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大学数学基礎解説
文献あり

実離散フーリエ変換(後編)-実離散フーリエ変換の証明-

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実離散フーリエ変換

実離散フーリエ変換

NN, τ=2π, nZ (0n<N)に対して、実N次数ベクトルf=[f(0)f(1)f(N1)]RNは離散三角関数によって次のように展開できる。

f(n)={a02+m=1(N1)/2(amcos(mNnτ)+bmsin(mNnτ))(N=2k1, kN)a0+(1)naN/22+m=1N/21(amcos(mNnτ)+bmsin(mNnτ))(N=2k, kN)
ただし
am=2Nn=0N1f(n)cos(mNnτ)bm=2Nn=0N1f(n)sin(mNnτ)

離散三角関数正規直交基底E={e0, e1,  , eN}RNの正規直交基底であるから、任意の数ベクトルfRNEにより次のように展開できる。
Nが奇数のとき、
f=[f(0)f(1)f(N1)]=m=0N1(fem)em=(f1Nc0)1Nc0+m=0(N1)/2(f2Ncm)2Ncm+m=1(N1)/2(f2Nsm)2Nsm=1N(fc0)c0+m=0(N1)/22N(fcm)cm+m=1(N1)/22N(fsm)sm=a02+m=0(N1)/2am[cos(mN0τ)cos(mN1τ)cos(mN(N1)τ)]+m=1(N1)/2bm[sin(mN0τ)sin(mN1τ)sin(mN(N1)τ)]
ここで
am=2Nn=0N1f(n)cos(nτmN)bm=2Nn=0N1f(n)sin(nτmN)

Nが偶数のときも同様にして、
f=[f(0)f(1)f(N1)]=m=0N1(fem)em=(f1Nc0)1Nc0+m=0N/21(f2Ncm)2Ncm+m=1N/21(f2Nsm)2Nsm+(f1NcN/2)1NcN/2=1N(fc0)c0+m=0N/212N(fcm)cm+m=1N/212N(fsm)sm+1N(fcN/2)cN/2=a0+(1)naN/22+m=0N/21am[cos(mN0τ)cos(mN1τ)cos(mN(N1)τ)]+m=1N/21bm[sin(mN0τ)sin(mN1τ)sin(mN(N1)τ)]

フーリエ級数展開と実離散フーリエ変換の対応

フーリエ級数展開

関数f(x)のフーリエ級数展開は周期をTとすると
f(x)=a02+m=1(amcos(mTτx)+bmcos(mTτx))
ただし
am=2T0Tf(t)cos(mTτx)dx,bm=2T0Tf(t)sin(mTτx)dx

実離散フーリエ変換のxfnNxに置き換えてNの極限をとると、区分求積法より

f(x)=m=0amcos(mτx)+m=0bmsin(mτx)

am={  01f(n)cos(mτx)dx(m=0)201f(n)cos(mτx)dx(m>0)bm=201f(n)sin(mτx)dx

変形すると
f(x)=a02+m=0amcos(mτx)+m=0bmsin(mτx) (+ a2)
am=201f(n)cos(mτx)dxbm=201f(n)sin(mτx)dx
よって(このページで示した)実離散フーリエ変換はNの極限で周期τのフーリエ級数展開に対応する。

a2があるのが気持ち悪いですが、リーマン・ルベーグの補題

limNabf(x)cos(Nx)dx=0
によりa=0と消えてくれます。
リーマン・ルベーグの補題は連続フーリエ変換の収束の証明にとっても重要なものですが、その条件や証明等を説明すると長くなりそうなので省略します。

複素離散フーリエ変換

関数f(x)の複素離散フーリエ変換は
F(m)=n=0N1f(n)exp(imNnτ)
複素離散逆フーリエ変換は
f(n)=1Nm=0N1F(m)exp(imNn)

実離散フーリエ変換と複素離散フーリエ変換の関係

実離散フーリエ変換の書き換え

実離散フーリエ変換は次のように書き換えられる。
f(n)={a02+g(N1)/2(n)(N=2k1, kN)a0+(1)naN/22+gN/21(n)(N=2k, kN)
ただし
gM(n)=m=1M(amcos(mNnτ)+bmsin(mNnτ))am=2Nn=0N1f(n)cos(mNnτ)bm=2Nn=0N1f(n)sin(mNnτ)

オイラーの公式による変形

exp(iθ)=cos(θ)+isin(θ)より

cos(θ)=exp(iθ)+exp(iθ)2, sin(θ)=exp(iθ)exp(iθ)2i

実離散フーリエ変換に対して、θm=mNnτとして三角関数を複素指数関数に書き直す。

gM(n)の変形

gM(n)=m=1M(amexp(iθm)+exp(iθm)2+bmexp(iθm)exp(iθm)2i)=m=1M(amexp(iθm)+exp(iθm)2bmiexp(iθm)iexp(iθm)2)=m=1M(amibm2exp(iθm)+am+ibm2exp(iθm))

am, bmの変形

am=2Nn=0N1f(n)cos(mNnτ)=2Nn=0N1f(n)exp(iθm)+exp(iθm)2bm=2Nn=0N1f(n)sin(mNnτ)=2Nn=0N1f(n)exp(iθm)exp(iθm)2i=2Nn=0N1f(n)iexp(iθm)+iexp(iθm)2

am±ibm2の変形

am+ibm2=1Nn=0N1f(n)(exp(iθm)+exp(iθm)2+exp(iθm)exp(iθm)2)=1Nn=0N1f(n)exp(iθm)amibm2=1Nn=0N1f(n)(exp(iθm)+exp(iθm)2exp(iθm)exp(iθm)2)=1Nn=0N1f(n)exp(iθm)

ここで、h(m)=am+ibm2とすると

θm=mNnτ=θmより

h(m)=1Nn=0N1f(n)exp(iθm)=1Nn=0N1f(n)exp(iθm)=amibm2

よって
gM(n)=m=0M(amibm2exp(iθm)+am+ibm2exp(iθm))=m=0M(h(m)exp(iθm)+h(m)exp(iθm))

gM(n)の変数変換

gM(n)h(m)exp(iθm)に対してm=Nkつまりk=Nmとすると、
m:1Mに対してk:NMN1となるから

gM(n)=m=1Mh(m)exp(iθm)+m=1Mh(m)exp(iθm)=m=1Mh(m)exp(iθm)+m=NMN1h(Nk)exp(iθNk)

ここで、
exp(iθNm)=exp(iNmNnτ)=exp(inτimNnτ)=exp(inτ)exp(imNnτ)=exp(iθm)

同様にしてexp(iθNm)=exp(iθm)となる。また、
h(Nm)=1Nn=0N1f(n)exp(iθNm)=1Nn=0N1f(n)exp(iθm)=h(m)

よってgM(n)は次のように書き換えられる。
gM(n)=m=1Mh(m)exp(iθm)+m=NMN1h(Nk)exp(iθNk)=m=1Mh(m)exp(iθm)+m=NMN1h(m)exp(iθm)

M=0の場合

a0=2Nn=0N1f(n)cos(0Nnτ)=2Nn=0N1f(n)h(0)=1Nn=0N1f(n)exp(iθ0)=122Nn=0N1f(n)=a02exp(iθ0)=exp(i0Nnτ)=1
よって
a02=h(0)exp(iθ0)

Nの偶奇による場合分け

Nが奇数の時

f(n)=a02+g(N1)/2(n)=h(0)exp(iθ0)+m=1(N1)/2h(m)exp(iθm)+m=N(N1)/2N1h(m)exp(iθm)=m=0(N1)/2h(m)exp(iθm)+m=(N1)/2+1N1h(m)exp(iθm)=m=0N1h(m)exp(iθm)

Nが偶数の時

aN/2=2Nn=0N1f(n)cos(12nτ)h(N/2)=1Nn=0N1f(n)exp(i12nτ)=122Nn=0N1f(n)cos(12nτ)=aN/22exp(iθN/2)=exp(i12nτ)=(1)n
よって
f(n)=a0+(1)naN/22+gN/21(n)=a02+gN/21(n)+aN/22(1)n=h(0)exp(iθ0)+m=1N/21h(m)exp(iθm)+m=N(N/21)N1h(m)exp(iθm)=m=0N/21h(m)exp(iθm)+m=N/2+1N1h(m)exp(iθm)=m=0N1h(m)exp(iθm)

結論

これらのことから、実離散フーリエ変換はNの偶奇によらず次のように変形できる。

f(n)=m=0N1h(m)exp(imNnτ)h(m)=1Nn=0N1f(n)exp(imNnτ)

つまり
f(n)=m=0N1((1Nn=0N1f(n)exp(imNnτ))exp(imNnτ))=1Nm=0N1(n=0N1f(n)exp(imNnτ))exp(imNnτ)
ここで、
F(m)=n=0N1f(n)exp(imNnτ)
とおけば、
f(n)=1Nm=0N1F(m)exp(imNnτ)
より、複素離散フーリエ変換と完全に一致する。

複素離散フーリエ変換(再掲)

関数f(x)の複素離散フーリエ変換は
F(m)=n=0N1f(n)exp(imNnτ)
複素離散逆フーリエ変換は
f(n)=1Nm=0N1F(m)exp(imNn)

参考文献

投稿日:2024818
更新日:2024819
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  1. 実離散フーリエ変換
  2. フーリエ級数展開と実離散フーリエ変換の対応
  3. 実離散フーリエ変換と複素離散フーリエ変換の関係
  4. 参考文献