数学物理方程学习指导书第3章经典方程的建立和定解条件

J (u ) min J (v). （1） vV
0
v u w, 其中 为任一实数。显然有 v V0，且
2 2 1 J (v) (u w) x (u w) y f (u w) dxdy. 2
0
（ 2）
由此可知 u f 0. 事实上，若 u f 在 中某点
x0 , y0 不等于0，不失一般性，设 u f x0 , y0 0 ， 则由 u f 的连续性知，必存在 x0 , y0 的一个邻域， 在此邻域内 u f 0 成立。这样， w 取为在 x0 , y0 点
2 1
2 2 1 J (u ) ux u y fu dxdy, 2
J (u ) min J (v). （1） vV
其位势函数（相差一个常 数下唯一）
r'
r
r r ' x x0 , y y0 , z z0
r
M ( x, y , z ) r
与引力场函数存在关系
x x0 y y0 z z0
2 2
2
F .
单位质点
2 2 dxdy J (u ) w w x y 2 u x wx u y wy fw dxdy.
2 2 1 J (u ) ux u y fu dxdy, 2
3 ( x , y , z ) 0 in R / . ( x , y , z ) 4 in ; *引力位势


( x, y, z ) ( , , )

2
ut a2 (uxx uyy uzz ) f ( x, y, z, t ),
uxx uyy uzz f ( x, y, z, t ).
（2）非线性方程：
（a）拟线性方程：方程对未知函数的最高阶导数总 体来说是线性的方程。比如
ut buux uxxx ,
ut uxx f (u).
t

x x
x
[ utt ( x, t ) Tuxx ( x, t ) F ( x, t )]dxdt 0.
表示单位质量在每点处所受的外力
仍有 x, t 的任意性，知
utt auxx ( x, t ) f ( x, t ) : F ( x, t ) / .
进一步推广到高维情况：
*目标函数： 弦上质点相对于平衡位置的位移图
OL l
x
L
*物理守恒律（转化方程等式）：
牛顿第二定律：F ma.
或冲量定理：F t p mv.
教材采用
下面我们推导弦振动方程，先考虑无外力情况：
u
O
t 时刻示意图
OL l
x
x x x
*初始条件：设弦在初始时刻 t 0 时的位置和速度为
u( x,0) ( x), ut ( x,0) ( x), (0 x l ).
*边界条件（注意该提法的物理背景）： （a）第一类边界条件（狄利克雷边界条件）: 在前面的推导中，弦的两端被固定在 x 0 和 x l 两点，即 u(0, t ) u(l , t ) 0. （b）第二类边界条件（诺伊曼边界条件）: 设弦的一端 x 0 处于自由状态，即可以在垂直于 x 轴 的直线上自由滑动，且未受到垂直方向的外力。由于在 边界右端的张力的垂直方向分量是 Tu x ，于是边界处应 有 ux x0 0 也可考虑更一般非零情况。

其次，假设在边界上给定了两个函数f和f*，而且在Г上处处成立
f f * 设u和u*，分别是调和方程在区域Ω上的以f和f*为边界条件的
数学物理方程
§1-2 定解条件和定解问题
第三章 调和方程
因此，对于狄利克雷或诺依曼外问题而言，还需要在无穷远 处对解添加一定的限制条件。在三维情况下，一般要求解在 无穷远处的极限为零（或者说极限为某个特定的值），即
lim u(x, y, z) 0 r x2 y2 z2
r
泊松方程的求解可以运用叠加原理转化为调和方程的求解： 首先寻找一个泊松方程的特解u1，作代换u=v+u1把原方程转 化为关于v的调和方程。
§2.1 格林（Green）公式 §2.2 平均值定理 §2.3 极值原理 §2.4 第一边值问题解的
唯一性和稳定性
数学物理方程
§2-1 格林（Green）公式
第三章 调和方程
高等数学中的高斯公式如下
(
P x
Q y
R )d
z
(P cos(n,
x)
Q cos(n,
y)
R cos(n,
z))ds
调和方程，又称拉普拉斯(Laplace)方程，其三维形式为
u 2u 2u 2u 0 3.1 x2 y2 z 2
这个方程相应的非齐次方程，称为泊松(Poisson)方程，即
u
2u x 2
2u y 2
2u z 2
f (x, y, z)
3.2
这类方程在力学、物理学问题中经常遇到。前面两章推导的波动方程和热 传导方程如果去掉了时间导数项，那么方程就可以转化为泊松方程或调和 方程。流体力学中的速度势和流函数都满足调和方程；静电场中的电位势 满足泊松方程。

∆u
=
1 r2
⋅
∂ ∂r
(r 2
∂u ) ∂r
+
r2
1 sin θ
⋅
∂ ∂θ
(sin θ
∂u ∂θ
)
+
r2
1 sin
2
θ
⋅
∂2u ∂ϕ 2
=0
证：球坐标 (r,θ ,ϕ) 与直角坐标 (x, y, z) 的关系：
x = r sinθ cosϕ ， y = r sin θ sin ϕ ， z = r cosθ
f
(r)
=
−
A1 n+
2
r −n+2
+
c1
即 n ≠ 2 ，则
f
(r)
=
c1
+
c2 r n−2
若 n = 2 ，则 即 n = 2 ，则
f ' (r) = A1 故 f (r) = c1 + A1Inr r
f (r) = c1 + c2 In 1 r
2． 证明拉普拉斯算子在球面坐标 (r,θ ,ϕ) 下，可以写成
⋅
∂u ∂ρ
（5）
∂ 2u ∂x 2
+
∂2u ∂y 2
+
∂2u ∂z 2
=
∂2u ∂ρ 2
+
∂2u ∂z 2
+
1 ρ2
⋅
∂2u ∂ϕ 2
+
1 ρ
⋅
∂u ∂ρ
∂2u 再用（3）式，变换 ∂ρ 2
+
∂ 2u ∂z 2
。这又可以直接利用（5）式，得
∂2u ∂ρ 2

∂u ∂r
−
sin θ r
∂u ∂θ
,
∂u ∂R
=
sin
θ
∂u ∂r
+
cos θ r
∂u ∂θ
.
R2 + z2 = r2,
tan θ
=
R z
,
(1.1) (1.2)
齐海涛 (SDU)
数学物理方程
2012-10-3 6 / 69
建立方程、定解条件
故有
∂r ∂z
=
cos θ,
∂θ ∂z
=
−
sin r
θ
H1
=
√( ∂x )2 ∂q1
( ∂y )2 + ∂q1
+
(
∂z ∂q1
)2 ,
H2
=
√( ∂x )2 ∂q2
( ∂y )2 + ∂q2
+
(
∂z ∂q2
)2 ,
H3
=
√( ∂x )2 ∂q3
( ∂y )2 + ∂q3
+
(
∂z ∂q3
)2 ,
齐海涛 (SDU)
数学物理方程
2012-10-3
8 / 69
数学物理方程
2012-10-3 2 / 69
1. 建立方程、定解条件 2. 格林公式及其应用 3. 格林函数 4. 强极值原理、第二边值问题解的唯一性
齐海涛 (SDU)
数学物理方程
2012-10-3 3 / 69
建立方程、定解条件
.E.xample 1.1
√
设 u(x1, . . . , xn) = f(r) (其中 r = x21 + · · · + x2n ) 是 n 维调和函数, 试证明

目录第1章预备知识1．1 常微分方程定解问题1．1．1 一阶常微分方程1．1．2 二阶常微分方程1．1．3 Euler 方程1．2 常微分方程的特征值问题1．2．1常微分方程的特征值问题的提法1．2．2 特征值问题的求解1．2．3 周期边界条件的特征值问题1．3 几个常用的积分公式第2章积分变换Γ函数与β函数2．1 拉普拉斯变换2．1．1拉普拉斯变换的概念及性质2．1．2 拉普拉斯逆变换和卷积定理2．1．3 拉普拉斯变换在常微分方程求解中的应用2．2 傅立叶变换2．2．1 傅立叶变换的概念及性质2．2．2 卷积定理2．3 Γ函数与β函数2．3．1 Γ函数2．3．2 β函数第3章经典方程的建立和定解条件3．1 经典方程的建立3．2 初始条件与边界条件3．3定解问题的提法第4章分离变量法4．1 有界弦的自由振动4．2 有限长杆上的热传导4．3 圆域内的二维拉普拉斯方程的定解问题4．4 有界弦的强迫振动4．5 非齐次边界条件的研究第5章行波法和积分变换法5．1 一维波动方程的达朗贝尔公式5．2 三维波动方程的泊松公式5．2．1 球对称三维波动方程的通解5．2．2三维波动方程的泊松公式5．3 积分变换法举例第6章格林函数法6．1 拉氏方程边值问题的提法与格林函数6．2 两类特殊区域上的格林函数及狄氏问题的解6．2．1 半空间上的格林函数6．2．2 球域上的格林函数第7章数理方程求解中出现的几个特殊类型的常微分方程7．1贝塞尔方程的引入7．2勒让德方程的引入7．3施特姆-刘维尔理论简述第8章贝塞尔函数8．1贝塞尔方程的求解8．2当n为整数时贝塞尔方程的通解8．3贝塞尔函数的递推公式8．4贝塞尔函数的零点与模值8．5贝塞尔方程的的边值问题第9章勒让德多项式9．1勒让德方程的求解9．2勒让德多项式9．3函数展成勒让德多项式的级数9．4缔合的勒让德多项式。

2u u u u u 2u 2u 2u 2 2 2 2 y y y 2u 2u 2u 2u u u u u A 2 ( A B) B 2 A B A B xy y y
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 at x at s 2
e
s 2
ds2
e ( xat )
x at
数学物理方程与特殊函数
2u 2u 2u ( A B) AB 2 2 x xy y 2 2 2u 2u 2u 2u 2 u 2 u A 2 AB B ( A B) A 2 ( A B) B 2 2 2
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2 2u 2 u x , t 0 t 2 a x 2 , u ( x,0) ( x), u ( x,0) ( x), x t f2 u f1 ( x at) f 2 ( x at) t
2 utt a u xx 0, x x2 x2 u |t 0 e , ut |t 0 2axe
解：将初始条件代入达朗贝尔公式
u ( x)
( x at ) 1 [ e 2

y

y(
,)

(x, y) (x, y)

ux ux ux uy u y u y
and
uxy

uxx

u

2 x

2u xx

u
2 x

u xx

u xx
u x y u (xx yx ) ux y uxy
如果k1=k2=k3=1(or 0)，且k1，k2中至少有一个的值为1， 称为线性微分方程；如果k1，k2，k3中至少有一个的值 不等于1和0，则称为非线性微分方程；
如果f=0，则称为齐次微分方程；如果f≠0，则称为非 齐次微分方程。
2元二阶线性微分方程的分类
一般形式：
a uxx+ b uxy+ c uyy+ d1ux+ d2uy + e u = f(x,y)
初始条件
一维弦振动
未知函数对时间为二阶，需要两个初始条 件
初始位移
处于平衡位置： u|t=0 = 0 两端固定，在c点拉开距离h：
u|t=0 = hx/c，
0<x<c;
u|t=0 = h(L-x)/(L-c)，c<x<L;
初始速度
处于静止状态： ut|t=0 = 0 在c点受冲量I： ut|t=0 = Iδ(x-c)/ρ
第二类边界条件：
u n 边界 x0 , y0 ,z0 f (x0 , y0 , z0 , t)
第三类边界条件：u H
u
n 边界 x0 , y0 ,z0

f (x0 , y0 , z0 , t)

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
简化假设：
(1)弦是柔软的，弦上的任意一点的张力沿弦的切线方向。
(2)振幅极小， 张力与水平方向的夹角很小。 牛顿运动定律： 横向： T cos T 'cos ' 纵向： T sin T 'sin ' gds ma 其中：cos 1 cos ' 1
u |x0 0,
或： u (a, t ) 0
(2)自由端：x=a 端既不固定，又不受位移方向力的作用。
T
u x
0
xa
u x
0
xa
ux (a, t ) 0
(3) 弹性支承端：在x=a端受到弹性系数为k 的弹簧支承。
u T x
x a
k u x a
或
u u 0 x xa
u /
2
泊松方程 拉普拉斯方程(无源场)
2u 0
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
例4、热传导
热传导现象：当导热介质中各点的温度分布不均匀时，有 热量从高温处流向低温处。 所要研究的物理量： 温度 u ( x, y, z, t ) 根据热学中的傅里叶实验定律
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
H 2 ) 由此得： H ( t t
2 2 2 拉普拉斯算子： 2 2 2 2 x y z
E H t H E t E 0 H 0
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
思考 判断下列方程的类型
u 2 u a 2 x 2 t x

t
的已知函数，H 为常系数．
9.2.2 热传导（或扩散）方程的定解条件
1 初始条件 热传导方程的初始条件一般为
u( x, y, z,0) ( x, y, z)
2 边界条件
（9.2.6）
第一类: 已知任意时刻 t (t 0) 边界面 上的温度分布
u ( x, y, z, t ) | f (, t )
x l ,在距离坐标原点为 b 的位置将弦沿着横向拉开距离
h
u
，如图9.5所示，然后放手任其振动，试写出初始条件。 【解】 初始时刻就是放手的那一瞬间， 按题意初始速度为零，即有
h
l x
ut ( x, t ) |t 0 ut ( x, 0) 0
初始位移如图所示
h x (0 x l ) b u ( x, 0) h (l x) (b x L) l b
(9.2.7)
直接给出函数u 在边界上的数值,所以是第一类边界条件.
2. 第二类
已知任意时刻 t (t 0) 从外部通过边界流入物体内的热量。
设单位时间内通过边界上单位面积流入的热量为 (, t ) 考虑物体内以边界上面积元 dS 为底的一个小圆柱体，
.
如图9.10所示. 物体内部通过 dS 流入小柱体的热量为
从上面的推导可知，热传导和扩散这两种不同的物理现象， 但可以用同一类方程来描述.
9.3 数学建模——稳定场方程类型的建立 9.3.1 数学建模——稳定场方程类型的建立 1 静电场的电势方程
直角坐标系中泊松方程为
2U 2U 2U x 2 y 2 z 2 0
(9.3.1)
9.4.1 定解条件和定解问题的提法 边界条件的类型 除了前面我们介绍的第一、第二、第三类边界条件之 外，还有其它边界条件，如自然边界条件，衔接条件, 周期性条件和无边界条件．

2021/3/7
第三章 数学物理定解问题3
4
2、x±at的含义
设弦上各点初始速度(x)=0，初始位移为(x)=e-x2/5，该高斯波 形的演化(x±at)如图所示(取a=2)：
10
10
5
0 15 0
1 0.5 0 15
右传播波: (x-at)
t x
5
0 15 0
1 0.5 0 15
左传播波: (x+at)
第七章 数学物理定解问题 习题课
12
将Eqs. (9a), (9b), 和(12)代入通解中，得
1 2
x
at
x
at
u
x,
t
1 2
1
x at
x
dx
,
2a xat
x at at
t x
x
/
a,
(13)
1 2a
x at
at x
x
dx
g
t
x a
,
t x / a.
特例1: 教材中P179. (习题8) , 因为初始位移和速度都为零，所 以当t<x/a时，u(x,t)=0；当t>x/a时，根据Eq.(13)得
t
时刻波峰的一半。
10
5
0
15
0
u(x,t)
1
0.5
0 15
x
2021/3/7
第三章 数学物理定解问题3
6
3、举例
例1. 设无限长均匀弦的初始速度(x)=0，初始位移为
2u0
x x1 , x2 x1
x1
x
x1
2
x2
,
x 2u0

P5 (1.5) ”是否合理？
结点与节点有区别吗？
Rdx
+
- v(x,t)
Ldx
i(x,t)
Cdx
P● ＋
－
i +di C L– L
GdxC v dv
x
●
图 12
x dx
iC
C
duC dt
di
u L
L
dt 19
梁昆淼先生的做法：
“今考虑一来一往的高频传输线，每单位长一来一往所具有的电阻，电感，电容， 电漏分别记以 R，L，C，G。于是
x1d2x
3、忽略与近似
T cos Tcos 0
(1)
T sin T sin ds g ds utt
(2)
①对于小振动： 0; 0
cos 1 ; cos 1
sin
tg 1 tg2
tg u x
x
sin
tg 1 tg2
tg u x
x dx
于是（1）式变为：
T T
代入（2）式变为：
T sin T sin ds(utt g)
T u x
xdx T
u x
x
ds(ut t g)
②一般说来，ut t g ， 将 g 略去，上式变为
Cdx
Gdx v dv
x
●
x dx
17
电路准备知识 电容元件：
du
i C C
C
dt
q Cu
i dq d(Cu) C du
dt dt
dt
q idt
电感元件：

数学物理方程的定解条件数学物理方程是数学物理学中重要的一类问题，它涉及到各种物理现象的建模和解释，是理解物理现象的有用工具。

数学物理方程有一系列特定的定解条件，它们是为了研究物理现象并得到定解而必须遵守的准则。

首先，针对数学物理方程，必须正确理解方程定义以及它表达的物理量的内涵。

在实际求解之前，要了解方程的变量定义以及它与实际物理现象之间的联系，以确保解的准确性。

其次，必须确定定解中的每个变量的取值范围，以便确定方程可以解出多少解。

对于多元一次方程，参数一般被称为“系数”，将其视为未知数，根据它们取值来确定解的存在性或不存在性。

再次，必须解决方程中可能存在的技术和数学问题，如求解方程的函数表达式、求极值、得到非线性方程的精确解等。

这些问题一般需要一定的技术和数学知识来解决，所以解决定解条件有其独特的技术要求。

最后，必须将定解得到的解与实际物理现象进行比较，以确保定解的准确性。

因为物理现象可能比定解器更复杂，所以在实际应用中容易出现偏差，可以通过数值积分和数值近似的方法来消除偏差并更接近实际物理现象。

通过以上步骤，就可以获得数学物理方程的定解了。

补充说明的是，数学物理方程有一系列分析和解决的步骤，除了上述的定解条件外，还包括确定系数、求极限、求精确解等，它们也是重要的步骤，因此要充分理解它们，以达到准确解决数学物理方程的目的。

总之，数学物理方程的定解条件是为了研究物理现象并得到定解而必须遵守的准则，它们包括正确理解方程定义以及它表达的物理量的内涵、确定定解中的每个变量的取值范围、解决方程中可能存在的技术和数学问题，以及将定解得到的解与实际物理现象进行比较。

只有按照这些定解条件准确解决数学物理方程，才能真正理解物理现象。

公众号:菜没油
8
uv uv fv dx + x uv g v ds u = v ds v udx uv fvdx x uv gv ds n

u u u f vdx v x u g ds 0 2 n
6.解： 设 u u x, y, z, y 为 t 时刻在 x, y, z 处的温度,k 为导热系数， 0 为热交换 系数，于是有如下定解问题：
公众号:菜没油
4
10.泛定方程：ut a2 u 0
20.初始条件：u x, y, z, 0 100 u 0 37 u n
30.边界条件：u x, y, 0, t u 0 k
公众号:菜没油
5
10.解： 取传送带所在直线为 x 轴,起点为原点，任取一段传送带 x1 , x2 ，时间段
t1 , t2 .
由质量守恒： 即 dx
x1 x2 t2 x2 x1

t2
t dx dt a
2 2 2
从而由动量守恒及胡克定律可知:
S x xutt x, t ES x u x
再令 x 0 ,即有
2 x 2 x u 1- E 1 2 x h 2 h t 2
x x
ux
x

u x
0 0 1 1 1 1
u 0 y 0 u ydx 2 ydx y 0 0
0 0
u 2 0 u 0 1 0 u 1 0 u x2 x 2

第3章经典方程的建立和定解条件在讨论数学物理方程的解法以前，我们首先要弄清楚数学物理方程所研究的问题应该怎样提，为此，我们从两方面来讨论，一方面要将一个具体的物理、力学等自然科学问题化为数学问题，即建立描述某种物理过程的微分方程一一数学物理方程，称此方程为泛定方程；另一方面要把一个特定的物理现象本身所具有的具体条件用数学形式表达出来，即列出相应的初始条件和边界条件，两者合称为定解条件•定解条件提出具体的物理问题，泛定方程提供解决问题的依据，作为一个整体称之为定解问题3. 1经典方程的建立在本节，我们将通过几个不同的物理模型推导出数学物理方程中三种典型的方程，这些方程构成我们的主要研究对象•经典方程的导出步骤：(1)确定出所要研究的是哪一个物理量u ；(2)用数学的“微元法”从所研究的系统中分割出一小部分，再根据相应的物理(力学)规律分析邻近部分和这个小部分间的作用(抓住主要作用，略去次要因素，即高等数学中的抓主部，略去高阶无穷小)，这种相互作用在一个短的时间间隔是如何影响物理量u(3)把这种关系用数学算式(方程)表达出来，经化简整理就是所需求的数学物理方程•例1弦的振动弦的振动问题，虽然是一个古典问题，但对于初学者仍然具有一定的启发性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及弦本身的重力外，不受外力影响，下面研究弦的微小横向振动，即假定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(图3-1).图3-1设弦上具有横坐标为X的点，在时刻t时的位置为M,位移NM记作u .显然，在振动过程中位移u 是变量X与t的函数u(x,t) •现在来建立位移u满足的方程我们把弦上点的运动先看作小弧段的运动，然后再考虑小弧段趋于零的极限情况•在弦上任取一弧段MM •，其长为ds,设是弦的线密度，弧段MM •两端所受的张力记作T , T ,现在考虑孤段MM在t时刻的受力情况，用牛顿运动定律，作用于弧段上任一方向上的力的总和等于这段孤的质量乘以该方向上的加速度•在x轴方向弧段受力的总和为_T cos T cos，由于弦只作横向振动，所以T cos - T cos = 0 .( 3.1)如果弦的振动很小，并且在振动过程中弦上的切线倾角也很小，即:-:-0^ 0，则由2 4“ a a _ _cos -1 -2! 4!可知，当:为无穷小量时，cos与1的差量是:的高阶无穷小量，可以略去不计，因此当在u方向弧段受力的总和为-T sin驀"T Sin:「：gds，其中「是单位弧段的质量,-gds是弧段MM •的重力又因当：一0，厂0时上式左边方括号内的部分是由于x产生dx的变化而引起的u(x,t)的改变量，可用微代入(3.1)式，便可近似得到COS：1,cos： 1T T .tg：sin：J i +tg2«tg，皿)，ex=tg：：：u(x dx,t)：u(x，t)lx dx.且小弧段在时刻t沿u方向运动的加速度为2:u(x,t)-t2小弧段的质量为'gds，所以-T sin 二"T sin : 一：gds」ds：：2u(x, t):t2(3.2)T/^-晋」gds -：2u(x,t)吐2dx,:x分代替，即:x£u(x+dx,t) £u(x,t) ◎「初匕,灯［故 $u(x,t )d x—'ex 1 —x,2 2T j u(x,t) j u(x,t)2 ------- --- --------- + 、x 2:xT”g dx 「'5.x 2t 2 g. 般说来，张力较大时弧振动速度变化很快，即u 要比g 大得多，所以又可以把 g 略去•:t经过这样逐步略去一些次要的量，抓住主要的量, 最后得出u( x, t)应近似地满足方程-2:U 2 a 2 一 t x■2u (3.3)T这里的a.式(3.3)称为一维波动方程.如果在振动过程中，弦上另外还受到一个与弦的振动方向平行的外力，且假定单位长 度所受外力的F(x,t)，显然，在这里(3.1)及(3.2)分别为T cos ； " -T cos ：二 0, o2 u Fds-Tsin 二■ T sin ： -，gds …ds —— ct利用上面的推导方法并略去弦本身的重量，可得弦的强迫振动方程为-2 -.2:U 2： U 亨=口 —-1: Xf(x,t),(3.3)'1其中 f(x,t) F(x,t).方程(3.3)与(3.3)'的差别在于(3.3)'的右端多了一个与未知函数 U 无关的项f(x,t),这个项称为自由项，包含有非零自由项的方程称为非齐次方程，自由项恒等于零的方程称为齐次方程.(3.3)为齐次一维波动方程，(3.3)'为非齐次一维波动方程. 例2传输线方程对于直流电或低频的交流电，电路的基尔霍夫定律指出同一支路中电流相等 .但对于较高频率的电流(指频率还没有高到能显著地幅射电磁波的情况)，电路中导线的自感和电容的效应不可忽略，因而同一支路中电流未必相等现考虑一来一往的高频传输线，它被当作具有分布参数的导体(图3-2).在具有分布参数的导体中，电流通过的情况，可以用与电压v来描述，此处i与v都是x,t的函数，记作i(x,t)与v(x,t)，以R，L，C，G分别表示下列参数：R――每一回路单位的趾串联电阻，L——每一回路单位的串联电感，C――每单位长度的分路电容，G――每单位长度的分路电导•根据基尔霍夫第二定律，在长度为x的传输线中，电压降应等于电动势之和，即v -(v ：-v) = R x i L x而v x,ex故上式可写成Ri - L -(3.4)x 汀另外，由基尔霍夫第一定律，流入节点x的电流应等于流出该节点的电流，即=(i ：=i) C x G x v,(3.5) 将方程(3.4)与(3.5)合并，即得i与v 应近似地满足如下方程组这两个方程称为高频传输线方程.X 2=2:V;t 2LC ft 2 , 1；：2V1若令a 2这两个方程与(3.3)完全相同.由此可见，同一个方程可以用来描述不同的LC物理现象，一维波动方程只是波动方程中最简单的情况， 在流体力学、声学及电磁场理论中，还要研究高维的波动方程. 例3电磁场方程从物理学我们知道，电磁场的特性可以用电场强度 E 与磁场强度H 以及电感应强度 D与磁感应强度B 来描述，联系这些量的麦克斯韦(Maxwell)方程组为rotH = J, ct(3.8)cB耐百,(3.9)divB 二 0,(3.10)为了确定函数i 与v ，将方程(3.5)对x 微分，同时在方程(3.4)两端乘以C 后再对t 微分, 并把两个结果相减，即得将(3.4)中的兰代入上式，得CX这就是电流i 近似满足的微分方程，采用类似的方法从( 3.4)与(3.5)中消去i 可得电压V近似满足的方程方程(3.6)或(3.7)称为传输线方程.R, L,C,G 作不同的假定，就可以得到传输线方程的各种特殊形式•例如，在高频传输的情况下，电导与电阻所产生的效应可以忽略不计，也就是 说可令G = R = 0，此时方程(3.6)与(3.7)可简化为；：2i 1；：2i2・X 2iG 兰 一 LC ；x【RC 5, ct :t 2：2i2・i —二 LG X ;t 2 (RC GL)厂 GRi, ct(3.6).2轨LGxV(RC GL)二 GRv, .t :t(3.7)根据不同的具体情况，对参数divD 「.(3.11)将(3.9)与(3.13)代入得而 rot rotH 程为rot rotHrot rotHrotE 「rotE, :t21二 grad div - ' H ,且 divH divB = 0,所以最后得到H 所满足的方同理，若消去 H 即得E 所满足的方程2E如果介质不导电(卞-0)，则上面两个方程简化为2H 1 k 2Hr H , .t 二(3.15)(3.16)(3.15)与(3.佝称为三维波动方程.若将三维波动方程以标量函数的形式表示出来，则可写成其中J 为传导电流的体密度，「为电荷的体密度.这组方程还必须与下述场的物质方程D =eE,(3.13) (1.14)相联立，其中；是介质的介电常数， 」是导磁率，匚为导电率，我们假定介质是均匀而且是各向同性的，此时；，」，；「均为常数.方程(3.8)与(3.9)都同时包含有 E 与H ，从中消去一个变量，就可以得到关于另一个变 H ，在(3,8)式两端求旋度并利用(3.12)与(3.14)得(3.12) 量的微分方程，例如先消去(3.17)2 2 22- 2『召u d u & u= aJ = a — +一 +一2 , ^c x cy 氐丿 其中a_W ，u 是E 或H 的任意一个分量从方程(3.11)与(3.12)还可以推导出静电场的电位所满足的微分方程 •事实上，以(3.12)代入(3.11)得divD = div ；E = ； div E = ■,而电场强度E 与电位u 之间存在关系E = -gradu,所以可得Pdiv(gradu)= -一z或'、u = - — ,( 3.18)z这个非齐次方程称为泊松(Poisson )方程.如果静电场是无源的，即?=0,则(3.18)变成(3.19)这个方程称为拉普拉斯(Lap lace )方程. 例4热传导方程一块热的物体，如果体内每一点的温度不全一样，则在温度较高的点处的热量就要向 温度较低的点处流动，这种现象就是热传导.在工程技术上有许多传热问题都要归结为求物体内温度的分布，现在我们来推导传热过程中温度所满足的微分方程， 与上例类似，我们不是先讨论一点处的温度，而应该先考虑一个区域的温度.为此，在物体中任取一闭曲面S ，它所包围的区域记作 V (图3-3).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 S 的外法向(从V 内指向V 夕卜).图3-3:t2由传热学可知，在lt,^ t ］时间内，从 S 流入区域V 的热量与时间At ，面积 S ,以及沿曲面的法线方向的温度变化率三者的乘积成正比，即-k(grad u ) S t.其中k 称为物体的热传导系数，当物体为均匀导热体时，k 为常数.于是，从时刻t i 到时刻t 2，通过曲面S 流入区域V 的全部热量为t 2_Q i = tkgrad u1一 S流入的热量使 V 内温度发生了变化，在厶t 时间内区域V 内各点温度从u(x,y,z,t)变化到 u(x,y,z,t+ △ t)，则在△ t 内V 内温度升高所需要的热量为I I I c [u(x, y,z,t t)-u(x,y,z,t)]dVV从而从时刻t i 到时刻t 2，由于温度升高所吸收的热量为tJ ■ u二 c dV dt,飞 _ v ：t其中C 为物体的比热， '为物体的密度，对均匀物体来说，它们都是常数•由于热量守恒，流入的热量应等于物体温度升高所需吸收的热量，即上2 I.t 2. .：uJ t IJJkgradudS dt= J t | JJJ c°〒dV dt.ti.S _t^V醴—此式左端的由面积分中 S 是封闭曲面，可以利用奥 -高公式将它化为三重积分，即11 kgradudS 二 kdiv(gradu)dVSV因此有由于时间间隔't,r 11及区域V 都是任意取的，并且被积函数是连续的，所以 (3.20)式左 右恒等的条件是它们的被积函数恒等，即= Q= k S = t =cnk(grad udS dt.fu(x, y,z,t)dttdV.Q 2二 k 2udV,V：k 2udVti_ Vt2u IF t 」川 cP^dV dt. V ：t(3.20)3(3.21 ).u a :t或二维热传导方程如果我们考虑稳恒温度场，即在热传导方程中物体的温度趋于某种平衡状态，这时温 度u 已与时间t 无关，所以 —=0,此时方程(3.21)就变成拉普拉斯方程(3.19).由此可见稳恒Ct温度场内的温度 U 也满足拉普拉斯方程•在研究气体或液体的扩散过程时，若扩散系数是常数，则所得的扩散方程与热传导方 程完全相同•3. 2初始条件与边界条件上面所讨论的是如何将过程的物理规律用数学式子表达出来•除此以外，我们还需要把具体条件也用数学形式表达出来，这是因为任何一个具体的物理现象都是处在特定条件之下 的.例如弦振动问题，上节所推导出来的方程是一切柔软均匀的弦作微小横向振动的共同规 律，在推导这个方程时没有考虑到弦在初始时刻物状态以及弦所受的约束情况 •如果我们不是泛泛地研究弦的振动，势必就要考虑到弦所具有的特定条件 .因为任何一个具体振动现象总是在某时刻的振动状态和此时刻以前的状态有关，从而就与初始时刻的状态有关•另外，弦的两端所受的约束也会影响弦的振动， 端点所处的物理条件不同会产生不同的影响， 因而弦的振动也不同.所以对弦振动问题来说，除了建立振动方程以外，还需列出它的具体条件 对热传导方程，拉普拉斯方程也是如此.提出的条件应该恰恰能够说明某一具体物理现象的初始状态以及边界上的约束情况，其中a 2 = 2u=a 2；t2 2 2\ d u d u d u r + r + r cy cz厂■方程(3.21)称为三维热传导方程.若物体内有热源，其强度为F (x, y,z)，则相应的热传导方程为:u 2 a :t2 2 2u u u +r 2" 2x : yf(x, y,z,t),如果所考虑的物体是一根细杆 作为特例， 而其中的温度u 只与x,t (或x, y,t )有关,(或一块薄板)，或者即使不是细杆 (或薄板) 则方程(3.21)就变成一维热传导方程:U 2a：t-2；u-2:y 2用以说明系统的初始状态的条件称为初始条件 •用以说明边界上的约束情况的条件称为边界条件•下面具体说明初始条件和边界条件的表达形式，先谈初始条件，对于弦振动问题来说， 初始条件就是弦在开始时刻的位移及速度，若以 「(x),t (X )分别表示初位移和初速度，则 初始条件可以表达为t」= (x)-(X )t =0而对热传导方程来说，初始条件是指在开始时刻物体温度的分布情况，若以 「(M)表 示t=0时物体内任一点 M 处的温度，则热传导方程的初始条件就是u(M,t )tn 「(M).泊松方程与拉普拉斯方程都是描述稳恒状态的，与初始状态无头，所以不提初始条件 再谈边界条件•如果边界条件直接给出了未知函数 u(M ,t)在边界S 上的值，以s 表示边界S 上的动点，则这样的边界条件可表为u(M,t )M ：s 「(St),或简写成(3.24)这种边界条件称为第一类边界条件，其中(s,t)表示在边界S 上给定的已知函数•例如，在杆的导热问题中，若在端点 x = a 处温度保持为常数 u 0，这时在端点x = a 的边界条件为uxn =u 0・若在端点X =a 处温度随时间的变化规律 f (t)为已知，在这点的边界条件为ux 「f (t)・又如在弦振动问题中，若弦的某端点X = a 是固定的，则在该点的位移为零，即Uxn=0・以上都是第一类边界条件的例子 •总之，第一类边界条件直接给出了未知函数u(M ,t)在边界S 上的值但在许多情况下，边界上的物理条件并不能用第一类边界条件来描述 .例如，在杆的导热问题中，若杆的一端x 二a 绝热，那末绝热这个条件就不能直接给出杆的端点处的温度变cu 丄丄化.由于从杆外通过杆端流入杆内的热量为k —— 心S^t (其中A t 为时间间隔，AS 为杆cn(3.22)(3.23)的截面积，n 为杆在端点x=a 处的外法向，若 x=a 是杆的左端点，n 的正向与x 轴正向PuQuQu Qu相反，贝厂■,若x=a 是杆的右端点，则n 的正向与x 轴正向相同，贝厂 '), cnex cn ex所以绝热这个条件可以表达为0( Ik —也S 也 t = 0,cn xy即二 0.x =a若在单位时间内通过 x=a 端单位面积流入杆内的热量是 t 的已知函数f(t)，则这个条件可表示为对于弦振动问题来说， 如果弦在x=a 处是自由的，即沿着位移方向不受外力， 则此时弦在x=a 处沿位移方向的张力(参照 3.1中例1的推导) 为的形式，其中—表示函数沿边界外法向的变化率，这种边界条件称为第二类边界条件•cn除了上述两类边界条件外，有时还会遇到其他形式的边界条件 •例如在杆的导热热问题中，若杆在某个端点 x = a 自由冷却，那末自由冷却这个条件就是cuK 石=H (5 -ux =ax=a ),(其中U i 为周围介质的温度)即(加(k )u + h ———:u 1 h -1州」 X HI H 丿=f(t).x^a总之，有时边界条件必须表达为=0,(3.25)对于有界杆（0乞x 乞I ），若两端都是自由冷却，则在X = I 处，上述条件可表为-U 在x = 0处，这个条件可表为这是由于在单位时间内从周围介质传到杆的 X = a 端单位面积上的热量与介质和杆端的温度差成正比，而在单位时间内通过 考3.1中例4）.x = a 端单位面积传向杆内的热量与x=acn 丿X -i 成正比般地，这种边界条件的形式为(3.26)这样的边界条件称为第三类边界条件•不论哪一种边界条件，如果它的数学表达式中的右端自由项恒为零，则这种边界条件称为齐次的.3.3定解问题的提法前面两节我们推导了三种不同类型的偏微分方程并讨论了与它们相应的初始条件与边界条件的表达方式•由于这些方程中出现的未知函数的偏导数的最高阶都是二阶，而且它们对于未知函数及其各阶偏导数来说都是线性的，所以这种方程称为二阶线性偏微分方程*）1在工程技术上二介线性偏微分方程遇到最多•如果一个函数具有所需要的各阶连续编导数，并且代入某偏微方程中能使该方程变成恒等式，则此函数称为该方程的解•由于每一个物理过程都处在特定的条件之下，所以我们的任务是要求出适合初始条件和边界条件的解•初始条件和边界条件都称为定解条件•求一个偏微方程满足定解条件的解的问题称为定解问题只有初始条件，没有边界条件的定解问题称为始值问题（或柯西问题）；而没有初始条件，只有边界条件的定解问题称为边值问题；既有初始条件也有边界条件的定解问题称为混合问题•一个定解问题提得是否符合实际情况，当然必须靠实际来证实，然而从数学角度来看，可以从三方面加以检验•1）解的存在性，即看所结出来的定解问题是否有解；2）解的唯一性，即看是否只有一个解；3）解的稳定性，即看当定解条件有微小变动时，解是否相应地只有微小的变动，如果*）二阶线性编微分方程可以按它们的二阶导数的系数的代数性质进行分类，在§ 1・1中所推导的波动方程属于双曲型，拉普拉斯（或泊松）方程属于椭圆型，热传导方程属于抛物型，关于二阶线性偏微分方程的分类方法，读者可参阅复旦大学数学系编《数学物理方程》（第二版，上海科学技术岀版社岀版）第一章§5.确定如此，此解便称为稳定的，否则所得的解就无实用价值•因为定解条件通常总是利用实验方法获得的，因而所得到的结果，总有一定的误差，如果因此而解的变动很大，那末这种解显然不能符合客观实际的要求•如果一个定解问题存在唯一且稳定的解，则此问题称为适定的，在以后讨论中我们把着眼点放在讨论定解问题的解法上，而很少讨论它的适定性，这是因为讨论定解问题的适定性往往十分困难，而本书所讨论的定解问题都是古典的，它们的适定性都是经过证明了的.习题一1.长为I的均匀杆，侧面绝缘，一端温度为零，另一端有恒定热流q进入(即单位时间内通过单位截面积流入的热量为q ),杆的初始温度分布是x— x)，试写出相应的定解问题22.长为I的弦两端固定，开始时在x = C受到冲量的作用，试写出相应的定解问题3.有一均匀杆，只要杆中任一小段有纵向位移或速度，必导致邻段的压缩或伸长，这种仲缩传开去，就有纵波沿着杆传播，试推导杆的纵振动方程4.一均匀杆原长为I，一端固定，另一端沿杆的轴线方向被拉长e而静止，突然放手任其振动，试建立振动方程与定解条件.5.若F(z),G(z)是任意二阶可微函数，验证u = F (x at) G(x -at)满足方程-2 -2:-U 2： U2—a 2.t x6.若函数U i(x,t), U2(x, t)JM, U n(x, t)，…均为线性齐次方程-2 -2:u : u-~2 P 2~x :t的解，其中p,q, r只是x, t的函数，而且级数u k(x,t)收敛，并对x,t可以进行两次kz!逐项微分，求证级数u=：£u k(x,t)满足原方程(这个结论叫做线性齐次方程的叠加原理)k m。

一. 均匀弦的横振动方程的建立
深圳大学电子科学与技术学院
微元法：弦振动方程
平衡位置
任意截取一小段，并抽象性夸大。
1、建立坐标系，选定微元
深圳大学电子科学与技术学院
2、微元s的动力学方程（牛顿第二运动定律）
T1、 T2——微元 s两端所受张 —力 — 细 弦 的 线 密长 度度 （内 单的 位质 u g — —重力加速度
深圳大学电子科学与技术学院
物理状态描述:
平衡位置
设有一根均匀、柔软的细弦，平衡时沿直线拉紧，除受到重力 外，不受其它外力影响，在铅直平面内作横向、微小振动。
横向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
微小指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以忽略
F(x,t)
u
T2 2
T
1
1
0x
xx
x
水平方向：没有变化
竖直方向：
F2 T2 sin 2 T1 sin 1 Fx
T
u x
x x
u x
x
Fx
T
2u x 2
x
Fx
Tx2u2 Fxxt2u2
t2u2 a2x2u2 f(x,t)
深圳大学电子科学与技术学院
f (x,t) F(x,t)
强迫振动方程
LiLC vLGv0 x t
（4）
(4)两端对t 微分：Lx2vtLC22vtLGvt 0
（5）
(3)-(5)： x2v 2R x iLC 2 2v tLG v t0
（6）
将(1)中
i x
的代入(6)： x2v2LC t2v 2R CG L v tG

外力作功
F ( x , y )v ( x , y )dxdy p( s )v ( s )ds
Ó ´ ø ¶ ¬ £ ± µ ¤ Ä Ï É ÷ ¸ ã µ Ä µ » Î Æ Ò ª Î v ( x , y )± Ê ¬ £ × Ü Æ Ê Ü Ä J (v )ª Î
T 2 J (v ) (v x v2 y )dxdy F ( x , y )v ( x , y )dxdy 2 p( s )v ( s )ds
1、什么叫总位能？对于膜来说，总位能的数学形式 是什么？ 2、什么叫“满足已知边界位移约束的一切可能位
移”？
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问题 1 的解答： 按照弹性力学理论
总位能 ＝
应变能
－ 外力作功
处于某一位置的膜所具有的应变能就是把膜从水平 位置转移到这个位置，为了抵抗张力所作的功的总和。
从弹性力学理论知道：假设膜的形状为 u v ( x , y ) ， 则当 v x , v y 1时，膜的应变能可以表为张力与膜由于 变形所产生的面积的增量的乘积。即 2 2 应变能 T T 1 v x v y 1 dxdy 1 由于 1 1 o( ) T 2 2 2 v x v y dxdy 2
u (vux , vu y ) nds vudxdy v ds vudxdy n
j (0) T uvdxdy F ( x , y )v ( x , y )dxdy

u u p( s )v ( s )ds T v ( s )ds T v ( s )ds n n 注意到 v 0 ，所以有
1.方程的导出