métodos numéricos para problemas de...

Métodos numéricos para problemas de contorno

Damián Ginestar Peiró

Departamento de Matemática AplicadaUniversidad Politécnica de Valencia

(UPV) Métodos numéricos para PVF 1 / 28

Programa

1 Introducción

2 Diferencias finitas

3 Diferencias finitas para problemas elípticos

4 Diferencias finitas para problemas parabólicos

5 Diferencias finitas para problemas hiperbólicos

6 Ecuación de convección-difusión


Introducción

Mostraremos distintos métodos numéricos para la aproximaciónde problemas de contorno. Mientras que en los problemas devalores iniciales las condiciones que determinan la solución delproblema se imponen en un mismo punto (condiciones iniciales),en los problemas de contorno las condiciones se imponen enpuntos separados.Para una ecuación diferencial ordinaria de segundo orden

y ′′ = f(x , y , y ′) , a ≤ x ≤ b ,

con las condiciones

y(a) = α , y(b) = β .


Diferencias finitas

Se tiene un problema de la forma

y ′′ = p(x)y ′ + q(x)y + r(x) , a ≤ x ≤ b , y(a) = α , y(b) = β .

El primer paso consistirá en dividir el intervalo [a, b] en N + 1subintervalos del mismo tamaño cuyos extremos son los nodos

xi = a + i∆x , i = 0, 1, . . . , N + 1 ,

siendo ∆x = (b − a)/(N + 1).


Diferencias finitas

En los nodos interiores se ha de cumplir

y ′′ (xi) = p (xi) y ′ (xi) + q (xi) y (xi) + r (xi) ,

con i = 1, 2, . . . N.

Se hace uso del desarrollo de Taylor

y (xi+1) = y (xi + ∆x) = y (xi) + ∆xy ′ (xi)

+∆x2

2y ′′ (xi) +

∆x3

6y ′′′ (xi) + O

(∆x4

).

Además

y (xi−1) = y (xi −∆x) = y (xi)−∆xy ′ (xi)

+∆x2

2y ′′ (xi)−

∆x3

6y ′′′ (xi) + O

(∆x4

).


Diferencias finitas

Se tiene

y ′′ (xi) =1

∆x2 (y (xi−1)− 2y (xi) + y (xi+1)) + O(∆x2

),

y

y ′ (xi) =1

2∆x(y (xi+1)− y (xi−1)) + O

(∆x2

).

En los nodos i = 1, . . . , N, las ecuaciones

yi−1 − 2yi + yi+1

∆x2 = p (xi)yi+1 − yi−1

2∆x+ q (xi) yi + r (xi) .

Condiciones de contorno

y0 = α , yN+1 = β .


Diferencias finitas

en forma matricial de la forma

Ay = b ,

donde A es la matriz tridiagonal

A =

2666666666666664

2 + ∆x2q (x1) −1 + ∆x2 p (x1) 0 · · · 0

−1 − ∆x2 p (x2) 2 + ∆x2q (x2) −1 + ∆x

2 p (x2) · · · 0

0. . .

. . . 0...

. . .. . .

.

.

....

. . .. . . −1 + ∆x

2 p`xN−1

´0 · · · · · · −1 − ∆x

2 p (xN ) 2 + ∆x2q (xN )

3777777777777775,

y los vectores

y =

2666664y1

y2...

yN−1

yN

3777775 , b =

2666664−∆x2r (x1) +

`1 + ∆x

2 p (x1)´α

−∆x2r (x2)...

−∆x2r (xN−1)

−∆x2r (xN) +`1− ∆x

2 p (xN)´β

3777775 .


Diferencias finitas para problemas elípticos

Problema de contorno asociado a la ecuación de Poisson

∂2u∂x2 +

∂2u∂y2 = −f , (x , y) ∈ [0, l1]× [0, l2] ,

u(x , y) = 0 , para x = 0; x = l1; y = 0; x = l2 .



El primer paso que realizaremos consistirá en discretizar el rectángulo[0, l1]× [0, l2]

x 0=0

x 1 x x x x x2 3 4 i i+1

y 0=0

y 1

y 2

y 3

y j

y j+1

n+x

y m+1=l 2

xi = i∆x , i = 0, 1, 2, . . . , N + 1 ,

yj = j∆y , j = 0, 1, 2, . . . , M + 1 .



Se tiene que

∂2u∂x2

(ui , uj

)≈

ui−1j − 2uij + ui+1j

∆x2 ,

∂2u∂y2

(ui , uj

)≈

uij−1 − 2uij + uij+1

∆y2 ,

donde uij = u(xi , yj

)La ecuación

1∆x2

(ui−1j − 2uij + ui+1j

)+

1∆y2

(ui−1j − 2uij + ui+1j

)= −fij .



Orden: i = 1, . . . , N, j = 1, . . . , M,

l = i + n(j − 1) .

Se obtiene un sistema deecuaciones de la forma

Au = f ,

0 50 100 150 200 250 300 350

0

50

100

150

200

250

300

350

nz = 1729


Diferencias finitas para problemas parabólicos

Consideraremos la ecuación del calor o ecuación de la difusióndependiente del tiempo que consideraremos tiene la forma

∂u∂t

= α∂2u∂x2 .

Condiciones de contornoDistribución espacial de la u en el instante inicial es conocida.



Se discretiza el tiempo y el espacio en intervalos igualmentespaciados, t = n∆t , n = 0, 1, 2, . . ., y x = x0 + i∆x ,i = 0, 1, . . . , Nx .Se toma una aproximación para la derivada temporal de la forma

∂u∂t

≈ u(x , t + ∆t)− u(x , t)∆t

+ O (∆t) .

Para la derivada espacial se toma

∂2u∂x2 ≈

u(x −∆x , t)− 2u(x , t) + u(x + ∆x , t)∆x2 + O

(∆x2

).



Se suele utilizar la notación u (n∆t , x0 + i∆x) = uni , y se escribe la

aproximación de la ecuación como

un+1i − un

i∆t

= αun

i−1 − 2uni + un

i+1

∆x2 ,

o sea,

un+1i = un

i + r(un

i−1 − 2uni + un

i+1)

, r =α∆t∆x2 .

Método explícito.Para garantizar la estabilidad del esquema explícito, se puede ver quees necesario que se cumpla la condición

0 <α∆t∆x2 < 0,5 ,

que se conoce como la condición de Courant, y que limita la longituddel paso temporal que es necesario elegir una vez se ha elegido unpaso espacial.



Para evitar problemas de estabilidad, se puede evaluar la derivadasegunda espacial en el instante (n + 1)∆t , en vez de hacerlo en elinstante n∆t , obteniendo de este modo la aproximación

un+1i − un

i∆t

= αun+1

i−1 − 2un+1i + un+1

i+1

∆x2 ,

o sea,−run+1

i−1 + (1 + 2r)un+1i − run+1

i+1 = uni ,

que es un método implícito.



Para cada paso de tiempo, se ha de resolver un sistema deecuaciones de la forma

26664(1 + 2r) −r−r (1 + 2r) −r

· · ·−r (1 + 2r) −r

−r (1 + 2r)

37775

266666664

un+11

.

.

.

un+1Nx

377777775=

266666664

un1 + run+1

0

.

.

.

unNx

+ run+1Nx

377777775.



Otro método más preciso es el método de Crank-Nicolson

un+1i − un

i∆t

=α

2

(un

i−1 − 2uni + un

i+1

∆x2 +un+1

i−1 − 2un+1i + un+1

i+1

∆x2

).


Diferencias finitas para problemas hiperbólicos

Consideraremos la ecuación de ondas,

c2 ∂2u∂x2 =

∂2u∂t2 , 0 ≤ x ≤ l , t ≥ 0 ,

con las condiciones de contorno

u(0, t) = u(l , t) = 0 ,

y las condiciones iniciales

u(x , 0) = f (x),∂u∂t

(t , 0) = g(x), 0 ≤ x ≤ l .



Podemos utilizar las aproximaciones

∂2u∂x2 (xi , tn) ≈

uni−1 − 2un

i + uni+1

∆x2 ,

y∂2u∂t2 (xi , tn) ≈

un−1i − 2un

i + un+1i

∆t2 ,

se llega a una aproximación de la forma

c2 uni−1 − 2un

i + uni+1

∆x2 =un−1

i − 2uni + un+1

i∆t2 ,

que se puede reescribir como

un+1i = 2un

i

(1− c2∆t2

∆x2

)+(un

i−1 + uni+1)(c2∆t2

∆x2

)− un−1

i .

para i = 1, . . . Nx .(UPV) Métodos numéricos para PVF 19 / 28


Los valores para n = 0 se obtienen de la condición inicial, perotambién son necesarios los valores para n = 1.

Una posibilidad consiste en usar la condición

∂u∂t

(x , 0) = g(x) 0 ≤ x ≤ l ,

sustituyendo∂u∂t

(x , 0) ≈u1

i − u0i

∆t= g (xi) ,

o sea,u1

i = u0i + ∆tg (xi) , i = 1, . . . N .



Una aproximación de mayor orden se puede obtener si se tiene encuenta que

u (xi , t1) = u (xi , 0) + ∆t∂u∂t

(xi , 0) +(∆t)2

2∂2u∂t2 (xi , 0) + O

((∆t)3

).

Si existe f ′′, podemos usar la ecuación de ondas y escribir

∂2u∂t2 (xi , 0) = c2 ∂2u

∂x2 (xi , 0) = c2f ′′ (xi) ,

con lo que se tiene

u1i = u0

i + ∆tg (xi) +c2 (∆t)2

2f ′′ (xi) .


Ecuación de convección-difusión

Se quiere resolver un problema estacionario de la forma

−au′′ + bu′ = 0 , 0 < x < l ,

u(0) = 0 , u(l) = 1 .

Para obtener la solución analítica

y ′ =ba

y , u′ = y ,

con lo que

y = K exp(

ba

x)

,



y, por tanto,

u = K̃ exp(

ba

x)

.

Imponiendo las condiciones de contorno se tiene

u(x) =1− eRlx

1− eR ,

donde R es el número de Péclet

R =bla

.



Para obtener una aproximación por diferencias finitas, primeroobtenemos una aproximación O

(∆x2) de u′(x).

u′(x) ≈ u(x + ∆x)− u(x −∆x)

2∆x+ O

(∆x2

).

se tiene la relación

bui+1 − ui−1

2∆x− a

ui+1 − 2ui + ui−1

∆x2 = 0 ,

que, definiendo

c =R∆x

2l,

se reescribe como

−(1− c)ui+1 + 2ui − (1 + c)ui−1 = 0 .



Ésta es una ecuación en diferencias que se suele resolver probandouna solución de la forma ui = r i ,

−(1− c)r i+1 + 2r i − (1 + c)r i−1 = 0 ,

esto es,r i−1

(−(1− c)r2 + 2r − (1− c)

)= 0 ,

luego r tendrá que cumplir que

(1− c)r2 − 2r + (1 + c) = 0 .

Las soluciones de esta ecuación son

r1 = 1 , r2 =1 + c1− c

.



La solución general de la ecuación en diferencias será de la forma

ui = α + β

(1 + c1− c

)i

,

como u0 = 0, β = −α y como un+1 = 1, se cumplirá

α =1

1− rn+12

,

así, la solución es de la forma

ui =1− r i

2

1− rn+12

.

Cuando c > 1,(∆x > 2l

R

)entonces r2 < 0, y la solución ui oscila. Esto

contrasta con el comportamiento de la solución analítica que escreciente.



Para resolver este problema hay que utilizar esquemas de primerorden, que tengan en cuenta el signo de la velocidad b.

Si b > 0, la derivada primera se aproxima como

u′i ≈

ui − ui−1

∆x,

obteniendo una ecuación de la forma

bui − ui−1

∆x− a

ui+1 − 2ui + ui−1

∆x2 = 0 .

Si b < 0, la derivada primera se aproxima como

u′i ≈

ui+1 − ui

∆x,

obteniendo una ecuación de la forma

bui+1 − ui

∆x− a

ui+1 − 2ui + ui−1

∆x2 = 0 .



Estas dos posibilidades se escriben de una forma compacta como

b(

12

(1− b

|b|

)1

∆x(ui+1 − ui) +

12

(1 +

b|b|

)1

∆x(ui − ui−1)

)−a

1∆x2 (ui−1 − 2ui + ui+1) = 0 .

Este esquema se conoce como un esquema ‘up-wind’ de primer ordenpara la ecuación de convección-difusión.


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