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Multiple-scale analysis

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2010: 90: 1603: 2005:{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {dy}{dt}}&=\left({\frac {\partial Y_{0}}{\partial t}}+{\frac {dt_{1}}{dt}}{\frac {\partial Y_{0}}{\partial t_{1}}}\right)+\varepsilon \left({\frac {\partial Y_{1}}{\partial t}}+{\frac {dt_{1}}{dt}}{\frac {\partial Y_{1}}{\partial t_{1}}}\right)+\cdots \\&={\frac {\partial Y_{0}}{\partial t}}+\varepsilon \left({\frac {\partial Y_{0}}{\partial t_{1}}}+{\frac {\partial Y_{1}}{\partial t}}\right)+{\mathcal {O}}(\varepsilon ^{2}),\end{aligned}}} 2260: 2495: 561: 62:. This is done by introducing fast-scale and slow-scale variables for an independent variable, and subsequently treating these variables, fast and slow, as if they are independent. In the solution process of the perturbation problem thereafter, the resulting additional freedom – introduced by the new independent variables – is used to remove (unwanted) 795: 2030: 3629: 2267: 359: 658: 3800: 1106: 3463: 3861:
More difficult examples are better treated using a time-dependent coordinate transform involving complex exponentials (as also invoked in the previous multiple time-scale approach). A web service will perform the analysis for a wide range of examples.
2255:{\displaystyle {\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}={\frac {\partial ^{2}Y_{0}}{\partial t^{2}}}+\varepsilon \left(2{\frac {\partial ^{2}Y_{0}}{\partial t\,\partial t_{1}}}+{\frac {\partial ^{2}Y_{1}}{\partial t^{2}}}\right)+{\mathcal {O}}(\varepsilon ^{2}).} 2490:{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial ^{2}Y_{0}}{\partial t^{2}}}+Y_{0}&=0,\\{\frac {\partial ^{2}Y_{1}}{\partial t^{2}}}+Y_{1}&=-Y_{0}^{3}-2\,{\frac {\partial ^{2}Y_{0}}{\partial t\,\partial t_{1}}}.\end{aligned}}} 3674: 556:{\displaystyle {\frac {dp}{dt}}=-{\frac {\partial H}{\partial q}},\qquad {\frac {dq}{dt}}=+{\frac {\partial H}{\partial p}},\quad {\text{ with }}\quad H={\tfrac {1}{2}}p^{2}+{\tfrac {1}{2}}q^{2}+{\tfrac {1}{4}}\varepsilon q^{4},} 933: 1311: 908: 3055: 2639: 1596: 2953: 251: 3162: 790:{\displaystyle \left|y(t)\right|\leq {\sqrt {1+{\tfrac {1}{2}}\varepsilon }}\quad {\text{ and }}\quad \left|{\frac {dy}{dt}}\right|\leq {\sqrt {1+{\tfrac {1}{2}}\varepsilon }}\qquad {\text{ for all }}t.} 327: 2838: 2272: 1608: 938: 124: 157: 3624:{\displaystyle y=r\cos \theta +{\frac {1}{32}}\varepsilon r^{3}\cos 3\theta +{\frac {1}{1024}}\varepsilon ^{2}r^{5}(-21\cos 3\theta +\cos 5\theta )+{\mathcal {O}}(\varepsilon ^{3})} 3328: 1362: 3458: 3238: 1466: 1419: 1368:(1) and has the same order of magnitude as the leading-order term. Because the terms have become disordered, the series is no longer an asymptotic expansion of the solution. 73:
Mathematics research from about the 1980s proposes that coordinate transforms and invariant manifolds provide a sounder support for multiscale modelling (for example, see
3856: 3360: 3418: 928: 3669: 1113: 2978: 3389: 2507: 3822: 1490: 2869: 811: 174: 3062: 3795:{\displaystyle {\frac {d\theta }{dt}}=1+{\frac {3}{8}}\varepsilon r^{2}-{\frac {15}{256}}\varepsilon ^{2}r^{4}+{\mathcal {O}}(\varepsilon ^{3}).} 1101:{\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {d^{2}y_{0}}{dt^{2}}}+y_{0}&=0,\\{\frac {d^{2}y_{1}}{dt^{2}}}+y_{1}&=-y_{0}^{3}.\end{aligned}}} 255: 2685: 126:
approaches for both regular perturbation theory and multiple-scale analysis can be seen, and how they compare to the exact solution for
17: 3272:, etc. However, this introduces possible ambiguities in the perturbation series solution, which require a careful treatment (see 3871: 3886: 4079: 4058: 4033: 3240:. Higher-order solutions – using the method of multiple scales – require the introduction of additional slow scales, i.e., 3925: 1435: 2264:
Then the zeroth- and first-order problems of the multiple-scales perturbation series for the Duffing equation become:
3189: 3289: 330: 96: 4120: 129: 3298: 1322: 4130: 4125: 3933: 3423: 3198: 1379: 3288:
Alternatively, modern approaches derive these sorts of models using coordinate transforms, like in the
3926:"An upper bound for validity limits of asymptotic analytical approaches based on normal form theory" 2653: 28: 3976: 3827: 3333: 3394: 1315:
Note that the last term between the square braces is secular: it grows without bound for large |
4097: 913: 3998: 3634: 167:
As an example for the method of multiple-scale analysis, consider the undamped and unforced
89: 59: 3365: 8: 3881: 805: 55: 3958: 3807: 640: 353: 348:) is sought for small values of the (positive) nonlinearity parameter 0 <  4075: 4054: 4029: 3962: 3876: 2845: 63: 4046: 4000:
Construct centre manifolds of ordinary or delay differential equations (autonomous)
3950: 3942: 334: 168: 2957:
The solution to the solvability condition, also satisfying the initial conditions
2679: 74: 1306:{\displaystyle y(t)=\cos(t)+\varepsilon \left+{\mathcal {O}}(\varepsilon ^{2}).} 903:{\textstyle y(t)=y_{0}(t)+\varepsilon y_{1}(t)+{\mathcal {O}}(\varepsilon ^{2})} 4042: 3050:{\displaystyle A={\tfrac {1}{2}}\,\exp \left({\tfrac {3}{8}}\,i\,t_{1}\right).} 3946: 4114: 4067: 910:
and substituting this into the undamped Duffing equation. Matching powers of
78: 51: 66:. The latter puts constraints on the approximate solution, which are called 4102: 2634:{\displaystyle Y_{0}(t,t_{1})=A(t_{1})\,e^{+it}+A^{\ast }(t_{1})\,e^{-it},} 3059:
As a result, the approximate solution by the multiple-scales analysis is
35: 3631:
transforms Duffing's equation into the pair that the radius is constant
1591:{\displaystyle y(t)=Y_{0}(t,t_{1})+\varepsilon Y_{1}(t,t_{1})+\cdots .} 337: 3954: 3185: 2678: = âˆ’1. Now, in the first-order problem the forcing in the 3283: 3905:
This example is treated in: Bender & Orszag (1999) pp. 545–551.
2948:{\displaystyle -3\,A^{2}\,A^{\ast }-2\,i\,{\frac {dA}{dt_{1}}}=0.} 39: 162: 799: 352: â‰Ș 1. The undamped Duffing equation is known to be a 246:{\displaystyle {\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}+y+\varepsilon y^{3}=0,} 2852:
can be prevented by imposing on the – yet unknown – amplitude
3157:{\displaystyle y(t)=\cos \left+{\mathcal {O}}(\varepsilon ),} 4051:
Advanced mathematical methods for scientists and engineers
3804:
That is, Duffing's oscillations are of constant amplitude
50:) comprises techniques used to construct uniformly valid 3460:
Straightforward algebra finds the coordinate transform
1110:
Solving these subject to the initial conditions yields
3104: 3013: 2989: 1476:) is a perturbation-series solution dependent both on 1226: 1192: 1159: 916: 814: 759: 696: 526: 501: 476: 132: 99: 3830: 3810: 3677: 3637: 3466: 3426: 3397: 3368: 3336: 3301: 3201: 3065: 2981: 2872: 2688: 2510: 2270: 2033: 1606: 1493: 1438: 1382: 1325: 1116: 936: 661: 362: 258: 177: 84: 322:{\displaystyle y(0)=1,\qquad {\frac {dy}{dt}}(0)=0,} 3923: 2833:{\displaystyle \left\,e^{+it}-A^{3}\,e^{+3it}+c.c.} 2504:The zeroth-order problem has the general solution: 3850: 3816: 3794: 3663: 3623: 3452: 3412: 3383: 3354: 3322: 3232: 3156: 3049: 2947: 2832: 2633: 2489: 2254: 2004: 1590: 1460: 1413: 1356: 1305: 1100: 922: 902: 789: 555: 321: 245: 151: 118: 3284:Coordinate transform to amplitude/phase variables 4112: 4026:Multiple scale and singular perturbation methods 599:) is a conserved quantity, a constant, equal to 58:, both for small as well as large values of the 3924:Lamarque, C.-H.; Touze, C.; Thomas, O. (2012), 3978:Modelling emergent dynamics in complex systems 4023: 3273: 1376:To construct a solution that is valid beyond 163:Differential equation and energy conservation 4041: 3277: 1371: 800:Straightforward perturbation-series solution 4095: 3420:varies at an almost constant rate, namely 2848:of the preceding terms. The occurrence of 3115: 3028: 3024: 3000: 2911: 2907: 2890: 2879: 2795: 2765: 2732: 2728: 2711: 2700: 2611: 2565: 2463: 2431: 2157: 1241: 1237: 119:{\textstyle {\mathcal {O}}(\varepsilon )} 152:{\textstyle \varepsilon ={\frac {1}{4}}} 88: 3872:Method of matched asymptotic expansions 14: 4113: 4066: 3323:{\displaystyle y\approx r\cos \theta } 1357:{\displaystyle t=O(\varepsilon ^{-1})} 3453:{\displaystyle d\theta /dt\approx 1.} 4024:Kevorkian, J.; Cole, J. D. (1996), 3996: 3974: 3671:and the phase evolves according to 3233:{\displaystyle t=O(\epsilon ^{-2})} 1461:{\displaystyle t_{1}=\varepsilon t} 1414:{\displaystyle t=O(\epsilon ^{-1})} 808:to the problem proceeds by writing 24: 3914:Bender & Orszag (1999) p. 551. 3887:Krylov–Bogoliubov averaging method 3768: 3600: 3137: 2464: 2457: 2436: 2371: 2350: 2300: 2279: 2228: 2202: 2181: 2158: 2151: 2130: 2096: 2075: 1974: 1955: 1940: 1918: 1903: 1880: 1865: 1825: 1810: 1768: 1753: 1718: 1703: 1661: 1646: 1425:is used. Introduce the slow scale 1279: 879: 450: 442: 400: 392: 102: 85:Example: undamped Duffing equation 25: 4142: 4089: 3195:This new solution is valid until 3184:. This agrees with the nonlinear 2682:of the differential equation is 587:. Consequently, the Hamiltonian 3824:but have different frequencies 3188:changes found by employing the 775: 718: 712: 468: 462: 412: 280: 4053:, Springer, pp. 544–568, 3990: 3968: 3917: 3908: 3899: 3858:depending upon the amplitude. 3786: 3773: 3618: 3605: 3592: 3556: 3407: 3401: 3378: 3372: 3349: 3337: 3227: 3211: 3148: 3142: 3075: 3069: 2608: 2595: 2562: 2549: 2540: 2521: 2246: 2233: 1992: 1979: 1576: 1557: 1538: 1519: 1503: 1497: 1408: 1392: 1351: 1335: 1297: 1284: 1254: 1248: 1215: 1209: 1185: 1176: 1144: 1138: 1126: 1120: 930:gives the system of equations 897: 884: 871: 865: 846: 840: 824: 818: 676: 670: 331:ordinary differential equation 307: 301: 268: 262: 113: 107: 13: 1: 4016: 3330:is sought in new coordinates 2656:to the zeroth-order solution 93:Here the differences between 3391:varies slowly and the phase 806:perturbation-series approach 7: 3865: 3851:{\displaystyle d\theta /dt} 3355:{\displaystyle (r,\theta )} 2499: 10: 4147: 3413:{\displaystyle \theta (t)} 26: 4098:"Multiple scale analysis" 3947:10.1007/s11071-012-0584-y 3274:Kevorkian & Cole 1996 3190:Lindstedt–PoincarĂ© method 1372:Method of multiple scales 923:{\textstyle \varepsilon } 643:. This implies that both 48:method of multiple scales 18:Method of multiple scales 3892: 3278:Bender & Orszag 1999 2654:complex-valued amplitude 1468:and assume the solution 329:which is a second-order 29:Multiresolution analysis 27:Not to be confused with 3664:{\displaystyle dr/dt=0} 1423:multiple-scale analysis 44:multiple-scale analysis 4096:Carson C. Chow (ed.). 3852: 3818: 3796: 3665: 3625: 3454: 3414: 3385: 3356: 3324: 3290:method of normal forms 3234: 3158: 3051: 2949: 2834: 2635: 2491: 2256: 2006: 1592: 1462: 1415: 1358: 1319:|. In particular, for 1307: 1102: 924: 904: 791: 557: 323: 247: 159: 153: 120: 68:solvability conditions 3853: 3819: 3797: 3666: 3626: 3455: 3415: 3386: 3357: 3325: 3292:, as described next. 3235: 3159: 3052: 2950: 2865:solvability condition 2835: 2636: 2492: 2257: 2007: 1593: 1463: 1416: 1359: 1308: 1103: 925: 905: 792: 558: 324: 248: 154: 121: 92: 60:independent variables 56:perturbation problems 4121:Mathematical physics 4074:, Wiley–VCH Verlag, 4072:Perturbation methods 3828: 3808: 3675: 3635: 3464: 3424: 3395: 3384:{\displaystyle r(t)} 3366: 3362:where the amplitude 3334: 3299: 3199: 3063: 2979: 2870: 2686: 2508: 2268: 2031: 1604: 1491: 1436: 1380: 1323: 1114: 934: 914: 812: 659: 655:have to be bounded: 360: 256: 175: 130: 97: 54:to the solutions of 4131:Perturbation theory 4126:Asymptotic analysis 3882:Method of averaging 2424: 1090: 778: for all  3934:Nonlinear Dynamics 3848: 3814: 3792: 3661: 3621: 3450: 3410: 3381: 3352: 3320: 3230: 3154: 3113: 3047: 3022: 2998: 2945: 2830: 2631: 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Index

Method of multiple scales
Multiresolution analysis
mathematics
physics
approximations
perturbation problems
independent variables
secular terms
center manifold
slow manifold

Duffing equation
ordinary differential equation
nonlinear
oscillator
Hamiltonian system
initial conditions
perturbation-series approach
complex-valued amplitude
right hand side
complex conjugate
frequency
Lindstedt–PoincarĂ© method
Kevorkian & Cole 1996
Bender & Orszag 1999
method of normal forms
Method of matched asymptotic expansions
WKB approximation
Method of averaging
Krylov–Bogoliubov averaging method

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