pythagorean三角形(x,x 1,z)的结构

本文给出Pythagorean三角形(x,x 1,z)的集合P_1中元的一般形态:f~n(3,4,5)=(a_n,a_n 1,c_n),n=0,1,2,…;然后用代数,组合,分析的方法给出P_1中元的下列计算公式:a_n=1/4〔(2×3 1 5×2~(1/2)(1 2~(1/2))~(2n) (2×3 1-5×2~(1/2)(1-2~(1/2))~2n-2×1〕c_n=(2~(1/2))/4〔(2×3 1 5×2~(1/2))(1 2~(1/2))~2n--(2×3 1-5×2~(1/2))(1-2~(1/2)~(2n)〕其中n=0,1,2,….     

曲面的联络系数Γkij及ωji的计算

首先给出了正交曲线网作为曲面S的参数曲线网时曲面的联络系数,即Г1 11=2-1(EG-F2)-1(GE1-2FF1+FE2),Γ2 11=2-1(EG-F2)-1(2EF1-EE2-FE1),Г1 12=2-1(EG-F2)-1(GE2-FG1),Г2 12=2-1(EG-F2)-1(EG1-FE2),Г1 22=2-1(EG-F2)-1(2GE2-GG1-FG2),Г2 22=2-1(EG-F2)-1(EG2-2FF2+FG1).然后给出了用曲面的第一基本形式的系数E,F,G及其偏导数表示的联络系数Γk ij及ωj i的计算.     

曲面的联络系数Γ_(ij)~k及ω~i_j的计算

首先给出了正交曲线网作为曲面S的参数曲线网时曲面的联络系数,即Γ111=2-1(EG-F2)-1(GE1-2FF1+FE2),Γ211=2-1(EG-F2)-1(2EF1-EE2-FE1),Γ112=2-1(EG-F2)-1(GE2-FG1),Γ212=2-1(EG-F2)-1(EG1-FE2),Γ122=2-1(EG-F2)-1(2GE2-GG1-FG2),Γ222=2-1(EG-F2)-1(EG2-2FF2+FG1)。然后给出了用曲面的第一基本形式的系数E,F,G及其偏导数表示的联络系数Γkij及ωji的计算。     

Friedmann时空的一般场方程

K= 1的Friedmann宇宙的度规为 ds~2=dt~2-a~2(t)[dx~2 sin~2x(dθ~2 sin~2θdφ~2)] (1) 由(1)可构造零标架 l_μ=1/2~(1/2)(1,a,0,0) n_μ=1/2~(1/2)(1, a,0,0) (2) m_μ=1/2~(1/2)(0,0,asinx,-iasinxsinθ) (?)=1/2~(1/2)(0,0,asinx,-iasinxsinθ) (2)满足 由度规、零标架和第二类Christoffel符号,按Newman和Penrose文章(以下简称NP文章)的(4.1a)式求得旋系数如下:     

关于M—PN上算子空间的包含关系的注

本文讨论了Menger-PN空间(E_1,F~((1)),τ_1)到(E_2,F~((2)),τ_2)上算子空间M_2(E_1,E_2)、M_1(E_1,E_2)、M(E_1,E_2)的包含关系。它们的关系是M_2(E_1,E_2)■M_1(E_1,E_2)■M(E_1,E_2),且皆为真包含,     

完全二部单路图谱半径的极限

对于任意给定的正整数r1≥2,r2≥4,r1≤r2,当n→∞时,完全二部单路图G(n,r1,r2)的谱半径ρ(G(n,r1,r2))有极限,即limn→∞ρ(G(n,r1,r2))= ρ, 并确定了极限ρ,即limn→∞ρ(G(n,r1,r2))=√r2(2+r2r1-2r1)+r2√(2+r2r1-2r1)2+4(r2-1)(r1-1)2/2(r2-1).     

M—PN空间上某些算子空间的包含关系

本文讨论了Menge-PN空间〈E_1,F~(1),τ_1〉到Menger-PN空间〈E_2,F~(2),τ2〉上算子空间B(E_1、E_2)、M_1(E_1,E_2)、M(E_1,E_2)、L(E_,E_2)的包含关系。它们的关系是B(E_1,E_2)M_1(E_1,E_2)M(E_1,E_2)L(E_1,E_2),其中某些还是真包含。     

Hilbert空间中Bessel列的广义扰动

运用算子理论方法,研究了Hilbert空间中Bessel列的广义扰动,对Hilbert空间H中的任一Bessel列f={fi}i∞=1,给出了序列g={gi}∞i=1={α1(1)f1,α1(2)f1,α2(2)f2,α1(3)f1,α2(3)f2,α3(3)f3,…},g={gi}∞i=1={α1(1)f1,α1(2)f2,α2(2)f2,α1(3)f3,α2(3)f3,α3(3)f3,…},g={gi}∞i=1={∑∞j=1αj(i)fj}∞i=1,成为Bessel列的充分条件。     

非连通图(C_(n_1)⊙r_1K_1)∪(C_(n_2)⊙r_2K_1)∪P_2的优美性

讨论非连通图(Cn1⊙r1K1)∪(Cn2⊙r2K1)∪P2的优美性,证明如下结论:设n1,n2,r1,r2是任意自然数,n1≥1,n2≥1,当n1(r1+1)=n2(r2+1)或3n1(r1+1)=n2(r2+1)时,(C4n1⊙r1K1)∪(C4n2⊙r2K1)∪P2是交错图;当n1(r1+1)=n2(r2+1)或(3n1-1)(r1+1)=n2(r2+1)时,非连通图(C4n1-1⊙r1K1)∪(C4n2⊙r2K1)∪P2是优美的,其中P2是2个顶点的路,Cn是n个顶点的圈,Cm⊙rK1是圈Cm的r-冠.     

Pythagorean三角形的结构

本文给出Pythagorean三角形(x,y,z)的一般形态,即x、y、z呈形x=k/4{[(2a_0 d) c_02~(1/2)](1 2~(1/2))~(2n) [(2a_0 d)-c_02~(1/2)](1-2~(1/2))~(2n)-2d}y=k/4{[(2a_0 d) c_02~(1/2)](1 2~(1/2)) [(2a_0十d)-c_02~(1/2)](1-2~(1/2)~(2n) 2d}z=k2~(1/2)/4{[(2a_0 d) c_02~(1/2)](1 2~(1/2))~(2n)-[(2a_0 d)-c_02~(1/2)](1-2~(1/2))~(2n)}其中a_0 、c_0、d、k∈N,n∈N~ =NU{0}且(a_0,a_0 d,c_0)∈M_d.     

拟阵S(M_1,M_2)与P(M_1,M_2)的基及其应用

对拟阵S(M1,M2)与P(M1,M2)的基及其应用进行了研究.用CS的定义证明了B∈B(S(M1,M2))的充分必要条件.用基的相互关系证明了r(S(M1,M2))和r(P(M1,M2))的计算公式,并由此推出:(1)P(M1,M2)=S(M1,M2);(2)若M/p=M1⊕M2,则M=P(M-E(M1),M-E(M2)).     

非局部波动方程组解的半无界问题

主要考虑半无界域上非局部波动方程组的初边值问题:2u1t2=Δu1+‖u2(.,t)‖p,2tu22=Δu2+‖u1(.,t)‖q,0x+∞,t0,u1(x,0)=f1(x),u2(x,0)=f2(x),u1t(x,0)=g1(x),ut2(x,0)=g2(x),0x+∞,u1(0,t)≡0,u2(0,t)≡0,t0。(1)根据对称性,假定p≤q,证明了当0pq≤1时(1)的解全局存在;假定Φ1(T)=∫T+∞φ1(x)dx=O(T-α1),Φ2(T)=∫T+∞φ2(x)dx=O(T-α2),证明了当2+2/qα1+pα2,而且pq1时,(1)的解在有限时刻爆破。     

指数稳定双系统同时近似可观测的充分条件

利用指数稳定半群生成元的谱理论,得到了判断指数稳定双系统在[0,∞)同时近似可观测的充分条件.{z1(t)=A1z1(t),z1(0)=x1,y1(t)=C1z1(t)2(t)=A2z2(t),z2(0)=x2,y2(t)=C2z2(t)     

混合Cauchy-四次函数方程的Ulam稳定性

给出混合Cauchy-四次函数方程f(x_1+x_2,2y_1+y_2)+f(x_1+x_2,2y_1-y_2)=4f(x_1,y_1+y_2)+4f(x_1,y_1-y_2)+24f(x_1,y_1)-6f(x_1,y_2)+4f(x_2,y1+y_2)+4f(x_2,y_1-y_2)+24f(x_2,y_1)-6f(x_2,y_2)的定义,并得到其一般解,同时,在Banach空间及Non-Archimedean赋范空间上讨论了它的Ulam稳定性。     

广义逆A_(T,S)~(2)的表示与计算

比较系统的总结了AT,S(2)的各种表示,与此同时,给出AT,S(2)的三个新的表达式,AT,S(2)=[E1GA E2]-1[E10]G或AT,S(2)=G(F1 0)-1(AGF1 F2)以及AT,S(2)=-1/β0((GA)s-1+βs-1(GA)s-2+…+β2(GA)+β1In)G=-1/β0G((AG)s-1+βs-1(AG)s-2+…+β2(AG)+β1In)利用前两种表达式,我们给出AT,S(2)逆的Gauss-Jordan消去法的求法.     

几类二次不定方程的解的递归表示

记数列u_o=0,u_1=1,u_n=a_nu_(n-1) bu_(n-2)(n≥2)的项为u_n=u_n(a,b)。设a为正整数,a~2±1及b~2±4为非完全平方的正整数,c=±1或±4,本文证明了二次不定方程x~2-(a~2 1)y~2=c,x~2-(a~2 4)y~2=c,x~2-(a~2-1)y~2=c,x~2-(a~2-4)y~2=c的一切非负整数解可分别由u_n(2a,1),u_n(2a、-1),u_n(a,1),u_n(a,-1)表示,且求得了相应的表达式。     

关于反周期函数的2-周期(0,p(D))三角插值

目的为了克服以2π为周期的三角插值问题所对应的插值空间Tn,ε(ε=0或1)对平移运算和求导运算不封闭,给出以π为周期的反周期函数的2-周期(0,p(D))三角插值。方法采用不同于Franz-Jurgen Delvos等人(Franz-Jurgen Delvos.BIT,1993,33(1),113-123;Franz-Jurgen Delvos,Ludger Knoche,BIT,1999,39(3):430-450.)的研究方法,通过不断求解给出结果。结果与结论给出了问题正则的充分必要条件及正则时基多项式的明显表达式,即r2v(x)=-(1/n)sum from j=1 to 2n( C2j-1cos(2j-1)(x-x2v)-D2j-1sin(2j-1)(x-x2v))/(Δ2j-1) ,q2v 1(x)=1/n sum from j=1 to n(1/Δ2j-1)[A2j-1cos(2j-1)(x-x2v 1)-iB2j-1sin(2j-1)(x-x2v 1)],其中v=0,1,…,n-1。     

不动点集为P(2~m,2~m)∪P(2~m,2~m+1)的对合

设(M,T)是一个带有光滑对合T的光滑闭流形,T在M上的不动点集为F={x︱T(x)=x,x∈M},则F为M闭子流形的不交并.证明了当F=P(2m,2m)∪P(2m,2m+1)(m≥3)时,有且只有下列两种情形对合(M,T)存在:(1)w(λ1)=(1+a+b)2m+2,w(λ2)=(1+c+d)2m+1;(2)w(λ1)=(1+a)(1+a+b),w(λ2)=1+c+d,其中:λ→F=λ1→P(2m,2m)∪λ2→P(2m,2m+1)是F在M中的法丛,且λ→F与λ1→P(2m,2m)不协边;a∈H1(P(2m,2m);Z2),b∈H2(P(2m,2m);Z2),c∈H1(P(2m,2m+1);Z2),d∈H2(P(2m,2m+1);Z2)是生成元.     

广义逆A(2)T,S的表示与计算

比较系统的总结了A(2)T,S的各种表示,与此同时,给出A(2)T,S的三个新的表达式,A(2)T,S=(E1GAE2)-1(E10)G或A(2)T,S=G(F1 0)-1(AGF1 F2)以及A(2)T,S=-1/β0((GA)s-1 βs-1(GA)s-2 … β2(GA) β1In)G=-1/β0G((AG)s-1 βs-1(AG)s-2 … β2(AG) β1In)利用前两种表达式,我们给出A(2)T,S逆的Gauss-Jordan消去法的求法.     

氢原子间范德华引力的计算

自从1930年伦敦发表了关于氢原子的范德华引力计算,到现在已经三十年了,但利用伦敦公式: △E_2=(-12/(R/α_0)~6)(e~2/α_0)∑(f_(1n1)f_(1n2))/((1-(1/n_1~2))(1-(1/n_2~2))(2-(1/n_1~2)-(1/n_2~2))) (1)仅能求出偶极项△E_2=6.47e~2(α_0~5/R~6)。利挪一琼斯根据下列公式对氢原子的范德华引力进行了计算: △E_2=-1/(2|E_0|)∫ψ_1~2(1)V~2φ_1~2(2)dt_1dt_2-12e~2/α_0(R/α_0)~6∑f_(1n′)f_(1n″)((1/n′~2) (-1/n″~2))/2(1-(1/n′~2))(1-(1/n″~2))(2-(1/n′~2)-(1/n″~2)) (2)所得结果与伦敦相近。马琴拿利用了一种近似的方法,得到二级摄动的能量表示公式