典型方程和定解条件的推导定稿

1、典型方程和定解条件的推导定稿第1页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一一. 均匀弦的横振动方程的建立二. 传输线方程(电报方程)的建立三. 电磁场方程的建立四. 热传导方程的建立 提要：五. 举例第2页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第一章 一些典型方程和定解条件的推导1.1 基本方程（泛定方程）的建立 物理模型（现象、过程） 数学形式表述（建立偏微分方程并求解）目的：培养分析、归纳、综合、演绎、抽象、猜测、试探、估算的科学方法。 步骤：(1）确定研究对象（物理量），建立合适的坐标系； （2）在系统内部，任取一微元，利用物理规律，分析其与相邻部分间的

2、作用； （3）忽略次要因素，抓住主要矛盾； （4）化简整理，得到偏微分方程。 不含初始条件不含边界条件第3页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一物理状态描述: 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。平衡位置任意截取一小段，并抽象性夸大。弦的振动：虽然经典，但 极具启发性。一. 均匀弦的横振动方程的建立第4页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一X1、建立坐标系 选定微元uodsMNMNxx+dx2、微元ds的动力学方程（牛顿第二运动定律）TT 隔离物体法第5页，共79页，2022年，5月2

3、0日，18点41分，星期一X1、建立坐标系 选定微元uodsMNMNxx+dx2、微元ds的动力学方程（牛顿第二运动定律）TT (1)(2)第6页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一 马克思在数学手稿中指出：微分是“扬弃了的或消失了的差值”。哲学上的“扬弃”是指“既被克服又被保存”，是包含着肯定的否定。在导数定义中，分子y 和分母x 都被扬弃了，就是说，它们都消失为 0 ，从而有限大小的 x 和 y 都被克服，差商 但是，它们的依赖关系（比值）却保存下来了。我们记扬弃了的（或消失了的）那末，导数就是导数第7页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一从运动的观

4、点看导数的定义导数关于函数的某种形式的极限 （实质）函数在某点上的变化率 （数学结构）某点上切线的斜率 （几何意义）导数 “只有微分学才能使自然科学有可能用数学来不仅仅表明状态，并且也表明过程：运动。” 摘恩格斯.自然辩证法第8页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一3、忽略与近似(1)(2)dsTT o 对于小振动：所以有：第9页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一3、忽略与近似(1)(2)对于小振动：于是（1）式变为：代入（2）式变为：一般说来， ， 将 g 略去，上式变为第10页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第11页，共79

5、页，2022年，5月20日，18点41分，星期一上式实际上可以明确表示为：令 ，于是有：一维波动方程4、整理化简第12页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一L二. 传输线方程(电报方程)的建立 现在考虑电流一来一往的高频传输线，它被当作具有分布参数的导体,每单位长导线所具有的电阻、电感、电容、电导分别以 R、L、C、G 表示。 对于直流电或低频的交流电,电路的基尔霍夫（Kirchhoff）定律指出,同一支路中的电流相等。但对于较高频率的电流（指频率还未高到显著辐射电磁波出去的程度），电路导线中的自感和电容的效应不能被忽视，因而同一支路中电流呈现瞬态变化。第13页，共79页，

6、2022年，5月20日，18点41分，星期一物理状态描述: 设如图传输线是分布参数电路，即传输线上电阻 R、电感 L、电容 C 和电导 G 是按单位长度计算其对应的物理量，并且在 x+dx 范围之内的所有元件无论布局如何，均认为其长度为 dx.第14页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一电容元件：电感元件：换路定理:在换路瞬间，电容上的电压、电感中的电流不能突变。电路准备知识第15页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一+LLCC+-与同学们商榷的几个问题：（P4-5）（1）设某时刻 t ，输入与输出端的对应关系是否合理?（2）电流 作为初始条件，在流经电

7、感时是否要变化？（3）按照图示，电容与电导两端的电压如何界定（注意P5. -1.5式）？P电路的节点？”是否合理？“另外,由基尔霍夫第一定律,流入节点的电流应等于流出该节点的电流,即第16页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一梁昆淼先生的做法： “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。于是亦即亦即将 作用于第一式, 作用于第二式,两结果相减,就消去了 而得 的方程同理,消去 ,得到 的方程第17页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一 设某时刻 t ，对应关系如下：左端： ； 右端:+LLCC+

8、-输入端输出端第18页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一+LLCC+-由基尔霍夫电压定律:由基尔霍夫电流定律:电容上的电流：电感上的电压：流入流出第19页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一+LLCC+-由基尔霍夫电流定律:电容上的电流：电感上的电压：整理后得到：略去无穷小量得：第20页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一由基尔霍夫电压定律:由基尔霍夫电流定律:(1.4)(1.5)联立上述两个方程（代入消元法），注意假定 与 都对 是二次连续可微的，即可得到：第21页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一基本电磁场

9、量 场的物质方程 Maxwell方程电场强度磁场强度电感应强度磁感应强度介质的介电常数导磁率导电率传导电流的面密度电荷的体密度Vector difference operator三. 电磁场方程的建立第22页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第23页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第24页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一补充资料第25页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第26页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第27页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第28页

10、，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一补充资料第29页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第30页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第31页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第32页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第33页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第34页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第35页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一补充资料第36页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第37页，共79

11、页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第38页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第39页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第40页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第41页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一目标: 利用上述关系,分别解出 、 。由将 代入上式，得 对上式两边求旋度， 得再将 代入上式，得 这是一个关于磁场强度的二阶微分方程第42页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一为进一步化简，利用 Hamilton 算子的运算性质磁场强度、磁感应强度的散度为零。如法炮制，可得

12、关于电场强度的方程如果介质不导电（=0），上述方程简化为：三维波动方程将 代入上式，得 第43页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一目标: 建立关于电位 u 的方程 由电感应强度 与电场强度 的定义知：（电荷体密度）而电场强度与电位之间的关系，由下式确定由此可得：依据Hamilton 算子的运算性质：这个非齐次方程称为泊松（Poisson）方程若静电场是无源的，即 ，上式又可写成这个齐次方程称为拉普拉斯（Laplace）方程上式可写成第44页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一物理模型: 均匀且各向同性的导热体, 在传热过程中所满足的微分方程.研究对象:

13、 热场中任一闭曲面 S ,体积为 V,热场V(体积)S(闭曲面) t 时刻, V 内任一点 M(x,y,z) 处 的温度为 u(x,y,z,t).M 曲面元 ds 的法向 (从V内 V外) ds物理规律: 由热学的(Fourier)实验可知: dt 时间之内,流经面元 ds 的热量 dQ, 与时间 dt 成正比； 曲面面积 ds 成正比； 温度 u 沿曲面法方向的方向 导数 成正比。数学表述为：四. 热传导方程的建立第45页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一MdsV(体积)S(闭曲面)热场数学表述为：k=k(x,y,z). 物体的传热系数,各向均匀且同性时为常数. “”号

14、,表示热量流动的方向,与温度梯度的正方向(grad u) 相反.从 t1 t2 ,通过曲面元 S ,流入区域 V 的热量为必然等于 V 内各点所吸收的热量(热量守恒) 上式中的 ，在热学中的意义？ 为何“”号又不见了？ 第46页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一数学处理：由于 S 为闭曲面，假设 u(x,y,z) 具有一阶连续偏导数, 那么 依据奥斯特罗格拉德斯基公式因此有：第47页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一由于 t1 , t2 以及区域 V 的任意性 , 且被积函数为连续, 因此有若令: , 那么上述方程可写为三维热传导方程第48页，共79

15、页，2022年，5月20日，18点41分，星期一讨论:(1). 若 V 内有热源, 强度为 F(x,y,z,t) ,则热传导方程为其中(2). 若导热体为一根细杆 , 则(3). 若导热体为一薄片 , 则第49页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一(4). 若热场为一稳恒场(温度趋于平衡状态) , 则与之对应有稳恒温度场内的温度满足Laplace方程.(5). 在研究气体、液体的扩散过程时 , 若扩散系数为常量，那么所导出的 扩散方程，形式上与热传导方程相同。 即这里扩散系数浓度第50页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一一. 均匀弦的横振动方程二. 传

16、输线方程(电报方程) 一维波动方程 高频传输线方程三. 电磁场方程 三维波动方程四. 热传导方程(场点 t 时刻的温度分布) 三维热传导方程(振幅)(电流、电压)第51页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一1.2 初始条件与边界条件上一节谈到：物理规律 数学表述；我们还需要将 具体条件 数学表述出来。 所提出的具体条件，应该恰如其分地说明系统的初始状态，以及边界上的物理情况，不能提出过多的条件，也不能提出过少的条件。 从物理的角度来说，只要确定了系统的初始状态、边界上的物理情况，那末其后的发展，也必是确定的了；换言之，其相应的数学问题，应该有唯一的解。 一、初始条件系统内部

17、描述与时间有关的初始状态的数学表述。（1）弦振动第52页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一（2）热传导特别说明：Poisson 方程，Laplace 方程，都是描述稳恒状态的，与初始条件无关，可不 提初始条件。列出初始条件，一般都不至于感到困难，不过有一点必须强调：初始条件应当说明整个系统的初始状态，而不是系统中个别地点的初始状态！因为e 是杆右端的初始位移，并不是杆上各处的初始位移。考虑到杆的初始伸长是均匀的，t=0 时杆被拉长了e ，故单位长度被拉长 ,于是有第53页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一 二、边界条件具体物理问题的边界约束状态。以弦

18、振动为例，弦振动时，其端点（以 x=a 表示这个端点）所受到的约束情况，通常有以下三类右端点在振动过程中始终保持不动。（1）固定端（右端）（2）自由端（右端）右端点在振动过程中不受 u 方向的外力，从而这个端点在位移方向上的张力为 0。第54页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一（3）弹性支承端第55页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一又如热传导问题：V(体积)S(闭曲面)Mds第56页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第57页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一本课程内容，只涉及线性边界条件，且仅包括以下三类

19、。第一类边界条件：物理条件直接规定了 u 在边界上的值，如第二类边界条件：物理条件并不直接规定了 u 在边界上的值，而是规定了u 的法向微商在 边界上的值，如第三类边界条件：物理条件规定了 u 与un 在边界上值之间的某个线性关系，如第58页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一1.3 定解问题的提法1. 二阶线性偏微分方程的解二阶线性偏微分方程的最一般形式为（n 个自变量）对于只有两 个自变量的情况，上式则变化为（1.33）（1.34）线性偏微分方程（1.33）的重要特征之一，就是从本身的形式上，将叠加原理表现得淋漓尽致。第59页，共79页，2022年，5月20日，18点4

20、1分，星期一第60页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一结论：如果一个函数 u ，具有某个偏微分方程中所要求的各阶连续偏导数，并代入该方程， 使其变成为恒等式，则此函数被称为该方程的解（古典解）。2. 几个名词简介第61页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一3. 定解问题的稳定性与适定性物理问题“翻译”为数学问题，是否符合客观实际，尚须加以验证！（1）解的存在性定解问题是否有解。（2）解的唯一性是否只有一个解。（3）解的稳定性定解条件发生微小变化，解亦只有微小变化。方法：试算+实验本书所涉及的定解问题，都是古典的，适定的。“+”拟合上述：解的存在性、唯一

21、性、稳定性，被通称为适定性。第62页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一例. 设长为 的均匀细弦，两端固定，初始位移为 0 。开始时，在 处受到冲量为 的作用，试写出其定解问题。 解：建立坐标系，并选取研究对象如图示。 其一维波动方程为：泛定方程（1）由两端固定，知：边界条件（2）为了导出初始条件，考虑：由初始位移为 0，知由开初时，在 处受到冲量 的作用知上的动量改变，即为冲量，于是有对于 点周围足够小的 ，弦段 第63页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一为了导出初始条件，考虑：由初始位移为 0，知由开初时，在 处受到冲量 的作用知上的动量改变，即为

22、冲量，于是有对于 点周围足够小的 ，弦段 质量速度由此可见：初始条件（3）冲量：力的时间作用效应 。动量定理：动量的改变=冲量的作用。受冲击时的初位移受冲击时的初速度第64页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一最后可得定解问题泛定方程（1）边界条件（2）初始条件（3）第65页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一例 有一均匀杆，只要杆中任一小段有纵向位移或速度，必定引致邻段的压缩或伸 长，这种伸缩传开了去，就有纵波沿着杆传播。试导出它的振动方程。分析：第66页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一第67页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一解 泛定方程的推导，设杆的横截面积为 S ，杨氏模量为 E，密度为 。第68页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一解 泛定方程的推导，设杆的横截面积为 S ，杨氏模量为 E，密度为 。如图建立坐标系，并选取任意微元。由Hooke 定律，微元所受到的弹性力为依据牛顿运动定律，得第69页，共79页，2022年，5月20日，18点41分，星期一这就是杆在平衡位置，具有横坐标为 的横截面上的纵向位移量 所满足的偏微分方程。它是一维齐次波动方程。（1）泛定方程（2）初始条件第70页，共79页，2022年，5月20日，18点4