Koordinatennetz der parabolischen Koordinaten in der Ebene. Der gemeinsame Brennpunkt aller Parabeln liegt auf der senkrechten Symmetrieachse in der Mitte des Bildes.
Parabolische Koordinaten bilden ein Orthogonales Koordinatensystem , dessen Niveaulinien einen parabelförmigen Verlauf haben, siehe Bild. Die Parabeln haben alle denselben, im Ursprung liegenden Brennpunkt und heißen daher konfokal . Parabolische Koordinaten erlauben immer eine Trennung der Veränderlichen in der Laplace- und Helmholtz-Gleichung .[1] :8 Anwendung finden diese Koordinaten beispielsweise beim Stark-Effekt .
Durch Extrusion senkrecht zur xy-Ebene (in z-Richtung) entstehen parabolische Zylinderkoordinaten (englisch parabolic-cylinder coordinates [1] :21 ,) und die Drehung um die im Bild senkrecht liegende Symmetrieachse liefert die ursprünglichen räumlichen parabolischen Koordinaten (englisch parabolic-coordinates [1] :34 .)
Zur Lösung der Gleichungen in parabolischen Zylinderkoordinaten wurden spezielle parabolische Zylinderfunktionen definiert.[2] :138 [3]
In der xy-Ebene des Bildes oben gilt mit parabolischen Koordinaten
μ
,
ν
∈
R
,
μ
≥
0
{\displaystyle \mu ,\nu \in \mathbb {R} ,\,\mu \geq 0}
(
x
y
)
=
(
μ
ν
1
2
(
ν
2
−
μ
2
)
)
,
(
μ
ν
)
=
(
x
2
+
y
2
−
y
s
i
g
n
(
x
)
(
y
2
+
x
2
+
y
)
)
{\displaystyle {\begin{pmatrix}x\\y\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\mu \nu \\{\frac {1}{2}}(\nu ^{2}-\mu ^{2})\end{pmatrix}},\quad {\begin{pmatrix}\mu \\\nu \end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}{\sqrt {{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}-y}}\\{\rm {sign}}(x)\left({\sqrt {y^{2}+x^{2}}}+y\right)\end{pmatrix}}}
wo sign das Vorzeichen seines Arguments ausgibt. Die Kurven, auf denen μ konstant ist (was die Niveaulinien von μ in der xy-Ebene sind,) bilden die nach oben (d. h. in positiver y-Richtung) offenen konfokalen Parabeln
y
=
−
μ
2
2
+
x
2
2
μ
2
{\displaystyle y=-{\frac {\mu ^{2}}{2}}+{\frac {x^{2}}{2\mu ^{2}}}}
grün im Bild, während die Niveaulinien von ν nach unten offene konfokale Parabeln sind:
y
=
ν
2
2
−
x
2
2
ν
2
{\displaystyle y={\frac {\nu ^{2}}{2}}-{\frac {x^{2}}{2\nu ^{2}}}}
rot im Bild. Fasst man die Ebene als komplexe Ebene auf mit imaginärer Einheit i2 =-1, so gilt
x
+
i
y
=
−
i
2
(
μ
+
i
ν
)
2
.
{\displaystyle x+{\rm {i}}y=-{\frac {\rm {i}}{2}}(\mu +{\rm {i}}\nu )^{2}.}
Die Potenzierung komplexer Zahlen mit reellem Exponenten ist eine Holomorphe Funktion , was die Orthogonalität der parabolischen Koordinaten in der Ebene begründet.
Metrische Faktoren, Weg- und Flächenelemente in der Ebene [ Bearbeiten | Quelltext bearbeiten ]
Die kovarianten Basisvektoren sind
g
→
μ
=
∂
∂
μ
(
x
y
)
=
(
ν
−
μ
)
,
g
→
ν
=
∂
∂
ν
(
x
y
)
=
(
μ
ν
)
{\displaystyle {\vec {g}}_{\mu }={\frac {\partial }{\partial \mu }}{\begin{pmatrix}x\\y\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\nu \\-\mu \end{pmatrix}},\quad {\vec {g}}_{\nu }={\frac {\partial }{\partial \nu }}{\begin{pmatrix}x\\y\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\mu \\\nu \end{pmatrix}}}
die, wie es sein muss, senkrecht zueinander sind, und deren Beträge die metrischen Faktoren sind:
h
μ
:=
|
g
→
μ
|
=
μ
2
+
ν
2
,
h
ν
:=
|
g
→
ν
|
=
μ
2
+
ν
2
=
h
μ
:=
h
{\displaystyle h_{\mu }:=|{\vec {g}}_{\mu }|={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}},\quad h_{\nu }:=|{\vec {g}}_{\nu }|={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}}=h_{\mu }:=h}
Das parabolische Orthonormalsystem ist dementsprechend
c
^
μ
=
1
h
(
ν
−
μ
)
,
c
^
ν
=
1
h
(
μ
ν
)
{\displaystyle {\hat {c}}_{\mu }={\frac {1}{h}}{\begin{pmatrix}\nu \\-\mu \end{pmatrix}},\quad {\hat {c}}_{\nu }={\frac {1}{h}}{\begin{pmatrix}\mu \\\nu \end{pmatrix}}}
Das Linien- und Flächenelement ergibt sich zu
d
r
→
=
g
→
μ
d
μ
+
g
→
ν
d
ν
d
s
2
:=
|
d
r
→
|
2
=
h
2
(
d
μ
2
+
d
ν
2
)
d
A
:=
h
2
d
μ
d
ν
{\displaystyle {\begin{aligned}{\rm {d}}{\vec {r}}=&{\vec {g}}_{\mu }{\rm {d}}\mu +{\vec {g}}_{\nu }{\rm {d}}\nu \\{\rm {d}}s^{2}:=&|{\rm {d}}{\vec {r}}|^{2}=h^{2}({\rm {d}}\mu ^{2}+{\rm {d}}\nu ^{2})\\{\rm {d}}A:=&h^{2}{\rm {d}}\mu \,{\rm {d}}\nu \end{aligned}}}
Die üblichen Differentialoperatoren führt die Tabelle auf[1] :21
(
h
=
μ
2
+
ν
2
,
v
→
=
v
μ
c
^
μ
+
v
ν
c
^
ν
)
{\displaystyle (h={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}},{\vec {v}}=v_{\mu }{\hat {c}}_{\mu }+v_{\nu }{\hat {c}}_{\nu })}
Gradient
g
r
a
d
f
=
1
h
(
c
^
μ
∂
f
∂
μ
+
c
^
ν
∂
f
∂
ν
)
{\displaystyle {\rm {grad}}\,f={\frac {1}{h}}\left({\hat {c}}_{\mu }{\frac {\partial f}{\partial \mu }}+{\hat {c}}_{\nu }{\frac {\partial f}{\partial \nu }}\right)}
Divergenz
d
i
v
v
→
=
1
h
2
(
∂
(
h
v
μ
)
∂
μ
+
∂
(
h
v
ν
)
∂
ν
)
{\displaystyle {\rm {div}}\,{\vec {v}}={\frac {1}{h^{2}}}\left({\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial \mu }}+{\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial \nu }}\right)}
Rotation
r
o
t
v
→
=
1
h
2
(
∂
(
h
v
ν
)
∂
μ
−
∂
(
h
v
μ
)
∂
ν
)
{\displaystyle {\rm {rot}}\,{\vec {v}}={\frac {1}{h^{2}}}\left({\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial \mu }}-{\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial \nu }}\right)}
Laplace-Operator
Δ
f
=
1
h
2
(
∂
2
f
∂
μ
2
+
∂
2
f
∂
ν
2
)
{\displaystyle \Delta f={\frac {1}{h^{2}}}\left({\frac {\partial ^{2}f}{\partial \mu ^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}f}{\partial \nu ^{2}}}\right)}
Lösung der Laplace- und Helmholtz-Gleichung in der Ebene [ Bearbeiten | Quelltext bearbeiten ]
Die besondere Form des Laplace-Operators erlaubt eine Lösung der Helmholtz-Gleichung durch multiplikative Trennung der Veränderlichen gemäß dem Separationsansatz [1] :22
ϕ
(
μ
,
ν
)
=
M
(
μ
)
⋅
N
(
ν
)
{\displaystyle \phi (\mu ,\nu )=M(\mu )\cdot N(\nu )}
Mit obigem Laplace-Operator entsteht die Helmholtz-Gleichung:
Δ
ϕ
(
μ
,
ν
)
=
1
μ
2
+
ν
2
(
d
2
M
d
μ
2
N
+
M
d
2
N
d
ν
2
)
=
λ
⋅
M
⋅
N
{\displaystyle \Delta \phi (\mu ,\nu )={\frac {1}{\mu ^{2}+\nu ^{2}}}\left({\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}N+M{\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}\right)=\lambda \cdot M\cdot N}
Multiplikation beider Seiten mit
μ
2
+
ν
2
M
⋅
N
{\displaystyle {\tfrac {\mu ^{2}+\nu ^{2}}{M\cdot N}}}
liefert umgestellt
d
2
M
d
μ
2
M
−
λ
μ
2
=
λ
ν
2
−
d
2
N
d
ν
2
N
{\displaystyle {\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}{M}}-\lambda \mu ^{2}=\lambda \nu ^{2}-{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}{N}}}
Weil die linke Seite nur von μ und die rechte nur von ν abhängt, stehen auf beiden Seiten Konstanten:
d
2
M
d
μ
2
M
−
λ
μ
2
=
κ
2
→
d
2
M
d
μ
2
−
(
λ
μ
2
+
κ
2
)
M
=
0
λ
ν
2
−
d
2
N
d
ν
2
N
=
κ
2
→
d
2
N
d
ν
2
−
(
λ
ν
2
−
κ
2
)
N
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}{M}}-\lambda \mu ^{2}=\kappa ^{2}\rightarrow {\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}-(\lambda \mu ^{2}+\kappa ^{2})M=0\\\lambda \nu ^{2}-{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}{N}}=\kappa ^{2}\rightarrow {\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}-(\lambda \nu ^{2}-\kappa ^{2})N=0\end{aligned}}}
Rechts stehen Webersche Differentialgleichungen [4] , die von parabolischen Zylinderfunktionen erfüllt werden.[2] :138 [3] .
Im Fall der Laplace-Gleichung ist λ=0 und die Lösungsfunktion kann mit dem Sinus und Cosinus sowie dem Sinus hyperbolicus und Kosinus hyperbolicus ausgedrückt werden:
ϕ
(
μ
,
ν
)
=
[
A
sinh
(
κ
μ
)
+
B
cosh
(
κ
μ
)
]
[
C
sin
(
κ
ν
)
+
D
cos
(
κ
ν
)
]
{\displaystyle \phi (\mu ,\nu )=[A\sinh(\kappa \mu )+B\cosh(\kappa \mu )][C\sin(\kappa \nu )+D\cos(\kappa \nu )]}
Die Konstanten A, B, C, D und κ dienen der Anpassung an Randbedingungen . Wenn die Separationskonstante κ2 mit negativem Vorzeichen angesetzt wird, vertauschen sich in der Lösungsfunktion die Winkelfunktionen durch die Hyperbelfunktionen und umgekehrt.
Koordinatenflächen der (räumlichen) parabolischen Koordinaten. Das rote Paraboloid entspricht μ=2, das blaue ν=1 und die gelbe Halbebene ψ=−60°.
Durch Rotation der Parabeln um ihre Symmetrieachse entstehen (räumliche) parabolische Koordinaten, siehe Bild.[1] :34 Für eine ein-eindeutige Beziehung zwischen den Kartesischen Koordinaten und den parabolischen Koordinaten wird nur die rechte Halbebene gedreht, sodass mit den Einschränkungen
μ
,
ν
,
ψ
∈
R
≥
0
,
ψ
<
2
π
{\displaystyle \mu ,\nu ,\psi \in \mathbb {R} ^{\geq 0},\psi <2\pi }
die Zusammenhänge
r
→
(
μ
,
ν
,
ψ
)
=
(
x
y
z
)
=
(
μ
ν
cos
ψ
μ
ν
sin
ψ
1
2
(
μ
2
−
ν
2
)
)
(
μ
ν
ψ
)
=
(
r
+
z
r
−
z
a
t
a
n
2
(
y
,
x
)
)
,
r
=
x
2
+
y
2
+
z
2
{\displaystyle {\begin{aligned}&{\vec {r}}(\mu ,\nu ,\psi )={\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\mu \nu \cos \psi \\\mu \nu \sin \psi \\{\frac {1}{2}}(\mu ^{2}-\nu ^{2})\end{pmatrix}}\\&{\begin{pmatrix}\mu \\\nu \\\psi \end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}{\sqrt {r+z}}\\{\sqrt {r-z}}\\{\rm {atan2}}(y,x)\end{pmatrix}},\;r={\sqrt {x^{2}+y^{2}+z^{2}}}\end{aligned}}}
ein-eindeutig sind. Darin ist atan2 eine Umkehrfunktion des Tangens.
Die kovarianten Basisvektoren sind
g
μ
=
∂
r
→
∂
μ
=
(
ν
cos
(
ψ
)
ν
sin
(
ψ
)
μ
)
,
g
ν
=
∂
r
→
∂
ν
=
(
μ
cos
(
ψ
)
μ
sin
(
ψ
)
−
ν
)
,
g
ψ
=
∂
r
→
∂
ψ
=
(
−
μ
ν
sin
(
ψ
)
μ
ν
cos
(
ψ
)
0
)
{\displaystyle g_{\mu }={\frac {\partial {\vec {r}}}{\partial \mu }}={\begin{pmatrix}\nu \cos(\psi )\\\nu \sin(\psi )\\\mu \end{pmatrix}},\;g_{\nu }={\frac {\partial {\vec {r}}}{\partial \nu }}={\begin{pmatrix}\mu \cos(\psi )\\\mu \sin(\psi )\\-\nu \end{pmatrix}},\;g_{\psi }={\frac {\partial {\vec {r}}}{\partial \psi }}={\begin{pmatrix}-\mu \nu \sin(\psi )\\\mu \nu \cos(\psi )\\0\end{pmatrix}}}
aus denen sich die metrischen Faktoren
h
μ
:=
|
g
→
μ
|
=
h
ν
:=
|
g
→
ν
|
=:
h
=
μ
2
+
ν
2
,
h
ψ
:=
|
g
→
ψ
|
=
μ
ν
{\displaystyle h_{\mu }:=|{\vec {g}}_{\mu }|=h_{\nu }:=|{\vec {g}}_{\nu }|=:h={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}},\quad h_{\psi }:=|{\vec {g}}_{\psi }|=\mu \nu }
ergeben. Das parabolische Orthonormalsystem ist demzufolge
c
^
μ
=
1
h
(
ν
cos
(
ψ
)
ν
sin
(
ψ
)
μ
)
,
c
^
ν
=
1
h
(
μ
cos
(
ψ
)
μ
sin
(
ψ
)
−
ν
)
,
c
^
ψ
=
(
−
sin
(
ψ
)
cos
(
ψ
)
0
)
{\displaystyle {\hat {c}}_{\mu }={\frac {1}{h}}{\begin{pmatrix}\nu \cos(\psi )\\\nu \sin(\psi )\\\mu \end{pmatrix}},\quad {\hat {c}}_{\nu }={\frac {1}{h}}{\begin{pmatrix}\mu \cos(\psi )\\\mu \sin(\psi )\\-\nu \end{pmatrix}},\quad {\hat {c}}_{\psi }={\begin{pmatrix}-\sin(\psi )\\\cos(\psi )\\0\end{pmatrix}}}
Die Linien-, Flächen- und Volumenelemente ergeben sich zu
d
r
→
=
g
→
μ
d
μ
+
g
→
ν
d
ν
+
g
→
ψ
d
ψ
d
s
2
:=
|
d
r
→
|
2
=
h
2
(
d
μ
2
+
d
ν
2
)
+
μ
2
ν
2
d
ψ
2
d
a
→
=
+
h
2
c
^
ψ
d
μ
d
ν
+
h
μ
ν
c
^
μ
d
ν
d
ψ
+
h
μ
ν
c
^
ν
d
ψ
d
μ
d
V
=
h
2
μ
ν
d
μ
d
ν
d
ψ
{\displaystyle {\begin{aligned}{\rm {d}}{\vec {r}}=&{\vec {g}}_{\mu }\,{\rm {d}}\mu +{\vec {g}}_{\nu }\,{\rm {d}}\nu +{\vec {g}}_{\psi }\,{\rm {d}}\psi \\{\rm {d}}s^{2}:=&|{\rm {d}}{\vec {r}}|^{2}=h^{2}({\rm {d}}\mu ^{2}+{\rm {d}}\nu ^{2})+\mu ^{2}\nu ^{2}\,{\rm {d}}\psi ^{2}\\\mathrm {d} {\vec {a}}=&+h^{2}{\hat {c}}_{\psi }\,\mathrm {d} \mu \,\mathrm {d} \nu +h\mu \nu {\hat {c}}_{\mu }\,\mathrm {d} \nu \,\mathrm {d} \psi +h\mu \nu {\hat {c}}_{\nu }\,\mathrm {d} \psi \,\mathrm {d} \mu \\\mathrm {d} V=&h^{2}\mu \nu \,\mathrm {d} \mu \,\mathrm {d} \nu \,\mathrm {d} \psi \end{aligned}}}
Die üblichen Differentialoperatoren führt die Tabelle auf[1] :35
(
h
=
μ
2
+
ν
2
,
v
→
=
v
μ
c
^
μ
+
v
ν
c
^
ν
+
v
ψ
c
^
ψ
)
{\displaystyle (h={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}},{\vec {v}}=v_{\mu }{\hat {c}}_{\mu }+v_{\nu }{\hat {c}}_{\nu }+v_{\psi }{\hat {c}}_{\psi })}
Gradient
g
r
a
d
f
=
1
h
(
c
^
μ
∂
f
∂
μ
+
c
^
ν
∂
f
∂
ν
)
+
c
^
ψ
μ
ν
∂
f
∂
ψ
{\displaystyle {\rm {grad}}\,f={\frac {1}{h}}\left({\hat {c}}_{\mu }{\frac {\partial f}{\partial \mu }}+{\hat {c}}_{\nu }{\frac {\partial f}{\partial \nu }}\right)+{\frac {{\hat {c}}_{\psi }}{\mu \nu }}{\frac {\partial f}{\partial \psi }}}
Divergenz
d
i
v
v
→
=
1
h
2
(
1
μ
∂
(
h
μ
v
μ
)
∂
μ
+
1
ν
∂
(
h
ν
v
ν
)
∂
ν
)
+
1
μ
ν
∂
v
ψ
∂
ψ
{\displaystyle {\rm {div}}\,{\vec {v}}={\frac {1}{h^{2}}}\left({\frac {1}{\mu }}{\frac {\partial (h\mu v_{\mu })}{\partial \mu }}+{\frac {1}{\nu }}{\frac {\partial (h\nu v_{\nu })}{\partial \nu }}\right)+{\frac {1}{\mu \nu }}{\frac {\partial v_{\psi }}{\partial \psi }}}
Rotation
r
o
t
v
→
=
c
^
μ
h
μ
ν
[
∂
(
μ
ν
v
ψ
)
∂
ν
−
∂
(
h
v
ν
)
∂
ψ
]
+
c
^
ν
h
μ
ν
[
∂
(
h
v
μ
)
∂
ψ
−
∂
(
μ
ν
v
ψ
)
∂
μ
]
+
c
^
ψ
h
2
[
∂
(
h
v
ν
)
∂
μ
−
∂
(
h
v
μ
)
∂
ν
]
{\displaystyle {\rm {rot}}\,{\vec {v}}={\frac {{\hat {c}}_{\mu }}{h\mu \nu }}\left[{\frac {\partial (\mu \nu v_{\psi })}{\partial \nu }}-{\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial \psi }}\right]+{\frac {{\hat {c}}_{\nu }}{h\mu \nu }}\left[{\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial \psi }}-{\frac {\partial (\mu \nu v_{\psi })}{\partial \mu }}\right]+{\frac {{\hat {c}}_{\psi }}{h^{2}}}\left[{\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial \mu }}-{\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial \nu }}\right]}
Laplace-Operator
Δ
f
=
1
h
2
[
∂
2
f
∂
μ
2
+
1
μ
∂
f
∂
μ
+
1
ν
∂
f
∂
ν
+
∂
2
f
∂
ν
2
]
+
1
μ
2
ν
2
∂
2
f
∂
ψ
2
{\displaystyle \Delta f={\frac {1}{h^{2}}}\left[{\frac {\partial ^{2}f}{\partial \mu ^{2}}}+{\frac {1}{\mu }}{\frac {\partial f}{\partial \mu }}+{\frac {1}{\nu }}{\frac {\partial f}{\partial \nu }}+{\frac {\partial ^{2}f}{\partial \nu ^{2}}}\right]+{\frac {1}{\mu ^{2}\nu ^{2}}}{\frac {\partial ^{2}f}{\partial \psi ^{2}}}}
Die Helmholtz-Gleichung
Δ
ϕ
=
λ
ϕ
{\displaystyle \Delta \phi =\lambda \phi }
schreibt sich mit obigem Laplace-Operator:
1
μ
2
+
ν
2
[
∂
2
ϕ
∂
μ
2
+
1
μ
∂
ϕ
∂
μ
+
1
ν
∂
ϕ
∂
ν
+
∂
2
ϕ
∂
ν
2
]
+
1
μ
2
ν
2
∂
2
ϕ
∂
ψ
2
=
λ
ϕ
{\displaystyle {\frac {1}{\mu ^{2}+\nu ^{2}}}\left[{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \mu ^{2}}}+{\frac {1}{\mu }}{\frac {\partial \phi }{\partial \mu }}+{\frac {1}{\nu }}{\frac {\partial \phi }{\partial \nu }}+{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \nu ^{2}}}\right]+{\frac {1}{\mu ^{2}\nu ^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial \psi ^{2}}}=\lambda \phi }
Mit dem Separationsansatz [1] :36
ϕ
(
μ
,
ν
,
ψ
)
=
M
(
μ
)
⋅
N
(
ν
)
⋅
Ψ
(
ψ
)
{\displaystyle \phi (\mu ,\nu ,\psi )=M(\mu )\cdot N(\nu )\cdot \Psi (\psi )}
liefert Multiplikation der Helmholtz-Gleichung mit
μ
2
ν
2
M
N
Ψ
{\displaystyle {\tfrac {\mu ^{2}\nu ^{2}}{MN\Psi }}}
μ
2
ν
2
μ
2
+
ν
2
[
d
2
M
d
μ
2
M
+
d
M
d
μ
μ
M
+
d
N
d
ν
ν
N
+
d
2
N
d
ν
2
N
]
+
d
2
Ψ
d
ψ
2
Ψ
=
λ
μ
2
ν
2
{\displaystyle {\frac {\mu ^{2}\nu ^{2}}{\mu ^{2}+\nu ^{2}}}\left[{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}{M}}+{\frac {\frac {{\rm {d}}M}{{\rm {d}}\mu }}{\mu M}}+{\frac {\frac {{\rm {d}}N}{{\rm {d}}\nu }}{\nu N}}+{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}{N}}\right]+{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}\Psi }{{\rm {d}}\psi ^{2}}}{\Psi }}=\lambda \mu ^{2}\nu ^{2}}
Nur der letzte Bruch auf der linken Seite hängt von ψ ab, weswegen er eine Konstante κ darstellt:
d
2
Ψ
d
ψ
2
Ψ
=
κ
{\displaystyle {\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}\Psi }{{\rm {d}}\psi ^{2}}}{\Psi }}=\kappa }
Einsetzen von κ gestattet auch μ und ν voneinander zu trennen:
d
2
M
d
μ
2
M
+
d
M
d
μ
μ
M
+
κ
μ
2
−
λ
μ
2
=
λ
ν
2
−
κ
ν
2
−
d
N
d
ν
ν
N
−
d
2
N
d
ν
2
N
{\displaystyle {\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}{M}}+{\frac {\frac {{\rm {d}}M}{{\rm {d}}\mu }}{\mu M}}+{\frac {\kappa }{\mu ^{2}}}-\lambda \mu ^{2}=\lambda \nu ^{2}-{\frac {\kappa }{\nu ^{2}}}-{\frac {\frac {{\rm {d}}N}{{\rm {d}}\nu }}{\nu N}}-{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}{N}}}
Weil die linke Seite nur von μ und die rechte nur von ν abhängen, können beide Seiten der Gleichung mit einer Konstanten η gleichgesetzt werden, was auf die Differentialgleichungen
d
2
M
d
μ
2
+
1
μ
d
M
d
μ
+
(
κ
μ
2
−
η
−
λ
μ
2
)
M
=
0
d
2
N
d
ν
2
+
1
ν
d
N
d
ν
+
(
κ
ν
2
+
η
−
λ
ν
2
)
N
=
0
d
2
Ψ
d
ψ
2
−
κ
Ψ
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\mathrm {d} ^{2}M}{\mathrm {d} \mu ^{2}}}+{\frac {1}{\mu }}{\frac {\mathrm {d} M}{\mathrm {d} \mu }}+\left({\frac {\kappa }{\mu ^{2}}}-\eta -\lambda \mu ^{2}\right)M=&0\\{\frac {\mathrm {d} ^{2}N}{\mathrm {d} \nu ^{2}}}+{\frac {1}{\nu }}{\frac {\mathrm {d} N}{\mathrm {d} \nu }}+\left({\frac {\kappa }{\nu ^{2}}}+\eta -\lambda \nu ^{2}\right)N=&0\\{\frac {\mathrm {d} ^{2}\Psi }{\mathrm {d} \psi ^{2}}}-\kappa \Psi =&0\end{aligned}}}
führt, für die es Lösungen gibt.[1] :36
Koordinatenflächen der parabolischen Zylinderkoordinaten. Der rote parabolische Zylinder entspricht μ=2, der gelbe ν=1 und die blaue Ebene z=2.
Die parabolischen Zylinderkoordinaten entstehen aus den ebenen parabolischen Koordinaten des vorangegangenen Abschnitts durch Extrusion senkrecht zur xy-Ebene in z-Richtung, sodass viele Eigenschaften von dort hierher übertragen werden können.
Die parabolischen Zylinderkoordinaten
(
μ
,
ν
,
z
)
{\displaystyle (\mu ,\nu ,z)}
und die kartesischen
(
x
,
y
,
z
)
{\displaystyle (x,y,z)}
hängen wie folgt zusammen:
(
x
y
z
)
=
(
μ
ν
1
2
(
ν
2
−
μ
2
)
z
)
,
(
μ
ν
z
)
=
(
x
2
+
y
2
−
y
s
i
g
n
(
x
)
(
y
2
+
x
2
+
y
)
z
)
{\displaystyle {\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\mu \nu \\{\frac {1}{2}}(\nu ^{2}-\mu ^{2})\\z\end{pmatrix}},\quad {\begin{pmatrix}\mu \\\nu \\z\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}{\sqrt {{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}-y}}\\{\rm {sign}}(x)\left({\sqrt {y^{2}+x^{2}}}+y\right)\\z\end{pmatrix}}}
Die Niveauflächen , auf denen μ konstant ist, sind in positiver y-Richtung offene konfokale parabolische Zylinder [2] :140 mit
y
=
−
μ
2
2
+
x
2
2
μ
2
{\displaystyle y=-{\frac {\mu ^{2}}{2}}+{\frac {x^{2}}{2\mu ^{2}}}}
rot im Bild, während die Niveauflächen von ν die in negativer y-Richtung offenen konfokalen parabolischen Zylinder sind:
y
=
ν
2
2
−
x
2
2
ν
2
{\displaystyle y={\frac {\nu ^{2}}{2}}-{\frac {x^{2}}{2\nu ^{2}}}}
gelb im Bild. Die Niveauflächen mit z=const. sind zueinander parallele Ebenen, blau im Bild.
Metrische Faktoren, Weg- und Flächenelemente in parabolischen Zylinderkoordinaten [ Bearbeiten | Quelltext bearbeiten ]
Die Kovarianten Basisvektoren sind
g
→
μ
=
∂
∂
μ
(
x
y
z
)
=
(
ν
−
μ
0
)
,
g
→
ν
=
∂
∂
ν
(
x
y
z
)
=
(
μ
ν
0
)
,
g
→
z
=
∂
∂
z
(
x
y
z
)
=
(
0
0
1
)
{\displaystyle {\vec {g}}_{\mu }={\frac {\partial }{\partial \mu }}{\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\nu \\-\mu \\0\end{pmatrix}},\quad {\vec {g}}_{\nu }={\frac {\partial }{\partial \nu }}{\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\mu \\\nu \\0\end{pmatrix}},\quad {\vec {g}}_{z}={\frac {\partial }{\partial z}}{\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0\\0\\1\end{pmatrix}}}
die, wie es sein muss, senkrecht zueinander sind, und deren Beträge die metrischen Faktoren sind:
h
μ
:=
|
g
→
μ
|
=
μ
2
+
ν
2
,
h
ν
:=
|
g
→
ν
|
=
μ
2
+
ν
2
=
h
μ
:=
h
,
h
z
:=
|
g
→
z
|
=
1
{\displaystyle h_{\mu }:=|{\vec {g}}_{\mu }|={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}},\quad h_{\nu }:=|{\vec {g}}_{\nu }|={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}}=h_{\mu }:=h,\quad h_{z}:=|{\vec {g}}_{z}|=1}
Das parabolische zylindrische Orthonormalsystem ist dementsprechend
c
^
μ
=
1
h
(
ν
−
μ
0
)
,
c
^
ν
=
1
h
(
μ
ν
0
)
,
c
^
z
=
(
0
0
1
)
{\displaystyle {\hat {c}}_{\mu }={\frac {1}{h}}{\begin{pmatrix}\nu \\-\mu \\0\end{pmatrix}},\quad {\hat {c}}_{\nu }={\frac {1}{h}}{\begin{pmatrix}\mu \\\nu \\0\end{pmatrix}},\quad {\hat {c}}_{z}={\begin{pmatrix}0\\0\\1\end{pmatrix}}}
Das Linien-, Flächen- und Volumenelement lauten
d
r
→
=
h
c
^
μ
d
μ
+
h
c
^
ν
d
ν
+
c
^
z
d
z
d
s
2
:=
|
d
r
→
|
2
=
h
2
(
d
μ
2
+
d
ν
2
)
+
d
z
2
d
A
:=
h
c
^
ν
d
μ
d
z
+
h
c
^
μ
d
ν
d
z
+
h
2
c
^
z
d
ν
d
μ
d
V
:=
h
2
d
μ
d
ν
d
z
{\displaystyle {\begin{aligned}{\rm {d}}{\vec {r}}=&h{\hat {c}}_{\mu }\,{\rm {d}}\mu +h{\hat {c}}_{\nu }\,{\rm {d}}\nu +{\hat {c}}_{z}\,{\rm {d}}z\\{\rm {d}}s^{2}:=&|{\rm {d}}{\vec {r}}|^{2}=h^{2}({\rm {d}}\mu ^{2}+{\rm {d}}\nu ^{2})+{\rm {d}}z^{2}\\{\rm {d}}A:=&h{\hat {c}}_{\nu }\,{\rm {d}}\mu \,\,{\rm {d}}z+h{\hat {c}}_{\mu }\,{\rm {d}}\nu \,{\rm {d}}z+h^{2}{\hat {c}}_{z}\,{\rm {d}}\nu \,{\rm {d}}\mu \\{\rm {d}}V:=&h^{2}{\rm {d}}\mu \,{\rm {d}}\nu \,{\rm {d}}z\end{aligned}}}
Die üblichen Differentialoperatoren führt die Tabelle auf[1] :21
(
h
=
μ
2
+
ν
2
,
v
→
=
v
μ
c
^
μ
+
v
ν
c
^
ν
+
v
z
c
^
z
)
{\displaystyle (h={\sqrt {\mu ^{2}+\nu ^{2}}},{\vec {v}}=v_{\mu }{\hat {c}}_{\mu }+v_{\nu }{\hat {c}}_{\nu }+v_{z}{\hat {c}}_{z})}
Gradient
g
r
a
d
f
=
1
h
(
c
^
μ
∂
f
∂
μ
+
c
^
ν
∂
f
∂
ν
)
+
c
^
z
∂
f
∂
z
{\displaystyle {\rm {grad}}\,f={\frac {1}{h}}\left({\hat {c}}_{\mu }{\frac {\partial f}{\partial \mu }}+{\hat {c}}_{\nu }{\frac {\partial f}{\partial \nu }}\right)+{\hat {c}}_{z}{\frac {\partial f}{\partial z}}}
Divergenz
d
i
v
v
→
=
1
h
2
(
∂
(
h
v
μ
)
∂
μ
+
∂
(
h
v
ν
)
∂
ν
)
+
∂
v
z
∂
z
{\displaystyle {\rm {div}}\,{\vec {v}}={\frac {1}{h^{2}}}\left({\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial \mu }}+{\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial \nu }}\right)+{\frac {\partial v_{z}}{\partial z}}}
Rotation
r
o
t
v
→
=
c
^
μ
h
[
∂
v
z
∂
ν
−
∂
(
h
v
ν
)
∂
z
]
+
c
^
ν
h
[
∂
(
h
v
μ
)
∂
z
−
∂
v
z
∂
μ
]
+
c
^
z
h
2
[
∂
(
h
v
ν
)
∂
μ
−
∂
(
h
v
μ
)
∂
ν
]
{\displaystyle {\rm {rot}}\,{\vec {v}}={\frac {{\hat {c}}_{\mu }}{h}}\left[{\frac {\partial v_{z}}{\partial \nu }}-{\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial z}}\right]+{\frac {{\hat {c}}_{\nu }}{h}}\left[{\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial z}}-{\frac {\partial v_{z}}{\partial \mu }}\right]+{\frac {{\hat {c}}_{z}}{h^{2}}}\left[{\frac {\partial (hv_{\nu })}{\partial \mu }}-{\frac {\partial (hv_{\mu })}{\partial \nu }}\right]}
Laplace-Operator
Δ
f
=
1
h
2
(
∂
2
f
∂
μ
2
+
∂
2
f
∂
ν
2
)
+
∂
2
f
∂
z
2
{\displaystyle \Delta f={\frac {1}{h^{2}}}\left({\frac {\partial ^{2}f}{\partial \mu ^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}f}{\partial \nu ^{2}}}\right)+{\frac {\partial ^{2}f}{\partial z^{2}}}}
Lösung der Laplace- und Helmholtz-Gleichung in parabolischen Zylinderkoordinaten [ Bearbeiten | Quelltext bearbeiten ]
Die multiplikative Trennung der Veränderlichen verläuft ähnlich wie bei der #Lösung der Laplace- und Helmholtz-Gleichung in der Ebene , es muss nur die z-Koordinate hinzugenommen werden[1] :22
ϕ
(
μ
,
ν
)
=
M
(
μ
)
⋅
N
(
ν
)
⋅
Z
(
z
)
{\displaystyle \phi (\mu ,\nu )=M(\mu )\cdot N(\nu )\cdot Z(z)}
Mit obigem Laplace-Operator entsteht die Helmholtz-Gleichung:
Δ
ϕ
(
μ
,
ν
)
=
1
μ
2
+
ν
2
(
d
2
M
d
μ
2
N
Z
+
M
d
2
N
d
ν
2
Z
)
+
M
N
d
2
Z
d
z
2
=
λ
M
N
Z
{\displaystyle \Delta \phi (\mu ,\nu )={\frac {1}{\mu ^{2}+\nu ^{2}}}\left({\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}NZ+M{\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}Z\right)+MN{\frac {{\rm {d}}^{2}Z}{{\rm {d}}z^{2}}}=\lambda MNZ}
Division beider Seiten durch
M
N
Z
{\displaystyle MNZ}
liefert
1
μ
2
+
ν
2
(
d
2
M
d
μ
2
M
+
d
2
N
d
ν
2
N
)
+
d
2
Z
d
z
2
Z
=
λ
{\displaystyle {\frac {1}{\mu ^{2}+\nu ^{2}}}\left({\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}{M}}+{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}{N}}\right)+{\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}Z}{{\rm {d}}z^{2}}}{Z}}=\lambda }
Auf der rechten Seite steht eine Konstante und nur der letzte Bruch auf der linken Seite hängt von z ab. Daher muss dieser Term ebenfalls konstant sein:
d
2
Z
d
z
2
Z
:=
η
→
Z
(
z
)
=
E
exp
(
η
z
)
+
F
exp
(
−
η
z
)
{\displaystyle {\frac {\frac {{\rm {d}}^{2}Z}{{\rm {d}}z^{2}}}{Z}}:=\eta \rightarrow Z(z)=E\exp({\sqrt {\eta }}z)+F\exp(-{\sqrt {\eta }}z)}
Diese Konstante oben eingesetzt ergibt wie in der Ebene nur mit λ-η statt λ:
d
2
M
d
μ
2
−
[
(
λ
−
η
)
μ
2
+
κ
2
]
M
=
0
d
2
N
d
ν
2
−
[
(
λ
−
η
)
ν
2
−
κ
2
]
N
=
0
{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {{\rm {d}}^{2}M}{{\rm {d}}\mu ^{2}}}-[(\lambda -\eta )\mu ^{2}+\kappa ^{2}]M=0\\{\frac {{\rm {d}}^{2}N}{{\rm {d}}\nu ^{2}}}-[(\lambda -\eta )\nu ^{2}-\kappa ^{2}]N=0\end{aligned}}}
und die Lösung erfolgt auch wie dort.
Im Fall der Laplace-Gleichung ist λ=0 und die Lösungsfunktion kann mit dem Sinus und Cosinus sowie dem Sinus hyperbolicus und Kosinus hyperbolicus ausgedrückt werden:
ϕ
(
μ
,
ν
,
z
)
=
[
A
sinh
(
κ
μ
)
+
B
cosh
(
κ
μ
)
]
[
C
sin
(
κ
ν
)
+
D
cos
(
κ
ν
)
]
[
E
exp
(
η
z
)
+
F
exp
(
−
η
z
)
]
{\displaystyle \phi (\mu ,\nu ,z)=[A\sinh(\kappa \mu )+B\cosh(\kappa \mu )][C\sin(\kappa \nu )+D\cos(\kappa \nu )][E\exp({\sqrt {\eta }}z)+F\exp(-{\sqrt {\eta }}z)]}
Die Konstanten A, B, C, D, E, F, η und κ dienen der Anpassung an Randbedingungen . Wenn die Separationskonstante κ2 mit negativem Vorzeichen angesetzt wird, vertauschen sich in der Lösungsfunktion die Winkelfunktionen durch die Hyperbelfunktionen und umgekehrt, und je nach Vorzeichen von η ist der von z abhängige Faktor eine Wellen- oder Exponentialfunktion.
↑ a b c d e f g h i j k
P. Moon, D.E. Spencer: Field Theory Handbook . Including Coordinate Systems, Differential Equations and Their Solutions. 2. Auflage. Springer Verlag, Berlin, Heidelberg, New York 1971, ISBN 3-540-02732-7 , S. 3 ff .
↑ a b c
Guido Walz (Hrsg.): Lexikon der Mathematik . 2. Auflage. Band 4 (Moo bis Sch). Springer Spektrum Verlag, Mannheim 2017, ISBN 978-3-662-53499-1 , doi :10.1007/978-3-662-53500-4 .
↑ a b
Eric Weisstein : Parabolic Cylinder Function. MathWorld , 16. April 2024, abgerufen am 13. April 2024 (englisch).
↑
Guido Walz (Hrsg.): Lexikon der Mathematik . 2. Auflage. Band 5 (Sed bis Zyl). Springer Spektrum Verlag, Mannheim 2017, ISBN 978-3-662-53505-9 , doi :10.1007/978-3-662-53506-6 .