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1、第七章定解问题第1页，本讲稿共62页1.目标：建立描述物理过程的微分方程。2.操作：物理过程由物理量的变化描述选取物理量，物理量的微分表示它的变化；物理过程服从物理规则（牛顿定律，库伦定 律等）建立微分方程。第2页，本讲稿共62页1.均匀弦的微小横振动变化二、几种基本的方程第3页，本讲稿共62页A.弦的横振动B.无穷小的一段弦 BC.受力分析和运动方程弦的原长现长弦长的变化产生回到原位置的张力第4页，本讲稿共62页沿x-方向，不出现平移弦长质量密度B段的质量沿垂直于x-轴方向第5页，本讲稿共62页小振动：第6页，本讲稿共62页波动方程。波速第7页，本讲稿共62页D.受迫振动 在上式推导过程中，
2、出现的力是弦内的张力，外力为零。在受到与弦垂直方向的周期力的作用时，弦运动为受迫振动。设单位长度上弦受力 ，则 dx 受力为 。最后得受迫振动方程第8页，本讲稿共62页2.均匀杆的纵振动A.杆的弹性力学基本力学方程：胡克定律Y：杨氏模量，单位面积上的应力。杆中选 L=dx 长一段时刻时刻t，x 一端位移 u，x+dx 一端位移 u+du。杆的伸长第9页，本讲稿共62页B.运动方程更长的dx，两端的相对伸长和应力将不同，杆受力牛顿定律：即为波速第10页，本讲稿共62页补充补充 连续性方程连续性方程连续分布的某种物理量，如介质：建立座标密度：单位容积中物理量的多少流强度：单位时间通过单位面积的该物
3、理量（v 为流速）单位时间沿 x-方向净流入量净流入量第11页，本讲稿共62页单位时间净流入量等于由密度增加的量二者相等得连续性方程连续性方程表示物质的总量守恒第12页，本讲稿共62页3.流体力学与声学方程A.连续介质性质：当振动在液体和气体中传播时，液体和气体就成为传播振动的连续介质。在其中取一个小的立方体，可以定义介质在此的密度，速度 v 和压强 P。振动引起密度的疏密变化。第13页，本讲稿共62页 例如，在静止的介质中，介质的速度为零，并且有压强 和密度 。当振动出现时，介质中各处有介质的振动速度 v，振动的传播速度声速；显然，v声速，声速，并且设密度的相对变化 s 为B.拉普拉斯假定欧
4、拉方程（流体动力学方程）连续性方程物态方程声传播为绝热过程：过程方程第14页，本讲稿共62页C.方程s,v 小量,f=0第15页，本讲稿共62页4.真空电磁波方程电磁学的麦克斯韦方程（微分形式）真空时：第16页，本讲稿共62页5.扩散方程A.扩散现象系统的浓度 u(x)不均匀时，将出现物质从高浓度处到低浓度处的转移，叫扩散。第17页，本讲稿共62页B.菲克定律浓度梯度浓度梯度：扩散流强度扩散流强度：单位时间通过单位面积的物质的量C.扩散方程D 均匀三维连续性方程带入菲克定律第18页，本讲稿共62页建立微分方程的两类方法1.直接从方程出发麦克斯韦方程 菲克定律+连续性方程=扩散方程欧拉方程（流体
5、动力学方程）连续性方程绝热过程第19页，本讲稿共62页均匀杆的纵振动2.从分析物理对象出发均匀弦的微小横振动第20页，本讲稿共62页6.热传导方程热传导:热量从温度高的地方到温度低的地方转移。热力学问题。热力学第一定律热力学第一定律：热力学过程交换的热量热力学过程外界对系统做的功系统的内能热传导过程 dW=0，系统传导的热量就是内能的改变。系统的温度热流强度 ：单位时间通过单位面积的热量。第21页，本讲稿共62页能量守恒，满足连续性方程热流强度 ：单位时间通过单位面积的热量。傅立叶定律：热传导系数建立热传导与扩散间的对比浓度温度扩散流强度热流强度斐克定律傅立叶定律连续性方程热传导方程一维：第2
6、2页，本讲稿共62页三维它们形式完全相同，通称为扩散方程。扩散方程。7.稳定分布扩散方程扩散方程的解一般含时不含时的解满足方程 此为拉普拉斯方程拉普拉斯方程。即稳定的浓度分布和温度分布，其浓度和温度满足拉普拉斯方程。第23页，本讲稿共62页8.真空静电场高斯定理真空还有又最后：9.薛定谔方程扩散类方程第24页，本讲稿共62页7.2 定解条件定解条件一、常微分方程定解问题回顾对于某个未知函数，它的微分方程是它的导数满足的代数方程。解这个代数方程，得导数。由积分，从导数得出原函数。常微分方程求解就是积分。积分过程会出现积分常数。常微分方程定解问题就是确定积分常数。通常通过未知函数在自变量的一个特定
7、值的值，如初值（u(t=0)）确定积分常数。从而定解。积分一次，出现一个积分常数；求解二阶常微分方程出现两个积分常数。第25页，本讲稿共62页二、数学物理方程的定解问题1.初始条件类似于常微分方程定解过程的初值。偏微分方程，对每个自变量的每次积分都出现一个积分常数。复杂！复杂！t0:初始条件。x,y,z0，l:边界条件自变量特定值：初始“位移”初始“速度”T的一次方程，只需要初始位移T的二次方程还需要初始速度。第26页，本讲稿共62页注注：和 是空间座标的函数，在系统的任何位置都是确定的！例如t=0:特定的时间，变化的空间。第27页，本讲稿共62页2.边界条件以一维情况为例特定的空间，变化的时
8、间。边界划分系统和外界。系统和外界之间的不同的关系，决定了不同的边界条件。定解所需要的是自变量特定值的函数与函数的导数两项。不同的边界条件决定了这两项的不同的组合，故可能出现几类边界条件。A.第一类边界条件只与函数在空间特定位置的值有关，与其导数无关。如如：a.两端固定的弦振动和如上图第28页，本讲稿共62页b.细杆热传导或随时间变化的温度恒温c.扩散恒定浓度，或随时间变化的浓度。B.第二类边界条件第一类边界条件的基本形式：速度确定。a.细杆的纵振动。当端点“自由”，即无应力。根据胡克定律，杆的相对伸长也为零：b.细杆热传导。端点绝热，热流强度为零：由傅立叶定律：第29页，本讲稿共62页C.第
9、三类边界条件位移和速度的组合a.细杆热传导。端点“自由”冷却。牛顿冷却定律：T 为环境温度。根据傅立叶定律，在x=l 处：负x方向正x方向在x=0 处第30页，本讲稿共62页b.细杆纵振动。端点与固定点弹性连接。应力为弹性力胡克定律：弹性力：则在端点一般表达式：这些是最常见的，线性的边界条件。还要其它形式，需根据具体情况制定之。第31页，本讲稿共62页3.衔接条件 系统中可能出现物理性质急剧变化的点跃变点。如两节具有不同的杨氏模量的细杆在 x=0 处连接，这一点就是跃变点。跃变点两边的物理过程因此不同。但在跃变点，某些物理量仍然可以是连续的，这就构成衔接条件。衔接条件更加依赖于具体的物理情况。
10、横向力 作用于 点。弦在 的左右斜率不同，但位移的极限值相同。例又，横向力应与张力平衡：这两个等式就是衔接条件。第32页，本讲稿共62页求解数学物理方程方法：行波法驻波法积分变换格林函数法第33页，本讲稿共62页7.4 达朗贝尔公式 定解问题（一）波动方程的达朗贝尔公式达朗贝尔公式 将 和 看作如同数算子，可以加减乘除：A.坐标变换行波法因式分解第34页，本讲稿共62页当 a=1 沿 x 和 t 求导，变成沿对角线求导。变换：第35页，本讲稿共62页即第36页，本讲稿共62页B.通解对 积分：积分常数依赖于 再积分：为两个待定函数的和。第37页，本讲稿共62页坐标变换：新、旧坐标 时间同，新坐
11、标的原点 X=0 在旧坐标中有坐标 ，在旧坐标中以速度 d 沿正向运动。f1(x+at)保持形状不变，以速度 d 运动沿 x 轴反方向运动。意义函数 f2(x-at)保持形状不变，以速度 d 运动沿 x 轴正方向运动。第38页，本讲稿共62页C.定解 达朗贝尔公式 确定待定函数待定函数的形式无限长，即无边界条件。设初始条件第39页，本讲稿共62页第40页，本讲稿共62页第41页，本讲稿共62页行波一半一半第42页，本讲稿共62页例例第43页，本讲稿共62页第44页，本讲稿共62页例例解解：设第45页，本讲稿共62页第46页，本讲稿共62页第47页，本讲稿共62页第48页，本讲稿共62页 从达朗
12、贝尔公式达朗贝尔公式 可以看出，波动方程度解，是初始条件的演化。方程本身并不可能产生出超出初始条件的，额外的形式来。而这种演化又受到边界条件的限制。这就说明了初始条件和边界条件在确定波动方程度解时的重要性。第49页，本讲稿共62页（二）端点的反射一个端点固定设初始条件为边界条件达朗贝尔公式是无限长弦的公式。第50页，本讲稿共62页上式中后两项无意义。必须将 u(x,t)延拓到作奇延拓：x第51页，本讲稿共62页对称点延拓第52页，本讲稿共62页第53页，本讲稿共62页半波损失第54页，本讲稿共62页一个端点自由设初始条件为边界条件应该是偶延拓第55页，本讲稿共62页偶延拓第56页，本讲稿共62页无半波损失第57页，本讲稿共62页（三）跃变点的反射 无限长杆，x0 两部分的杨氏模量和密度分别为 。x=0 是跃变点。设有行波 从区域 I 向 x=0 点运动。到 x=0 产生反射和透射。取此波在 t=0 时刻抵达 x=0 .第58页，本讲稿共62页衔接条件区域 I 中的行波：区域 II 中，只有透射波第59页，本讲稿共62页衔接条件第60页，本讲稿共62页又反射系数透射系数第61页，本讲稿共62页习题 7.4.1解：习题 7.4.6设初始条件为和边界条件第62页，本讲稿共62页