński, Wojbor Andrzej (1997), "Глава 1: Основные определения и операции", Распределения в физических и инженерных науках: Распределительное и фрактальное исчисление, интегральные преобразования и вейвлеты , Birkhäuser, ISBN 978-0-8176-3924-2
• Шварц, Л. (1950), Теория распределения , том. 1, Герман.
• Шварц, Л. (1951), Теория распределения , том. 2, Герман.
• Стайн, Элиас ; Вайс, Гвидо (1971), Введение в анализ Фурье на евклидовых пространствах, Princeton University Press, ISBN 978-0-691-08078-9.
• Стрихартц, Р. (1994), Руководство по теории распределений и преобразованиям Фурье, CRC Press, ISBN 978-0-8493-8273-4.
• Владимиров, ВС (1971), Уравнения математической физики , Марсель Деккер, ISBN 978-0-8247-1713-1.
• Вайсштейн, Эрик В. «Дельта-функция». MathWorld .
• Ямашита, Х. (2006), "Точечный анализ скалярных полей: нестандартный подход", Журнал математической физики , 47 (9): 092301, Bibcode : 2006JMP....47i2301Y, doi : 10.1063/1.2339017
• Ямашита, Х. (2007), "Комментарий к "Точечному анализу скалярных полей: нестандартный подход" [J. Math. Phys. 47, 092301 (2006)]", Журнал математической физики , 48 (8): 084101, Bibcode : 2007JMP....48h4101Y, doi : 10.1063/1.2771422

Внешние ссылки

• Медиа, связанные с распределением Дирака на Wikimedia Commons
• «Дельта-функция», Энциклопедия математики , EMS Press , 2001 [1994]
• Видеоурок KhanAcademy.org
• Дельта-функция Дирака, учебное пособие по дельта-функции Дирака.
• Видеолекции – Лекция 23, лекция Артура Мэттука .
• Мера дельта Дирака — это гиперфункция
• Мы показываем существование единственного решения и анализируем приближение методом конечных элементов, когда исходным членом является дельта-мера Дирака.
• Не-Лебеговские меры на Р. Мера Лебега-Стилтьеса, дельта-мера Дирака. Архивировано 2008-03-07 на Wayback Machine