如果你也在 怎样代写偏微分方程Partial Differential Equations 这个学科遇到相关的难题，请随时右上角联系我们的24/7代写客服。偏微分方程Partial Differential Equations在数学中，偏微分方程（PDE）是一个方程，它规定了一个多变量函数的各种偏导数之间的关系。常微分方程构成了偏微分方程的一个子类，对应于单变量函数。截至2020年，随机偏微分方程和非局部方程是 “PDE “概念的特别广泛研究的延伸。更为经典的课题包括椭圆和抛物线偏微分方程、流体力学、玻尔兹曼方程和色散偏微分方程，目前仍有很多积极的研究。

偏微分方程Partial Differential Equations在以数学为导向的科学领域，如物理学和工程学中无处不在。例如，它们是现代科学对声音、热量、扩散、静电、电动力学、热力学、流体动力学、弹性、广义相对论和量子力学（薛定谔方程、保利方程等）的基础性认识。它们也产生于许多纯粹的数学考虑，如微分几何和变分计算；在其他值得注意的应用中，它们是几何拓扑学中证明庞加莱猜想的基本工具。部分由于这种来源的多样性，存在着广泛的不同类型的偏微分方程，并且已经开发了处理许多出现的个别方程的方法。因此，人们通常认为，偏微分方程没有 “一般理论”，专业知识在一定程度上被划分为几个基本不同的子领域。

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数学代写|偏微分方程代考Partial Differential Equations代写|Helmholtz’s Second Theorem

If $\Psi(\mathbf{r})$ is a solution of the space form of the wave equation whose partial derivatives of the first and second orders are continuous outside the volume $V$ and on the closed surface $S$ bounding $V$, if $r \Psi(\mathbf{r})$ is bounded, and if
$$
r\left(\frac{\partial \Psi}{\partial r}-i k \Psi\right) \rightarrow 0
$$
uniformly with respect to the angle variables as $r \rightarrow \infty$, then
$$
\begin{aligned}
\frac{1}{4 \pi} \int_S\left{\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right) \frac{\partial}{\partial n}\left(\frac{e^{i k\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}}{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}\right)-\frac{\partial \Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)}{\partial n} \frac{e^{i k\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}}{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}\right} d S^{\prime} \
=\left{\begin{aligned}
\Psi(\mathbf{r}) & \text { if } \mathbf{r} \notin V \
0 & \text { if } \mathbf{r} \in V
\end{aligned}\right.
\end{aligned}
$$
where $\mathbf{n}$ is the outward normal to $S$.
It would appear from Helmholtz’s formulas that the values taken by $\Psi$ and $\partial \Psi / \partial n$ on the surface $S$ can be assigned arbitrarily and independently of each other. By use of a Green’s function $G\left(\mathbf{r}, \mathbf{r}^{\prime}\right)$ with singularity at $P$ (see Sec. 7 below) we can express $\Psi(\mathbf{r})$ in terms of $\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)$ alone through the equation
$$
\Psi(\mathbf{r})=-\frac{1}{4 \pi} \int_S \Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right) \frac{\partial G}{\partial n} d S^{\prime}
$$
so that knowing the value of $\Psi$ on the surface $S$, we can, in general, determine $\Psi(\mathbf{r})$ uniquely and, in particular, calculate the value of $\partial \Psi / \partial n$ on $S$. It can also be shown that if $\partial \Psi / \partial n$ is prescribed on $S$, $\Psi(\mathbf{r})$ is in general determined uniquely so that its value on $S$ can be determined. The values of $\Psi$ and $\partial \Psi / \partial n$ on $S$ are therefore related. If the functions $f(\mathbf{r})$ and $g(\mathbf{r})$ are defined in an arbitrary way, then the function
satisfies the space form of the wave equation, but it does not necessarily follow that $\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)=g\left(\mathbf{r}^{\prime}\right), \partial \Psi / \partial n=f\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)$ on $S$.

数学代写|偏微分方程代考Partial Differential Equations代写|Weber’s Theorem

Weber’s Theorem. If $\Psi(\rho)$ is a solution of the space form of the two-dimensional wave equation $\nabla_1^2 \Psi+k^2 \Psi=0$ whose partial derivatives of the first and second orders are continuous within the area $S$ and on the closed curve $\Gamma$ bounding $S$, then
$$
\begin{aligned}
\frac{1}{4 i} \int_{\Gamma}\left{\Psi\left(\rho^{\prime}\right) \frac{\partial}{\partial n} H_0^{(1)}\left(k\left|\rho-\rho^{\prime}\right|\right)-H_0^{(1)}\left(k\left|\rho-\rho^{\prime}\right|\right)\right. & \left.\frac{\partial \Psi\left(\rho^{\prime}\right)}{\partial n}\right} d s^{\prime} \
& = \begin{cases}\Psi(\rho) & \text { if } \rho \in S \
0 & \text { if } \rho \notin S\end{cases}
\end{aligned}
$$
where $\mathbf{n}$ is the outward normal to $\Gamma$. The proof is left as an exercise to the reader. ${ }^1$

Helmholtz’s first theorem can be expressed in another way by introducing the idea of a retarded value. If $\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t\right)$ is a function of the coordinates of a variable point with position vector $\mathbf{r}^{\prime}$, then we define the retarded value $[\psi]$ of $\psi$ by the equation
$$
[\psi]=\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t-\frac{\lambda}{c}\right), \quad \lambda=\left|\mathbf{r}^{\prime}-\mathbf{r}\right|
$$
where $\mathbf{r}$ is the position vector of some fixed point. If
$$
\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t\right)=\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right) e^{-i k c t}
$$
then it is obvious that
$$
[\psi]=\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t\right) e^{i k \lambda}, \quad\left[\frac{\partial \psi}{\partial t}\right]=-i k c[\psi]
$$
If, now, we multiply both sides of the equation which occurs in Helmholtz’s first theorem by $e^{i k c t}$, we find that if the point with position vector $\mathbf{r}$ is inside the surface $S$, then that equation can be written in the form
$$
\psi(\mathbf{r}, t)=\frac{1}{4 \pi} \int_S\left{-[\psi] \frac{\partial \lambda}{\partial n}\left(\frac{i k}{\lambda}+\frac{d}{d \lambda}\left(\frac{1}{\lambda}\right)\right}+\frac{1}{\lambda}\left[\frac{\partial \psi}{\partial n}\right]\right} d S^{\prime}
$$
which, because of the second of equations (6), can be written in the form
$$
\psi(\mathbf{r}, t)=\frac{1}{4 \pi} \int_S\left{-[\psi] \frac{\partial}{\partial n}\left(\frac{1}{\lambda}\right)+\frac{1}{c \lambda} \frac{\partial \lambda}{\partial n}\left[\frac{\partial \psi}{\partial t}\right]+\frac{1}{\lambda}\left[\frac{\partial \psi}{\partial n}\right]\right} d S^{\prime}
$$

偏微分方程代写

数学代写|偏微分方程代考Partial Differential Equations代写|Helmholtz’s Second Theorem

如果$\Psi(\mathbf{r})$是波动方程的空间形式的解，其一阶和二阶偏导数在体积$V$外和在封闭表面$S$边界$V$上连续，如果$r \Psi(\mathbf{r})$是有界的，如果
$$
r\left(\frac{\partial \Psi}{\partial r}-i k \Psi\right) \rightarrow 0
$$
对角度变量的一致表达式为$r \rightarrow \infty$
$$
\begin{aligned}
\frac{1}{4 \pi} \int_S\left{\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right) \frac{\partial}{\partial n}\left(\frac{e^{i k\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}}{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}\right)-\frac{\partial \Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)}{\partial n} \frac{e^{i k\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}}{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}^{\prime}\right|}\right} d S^{\prime} \
=\left{\begin{aligned}
\Psi(\mathbf{r}) & \text { if } \mathbf{r} \notin V \
0 & \text { if } \mathbf{r} \in V
\end{aligned}\right.
\end{aligned}
$$
其中$\mathbf{n}$是$S$的外法线。
从亥姆霍兹公式中可以看出，在表面$S$上$\Psi$和$\partial \Psi / \partial n$所取的值可以任意地、相互独立地赋值。通过使用奇异点为$P$的格林函数$G\left(\mathbf{r}, \mathbf{r}^{\prime}\right)$(见下文第7节)，我们可以通过方程单独用$\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)$表示$\Psi(\mathbf{r})$
$$
\Psi(\mathbf{r})=-\frac{1}{4 \pi} \int_S \Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right) \frac{\partial G}{\partial n} d S^{\prime}
$$
因此，知道了表面$S$上$\Psi$的值，我们通常可以唯一地确定$\Psi(\mathbf{r})$，特别是计算$S$上$\partial \Psi / \partial n$的值。还可以证明，如果$S$上规定了$\partial \Psi / \partial n$，则$\Psi(\mathbf{r})$通常是唯一确定的，因此可以确定其在$S$上的值。因此，$S$上的$\Psi$和$\partial \Psi / \partial n$的值是相关的。如果函数$f(\mathbf{r})$和$g(\mathbf{r})$以任意方式定义，则函数
满足波动方程的空间形式，但它不一定符合$\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)=g\left(\mathbf{r}^{\prime}\right), \partial \Psi / \partial n=f\left(\mathbf{r}^{\prime}\right)$在$S$上。

数学代写|偏微分方程代考Partial Differential Equations代写|Weber’s Theorem

韦伯定理。如果$\Psi(\rho)$是二维波动方程$\nabla_1^2 \Psi+k^2 \Psi=0$的空间形式的解，其一阶和二阶偏导数在$S$区域内和在$\Gamma$边界$S$的封闭曲线上连续，则
$$
\begin{aligned}
\frac{1}{4 i} \int_{\Gamma}\left{\Psi\left(\rho^{\prime}\right) \frac{\partial}{\partial n} H_0^{(1)}\left(k\left|\rho-\rho^{\prime}\right|\right)-H_0^{(1)}\left(k\left|\rho-\rho^{\prime}\right|\right)\right. & \left.\frac{\partial \Psi\left(\rho^{\prime}\right)}{\partial n}\right} d s^{\prime} \
& = \begin{cases}\Psi(\rho) & \text { if } \rho \in S \
0 & \text { if } \rho \notin S\end{cases}
\end{aligned}
$$
其中$\mathbf{n}$是$\Gamma$的外法线。证明留给读者作为练习。 ${ }^1$

亥姆霍兹第一定理可以用另一种方式表示，即引入迟滞值的概念。如果$\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t\right)$是一个变量点的坐标与位置向量$\mathbf{r}^{\prime}$的函数，则由式定义$\psi$的延迟值$[\psi]$
$$
[\psi]=\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t-\frac{\lambda}{c}\right), \quad \lambda=\left|\mathbf{r}^{\prime}-\mathbf{r}\right|
$$
其中$\mathbf{r}$是某个固定点的位置向量。如果
$$
\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t\right)=\Psi\left(\mathbf{r}^{\prime}\right) e^{-i k c t}
$$
那么很明显
$$
[\psi]=\psi\left(\mathbf{r}^{\prime}, t\right) e^{i k \lambda}, \quad\left[\frac{\partial \psi}{\partial t}\right]=-i k c[\psi]
$$
如果，现在，我们在方程的两边乘以$e^{i k c t}$，我们发现如果位置向量为$\mathbf{r}$的点在曲面$S$内，那么这个方程可以写成这样
$$
\psi(\mathbf{r}, t)=\frac{1}{4 \pi} \int_S\left{-[\psi] \frac{\partial \lambda}{\partial n}\left(\frac{i k}{\lambda}+\frac{d}{d \lambda}\left(\frac{1}{\lambda}\right)\right}+\frac{1}{\lambda}\left[\frac{\partial \psi}{\partial n}\right]\right} d S^{\prime}
$$
由于第二个方程(6)，哪个可以写成这种形式
$$
\psi(\mathbf{r}, t)=\frac{1}{4 \pi} \int_S\left{-[\psi] \frac{\partial}{\partial n}\left(\frac{1}{\lambda}\right)+\frac{1}{c \lambda} \frac{\partial \lambda}{\partial n}\left[\frac{\partial \psi}{\partial t}\right]+\frac{1}{\lambda}\left[\frac{\partial \psi}{\partial n}\right]\right} d S^{\prime}
$$

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线性代数是数学的一个分支，涉及线性方程，如：线性图，如：以及它们在向量空间和通过矩阵的表示。线性代数是几乎所有数学领域的核心。

博弈论代写

现代博弈论始于约翰-冯-诺伊曼（John von Neumann）提出的两人零和博弈中的混合策略均衡的观点及其证明。冯-诺依曼的原始证明使用了关于连续映射到紧凑凸集的布劳威尔定点定理，这成为博弈论和数学经济学的标准方法。在他的论文之后，1944年，他与奥斯卡-莫根斯特恩（Oskar Morgenstern）共同撰写了《游戏和经济行为理论》一书，该书考虑了几个参与者的合作游戏。这本书的第二版提供了预期效用的公理理论，使数理统计学家和经济学家能够处理不确定性下的决策。

微积分代写

微积分，最初被称为无穷小微积分或 “无穷小的微积分”，是对连续变化的数学研究，就像几何学是对形状的研究，而代数是对算术运算的概括研究一样。

它有两个主要分支，微分和积分；微分涉及瞬时变化率和曲线的斜率，而积分涉及数量的累积，以及曲线下或曲线之间的面积。这两个分支通过微积分的基本定理相互联系，它们利用了无限序列和无限级数收敛到一个明确定义的极限的基本概念 。

计量经济学代写

什么是计量经济学？
计量经济学是统计学和数学模型的定量应用，使用数据来发展理论或测试经济学中的现有假设，并根据历史数据预测未来趋势。它对现实世界的数据进行统计试验，然后将结果与被测试的理论进行比较和对比。

根据你是对测试现有理论感兴趣，还是对利用现有数据在这些观察的基础上提出新的假设感兴趣，计量经济学可以细分为两大类：理论和应用。那些经常从事这种实践的人通常被称为计量经济学家。

MATLAB代写

MATLAB 是一种用于技术计算的高性能语言。它将计算、可视化和编程集成在一个易于使用的环境中，其中问题和解决方案以熟悉的数学符号表示。典型用途包括：数学和计算算法开发建模、仿真和原型制作数据分析、探索和可视化科学和工程图形应用程序开发，包括图形用户界面构建MATLAB 是一个交互式系统，其基本数据元素是一个不需要维度的数组。这使您可以解决许多技术计算问题，尤其是那些具有矩阵和向量公式的问题，而只需用 C 或 Fortran 等标量非交互式语言编写程序所需的时间的一小部分。MATLAB 名称代表矩阵实验室。MATLAB 最初的编写目的是提供对由 LINPACK 和 EISPACK 项目开发的矩阵软件的轻松访问，这两个项目共同代表了矩阵计算软件的最新技术。MATLAB 经过多年的发展，得到了许多用户的投入。在大学环境中，它是数学、工程和科学入门和高级课程的标准教学工具。在工业领域，MATLAB 是高效研究、开发和分析的首选工具。MATLAB 具有一系列称为工具箱的特定于应用程序的解决方案。对于大多数 MATLAB 用户来说非常重要，工具箱允许您学习和应用专业技术。工具箱是 MATLAB 函数（M 文件）的综合集合，可扩展 MATLAB 环境以解决特定类别的问题。可用工具箱的领域包括信号处理、控制系统、神经网络、模糊逻辑、小波、仿真等。