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1、第十一章第十一章 行波法与达行波法与达朗贝尔公式朗贝尔公式本讲稿第一页，共二十八页1.简单的含实系数的二阶线性偏微分方程简单的含实系数的二阶线性偏微分方程 为了方便起见，我们首先讨论如下的含实常系数的为了方便起见，我们首先讨论如下的含实常系数的简单二阶线性偏微分方程简单二阶线性偏微分方程 (11.1.1)方程中的系数方程中的系数为实为实常数常数（说明说明：这里我们用了小写字母：这里我们用了小写字母表示它是实常数，而不是表示它是实常数，而不是的函数）的函数）本讲稿第二页，共二十八页假假设设方程的行波解具有下列形式方程的行波解具有下列形式 (11.1.2)代入方程即得代入方程即得需要求方程的非零解
2、，故需要求方程的非零解，故 (11.1.3)本讲稿第三页，共二十八页(i)，对应对应于双曲型方程于双曲型方程，式（，式（11.1.3）有两个不同的实根有两个不同的实根，则，则(11.1.4)(ii)，对应对应于抛物型方程于抛物型方程，式（，式（11.1.3），则则有相等的实根有相等的实根(11.1.5)本讲稿第四页，共二十八页(iii)，对应对应于于椭圆椭圆型方程型方程，式（，式（11.1.3），则则有两个虚根有两个虚根(11.1.6)2.更为一般的含实常系数的偏微分方程更为一般的含实常系数的偏微分方程 如果方程具有更一般的形式如果方程具有更一般的形式 (11.1.7)本讲稿第五页，共二十八页
3、其中其中均均为实为实常数我常数我们们可以令可以令(11.1.8)代入方程（代入方程（11.1.7）得）得(11.1.9)双曲型，上述方程有两个不同的双曲型，上述方程有两个不同的实实根根，则则本讲稿第六页，共二十八页 (11.1.10)抛物型，上述方程有相等的抛物型，上述方程有相等的实实根根 ，则则 (11.1.11)（注明注明：上式中的第二项乘以：上式中的第二项乘以是为了保证两根线性独立）是为了保证两根线性独立）本讲稿第七页，共二十八页 双曲型，上述方程有两个共双曲型，上述方程有两个共轭轭虚根虚根 则则 (11.1.12)本讲稿第八页，共二十八页本节以行波解法为依据，介绍求解定解问题的达朗贝尔
4、公式本节以行波解法为依据，介绍求解定解问题的达朗贝尔公式.11.2.1 一维波动方程的达朗贝尔公式一维波动方程的达朗贝尔公式设有一维无界弦自由振动（即无强迫力）定解问题为设有一维无界弦自由振动（即无强迫力）定解问题为112 达朗贝尔公式达朗贝尔公式本讲稿第九页，共二十八页容易得知偏微分方程的判容易得知偏微分方程的判别别式式，该该方程方程为为双曲型双曲型由由 泛定方程（泛定方程（11.2.1）的通解为）的通解为 (11.2.4)其中其中是任意两个是任意两个连续连续二次可微函数我二次可微函数我们们使用初始使用初始条件条件 本讲稿第十页，共二十八页即（即（11.2.2）和）和(11.2.3)式可确定
5、式可确定函数函数 （注注：本问题由于涉及无界弦问题，故没有边界条件，只有：本问题由于涉及无界弦问题，故没有边界条件，只有初始条件）初始条件）由初始条件得到由初始条件得到 (11.2.5)(11.2.6)本讲稿第十一页，共二十八页将上式积分得到将上式积分得到 (11.2.7)其中其中均均为为常数其中常数其中c可以通可以通过过上式令上式令代入确定，即代入确定，即为为由式由式(11.2.5)和和(11.2.7)联立求解得到联立求解得到本讲稿第十二页，共二十八页(11.2.8)代入代入(11.2.4)得到定解问题的解得到定解问题的解(11.2.9)当函数当函数是二次是二次连续连续函数，函数函数，函数是
6、一次是一次连续连续本讲稿第十三页，共二十八页可微的函数时，可微的函数时，(11.2.9)式即为无界弦自由振动定解问题的解，表式即为无界弦自由振动定解问题的解，表达式达式(11.2.9)称为称为达朗贝尔达朗贝尔(D.Alembert)公式公式.无界弦自由振动定解问无界弦自由振动定解问题的解称为题的解称为达朗贝尔解达朗贝尔解.11.3 达朗贝尔公式的应用达朗贝尔公式的应用 为为了加深了加深对对达朗达朗贝贝尔尔公式的理解，公式的理解，让让我我们们来来讨论讨论达朗达朗贝贝尔尔公式的公式的应应用用.本讲稿第十四页，共二十八页 齐次方程类型主要讨论自由振动问题齐次方程类型主要讨论自由振动问题,即没有强迫力
7、作用，即没有强迫力作用，故泛定方程是齐次的故泛定方程是齐次的.可以可以直接利用达朗贝尔公式求解直接利用达朗贝尔公式求解.11.3.1.齐次偏微分方程求解齐次偏微分方程求解 例例11.3.1 已知初始速度为零，初始位移如图已知初始速度为零，初始位移如图11.1所示的无界所示的无界弦振动，求此振动过程中的位移弦振动，求此振动过程中的位移.【解】【解】根据达朗贝尔公式，根据达朗贝尔公式，初始速度初始速度本讲稿第十五页，共二十八页，而初始位移，而初始位移只在区只在区间间上不上不为为零，且在零，且在处处达到最大达到最大值值图图11.1所示，得到定解所示，得到定解问题问题：，如，如本讲稿第十六页，共二十八
8、页根据达朗贝尔公式（根据达朗贝尔公式（11.2.9）即得位移为）即得位移为 例例11.3.2 设初始位移为零即设初始位移为零即，而且初速度，而且初速度也只在区也只在区间间上不上不为为零零（11.3.1）本讲稿第十七页，共二十八页的无界弦振动，求此振动过程的位移分布的无界弦振动，求此振动过程的位移分布.【解】解】由达朗贝尔公式（由达朗贝尔公式（11.2.9）得）得根据根据(11.3.1)得得(11.3.2)（11.3.3）本讲稿第十八页，共二十八页这这里里指的是指的是（图图11.1）的曲）的曲线线。由公式由公式(11.3.2),可作出可作出和和 两个两个图图形，形，让让它它们们以速度以速度移移动
9、动，两者的和就描画出各个，两者的和就描画出各个时时刻的波形，由此即得出刻的波形，由此即得出位移分布位移分布分别向左、右两个方向分别向左、右两个方向本讲稿第十九页，共二十八页11.3.2 非齐次偏微分方程的求解非齐次偏微分方程的求解 1.纯强迫振动定解问题纯强迫振动定解问题 冲量原理法求解冲量原理法求解欲求解纯强迫力（即指仅有强迫力，而初始条件为齐次的）欲求解纯强迫力（即指仅有强迫力，而初始条件为齐次的）所引起振动的定解问题：所引起振动的定解问题：(11.3.4)本讲稿第二十页，共二十八页 根据其物理意义，该定解问题可以等效于求解一系列前后相继根据其物理意义，该定解问题可以等效于求解一系列前后相
10、继的瞬时冲量的瞬时冲量 所引起的振动所引起的振动 (11.3.5)的解的解的叠加的叠加.而而这这种用瞬种用瞬时时冲量的叠加冲量的叠加本讲稿第二十一页，共二十八页代替持续作用力来解决定解问题的方法称为冲量原理法代替持续作用力来解决定解问题的方法称为冲量原理法.这样这样纯强迫振动定解问题纯强迫振动定解问题(11.3.4)的解的解为为 (11.3.6)例例11.3.3 求解定解问题求解定解问题 本讲稿第二十二页，共二十八页【解】【解】由公式由公式(11.4.20)有有2 一般的强迫振动的定解问题一般的强迫振动的定解问题 对于一般的情形，则振动方程非齐次，且初始条件也非对于一般的情形，则振动方程非齐次
11、，且初始条件也非齐次齐次.即为下列定解问题即为下列定解问题本讲稿第二十三页，共二十八页 (11.3.7)按照叠加原理可令其解为按照叠加原理可令其解为使使满满足自由振足自由振动动定解定解问题问题(11.3.8)本讲稿第二十四页，共二十八页使使满满足足纯纯强强迫振迫振动动定解定解问题问题(11.3.7).故故为为由自由振由自由振动动定解定解问题问题的达朗的达朗贝贝尔尔解解(11.2.9)，为纯为纯强强迫振迫振动动的解的解(11.3.6)式式.故故 (11.3.7)对于其它任何的线性定解问题，均可采用类似于上面对于其它任何的线性定解问题，均可采用类似于上面的方法，将之分解为若干个易于求解的定解问题，
12、然后求得的方法，将之分解为若干个易于求解的定解问题，然后求得它的解它的解.本讲稿第二十五页，共二十八页11.4 定解问题的适定性验证定解问题的适定性验证 定解问题来自于实际，它的解也应该回到实际中去定解问题来自于实际，它的解也应该回到实际中去.为此，应当要求定解问为此，应当要求定解问题满足：（）有解，（）其解是唯一的题满足：（）有解，（）其解是唯一的,（）解是稳定的解的存在性和（）解是稳定的解的存在性和唯一性这两个要求明白懂至于第三个要求即稳定性说的是：如果定界条件的唯一性这两个要求明白懂至于第三个要求即稳定性说的是：如果定界条件的数值有微的改变，解的数值也只作细微的改变数值有微的改变，解的数
13、值也只作细微的改变本讲稿第二十六页，共二十八页现在以达朗贝尔解为例，验证其解的适定性现在以达朗贝尔解为例，验证其解的适定性1如果如果（即（即具有二具有二阶连续导阶连续导数，以数，以表示），表示），不，不难难直接直接验证验证它确它确实满实满足定解足定解问问题的泛定方程和初始条件即解是存在的题的泛定方程和初始条件即解是存在的2.在推导达朗贝尔公式的过程中，没有对所求解的在推导达朗贝尔公式的过程中，没有对所求解的 作过任何假定和限制，凡满足泛定方程和初始条件的解必可作过任何假定和限制，凡满足泛定方程和初始条件的解必可表为达朗贝尔公式表为达朗贝尔公式(11.2.9)即解是唯一的即解是唯一的本讲稿第二十七页，共二十八页3.证明达朗贝尔解（证明达朗贝尔解（11.2.9）的稳定性）的稳定性.本讲稿第二十八页，共二十八页