偏微分方程可不可以用级数展开直接解？
在数学的广阔领域中，偏微分方程（PDEs）占据着核心地位，它们是描述自然界各种现象不可或缺的工具，从热量传递到流体动力学，再到量子力学，无处不在。许多情况下，我们期望能够找到这些方程的精确解析解，即用初等函数或它们的组合来表示的解。在这些解析求解的策略中，“级数展开法”是一种古老而强大的技术，它提供了一种非常有力的途径来直接解决某些类别的偏微分方程。
简单来说，级数展开法的核心思想是将我们试图求解的未知函数，假设它可以用一个无穷级数来表示，然后通过代入这个级数到偏微分方程中，推导出级数系数的递推关系。一旦我们能够确定这些系数，我们也就找到了原方程的解。这有点像是在尝试用一系列简单的“积木”来构建一个复杂的结构，而级数展开法就是告诉我们如何精确地确定每一块积木的大小和形状。
级数展开法的基本原理
让我们深入探讨一下这个过程。首先，我们需要对我们正在求解的偏微分方程和其定义域内的边界条件/初值条件有一个清晰的认识。级数展开法的成功往往依赖于方程的结构和边界条件的良好行为。
1. 函数的级数表示假设： 我们假设未知函数 $u(x, y, t, dots)$（这里 $x, y, t, dots$ 是自变量）可以表示为一个或多个参数（通常是与空间或时间相关的变量）的幂级数或者傅里叶级数等。例如，对于一个变量 $x$，我们可以假设：
$u(x) = sum_{n=0}^{infty} a_n x^n = a_0 + a_1 x + a_2 x^2 + dots$
对于涉及多个变量的偏微分方程，级数的结构会更复杂，可能涉及多个变量的组合项，例如：
$u(x, t) = sum_{n=0}^{infty} sum_{m=0}^{infty} c_{n,m} x^n t^m$
2. 代入方程并推导系数关系： 这是核心步骤。我们将假设的级数形式代入到原始的偏微分方程中。由于级数展开是逐项进行的，我们将对级数中的每一项进行求导，然后将这些导数代入方程。
假设我们有一个形如 $Lu = f$ 的线性偏微分方程，其中 $L$ 是一个线性微分算子。将 $u = sum a_n x^n$ 代入后，方程变为：
$L left( sum_{n=0}^{infty} a_n x^n ight) = f$
由于 $L$ 是线性的，我们可以将算子移入级数内部（前提是收敛性允许）：
$sum_{n=0}^{infty} a_n L(x^n) = f$
这里的 $L(x^n)$ 对应着对 $x^n$ 的各种导数和乘以 $x^n$ 的组合，计算起来相对直接，因为 $x^n$ 的导数形式是固定的。
3. 方程两边关于幂次（或其他基函数）的系数相等： 经过一系列代数运算和整理后，我们希望能够将方程的右侧 $f$ 也表示成一个相似的级数形式。然后，比较方程两边同一种基函数（例如，同一次幂的 $x$）的系数。这将产生一个关于级数系数 $a_n$ 的递推关系。
例如，如果方程化简后得到 $sum_{n=0}^{infty} b_n x^n = sum_{n=0}^{infty} c_n x^n$，那么我们就可以得出 $b_n = c_n$ 对于所有的 $n$。这个等式就会形成我们需要的递推关系。
4. 利用边界/初值条件确定初始系数： 递推关系通常会涉及到一些待定的常数（比如，如果递推关系是关于 $a_n$ 和 $a_{n2}$ 的，那么 $a_0$ 和 $a_1$ 需要由边界条件或初值条件来确定）。我们利用给定的边界条件或初值条件，来找到这些“种子”系数的值。例如，如果 $u(0) = 1$，那么在幂级数展开中，$u(x) = a_0 + a_1 x + dots$，这就意味着 $a_0 = 1$。
5. 求出级数解： 一旦确定了所有系数的递推关系和初始值，我们就可以逐个计算出所有的系数 $a_n$，从而得到原偏微分方程的级数解。
级数展开法的不同“面孔”
级数展开法并非只有一种形式，根据所处理的方程类型和自变量的性质，它会呈现出不同的面貌：
泰勒级数展开（幂级数）： 这是最常见的形式。当方程的解在某一点（通常是原点或边界点）附近是解析的，并且方程的系数是常数或以该点为中心的解析函数时，我们通常假设解可以写成泰勒级数形式。这种方法在求解常微分方程中的幂级数解法是其基础。对于偏微分方程，我们通常在某个特定变量（比如时间 $t$ 或空间某个维度 $x$）上进行泰勒展开。
傅里叶级数展开： 当我们处理周期性边界条件或者在有限区间上有问题时，傅里叶级数是至关重要的。我们将解表示为一系列正弦和余弦函数的线性组合。例如，对于一个在区间 $[0, L]$ 上求解的方程，我们可以假设解为：
$u(x, t) = sum_{n=1}^{infty} b_n(t) sinleft(frac{npi x}{L} ight)$
将此代入方程后，通过利用正交性关系，可以将关于 $x$ 的偏微分方程转化为关于系数 $b_n(t)$ 的一族常微分方程，这通常更容易求解。热传导方程的经典解法就大量运用了傅里叶级数。
施瓦茨级数（或傅里叶贝塞尔级数）： 对于具有柱坐标或球坐标对称性的问题，比如圆盘上的热传导问题，我们会用到贝塞尔函数或球谐函数作为基函数来展开。这类基函数通常是方程的某些部分（例如拉普拉斯算子在极坐标下的表示）的特征函数，代入后可以简化问题。
特征函数展开： 更一般地，我们可以将解分解为某个算子（如拉普拉斯算子）的特征函数的级数。如果 $Lphi_n = lambda_n phi_n$，我们设 $u = sum c_n(t) phi_n(x)$。代入线性方程后，得到关于 $c_n(t)$ 的常微分方程，这大大简化了求解过程。
级数展开法的优缺点与适用性
就像任何数学工具一样，级数展开法也有其长处和局限性。
优点：
1. 提供解析结构： 成功应用级数展开法可以给出方程的解析形式的解，这比数值解提供了更多的洞察力和精确性。我们可以直接分析解的性质，如收敛性、渐近行为等。
2. 系统性方法： 对于满足一定条件的方程，级数展开法提供了一种系统化的求解流程，使得复杂问题可以分解为一系列可管理的代数计算。
3. 处理边界条件： 通过选择合适的基函数（如傅里叶级数中的正弦/余弦函数），级数展开法能够自然地融入边界条件，使得解满足特定的约束。
4. 理解解的性质： 级数中的前几项通常决定了解的主要行为，通过分析这些项，我们可以理解解的定性特征。
缺点与局限性：
1. 适用性限制： 并非所有偏微分方程都能通过级数展开法找到解析解。方程的线性性、系数的平滑性以及边界条件的性质，都极大地影响着该方法的适用性。非线性偏微分方程通常难以用此方法直接求解。
2. 收敛性问题： 级数展开法的关键在于其收敛性。我们需要证明所得到的级数在所关心的区域内是收敛的，并且可以逐项微分。这在数学上可能是一个挑战。
3. 计算的复杂性： 即使能够找到递推关系，计算出足够多的级数系数也可能非常耗时和复杂，特别是当递推关系很复杂或者需要大量项才能精确逼近解时。
4. 基函数的选择： 选择合适的基函数（幂级数、傅里叶级数、贝塞尔函数等）是成功的关键，这需要对问题的几何形状、边界条件和方程结构有深入的理解。错误的选择可能导致计算极其困难或无法收敛。
5. 局部性： 泰勒级数展开通常只在收敛半径内有效。虽然可以通过改变展开点来覆盖更大区域，但对于全局解而言，这种方法可能不够直接。
举例说明：热传导方程的经典解法
让我们以一维热传导方程为例，来具体说明级数展开法的威力。考虑一个均匀的细棒，其温度分布 $u(x, t)$ 满足以下方程：
$frac{partial u}{partial t} = k frac{partial^2 u}{partial x^2}$, 其中 $0 < x < L$, $t > 0$
其中 $k$ 是热扩散系数。我们还给定两端的绝热边界条件（即温度梯度为零）：
$frac{partial u}{partial x}(0, t) = 0$ 和 $frac{partial u}{partial x}(L, t) = 0$
以及初始温度分布：
$u(x, 0) = f(x)$
这里，我们选择傅里叶级数作为展开基。由于边界条件涉及导数，我们考虑余弦级数（因为余弦函数的导数在 $x=0$ 处为零，正好对应绝热边界）。假设解可以写成如下形式：
$u(x, t) = sum_{n=0}^{infty} A_n(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
我们将这个级数代入热传导方程。首先计算导数：
$frac{partial u}{partial t} = sum_{n=0}^{infty} A_n'(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
$frac{partial u}{partial x} = sum_{n=1}^{infty} A_n(t) left(frac{npi}{L} ight) sinleft(frac{npi x}{L} ight)$
$frac{partial^2 u}{partial x^2} = sum_{n=1}^{infty} A_n(t) left(frac{npi}{L} ight)^2 cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
将这些代入方程：
$sum_{n=0}^{infty} A_n'(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight) = k sum_{n=1}^{infty} A_n(t) left(frac{npi}{L} ight)^2 cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
注意，当 $n=0$ 时，$cos(0)=1$，而 $cos(frac{npi x}{L})$ 在 $x=0$ 和 $x=L$ 处的导数都为零，所以边界条件被自动满足了。我们只需要处理 $n ge 1$ 的项。
化简后，我们得到：
$sum_{n=0}^{infty} A_n'(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight) = sum_{n=0}^{infty} left( k left(frac{npi}{L} ight)^2 ight) A_n(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
（这里我们扩展了第二项的求和范围，约定当 $n=0$ 时，系数为0，因为 $cos(frac{0pi x}{L})$ 的二阶导数为0，从而 $A_0''(t) = 0$ 的关系不成立，或者说 $n=0$ 项在方程中可以单独处理）。
由于 $cos(frac{npi x}{L})$ 是正交函数系，为了使等式成立，每一项的系数必须相等：
$A_n'(t) = k left(frac{npi}{L} ight)^2 A_n(t)$ 对于 $n ge 1$
这是一个关于 $A_n(t)$ 的简单一阶常微分方程，其解为：
$A_n(t) = C_n e^{k (npi/L)^2 t}$ 对于 $n ge 1$
对于 $n=0$ 的情况，方程变成 $A_0'(t) = 0$，所以 $A_0(t) = C_0$（一个常数）。
现在利用初始条件 $u(x, 0) = f(x)$：
$u(x, 0) = sum_{n=0}^{infty} A_n(0) cosleft(frac{npi x}{L} ight) = f(x)$
这表明 $A_n(0)$ 是函数 $f(x)$ 的余弦级数展开的系数。利用余弦级数的正交性，我们可以求出 $C_n$：
$A_n(0) = C_n = frac{2}{L} int_0^L f(x) cosleft(frac{npi x}{L} ight) dx$ 对于 $n ge 1$
对于 $n=0$ 的情况：
$A_0(0) = C_0 = frac{1}{L} int_0^L f(x) dx$
这样，我们就得到了整个解：
$u(x, t) = frac{1}{L} int_0^L f(xi) dxi + sum_{n=1}^{infty} left(frac{2}{L} int_0^L f(xi) cosleft(frac{npi xi}{L} ight) dxi ight) e^{k (npi/L)^2 t} cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
这个通过级数展开得到的解，清晰地展示了温度如何随时间和空间变化，并且其衰减速率取决于 $(npi/L)^2$，即波长越短（$n$ 越大）的模式衰减越快。
总结
总而言之，偏微分方程的级数展开法是一种强大的解析求解技术。它通过将未知函数表示为一系列已知基函数的组合，然后推导出这些系数之间的关系，最终构造出方程的解。这种方法在处理具有良好行为的线性偏微分方程时尤其有效，例如热传导方程、波动方程以及一些稳态问题等。虽然其适用性受到方程性质和边界条件的限制，并且需要仔细考虑级数的收敛性，但它为我们提供了一种深入理解解的结构和性质的有力途径，是数学物理和工程领域解决问题的重要工具之一。它就像是给复杂现象一套精密的数学语言，让我们能够用更清晰、更具洞察力的方式来解读世界。
简单来说，级数展开法的核心思想是将我们试图求解的未知函数，假设它可以用一个无穷级数来表示，然后通过代入这个级数到偏微分方程中，推导出级数系数的递推关系。一旦我们能够确定这些系数，我们也就找到了原方程的解。这有点像是在尝试用一系列简单的“积木”来构建一个复杂的结构，而级数展开法就是告诉我们如何精确地确定每一块积木的大小和形状。
级数展开法的基本原理
让我们深入探讨一下这个过程。首先，我们需要对我们正在求解的偏微分方程和其定义域内的边界条件/初值条件有一个清晰的认识。级数展开法的成功往往依赖于方程的结构和边界条件的良好行为。
1. 函数的级数表示假设： 我们假设未知函数 $u(x, y, t, dots)$（这里 $x, y, t, dots$ 是自变量）可以表示为一个或多个参数（通常是与空间或时间相关的变量）的幂级数或者傅里叶级数等。例如，对于一个变量 $x$，我们可以假设：
$u(x) = sum_{n=0}^{infty} a_n x^n = a_0 + a_1 x + a_2 x^2 + dots$
对于涉及多个变量的偏微分方程，级数的结构会更复杂，可能涉及多个变量的组合项，例如：
$u(x, t) = sum_{n=0}^{infty} sum_{m=0}^{infty} c_{n,m} x^n t^m$
2. 代入方程并推导系数关系： 这是核心步骤。我们将假设的级数形式代入到原始的偏微分方程中。由于级数展开是逐项进行的，我们将对级数中的每一项进行求导，然后将这些导数代入方程。
假设我们有一个形如 $Lu = f$ 的线性偏微分方程，其中 $L$ 是一个线性微分算子。将 $u = sum a_n x^n$ 代入后，方程变为：
$L left( sum_{n=0}^{infty} a_n x^n ight) = f$
由于 $L$ 是线性的，我们可以将算子移入级数内部（前提是收敛性允许）：
$sum_{n=0}^{infty} a_n L(x^n) = f$
这里的 $L(x^n)$ 对应着对 $x^n$ 的各种导数和乘以 $x^n$ 的组合，计算起来相对直接，因为 $x^n$ 的导数形式是固定的。
3. 方程两边关于幂次（或其他基函数）的系数相等： 经过一系列代数运算和整理后，我们希望能够将方程的右侧 $f$ 也表示成一个相似的级数形式。然后，比较方程两边同一种基函数（例如，同一次幂的 $x$）的系数。这将产生一个关于级数系数 $a_n$ 的递推关系。
例如，如果方程化简后得到 $sum_{n=0}^{infty} b_n x^n = sum_{n=0}^{infty} c_n x^n$，那么我们就可以得出 $b_n = c_n$ 对于所有的 $n$。这个等式就会形成我们需要的递推关系。
4. 利用边界/初值条件确定初始系数： 递推关系通常会涉及到一些待定的常数（比如，如果递推关系是关于 $a_n$ 和 $a_{n2}$ 的，那么 $a_0$ 和 $a_1$ 需要由边界条件或初值条件来确定）。我们利用给定的边界条件或初值条件，来找到这些“种子”系数的值。例如，如果 $u(0) = 1$，那么在幂级数展开中，$u(x) = a_0 + a_1 x + dots$，这就意味着 $a_0 = 1$。
5. 求出级数解： 一旦确定了所有系数的递推关系和初始值，我们就可以逐个计算出所有的系数 $a_n$，从而得到原偏微分方程的级数解。
级数展开法的不同“面孔”
级数展开法并非只有一种形式，根据所处理的方程类型和自变量的性质，它会呈现出不同的面貌：
泰勒级数展开（幂级数）： 这是最常见的形式。当方程的解在某一点（通常是原点或边界点）附近是解析的，并且方程的系数是常数或以该点为中心的解析函数时，我们通常假设解可以写成泰勒级数形式。这种方法在求解常微分方程中的幂级数解法是其基础。对于偏微分方程，我们通常在某个特定变量（比如时间 $t$ 或空间某个维度 $x$）上进行泰勒展开。
傅里叶级数展开： 当我们处理周期性边界条件或者在有限区间上有问题时，傅里叶级数是至关重要的。我们将解表示为一系列正弦和余弦函数的线性组合。例如，对于一个在区间 $[0, L]$ 上求解的方程，我们可以假设解为：
$u(x, t) = sum_{n=1}^{infty} b_n(t) sinleft(frac{npi x}{L} ight)$
将此代入方程后，通过利用正交性关系，可以将关于 $x$ 的偏微分方程转化为关于系数 $b_n(t)$ 的一族常微分方程，这通常更容易求解。热传导方程的经典解法就大量运用了傅里叶级数。
施瓦茨级数（或傅里叶贝塞尔级数）： 对于具有柱坐标或球坐标对称性的问题，比如圆盘上的热传导问题，我们会用到贝塞尔函数或球谐函数作为基函数来展开。这类基函数通常是方程的某些部分（例如拉普拉斯算子在极坐标下的表示）的特征函数，代入后可以简化问题。
特征函数展开： 更一般地，我们可以将解分解为某个算子（如拉普拉斯算子）的特征函数的级数。如果 $Lphi_n = lambda_n phi_n$，我们设 $u = sum c_n(t) phi_n(x)$。代入线性方程后，得到关于 $c_n(t)$ 的常微分方程，这大大简化了求解过程。
级数展开法的优缺点与适用性
就像任何数学工具一样，级数展开法也有其长处和局限性。
优点：
1. 提供解析结构： 成功应用级数展开法可以给出方程的解析形式的解，这比数值解提供了更多的洞察力和精确性。我们可以直接分析解的性质，如收敛性、渐近行为等。
2. 系统性方法： 对于满足一定条件的方程，级数展开法提供了一种系统化的求解流程，使得复杂问题可以分解为一系列可管理的代数计算。
3. 处理边界条件： 通过选择合适的基函数（如傅里叶级数中的正弦/余弦函数），级数展开法能够自然地融入边界条件，使得解满足特定的约束。
4. 理解解的性质： 级数中的前几项通常决定了解的主要行为，通过分析这些项，我们可以理解解的定性特征。
缺点与局限性：
1. 适用性限制： 并非所有偏微分方程都能通过级数展开法找到解析解。方程的线性性、系数的平滑性以及边界条件的性质，都极大地影响着该方法的适用性。非线性偏微分方程通常难以用此方法直接求解。
2. 收敛性问题： 级数展开法的关键在于其收敛性。我们需要证明所得到的级数在所关心的区域内是收敛的，并且可以逐项微分。这在数学上可能是一个挑战。
3. 计算的复杂性： 即使能够找到递推关系，计算出足够多的级数系数也可能非常耗时和复杂，特别是当递推关系很复杂或者需要大量项才能精确逼近解时。
4. 基函数的选择： 选择合适的基函数（幂级数、傅里叶级数、贝塞尔函数等）是成功的关键，这需要对问题的几何形状、边界条件和方程结构有深入的理解。错误的选择可能导致计算极其困难或无法收敛。
5. 局部性： 泰勒级数展开通常只在收敛半径内有效。虽然可以通过改变展开点来覆盖更大区域，但对于全局解而言，这种方法可能不够直接。
举例说明：热传导方程的经典解法
让我们以一维热传导方程为例，来具体说明级数展开法的威力。考虑一个均匀的细棒，其温度分布 $u(x, t)$ 满足以下方程：
$frac{partial u}{partial t} = k frac{partial^2 u}{partial x^2}$, 其中 $0 < x < L$, $t > 0$
其中 $k$ 是热扩散系数。我们还给定两端的绝热边界条件（即温度梯度为零）：
$frac{partial u}{partial x}(0, t) = 0$ 和 $frac{partial u}{partial x}(L, t) = 0$
以及初始温度分布：
$u(x, 0) = f(x)$
这里，我们选择傅里叶级数作为展开基。由于边界条件涉及导数，我们考虑余弦级数（因为余弦函数的导数在 $x=0$ 处为零，正好对应绝热边界）。假设解可以写成如下形式：
$u(x, t) = sum_{n=0}^{infty} A_n(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
我们将这个级数代入热传导方程。首先计算导数：
$frac{partial u}{partial t} = sum_{n=0}^{infty} A_n'(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
$frac{partial u}{partial x} = sum_{n=1}^{infty} A_n(t) left(frac{npi}{L} ight) sinleft(frac{npi x}{L} ight)$
$frac{partial^2 u}{partial x^2} = sum_{n=1}^{infty} A_n(t) left(frac{npi}{L} ight)^2 cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
将这些代入方程：
$sum_{n=0}^{infty} A_n'(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight) = k sum_{n=1}^{infty} A_n(t) left(frac{npi}{L} ight)^2 cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
注意，当 $n=0$ 时，$cos(0)=1$，而 $cos(frac{npi x}{L})$ 在 $x=0$ 和 $x=L$ 处的导数都为零，所以边界条件被自动满足了。我们只需要处理 $n ge 1$ 的项。
化简后，我们得到：
$sum_{n=0}^{infty} A_n'(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight) = sum_{n=0}^{infty} left( k left(frac{npi}{L} ight)^2 ight) A_n(t) cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
（这里我们扩展了第二项的求和范围，约定当 $n=0$ 时，系数为0，因为 $cos(frac{0pi x}{L})$ 的二阶导数为0，从而 $A_0''(t) = 0$ 的关系不成立，或者说 $n=0$ 项在方程中可以单独处理）。
由于 $cos(frac{npi x}{L})$ 是正交函数系，为了使等式成立，每一项的系数必须相等：
$A_n'(t) = k left(frac{npi}{L} ight)^2 A_n(t)$ 对于 $n ge 1$
这是一个关于 $A_n(t)$ 的简单一阶常微分方程，其解为：
$A_n(t) = C_n e^{k (npi/L)^2 t}$ 对于 $n ge 1$
对于 $n=0$ 的情况，方程变成 $A_0'(t) = 0$，所以 $A_0(t) = C_0$（一个常数）。
现在利用初始条件 $u(x, 0) = f(x)$：
$u(x, 0) = sum_{n=0}^{infty} A_n(0) cosleft(frac{npi x}{L} ight) = f(x)$
这表明 $A_n(0)$ 是函数 $f(x)$ 的余弦级数展开的系数。利用余弦级数的正交性，我们可以求出 $C_n$：
$A_n(0) = C_n = frac{2}{L} int_0^L f(x) cosleft(frac{npi x}{L} ight) dx$ 对于 $n ge 1$
对于 $n=0$ 的情况：
$A_0(0) = C_0 = frac{1}{L} int_0^L f(x) dx$
这样，我们就得到了整个解：
$u(x, t) = frac{1}{L} int_0^L f(xi) dxi + sum_{n=1}^{infty} left(frac{2}{L} int_0^L f(xi) cosleft(frac{npi xi}{L} ight) dxi ight) e^{k (npi/L)^2 t} cosleft(frac{npi x}{L} ight)$
这个通过级数展开得到的解，清晰地展示了温度如何随时间和空间变化，并且其衰减速率取决于 $(npi/L)^2$，即波长越短（$n$ 越大）的模式衰减越快。
总结
总而言之，偏微分方程的级数展开法是一种强大的解析求解技术。它通过将未知函数表示为一系列已知基函数的组合，然后推导出这些系数之间的关系，最终构造出方程的解。这种方法在处理具有良好行为的线性偏微分方程时尤其有效，例如热传导方程、波动方程以及一些稳态问题等。虽然其适用性受到方程性质和边界条件的限制，并且需要仔细考虑级数的收敛性，但它为我们提供了一种深入理解解的结构和性质的有力途径，是数学物理和工程领域解决问题的重要工具之一。它就像是给复杂现象一套精密的数学语言，让我们能够用更清晰、更具洞察力的方式来解读世界。
网友意见
当然可以，这个事情现在很多教PDE的书都不大提了，不知道为什么，但其实还是很要紧的。
这个结论叫做柯西-柯瓦列夫斯卡娅定理，再跟我念一遍，柯西-柯瓦列夫斯卡娅定理。
OK，如果要用幂级数解，那么至少要求方程的系数和初始资料都是解析的。那么定理内容很简单，如果一个PDE的系数还有初始资料都是解析的，那么解必然在一个小区域内存在唯一，并且也是解析的。证明方法就是幂级数法。当然说归说，其实证明还是需要点工作的。
柯瓦列夫斯卡娅是俄国很著名的一位女数学家，但是因为是女性所以开始的时候很不受待见。。
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