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数理方程课件

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数理方程第1讲-课件

数理方程第1讲-课件
x xy y 3
M u 2u x 2 2u
x 2
y 2
L 2 3 x xy y3
与
M
2 x2
x2
2 y2
都称为微分算子。
我们定义具有下列性质的算子为线性算子。
(1)常数c可以从算子中提取出来 LcucL u
9
(2) 算子作用于两个函数之和所得的结果等于算子分 别作用于两个函数所得结果之和。
例如： 书中例1.1、1.2
y2u2xy2uu1
x2
y2
(二阶线性偏微分方程)
否则称之为非线性偏微分方程。 书中例1.5
7
4. 半线性偏微分方程：若非线性方程中未知多元函 数的所有最高阶偏导数都是线性的，而其系数不含 有未知多元函数及其低阶偏导数，则称为半线性偏 微分方程。如书中例1.6
5. 拟线性偏微分方程：若非线性方程中未知多元函 数的所有最高阶偏导数都是线性的，而其系数含有 未知多元函数或其低阶偏导数，则称为拟线性偏微 分方程。如书中例1.8
6. 非齐次项和非齐次方程：在线性偏微分方程中， 不含未知函数及其偏导数的非零项称为非齐次项， 而含有该非齐次项的方程称之为非齐次方程。如书 中例1.1
8
下面简单讨论一下偏微分方程中经常遇到的线性算子。
算子是一种数学法则，把它作用在一个函数上时，便 产生另外一个函数。例如，在下列表达式中：
Lu u 2u 3u
其中 a2 T , f F.
方程(1.4)称为弦的强迫横振动方程。
16
若外力消失F=0，则方程变为
utta2uxx (a2T)
上式称为弦的自由振动方程。
(1.5)
我们虽然称 (1.4)、(1.5)为弦振动方程，但在力学上弹 性杆的纵振动，管道中气体小扰动的传播以及电报方 程等问题，都可以归结为上述偏微分方程的形式。

数理方程第1讲

数理方程第1讲

CDx
v+Dv
x+Dx
10
L—每一回路单位的串联电感; C—每一单位长度的分路电容. i LDx v x CDx i+Di
v+Dv x+Dx
11
i v (v Dv) LDx t v i L x t
i LD x v x CDx i+Di
(1.4)
v+Dv x+Dx
12
div D (1.11) J—传导电流面密度,—电荷的体密度.
26
D rot H J t B rot E t div B 0 div D
(1.8) （ 1.9) (1.10) (1.11) (1.12)
D E B H J E
(1.13) (1.14)
1
第一章 一些典型方程和定解条件的推导 §1.1 基本方程的建立
2
例1 弦的振动 设有一根均匀柔软的细弦, 平衡时沿直线拉紧, 而且除受不随时间而变的张力作用外, 不受外 力影响. 下面研究弦作微小横向振动的规律. 所谓"横向"是指全部运动出现在一个平面上, 而且弦上的点沿垂直于x轴的方向运动. 所谓"微小"是指的振动的幅度及弦在任意位 置处切线的倾角都很小, 以致它们的高于一次 方的项都可略而不计.
32
例4 热传导方程 在物体中任取一闭曲面S, 它所包围的区域记 作V. 假设在时刻t区域V内点M(x,y,z)处的温度 为u(x,y,z,t), n为曲面元素DS的法向(从V内指向 V外). 由传热学中傅里叶实验定律可知, 物体在无穷 小时间段dt内, 流过一个无穷小面积dS的热量 dQ与时间dt, 曲面面积dS, 以及物体温度u沿曲 面dS的法线方向的方向导数三者成正比

东南大学版《数理方程》课件

东南大学版《数理方程》课件

数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2u 2u 2u ( A B) AB 2 0 2 xy x y
u u u u u A B x x x
y Ax
y Bx
2 2 2u u u u u 2u 2 u 2 u A B A B A 2 AB B 2 2 x x x 2 u u u u u y y y
( x at ) 代表以速度a 沿x 轴正向传播的波 ( x at ) 代表以速度a 沿x 轴负向传播的波
1 2
1 x at ( )d b. 只有初始速度时： u ( x, t ) x at 2a 假使初始速度在区间 上是常数 ，而在此区间外恒等于0
u( x, t ) 1 ( x at ) 1 ( x at )
e
( x at ) 2
]
1 2

x at x at

x at
2ase
s 2
ds

( x at ) 1 [ e 2
2
2
e
( x at ) 2
] 1 [ e 2
x atቤተ መጻሕፍቲ ባይዱx at s 2
e
s 2
ds2
e ( xat )
x at
数学物理方程与特殊函数
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2 2 u2 u2 2 a f ( x, t ), x , t 0 2 t 2 x u ( x, 0) 0, u2 ( x, 0) 0, x 2 t 利用齐次化原理，若 满足：

数理方程课件2.2

数理方程课件2.2
n 1

ny 0 b
ny C0 Cn Dn cos 0 b n 1

一个无穷级数等于零，说明各项系数均为零。
因此：
C0 0, Cn Dn 0 (n 1, 2,).
na na n b b Cn e Dn e Ay 得： D0 a cos b y Ay n 1
的值代入式(2.2.4)： X ( x) X ( x) 0
解得
X 0 C0 D0 x
n 0
Dn e
nx b
X n ( x) Cn e
nx b
(n 1,2, )
0
Y0 ( y) A0
0
X 0 C0 D0 x n Yn ( y ) An cos y (n 1, 2,) nx b nx X n ( x) Cn e b Dn e b (n 1,2, )

例：带电云与大地之间的静电场近似匀强静电场，其电场强度 E0 是 铅垂的．水平架设的输电线处在这个静电场中．输电线是导体圆 柱．柱面由于静电感应出现感应电荷，圆柱附近的静电场也就不再是 匀强的了．不过，离圆柱“无限远”处的静电场仍保持匀强，现研究 导体圆柱怎样改变了匀强静电场（即讨论导线附近的电场分布）．
得：
( 2 ) ( )
本征值问题：
'' 0, ( 2 ) ( )

1） 0
微分方程的通解是: ( ) Ae 不具周期性，所以舍去。 2） 0 微分方程的通解是: B=0时具周期性。 3） 0 微分方程的通解是:

故问题的一般解为：
u ( x, y ) X 0 ( x)Y0 ( y ) X n ( x)Yn ( y )

《数理方程》第一讲

《数理方程》第一讲
1 2
通过Ω 的边界流出Ω 外的热量为Q2 ， Ω 内温度变化所需要的热量为 Q3 。
10
9.1.2 热传导方程的导出
则
Q1
Q1 Q2 Q3
t2 t1
1.6


F ( x, y, z, t )dVdt
1.7
由热力学的Fourier实验定理得：
t2 u u dQ 2 k d dt Q2 k d dt t1 n n
1.13
16
9.1.2 热传导方程的导出
可得
U U 2U R GU C t L G t C t2 2U 2U U LC RC LG RGU 2 2 t x t 2U I 2I I U R L 2 x IR L t t t t x2 I I U 2U U 2 G C GU C x xt x t x
20
9.1 典型方程的建立
三类典型方程： 波动方程 热传导方程 Poisson方程
utt a 2 u f
ut a 2 u f
u g
21
9.2
定解条件与定解问题
utt a2 u f ut a2 u f
u g 三类方程 如果有解，则其解应该不唯一。 在这众多的解中确定出所需要的解，还需要 增加另外的条件，即定解条件，使之成为定 解问题，在此条件下，再来讨论适定性，即 存在性、唯一性和稳定性。
Q3
t2 t1
u u u k ( cos cos cos )dSdt t1 x y z t2 2u 2u 2u Q2 k 2 2 dvdt 2 t1 y z x

数理方程12省公开课一等奖全国示范课微课金奖PPT课件

数理方程12省公开课一等奖全国示范课微课金奖PPT课件

第11页
亥姆霍兹方程
方程形式为： 2u u 0
在讨论用分离变量法求解波动方程、热传导方程时会用到这个方程。
薛定谔方程：
h2 2 (x, y, z) V (x, y, z) (x, y, z) E (x, y, z)
2m
其中， V (x, y, z) 是粒子势能， (x, y, z) 是描述微观粒子运动状态波函
热传导和扩散方程
1. 热传导方程
热传导：当物体内各处温度分布不均匀时，就会有热量从温度高地方 流向温度低地方，这就是热传导。
热量传递又会引发温度分布改变。处理热传导问题，归结为求温度分
布与改变。
n
S
推导均匀且各向同性导热体在传热过程中温度所满
足微分方程
M
采取微元法，在物体中任取一个闭曲面S,它所包围 区域记作V
x方向：设 q1 x dydz 从左面流入，
q1 xdx dydz 从右面流出，
O
A(x, y, z)
C(x, y dy, z dz)
B(x, y dy, z) D(x, y, z dz)
C
G
D
H
y
B
F
A
E
qz qy qx
x
所以单位时间经过左右两面流入净流量是：
Q1
(q1
x dx
q1
x
数。
用 u(x, y, z) 来代替 (x, y, z)，方程可化为：
2u u 0
2m (E V )
h2
当 0 ，亥姆霍兹方程就退化为拉普拉斯方程。
第12页
总结
波动方程
2u t 2
a22u
热传导方程
u a22u t

数理方程课件3-3


第1步：对方程系数做变换，使其解析，将其展开为泰勒级数形式；
P( x) p( x) x 1 Q( x) q( x) x2 2 x2 本例中，
所以，这两个函数已经展成了泰勒级数，其中系数
Q0 2 , Q2 1, Qn 0 (n 0, 2) P0 1, Pn 0 (n 1)
ck
1 k (2 k )
ck 2
下面求用 c1 表示 c2k 1 的公式。重写系数关系式：
( k ) 2 2 ck ck 2 0
2 2 1 由 x 的系数，得： c1 ( 1) 0
x 次项开始，对应的系数为 c0 ，之前 （由于级数从
c2 k (1)k 1 22 k k !( 1)( 2)...( k ) c0
…
1 1 c2 k 4 c2 k 4 (2k 2)(2 2k 2) 2(k 1) 2( k 1)
1 2k (2 2k ) c2 k 2 1 c2 k 2 2k 2( k )
1

第一解对应判定方程的第一个根： 1 将其代入递推关系式： ck ( k )2 2 ck 2 得：
ck 1 k (2 k ) ck 2
1
可见，待定系数 c2k 将可以依次类推，用 c0 表示； c2k 1 可用 c1 表示。
ck
1 k (2 k )
数理方程课件33数理方程数理方程视频数理方程与特殊函数数理方程课后习题答案数理方程试卷北航数理方程数理方程常用公式数理方程pdf数理方程复习
§3-3 贝塞尔方程的级数解

用级数解法来求贝塞尔方程在x=0的邻域中的 级数解

数理方程-第1章第2章-研究生ppt课件

张力为 F T(x,t),F T(x d x,t)与x轴夹角为 1 , 2 . 用 表
示单位长度弦的质量，则长为dx的一小段弦的质量为
d x。u t t 是弦的加速度，及单位长度弦上所受的外力
大小为F(x,t).
16
则根据牛顿第二定律，有
dxuttF T,x dxsin2F T,xsin1F (x,t)dx. F T,xdxcos2F T,xcos10.
uyyuxxA2uxB2uyC2uD2,
双曲型方程的第一标准形和第二标准形。
方程 标准形。
uyy A3uxB3uy C3uD3, 称为抛物型方程的
uxx A4uxB4uy C4uD4,
方程 u x x u y y A 5 u x B 5 u y C 5 u D 5 ,称为椭圆型方程的 标准形。
11
2
2i
变量方程（1）化为标准形 u u A u B u C u D ,
其中A,B,C,D都是 , 的已知函数。
13
第三节 经典方程的导出
一、方程的建立 1、弦振动方程（一维）； 2、热传导方程（一维）；
14
弦的振动方程的导出
（考察一根均匀柔软的细弦，平衡时沿ox轴绷紧） 考察一根长为l的细弦，给定弦的一个初始位移和初始 速度，弦作横振动，确定弦上各点的运动规律。
未知函数u的偏导数。
5
定义：偏微分方程中未知函数的最高阶偏导数的阶 数称为偏微分方程的阶。
定义：如果一个偏微分方程对于未知函数及其各阶 偏导数都是一次的，其系数仅依赖于自变量，就称 为线性偏微分方程。
二阶线性偏微分方程的一般形式：
i,n j1aijx i2 u xj i n1bi x ui cuf(x1, ,xn).

数理方程课件一


数学物理方程与特殊函数
第1章 典型方程和定解条件的推导
3、拉普拉斯方程
稳定的温度分布导热物体内的热源分布和边界条件不随时间变化 故热传导方程中对时间的偏微分项为零，从而热传导方程 即变为下列拉普拉斯方程和泊松方程.
∂2u ∂2u ∂2u + 2 + 2 =0 2 ∂x ∂y ∂z
∂2u ∂2u ∂2u 1 + 2 + 2 = − 2 f (x, y, z) ∂x2 ∂y ∂z a
如果在位移方向上还受外力的作用， 如果在位移方向上还受外力的作用，设单位长度上受 的外力为 f, 则
单位质量所受外 力，力密度
数学物理方程与特殊函数
第1章 典型方程和定解条件的推导
说明： 说明：
• 质点的位移是以t为自变量的函数，其运动是以t为 质点的位移是以t为自变量的函数，其运动是以t 自变量的常微分方程； 自变量的常微分方程； • 弦的位移是x,t的函数，其运动方程是以x,t为自变 弦的位移是x,t的函数，其运动方程是以x,t为自变 x,t的函数 x,t 量的偏微分方程。 量的偏微分方程。 • uxx项反映弦上的各个质点彼此相联 。 • utt项反映弦在各个时刻的运动之间的联系。 项反映弦在各个时刻的运动之间的联系。
第1章 典型方程和定解条件的推导
第一章 一些典型方程和 定解条件的推导
一、 基本方程的建立 二、 定解条件的推导 三、 定解问题的概念
数学物理方程与特殊函数
第1章 典型方程和定解条件的推导
一、 基本方程的建立
导出步骤： 导出步骤：
1、确定物理量，从所研究的系统中划出一小部分，分析邻 确定物理量，从所研究的系统中划出一小部分， 近部分与它的相互作用。 近部分与它的相互作用。 2、根据物理规律，以算式表达这个作用。 根据物理规律，以算式表达这个作用。 3、化简、整理。 化简、整理。

数理方程课件

详细描述
一阶常微分方程在物理学、工程学、经济学等领域有广泛应用。
一阶常微分方程可以用于描述各种实际问题中变量的变化规律，如物理中的自由落体运动、电路中的电流变化等。在经济学中，一阶常微分方程可以用于描述供求关系的变化、消费和储蓄的动态过程等。在工程学中，一阶常微分方程也广泛应用于控制系统、化学反应动力学等领域。
数理方程可以根据其形式和性质进行分类。
总结词
根据其形式和性质，数理方程可以分为线性与非线性、自治与非自治、常系数与变系数等多种类型。这些分类有助于更好地理解和研究数理方程的性质和应用。
详细描述
数理方程的分类
总结词
数理方程在各个领域都有广泛的应用。
详细描述
数理方程在物理学、工程学、经济学、生物学等许多领域都有重要的应用。例如，在物理学中，描述波动、热传导、引力场等问题的方程都是数理方程。在工程学中，流体动力学、电磁学等领域的问题也都可以通过数理方程来描述和解决。
总结词
一阶常微分方程的定义
一阶常微分方程的解法
求解一阶常微分方程的方法主要有分离变量法、积分因子法、常数变易法和线性化法等。
总结词
分离变量法是将方程中的变量分离出来，使方程变为可求解的形式。积分因子法是通过引入一个因子，使方程变为全微分方程，从而简化求解过程。常数变易法适用于形式为y' = f(x)y的方程，通过代入可求解。线性化法则是将非线性方程转化为线性方程，便于求解。
分离变量法
有限差分法
有限元法
变分法
用离散的差分近似代替连续的微分，适用于求解初值问题和边界问题。
将连续的求解区域离散化为有限个小的子区域，适用于求解复杂的几何形状和边界条件。
通过求某个泛函的极值来求解偏微分方程，适用于求解某些特殊类型的方程。
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(ii) 0 时, X ( x) C0 D0x,
由边值条件 X '(0) X '(l) 0 X ( x) C0
(iii) 0 时, X ( x) C1 cos x C2 sin x
由边值条件
由u( x, t)不恒为零，有：
取参数
X ('' x) T ''(t ) X ( x) a2T (t )
T '' a2T
X '' X
X ''( x) X ( x) 0 ②
T '' a2T 0 …..…….. ③
利用边界条件
X
(0)T
(t
)
0
④
X (l )T (t ) 0
④ 成立 X (0) 0, X (l) 0
第二类边界条件
u t 0 ( x) ut t 0 ( x)
解：令u( x, t) X ( x)T(t) , 得
XT ''a2 X "T 0 X '(0)T (t) 0 化简:
T '' a 2T
X '' X
X '(l)T (t)
引入参数 得
0
T '' a 2T
X '' X
X '(0)
将( x), ( x) 展开为Fourier级数，比较系数得
An
n
2 l
0l ( )sin
n
l
d
Bn
l
na
n
2
na
0l ( )sin
n
l
d
定理：若在区间 [0, l]上，( x) C 3, ( x) C 2，且
(0) (l) "(0) "(l) 0, (0) (l) 0
则无穷级数解
知
r1 ≠ r2 都是实根时，其通解为
y(x) = A exp(r1x) + B exp(r2x)
r1 、r2是两个相等的实根时，其通解为
y(x) = A exp(r x) + B x exp(r x)
r1,2=α±iβ是一对共轭复根时,其通解为 y(x) =exp(αx)(A cosβx + Bsinβx)
2u
t 2 u
x0
a2 0,
2u x 2
u
xl
0,
0,
0 xl t0
u
t
0
( x),
u ( x), 0 x l
t t0
特点: 方程齐次, 边界齐次.
设 u( x, t) X ( x)T (t) 且u( x, t)不恒为零，代入
方程和边界条件中得
XT '' a2 X ''T 0 ①
收敛于该点左右极限的平均值。
傅立叶级数推广
若函数f(t)的周期为T=2L，则傅里 叶展开式为
f
(t)
1 2
a0
n1(an
cos
n t
L
bn
sin
n
L
t
)
1
an L
L L
f
(t)
cos
n
L
t
dt,
bn
1 L
L L
f
(t) sin
n t
L
dt
1. 有界弦的自由振动
例1. 研究两端固定均匀的自由振动. 定解问题为：
l
) sin
n
l
x
n 1,2,3, 叠加
u( x, t )
(
in
n at
l
) sin
n
l
x
…….⑤
代入初始条件得：
u(
x,
t
)
nn1(1AAnn
cos
sin
nnllxat
Bn sin
( x)
n
l
at
)
sin
n
l
x
和 x=定l 解处问的题第n的一1解类Bn是齐nF次l ao边suinr界ien条rl正x件弦决级定(数x的)，。这是在 x＝0
u( x,t)
(
An
cos
n
l
at
Bn
sin
n
l
at
)
sin
n
l
x
n1
为如下混合问题的解
utt a2uxx 0
0 xl
u u
x0 t0
0
(
x
)
u xl 0 0 xl
ut t0 ( x)
0 xl
例2：研究两端自由棒的自由纵振动问题.
utt a2uxx 0 ux x0 0 ux xl 0
X'(l)
0
分离变量：
T '' a2T 0
X '' X 0
X
'
(0)
X '(l )
0
(i) 0 时，X ( x) C1e x C2e x
由边值条件
(C1 C2 ) 0 (C1e l C2e l ) 0
得C1 =C 2=0 从而 X ( x) 0 ，无意义
傅立叶级数
傅立叶展开定理：周期为2π的函数f(x) 可以展开为三角级数，展开式系数为
预
备
an
1
f (x)cos nxdx,bn
狄利克雷收敛定理：
1
f (x)sin nxdx
知 若函数在一个周期内连续或只有有限个第
识 一类间断点且在一个周期内至多只有有限
个极值点，则当x是连续点时，级数收敛
于该点的函数值；当x是间断点时，级数
第三章 分离变量法
分离变量法是求解线性偏微分方程定解问 题的普遍方法之一，它适用于各种类型的 偏微分方程。基本思想是将多元函数化为 单元函数，将偏微分方程化为常微分方程 进行求解。具体做法是：首先求出具有变 量分离形式且满足边界条件的特解，然后 由叠加原理作出这些解的线性组合，最后 由其余的定解条件确定叠加系数。
(ii) 0 时，通解 X ( x) C1x C2
由边值条件
CC12l
0 C2
0
C1 C2 0 X ( x) 0, 0 无意义
(iii） 0时，通解 X ( x) C1 cos x C2 sin x
由边值条件：
得 C2 0,
C1 0
C2sin
l 0
从而 sin l 0
故
l n
即：
n2
l2
2
,
n 1，2,3,
而 X ( x) C sin nπ x,n 1,2,
2
l
再求解T：
T
"(t)
a2
n2
2
T
(t)
0
n
其解为
l2
n
两端 固定 弦本
的征
所以
Tn (t )
An
cos
n at
l
Bn
sin
n at
l
振动
un (
x,
t)
(
An
cos
n at
l
Bn
sin
n at
则
X '' X 0
⑤
X (0) 0, X (l) 0
参数 称为特征值.
特征值问题
函数X(x)称为特征函数
分三种情形讨论特征值问题的求解
(i) 0 方程通解为
X ( x) C e x C e x
1
2
由边值条件得：
CC1e1
C2 l
0 C2e
l
0
C1 =C 2=0 从而 X ( x) 0， 0无意义.
由于要将满足齐次偏微分方程和齐次边界 条件的解通过变量分离, 将其转化为常微 分方程的定解问题. 为此，我们首先给出 二阶线性常微分方程求解公式。
二阶线性常系数齐次微分方程的一般形式为
y”+ p y’+q y = 0
预 特征方程： r2 + p r +q = 0
备 特征根： r1 和 r2 . 当