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分离变量法——数学物理定解问题(精选)

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数学物理方法第八章

数学物理方法第八章

(7 ) ⎧ A0 = 0 ⎪ α1′ ⎪ A1a = − Ea + (8) a ⎪ ′ ⎨ A an = αn (9) n ⎪ n a ⎪ ′ βn n (10) ⎪ Bn a = n a ⎩
Wuhan University
习题课
一、正交曲线坐标系中的分离变量
【求解】
∂u I ε ∂ρ
∞
∂u II ρ =a = ∂ρ
2 l nπ 2 l nπ An = ∫ ϕ (α ) sin αdα , Bn = ∫0ψ (α ) sin l αdα 0 l l nπa
Wuhan University
习题课
二、齐次问题
1、求解
解：u ( x, t ) =
∑(A
n =1
⎧utt = a 2u xx , 0 < x < π , t > 0 ⎪ ⎪u ( x,0) = 3 sin x ⎫ ⎨ ⎬,0≤ x ≤π ⎭ ⎪ut ( x,0) = 0 ⎪u (0, t ) = u (π , t ) = 0; ∞ ⎩
n =1
′ ′ + ∑ (α n cos nϕ + β n sin nϕ ) ρ − n u
II
∞
ρ →∞
= − Eρ cos ϕ →
n =1
α 0 = 0, β 0 = 0; α n = 0(n ≠ 1), β n = 0; α1 ρ = − Eρ → α1 = − E
′ ′ u ( ρ , ϕ ) = − Eρ cos ϕ + ∑ (α n cos nϕ + β n sin nϕ )ρ − n
(3)
(2)
ρ =a
( 4)
习题课
一、正交曲线坐标系中的分离变量

【精品课件】数学物理方程分离变量法

【精品课件】数学物理方程分离变量法
sinn x (n
l
) 1,2,3,
)
特征值与 特征函数
2u t2
a2
2u x2
,
0xl,t 0
u(0,t) 0, u(l,t) 0,
t 0
u(x,0) (x),
u(x,0) (x),
0 x l
t
T''n(t)a2nl222Tn(t)0
X''(x)X(x)0
T''(t)a2T(t)0
X nn(xn)2 l2B 2nsi(n nn l1x ,2,3(,n )1 ,2,3 ,
驻 波 ： 两 列 反 向 行 进 的 同 频 率 的 波 形 形 成 驻 波 。 波 腹 ： 振 幅 最 大 的 点 ; 节 点 ： 振 幅 最 小 的 点
求方程的通解的步骤为：
(1)写出微分方程的特征方程 r2 0,
(2)求出特征根 r1 , r2，
(3)根据特征根的情况按下表写出所给微分方程 的通解。
特征根
通
解
yC1er1xC2er2x
y(C1C2x)
y ( C 1 c o sx C 2 s inx )
一 有界弦的自由振动
1 求两端固定的弦自由振动的规律
u(x,t)un(x,t) n1
n 1(CncosnlatD nsinnlat)sinnlx (n1,2,3, )
步骤3，其余的定解条件求出系数。
un 1(C nco n la st D nsin ln at)sin lnx
n
u(x,t)t 0u(x,0 )n 1C nsinl x(x)
X(x)AexBex
AB0
AB0 X0
Ae l Be l 0

数学物理方法课件第八章------分离变量法

数学物理方法课件第八章------分离变量法
17
由傅里叶正弦级数展开 式系数公式可求出
2 l 2 (2n 1) 32l 2 An ( x 2lx) sin xdx 0 l 2l (2n 1)3 3 Bn 0
故定解问题的最终解为
u( x, t ) 32l 2
3
1 (2n 1)a ( 2n 1 )π cos t sin x 3 2l 2l n 1 (2n 1)
齐次方程+齐次边界条件
非齐次方程+齐次边界条件 非齐次方程+非齐次边界条件
2
8.1 有界弦的自由振动
定解问题1 研究两端固定的弦的自由振动
(0 x l , t 0)
2 泛定方程： utt a uxx 0
边界条件： u( x, t ) 初始条件： u
t 0
x 0
0
u( x, t )
C1 C 2 0
同样只有零解，不合题意；
(3)
0
X ( x) C1 cos x C2 sin x
X (0) C1 0
非零解 C2 0
X (l ) C2 cos l 0
cos l 0
(2n 1) 2 2 则n , 2 4l (n 1,2,...)

第三步：求出全部特解，并叠加出一般解（形式解）； n n n u ( x, t ) (Cn cos at Dn sin at )sin x l l l n 1
第四步：代入初始条件，运用特征函数的正交性确定叠加系数.
注意本征函数问题：
本征值问题 边界条件
X (0) X (l ) 0 X (0) X (l ) 0 X (0) X (l ) 0

分离变量法

分离变量法

分离变量法分离变量法又称Fourier 级数方法，而在波动方程情形也称为驻波法。

它是解决数学物理方程定解问题中的一种基本方法，这个方法建立在叠加原理的基础上，其基本出发点是物理学中的机械振动或电磁振动总可分解为一些简谐振动的叠加。

思想：把偏微分方程的求解问题转化为常微分方程的求解。

常微分方程求解：()()()()()P x dx P x dx P x dx y x Ce e Q x e dx−−∫∫∫=+∫一阶非齐次的常微分方程：()(),dy P x y Q x dx+=它的通解为二阶非齐次的常微分方程：()()()y P x y Q x y f x ′′′++=它的通解为21112212()y f y f y x C y C y y dx y dx W W=+−+∫∫其中1212,0.,y y W y y =≠′′12()()0.y P x y y Q x y y ′′′++=两个线性是无关的解和并且常系数齐次的常微分方程：0y py qy ′′′++=它的特征方程20r pr q ++=，假设特征方程的根为12.r r ，(1)特征方程有两个不等的实根:齐次方程通解为：12.r x r xy Ae Be =+(2)特征方程有两个相等的实根:(3)特征方程有一对共轭的复根:12,,r i r i αβαβ=+=−齐次方程通解为()(cos sin ).xy x e A x B x αββ=+1().r xy A Bx e =+第一节有界弦的自由振动22222,(0,),0(,0)(),(,0)(),[0,](0,)(,)0,0t u u a x l t t x u x x u x x x l u t u l t t ϕψ⎧∂∂=∈>⎪∂∂⎪⎪==∈⎨⎪==≥⎪⎪⎩一根长为l 的弦，两端固定，给定初始位移和速度，在没有强迫外力作用下的振动.物理解释：•求解的基本步骤2XT a X T′′′′=第一步：求满足齐次方程和齐次边界条件的变量分离形式的解(,)()()u x t X x T t =把分离形式的解代入方程可得即2()()()()T t X x a T t X x ′′′′=以及上述等式左端是t 的函数，右端是x 的函数，由此可得两端只能是常数，记为()()0(0)()0X x X x X X l λ′′+=⎧⎨==⎩X (x ):2()()0T t a T t λ′′+=T (t ):固有值问题(0)()()()0X T t X l T t ==.λ−从而有情形(A)下对λ的三种情况讨论固有值问题：0λ<(),x x X x AeBe λλ−−−=+0,A B +=其通解为代入边界条件可得0l l Ae Be λλ−−−+=0A B ==只有零解。

数学物理方程的分离变量法

数学物理方程的分离变量法

数学物理方程的分离变量法
分离变量法是一种常用的解决物理或数学模型方程的技术。

它是将
模型方程所包含的未知变量首先分离成独立的未知函数，然后根据模
型方程本身和这些未知函数之间的关系，求解较为直接的方法，可以
用于数学物理中的很多复杂方程。

通过分离变量法可以将所有方程分解成几个相对简单的子问题，而不
是把一个整体问题分解成数学上的一个大问题，减少计算量，提高程
序的运行效率。

在复杂的物理力学方程模型中，可以利用分离变量法
来进行解算，由于它可以把复杂的方程分解成若干简单的子问题来解决，这样可以大大减少计算量和运算时间。

此外，分离变量法还可以用来求解波动方程和热传导方程等模型，其
可以把复杂的非线性变换转换成一系列的边界值问题，这可以很好地
帮助研究者解决非线性系统的特征问题。

总之，分离变量法是用来解决数学物理模型方程的一种高效的方法，
它可以用来解决线性的和非线性的方程，它可以把复杂的模型分解成
若干相对简单的子问题，从而大大减少计算量，提高程序的运行效率，而且它也可以用来求解波动方程和热传导方程，帮助研究者解决非线
性系统的特征问题。

因此，分离变量法在数学物理学中具有重要的作用。

数学物理方程第二章分离变量法word版-21页文档资料

数学物理方程第二章分离变量法word版-21页文档资料

第五讲补充常微分方程求解相关知识。

第二章 分离变量法偏微分方程定解问题常用解法，分离变量法。

解常微分方程定解问题时，通常总是先求出微分方程的特解，由线性无关的特解叠加出通解，而后用定解条件定出叠加系数一阶线性偏微分方程的求解问题，基本方法也是转化为一阶线性常微分方程组的求解问题对于二阶以及更高阶的偏微分方程定解问题，情况有些不同：即使可以先求出通解，由于通解中含有待定函数，一般来说，很难直接根据定解条件定出，因此，通常的办法就是把它转化为常微分方程问题 （第六讲）§2.1 有界弦的自由振动什么是分离变量法？使用分离变量法应具备那些条件？ 下面通过两端固定的弦的自由振动问题来说明。

定解问题：考虑长为l ，两端固定的弦的自由振动，其数理方程及定解条件为.0 ),(u ),(u 0,,0u ,0u 0, l,0 ,0t0022222l x x x t t x xu a t u t t l x x ≤≤==>==><<∂∂=∂∂====ψϕ分析：1. 方程和边界条件都是齐次的，求这样的问题可用叠加原理。

2. 我们知道，在解常微分方程定解问题时，通常总是先求出微分方程的特解，由线性无关的特解叠加出通解，而后用定解条件定出叠加系数。

启发：能否运用类似求常微分方程定解问题的方法求偏微分方程？也既是能否先找出满足齐次方程及齐次边界条件的足够多的特解，再用其作线性组合使其满足初始条件。

由分析，我们现在试求方程的变量分离形式：)()(),(t T x X t x u =的非零解。

将),(t x u 代入方程，可得)()()()()()()()(2''''''2''x T a x T x X x X t T x X a t T x X =⇒= 此式中，左端是关于x 的函数，右端是关于t 的函数。

因此，左端和右端相等，就必须等于一个与t x ,无关的常数。

北京大学数学物理方程讲义第十四章：分离变量法


分离变量法的基本步骤
1. 分离变量 必要条件: 偏微分方程和边界条件都是齐次的. 结果: 得到每一个一元函数满足的常微分方程. 其中包括齐次常微分方程+齐次边界条件的本征值问题.
2. 求解本征值问题. 即求非零解.
3. 求特解, 并叠加出一般解. 还是因为偏微分方程和边界条件都是齐次的. 另外, 本征函数的全体是完备的: 任何满足同样边界条件的, 足够“好” (一般要求连续, 分段光滑) 的函 数都可以展开为
∞
nπ
nπ
nπ
u(x, t) =
Cn sin
l
at + Dn cos
at l
sin
l
x
n=1
这种形式的解称为一般解.
利用本征函数的正交性定叠加系数 一般解满足方程和边界条件. 适当选择叠加系数 Cn 和 Dn, 使之满足初始条件
∞
nπ
u(x, 0) = Dn sin l x = φ(x)
(8)
n=1
n=1
∞
nπ
Ψ(x) = βn sin l x,
n=1
其中
1 αn = l
1 βn = l
l
nπ
2
Φ(x) sin xdx =
−l
l
l
l
nπ
2
Ψ(x) sin xdx =
−l
l
l
l
nπ
φ(x) sin xdx,
0
l
l
nπ
ψ(x) sin xdx.
0
l
与分离变量法的解比较,
αn = Dn,
nπa βn = l Cn.
第一项表示由初位移激发的行波, t = 0 时波形为 φ(x), 以后分成相等的两部分, 独立地向左右传播, 速率 为 a;

数学物理方程第二章 分离变量


⑶设 λ > 0 ，不妨令 λ =
由边界条件式（２.１.１２）得
⎧ A=0 ⎨ ⎩ B sin βl = 0
由 X ( x) ≠ 0 ，得 B ≠ 0 ，即
sin βl = 0
所以
βn =
且方程的通解为
nπ l
（ n = 1,2, L ）
X n ( x) = Bn sin
nπ x l
这样，我们称
λn = (
式中， a n = Bn C n , bn = Bn Dn 是任意常数． 由初始条件式（２.１.３）中的 ϕ ( x),ψ ( x) 是任意给定的，一般情况下，式（２.１. １３）中的任何一个特解都不会满足初始条件式（２.１.３） ．因为式（２.１.１）是线性 齐次的，根据叠加原理，级数
u ( x, t ) = ∑ u n ( x, t ) = ∑ (a n cos
的形式．这种形式的特点是：二元函数 u ( x, t ) 是只含有变量 x 与只含有变量 t 的两个一元函 数的乘积，即两个变量被分离了． 弦的振动也是波，它应该具有上述的特点，因此，我们不妨设泛定方程（２.１.１）的 解为
u ( x, t ) = X ( x)T (t )
（2.1.４）
由于定解问题是适定的，因此方程的解存在并且唯一，若通过这种假设求出问题的解， 则此定解问题就解决了； 若无法求出 X ( x), T (t ) 的表达式， 则该假设不合适， 只能另想办法． 将式（2.1.４）代入定解
植也为常数．这样，我们记该常数为 − λ ，则有
X " ( x) T " (t ) = = −λ X ( x) a 2T (t )
即得
T " (t ) + λa 2T (t ) = 0

数学物理方程分离变量法研究生高校本科生PPT课件


l n , (n 1, 2,.....)
从而得到了固有值为
n
n2 2
l2
,
(n 1, 2,.....)
相应的固有函数为
(11) 固有值问题
Xn (x)
B sin
n
l
x
,
(n 1, 2,.....)
X ''(x) X (x) 0 (6)
(12)
X
(0)
0,
X
(l)
0
(10)
第12页/共97页
ut |t0
x)
Cn sin
n1
n
l
x
n a
(x) Dn
n1
l
sin
n
l
x
第14页/共97页
§2.2.1 齐次方程定解问题的解法
u
ut
|t0 ( |t0
x)
Cn
n1
sin
n
l
x
n a
(x) Dn
n1
l
sin
n
l
x
这两式正好是(x)和 (x)关于 sin
n
l
x的正弦展开。
根据Fourier级数展开法则(见下页附录)，便可得到
§2.2.1 齐次方程定解问题的解法
iii)求方程满足边界条件的特解。
设u(x,t) X (x)T (t) (4)
为了求出T (t)，把(11)式代入(7)式，得 T ''(t) a2T(t) 0 (7)
T
''(t)
n2 2a2
l2
T
(t)
0
其通解为一对共轭复根，即
n

数学物理方程第5讲-分离变量法--2

2.2 有限长杆的热传导问题
对于齐次热传导方程的定解问题, 其解题过程 和波动方程的过程类似. 所以下面的例题我们 仅给出主要过程.
例１．齐次热传导方程的定解问题
其中 f x
为给定的函数.
令 代入方程及边界条件中,并引入参数 得
特征值问题
当 当 由边界条件
或 时,
时,
从而
特征函数为：
T 的方程
n 1, 2 , , n,
（四）将 u n r , 叠加, 利用边界条件确定系数 满足周期性和有界性条件的通解为:
a0 n ur , r an cos n bn sin n 2 n1
利用边界条件，得
a0 n f r0 an cos n bn sin n 2 n1 1 2 由此可以确定系数 a 0 f d 0
齐次偏微分方程化为两个常微分方程:
r 2 R ' ' rR ' R 0 由 u(r, 2) u(r,)
' ' 0
( 2 ) ( )
可知， 又圆内各点的温度有界，因而 u(0, ) 所以 R( r ) 应满足条件 R(0)
（二）利用条件,确定特征值问题并求解 得到两个常微分方程的定解问题
2 2 u 1 u 1 u 2 0 2 2 r r r r u |r r f
0
0 r r
0
（一）将偏微分方程化为常微分方程 分离变量u(r,) R(r)() 代入方程得
r 2 R ' ' rR ' ' ' 1 1 R ' ' R ' 2 R ' ' 0 R r r
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