數(shù)學(xué)物理方程ch

1、 Ch1 Ch1 緒緒 論論偏微分方程（偏微分方程（Partial Differential Equation)指在物理學(xué)、力學(xué)、工程技術(shù)以及其他自然科學(xué)指在物理學(xué)、力學(xué)、工程技術(shù)以及其他自然科學(xué)、技術(shù)科學(xué)、管理科學(xué)、甚至社會科學(xué)等的研究、技術(shù)科學(xué)、管理科學(xué)、甚至社會科學(xué)等的研究中歸納出來的一些含有未知函數(shù)及其偏導(dǎo)數(shù)的方中歸納出來的一些含有未知函數(shù)及其偏導(dǎo)數(shù)的方程程悠久的歷史悠久的歷史數(shù)學(xué)的發(fā)展數(shù)學(xué)的發(fā)展廣泛的應(yīng)用廣泛的應(yīng)用n悠久的歷史： 著名的弦振動方程：著名的弦振動方程： 特殊的偏微分方程最早出現(xiàn)在特殊的偏微分方程最早出現(xiàn)在17341734年年EulerEuler的著作的著作中，并于中，并

2、于17431743年出現(xiàn)在年出現(xiàn)在dAlembertdAlembert的論動力學(xué)中。的論動力學(xué)中。20ttxxua u1727：John Bernoulli, 離散質(zhì)量情形離散質(zhì)量情形22112(2)kkkkd unakuuudtldAlembert(研究弦振動方程的先驅(qū)）研究弦振動方程的先驅(qū)）1746：張緊的弦振動時形成的曲線的研究：張緊的弦振動時形成的曲線的研究n廣泛的應(yīng)用：傳統(tǒng)學(xué)科：傳統(tǒng)學(xué)科：流體力學(xué)：流體力學(xué)：Navier-Stokes方程組（粘性流體）方程組（粘性流體） Euler方程組（無粘流體）方程組（無粘流體）彈性力學(xué)：彈性力學(xué)：Saint-Venant方程組方程組電動力學(xué)：電

3、動力學(xué)：Maxwell方程組方程組(電磁場）電磁場）量子力學(xué)：量子力學(xué)：Schrodinger方程方程 Dirac方程（微觀粒子）方程（微觀粒子）廣義相對論：廣義相對論：Einstein方程（引力場）方程（引力場）規(guī)范場：規(guī)范場：Yang-Mills方程方程磁流體力學(xué)、反應(yīng)流體力學(xué)、熱彈性力學(xué)磁流體力學(xué)、反應(yīng)流體力學(xué)、熱彈性力學(xué).交叉學(xué)科：生物數(shù)學(xué)：生物種群動力學(xué)生物數(shù)學(xué)：生物種群動力學(xué) 傳染病動力學(xué)傳染病動力學(xué) DNA分子動力學(xué)分子動力學(xué)金融數(shù)學(xué)：隨機微分方程金融數(shù)學(xué)：隨機微分方程經(jīng)濟學(xué)經(jīng)濟學(xué)社會科學(xué)社會科學(xué).n數(shù)學(xué)的發(fā)展：數(shù)學(xué)的發(fā)展：偏微分方程推動數(shù)學(xué)其他分支的發(fā)展：偏微分方程推動數(shù)學(xué)其他

4、分支的發(fā)展：函數(shù)論函數(shù)論 變分法變分法 級數(shù)展開級數(shù)展開 常微分方程常微分方程 代數(shù)代數(shù) 微分幾何微分幾何 .參考書參考書Courant-Hilbert: Method of Mathematical PhysicsFritz John: Partial Differential EquationsWalter Strauss: Partial Differentia Equations, An IntroductionLawrence C.Evans: Partial Differential Equations谷超豪，李大潛，谷超豪，李大潛， 陳恕行等：數(shù)學(xué)物理方程陳恕行等：數(shù)學(xué)物理方程1

5、 基本概念一、基本概念與定義一、基本概念與定義偏微分方程偏微分方程 ( Partial Differential Equations )指含有未知函數(shù)以及未知函數(shù)的某些偏導(dǎo)數(shù)的等式指含有未知函數(shù)以及未知函數(shù)的某些偏導(dǎo)數(shù)的等式(描述自變量、未知函數(shù)及其偏導(dǎo)數(shù)之間的關(guān)系描述自變量、未知函數(shù)及其偏導(dǎo)數(shù)之間的關(guān)系)；PDE的階：的階：出現(xiàn)在出現(xiàn)在PDE中的最高階偏導(dǎo)數(shù)的階數(shù)；中的最高階偏導(dǎo)數(shù)的階數(shù)；一般形式為一般形式為 。 0),(yxuuuyxF注：注：F可以不顯含自變量和未知函數(shù)，但必須含有未可以不顯含自變量和未知函數(shù)，但必須含有未知函數(shù)的某個偏導(dǎo)數(shù)。知函數(shù)的某個偏導(dǎo)數(shù)。PDE的維數(shù)：的維數(shù)：空間

6、變量的個數(shù)（對發(fā)展型方程：空間變量的個數(shù)（對發(fā)展型方程：維數(shù)維數(shù)=自變量個數(shù)自變量個數(shù)-1，非發(fā)展方程：維數(shù)，非發(fā)展方程：維數(shù)=自變量個自變量個數(shù)）；數(shù)）；微分方程的分類：微分方程的分類： 1、如果方程關(guān)于未知函數(shù)及其各階偏導(dǎo)數(shù)是線性、如果方程關(guān)于未知函數(shù)及其各階偏導(dǎo)數(shù)是線性 的，則稱此方程為的，則稱此方程為線性方程線性方程，反之稱為，反之稱為非線性方程；非線性方程； 2、如非線性方程對未知函數(shù)的、如非線性方程對未知函數(shù)的所有最高階偏導(dǎo)數(shù)總所有最高階偏導(dǎo)數(shù)總 體體來說是線性的，則稱它為來說是線性的，則稱它為擬線性方程擬線性方程； 3、如非線性方程中方程對未知函數(shù)的最高階偏導(dǎo)、如非線性方程中方程

7、對未知函數(shù)的最高階偏導(dǎo) 數(shù)不是線性的，則稱它為數(shù)不是線性的，則稱它為完全非線性方程完全非線性方程； 4、對線性偏微分方程而言，將方程中不含未知函數(shù)、對線性偏微分方程而言，將方程中不含未知函數(shù)及其偏導(dǎo)數(shù)的項稱為及其偏導(dǎo)數(shù)的項稱為自由項自由項。當(dāng)自由項為零時，該方。當(dāng)自由項為零時，該方程稱為程稱為齊次方程，齊次方程，否則稱為否則稱為非齊次方程。非齊次方程。( , )( , );uua x yf x yxy例1 判斷下列方程類型： 20;uuuxyxy330;uuuutxx22()()0;uuxy22220.uuuutxx 一階線性一階線性一階擬線性一階擬線性三階擬線性三階擬線性一階非線性一階非線性

8、二階擬線性二階擬線性微分方程的解：微分方程的解： 形式解形式解：未經(jīng)過驗證的解為形式解。：未經(jīng)過驗證的解為形式解。特解特解：通過定解條件確定了解中的任意常數(shù)后得到：通過定解條件確定了解中的任意常數(shù)后得到的解。的解。通解通解：解中含有相互獨立的和偏微分方程階數(shù)相同：解中含有相互獨立的和偏微分方程階數(shù)相同的任意常數(shù)的解。的任意常數(shù)的解。古典解古典解：如果將某個函數(shù)：如果將某個函數(shù) u 代入偏微分方程中，能使代入偏微分方程中，能使方程成為恒等式，則這個函數(shù)就是該偏微分方程的解。方程成為恒等式，則這個函數(shù)就是該偏微分方程的解。例2 驗證( , )()()u x tf xatg xat222220uua

9、tx是方程是方程的解，其中的解，其中f,g是任意兩個二階是任意兩個二階連續(xù)可微函數(shù)，連續(xù)可微函數(shù)，a為正常數(shù)。為正常數(shù)。解：解：222222()()()()()()()()uafxatag xattua fxata gxattufxatg xatxufxatgxatx 故故22222,uuatx移項即證。移項即證。 2 三類典型方程的導(dǎo)出一、一、弦振動方程 十八世紀(jì)達朗貝爾十八世紀(jì)達朗貝爾(DAlembert)(DAlembert)等人首先討論等人首先討論了如下的彈性弦的振動問題。了如下的彈性弦的振動問題。 在考察弦振動問題時的基本假設(shè)為在考察弦振動問題時的基本假設(shè)為: : 1.均勻細弦均勻細

10、弦:理解為弦的直徑與弦的長度相比可以忽理解為弦的直徑與弦的長度相比可以忽略，以至可以將弦視為一條曲線，它的線密度略，以至可以將弦視為一條曲線，它的線密度為常為常數(shù)。數(shù)。 與張力相比，弦的重量可忽略不計。與張力相比，弦的重量可忽略不計。2.2.平衡位置平衡位置: :弦靜止時的位置，通常設(shè)為弦靜止時的位置，通常設(shè)為x x軸；軸； 設(shè)有一根長為設(shè)有一根長為L L均勻柔軟富有彈性的細弦，平衡時均勻柔軟富有彈性的細弦，平衡時沿直線拉緊，而使弦在鉛直平面內(nèi)作微小橫振動，求沿直線拉緊，而使弦在鉛直平面內(nèi)作微小橫振動，求弦上各點的運動規(guī)律。弦上各點的運動規(guī)律。 4 4. .微小橫振動：微小橫振動：即弦的位置始

11、終在一平面內(nèi)的一條即弦的位置始終在一平面內(nèi)的一條直線段附近，且弦振動的幅度及弦在任意位置處的直線段附近，且弦振動的幅度及弦在任意位置處的切線的傾角都很小，弦上各點的位移與平衡位置垂切線的傾角都很小，弦上各點的位移與平衡位置垂直。直。我們?nèi)∠业钠胶馕恢脼槲覀內(nèi)∠业钠胶馕恢脼閤 x軸，建立如圖所示的坐標(biāo)系。軸，建立如圖所示的坐標(biāo)系。在弦上任取一小段在弦上任取一小段x,x+x,x+xx， gds M N ds x 1T u xdx x 2 1 2T dxxusxxx213.3.柔軟富有彈性柔軟富有彈性: :可以假設(shè)為弦在形變時不抵抗彎曲，可以假設(shè)為弦在形變時不抵抗彎曲，弦上各質(zhì)點間的張力方向與弦的切

12、線方向一致，而弦弦上各質(zhì)點間的張力方向與弦的切線方向一致，而弦的伸長形變與張力的關(guān)系服從胡克的伸長形變與張力的關(guān)系服從胡克(Hooke)(Hooke)定律定律. . 微元法：微元法：這一段的弧長為：這一段的弧長為：由假設(shè)由假設(shè)4 4可知，可知， 很小，于是很小，于是 與與1 1相比可以忽略相比可以忽略不計，不計，xu2xu從而從而xdxsxxx弧段弧段NMNM在在x軸方向的受力的總和為軸方向的受力的總和為 。 1122coscosTT由于弦只作橫向振動，因此由于弦只作橫向振動，因此 。0coscos1122TT由于弦作微小振動，根據(jù)假設(shè)由于弦作微小振動，根據(jù)假設(shè)4 4知知 都很小，從而都很小，

13、從而 21,1cos, 1cos21因此可以近似地得到因此可以近似地得到 。 TTT21弧段弧段NMNM在在u u軸方向的受力總和為軸方向的受力總和為 xgTT1122sinsin注意到注意到 都很小，因此都很小，因此 21,xtxxuxtxu),(tansin,),(tansin2211且弧段且弧段NMNM在在u方向時刻方向時刻t的運動加速度為的運動加速度為 ，小弧，小弧段的質(zhì)量為段的質(zhì)量為 ，22),(ttxux所以所以2221),(sinsinttxuxxgTT即即22),(),(),(ttxuxxgxtxuxtxxuT也就是也就是22),(),(),(ttxugxtxutxxuTxx當(dāng)

14、當(dāng) 時取極限，得時取極限，得 0 x2222),(),(ttxugxtxuTgttxuxtxuT2222),(),(即即 一般說來，張力較大時弦振動速度變化較快，即一般說來，張力較大時弦振動速度變化較快，即 要比要比 g大得多，所以又可以把大得多，所以又可以把g略去。經(jīng)過這略去。經(jīng)過這樣逐步略去一些次要的量，抓住主要的量。最后得到樣逐步略去一些次要的量，抓住主要的量。最后得到 u(x,t)應(yīng)近似地滿足的方程應(yīng)近似地滿足的方程 22tu) 1 (22222xuatu這里這里 。 (1)(1)式稱為式稱為一維波動一維波動方程方程Ta 2 如果弦還在橫向如果弦還在橫向( (位移位移 u的方向的方向)

15、 )受到外力的作用。受到外力的作用。設(shè)在時刻設(shè)在時刻 t弦上弦上 x點處的外力密度為點處的外力密度為 F(x,t)。仿照前。仿照前面的推導(dǎo)，有面的推導(dǎo)，有 )2(),(),(),(22222txfxtxuattxuFf 這里這里 。 方程方程(2)(2)與與(1)(1)的差別在于的差別在于(2)(2)的右端多了一個與未的右端多了一個與未知函數(shù)知函數(shù)u(x,t)u(x,t)無關(guān)的項，這個項稱為無關(guān)的項，這個項稱為自由項自由項。我們把。我們把含有自由項的方程稱為非齊次方程。自由項恒等于含有自由項的方程稱為非齊次方程。自由項恒等于0 0的方程稱為齊次方程。的方程稱為齊次方程。(1)(1)為齊次一維波

16、動方程，為齊次一維波動方程，(2)(2)為為非齊次一維波動方程非齊次一維波動方程。 類似地，可以推出均勻薄膜的橫振動滿足二維波動類似地，可以推出均勻薄膜的橫振動滿足二維波動方程方程2()( , , ), ( , ),0ttxxyyuauuf x y tx yt其中其中 是薄膜在時刻是薄膜在時刻t和和 處的位移；處的位移；( , , )uu x y t( , )x y2aT,T為張力，為張力，為薄膜的面密度；為薄膜的面密度；表示表示t時刻、單位質(zhì)量膜在時刻、單位質(zhì)量膜在(,)xy處所受垂直處所受垂直為為Oxy平面平面上的有界區(qū)域。的有界區(qū)域。( , , )f x y t方向的外力；方向的外力；

17、根據(jù)電磁場理論中的麥克斯韋方程，可以推出電場根據(jù)電磁場理論中的麥克斯韋方程，可以推出電場E和磁場和磁場H滿足的三維波動方程滿足的三維波動方程 222222222()EcEtxyz222222222()HcHtxyz其中其中c是光速。是光速。二、熱傳導(dǎo)方程二、熱傳導(dǎo)方程 當(dāng)一個物體內(nèi)部各點的溫度分布不均勻時，熱量當(dāng)一個物體內(nèi)部各點的溫度分布不均勻時，熱量會從溫度高的地方向溫度低的地方流動，這種現(xiàn)象稱會從溫度高的地方向溫度低的地方流動，這種現(xiàn)象稱為熱傳導(dǎo)。由于熱傳導(dǎo)過程總是表現(xiàn)為溫度隨時間和為熱傳導(dǎo)。由于熱傳導(dǎo)過程總是表現(xiàn)為溫度隨時間和未知的變量而變化，所以解決熱傳導(dǎo)問題，歸結(jié)為求未知的變量而變化

18、，所以解決熱傳導(dǎo)問題，歸結(jié)為求物體內(nèi)溫度的分布問題。物體內(nèi)溫度的分布問題。 在物體在物體中任取一小區(qū)域為中任取一小區(qū)域為V，它的外，它的外表曲面為表曲面為 ，如圖所示。，如圖所示。V熱場熱場MSVVn 假設(shè)區(qū)域假設(shè)區(qū)域V內(nèi)點內(nèi)點M(x,y,z)處在時刻處在時刻 t 的溫度為的溫度為 u(x,y,z,t), n為曲面元素為曲面元素dS的單位外法向量。由熱傳導(dǎo)學(xué)中的的單位外法向量。由熱傳導(dǎo)學(xué)中的Fourier實驗定律知：物體在無窮小時間實驗定律知：物體在無窮小時間dt內(nèi)流過一個內(nèi)流過一個無窮小面積元無窮小面積元dS的熱量的熱量dQ與時間與時間dt，熱流通過的面積，熱流通過的面積dS及及u沿沿dS的

19、法向的方向?qū)?shù)的法向的方向?qū)?shù) 成正比，即成正比，即 nudSdtnukdQ 其中其中k=k(x,y,z)稱為物體在點稱為物體在點M(x,y,z) 處的熱傳導(dǎo)系數(shù)處的熱傳導(dǎo)系數(shù)，取正值。規(guī)定外法線方向，取正值。規(guī)定外法線方向n所指的那一側(cè)為所指的那一側(cè)為dS的正的正側(cè)。上式的負號表示熱流流向是溫度高的地方流向溫側(cè)。上式的負號表示熱流流向是溫度高的地方流向溫度低的地方。故當(dāng)度低的地方。故當(dāng) ，熱量實際是向，熱量實際是向-n方向流去方向流去。0un 當(dāng)物體均勻且各向同性時，可令熱傳導(dǎo)系數(shù)當(dāng)物體均勻且各向同性時，可令熱傳導(dǎo)系數(shù)k, ,物物體的密度體的密度，比熱，比熱c都為常數(shù)。利用上面的關(guān)系，在時都

20、為常數(shù)。利用上面的關(guān)系，在時間段間段 內(nèi)，通過曲面內(nèi)，通過曲面 流入?yún)^(qū)域流入?yún)^(qū)域V V 的全部熱量為：的全部熱量為： ,21ttV根據(jù)散度定理得，根據(jù)散度定理得， 如果物體內(nèi)有熱源，設(shè)在單位時間內(nèi)單位體積如果物體內(nèi)有熱源，設(shè)在單位時間內(nèi)單位體積所產(chǎn)生的熱量為所產(chǎn)生的熱量為F(x,y,z,t), ), 則在則在 內(nèi)熱源放出的內(nèi)熱源放出的熱量為：熱量為： ,21tt22111(3)ttttVVQk udv dtk udvdt 212( , , , )(4)ttVQF x y z t dvdt 211ttVuQkdSdtn 流入的熱量和物理內(nèi)部熱源產(chǎn)生的熱量使流入的熱量和物理內(nèi)部熱源產(chǎn)生的熱量使V內(nèi)

21、溫內(nèi)溫度發(fā)生變化。區(qū)域度發(fā)生變化。區(qū)域V在時間間隔在時間間隔 內(nèi)各點溫度從內(nèi)各點溫度從 變化到變化到 。于是在。于是在 內(nèi)內(nèi)V內(nèi)溫度升內(nèi)溫度升高所需的熱量為：高所需的熱量為： ,21tt),(1tzyxu),(2tzyxu,21tt2121321 ( , , , )( , , , )()(5)VtttVtttVQcu x y z tu x y z tdvc u dt dvc u dvdt 由能量守恒定律，有由能量守恒定律，有 ，即，即213QQQ2211()tttttVVc u dvdtk uF dvdt 由于時間間隔由于時間間隔 及區(qū)域及區(qū)域V都是任意的都是任意的，并且被積，并且被積函數(shù)都是

22、連續(xù)的，因此函數(shù)都是連續(xù)的，因此 ,21ttFukuct令令 ， 得得cFfcka,22(6)tuauf 稱（稱（6）為三維熱傳導(dǎo)方程。如果物體內(nèi)部沒有熱源）為三維熱傳導(dǎo)方程。如果物體內(nèi)部沒有熱源，即，即 f 0,則得齊次熱傳導(dǎo)方程則得齊次熱傳導(dǎo)方程 2(7)tuau注注1 1：在前面所討論的熱傳導(dǎo)問題中，作為特例，如在前面所討論的熱傳導(dǎo)問題中，作為特例，如果所考慮的物體是一根細桿或一塊薄板，或者即使不果所考慮的物體是一根細桿或一塊薄板，或者即使不是細桿或薄板，而其中的溫度是細桿或薄板，而其中的溫度u只與只與x和和t，或只與，或只與x,y和和t有關(guān)，則方程（有關(guān)，則方程（7 7）就變成一維熱傳

23、導(dǎo)方程）就變成一維熱傳導(dǎo)方程 222xuatu或二維熱傳導(dǎo)方程或二維熱傳導(dǎo)方程)(22222yuxuatu注注2：雖然我們習(xí)慣上稱式（雖然我們習(xí)慣上稱式（7）為熱傳導(dǎo)方程，但在）為熱傳導(dǎo)方程，但在生產(chǎn)實際中還有很多現(xiàn)象都可以用這種方程來描述。生產(chǎn)實際中還有很多現(xiàn)象都可以用這種方程來描述。例如在電學(xué)中，海底電纜的電壓例如在電學(xué)中，海底電纜的電壓 e 也滿足方程也滿足方程 22xekte其中其中 k=RC，R為電阻，為電阻，C為電容。又如導(dǎo)電線圈在為電容。又如導(dǎo)電線圈在所圍柱體內(nèi)的磁場所圍柱體內(nèi)的磁場H滿足方程滿足方程 )(2222222zHyHxHatH其中其中 ，c為光速，為光速，為磁導(dǎo)率，為

24、磁導(dǎo)率，為電容率。為電容率。422ca 在研究物質(zhì)在液體中的擴散現(xiàn)象時，擴散物質(zhì)的在研究物質(zhì)在液體中的擴散現(xiàn)象時，擴散物質(zhì)的濃度濃度N( (單位體積中擴散物質(zhì)的含量單位體積中擴散物質(zhì)的含量) )也滿足方程也滿足方程 其中其中D D是擴散系數(shù)，所以也稱此方程為擴散方程。是擴散系數(shù)，所以也稱此方程為擴散方程。 )(222222zNyNxNDtN三、三、Laplace方程方程 在上面研究的溫度分布問題中，如果經(jīng)過相當(dāng)長的時間后，區(qū)域內(nèi)各點的溫度隨時間的改變所發(fā)生的變化已不顯著，在數(shù)學(xué)上可近似看作 ，0tu 這時我們說溫度分布趨于定常，則此時熱傳導(dǎo)方這時我們說溫度分布趨于定常，則此時熱傳導(dǎo)方程變?yōu)槌套?/p>

25、為2222220uuuxyz上式稱為上式稱為三維三維Laplace方程方程。若記若記Hamilton算子算子為為ijkxyz 波動方程波動方程，熱傳導(dǎo)方程熱傳導(dǎo)方程和和Laplace方程方程是我們今后是我們今后著重研究的三類方程，許多物理現(xiàn)象可歸結(jié)為這三類著重研究的三類方程，許多物理現(xiàn)象可歸結(jié)為這三類典型的方程。典型的方程。20uu 稱稱 為為Laplace算符算符，則上式變?yōu)?，則上式變?yōu)?, 記記2222222xyz 222222( , , )uuuf x y zxyz稱方程 為三維泊松方程為三維泊松方程。在電學(xué)中，該方程為電位滿足的方程，其中在電學(xué)中，該方程為電位滿足的方程，其中 ， 為電

26、荷密度。靜電場、引力勢、流體力學(xué)中的勢和為電荷密度。靜電場、引力勢、流體力學(xué)中的勢和彈性力學(xué)中的調(diào)和勢都是用上述方程表示。彈性力學(xué)中的調(diào)和勢都是用上述方程表示。 4f 3 定解條件與定解問題n定解問題：定解問題： 一個一個PDEPDE與定解條件一起構(gòu)成對與定解條件一起構(gòu)成對于具體問題的完整描述。于具體問題的完整描述。n泛定方程泛定方程：定解問題中的：定解問題中的PDEPDE。n定解條件定解條件：初始條件，邊界條件。：初始條件，邊界條件。 其中其中 為已知函數(shù)。我們稱（為已知函數(shù)。我們稱（1 1）為）為 應(yīng)滿足的應(yīng)滿足的初始條件初始條件或或柯西（柯西（CauchyCauchy）初始條件）初始條件

27、。)(),(xx),(txu一、弦振動問題的定解條件一、弦振動問題的定解條件1 1、初始條件、初始條件)(x)(x 方程（方程（1 1）或（）或（2 2）描述了弦振動的一般規(guī)律，但）描述了弦振動的一般規(guī)律，但是弦振動的具體情況還與弦兩端的約束情況以及弦上是弦振動的具體情況還與弦兩端的約束情況以及弦上各點在初始時刻的位移和速度有關(guān)，即還需附加邊界各點在初始時刻的位移和速度有關(guān)，即還需附加邊界條件和初始條件。條件和初始條件。 設(shè)弦在設(shè)弦在開始時刻開始時刻位于點位于點x x的的位移位移為為 ，初速度初速度為為 。即。即 ( ,0)( ),( ,0)( ),0, (1)tu xxu xxxl 一般地，

28、一個方程如果其關(guān)于時間的導(dǎo)數(shù)的最高一般地，一個方程如果其關(guān)于時間的導(dǎo)數(shù)的最高階導(dǎo)數(shù)為階導(dǎo)數(shù)為n n，則對應(yīng)的初始條件需要給出未知函數(shù)關(guān)，則對應(yīng)的初始條件需要給出未知函數(shù)關(guān)于時間直到于時間直到n-1n-1階導(dǎo)數(shù)的所有初始時刻的值。階導(dǎo)數(shù)的所有初始時刻的值。2 2、邊界條件、邊界條件 （1 1）固定端固定端 最簡單的邊界條件為已知端點的位移最簡單的邊界條件為已知端點的位移規(guī)律，即規(guī)律，即 12(0, )( ),( , )( ),0(2)utg tu l tg tt 其中其中 為兩個已知函數(shù)。這種邊界條件被稱為兩個已知函數(shù)。這種邊界條件被稱為為狄利克雷狄利克雷( (Dirichlet) )邊界條件邊

29、界條件（也稱為（也稱為第一類邊值第一類邊值條件條件）。）。)(),(21tgtg 特別地，如果在整個振動過程中弦的兩端保持固定特別地，如果在整個振動過程中弦的兩端保持固定，即，即 都恒為都恒為0 0時，稱為時，稱為第一類齊次邊值條件第一類齊次邊值條件。也就是。也就是)(),(21tgtg(0, )( , )0,0(3)utu l tt （2）自由端自由端 在前面所討論的弦振動問題中，若弦在前面所討論的弦振動問題中，若弦的一段（例如的一段（例如x=0）在）在u軸方向上自由滑動，且不受軸方向上自由滑動，且不受垂直方向的外力。這種邊界稱為垂直方向的外力。這種邊界稱為自由邊界自由邊界。由于在。由于在

30、x=0 x=0處的張力的分量為處的張力的分量為 ，于是，于是 xuT00,(0)(4)xutx 若邊界張力沿若邊界張力沿u方向的分量是關(guān)于時間方向的分量是關(guān)于時間t的一個的一個已知函數(shù)已知函數(shù)w(t)，則相應(yīng)的，則相應(yīng)的 邊界條件為邊界條件為 這種類型的邊界條件稱為這種類型的邊界條件稱為邊邊界條件，也稱為界條件，也稱為第二類第二類 邊界條件邊界條件。 0( ),(0)(5)xuw ttx （3）彈性支承端彈性支承端 若弦的一端束縛在與若弦的一端束縛在與Ox軸垂直的軸垂直的某個彈性體上，彈性體的彈性系數(shù)為某個彈性體上，彈性體的彈性系數(shù)為k k。 u u在在 x=l的的值表示該彈性支承在該點的伸長

31、。值表示該彈性支承在該點的伸長。弦在支承拉力的垂直方向的分力為弦在支承拉力的垂直方向的分力為 。xuT.lxlxkuxuT由由Hooke定律，有定律，有 Tk因此在彈性支承的情況下，邊界條件歸結(jié)為因此在彈性支承的情況下，邊界條件歸結(jié)為 ()0,(0)(6)x luutx其中其中 為已知函數(shù)。為已知函數(shù)。 在數(shù)學(xué)中還可以考慮更普遍的邊界條件在數(shù)學(xué)中還可以考慮更普遍的邊界條件 其中其中h(t)為已知函數(shù)。為已知函數(shù)。(6)(7)(6)(7)稱為稱為第三類邊界條件第三類邊界條件，也稱也稱羅賓羅賓( (Robin) ) 邊界條件或稱混合邊界條件邊界條件或稱混合邊界條件。 ()( ),(0)(7)x l

32、uuh ttx二、熱傳導(dǎo)方程的定解條件二、熱傳導(dǎo)方程的定解條件 顯然與弦振動問題類似，單靠一個微分方程還不足顯然與弦振動問題類似，單靠一個微分方程還不足以完全確定一個特定的物理過程。我們知道，對于一以完全確定一個特定的物理過程。我們知道，對于一個物體，在一個確定的傳熱過程中，它的溫度分布依個物體，在一個確定的傳熱過程中，它的溫度分布依賴于開始時刻的溫度和物體表面上的溫度，因此還須賴于開始時刻的溫度和物體表面上的溫度，因此還須對方程附加相應(yīng)的初值條件和邊值條件。對方程附加相應(yīng)的初值條件和邊值條件。 初始條件初始條件下可以寫成：下可以寫成： 其中其中 為已知函數(shù)，它描述物體在為已知函數(shù)，它描述物體

33、在 t=0 =0 時刻時刻的溫度分布。的溫度分布。 ( , , ,0)( , , ),( , , )(8)u x y zx y zx y z),(zyx 關(guān)于關(guān)于邊界條件邊界條件，從物理現(xiàn)象發(fā)生的過程來看有三種，從物理現(xiàn)象發(fā)生的過程來看有三種情況：情況： 情形情形1 1：若物體若物體 的表面的表面 的溫度分布已知，這時的溫度分布已知，這時可歸結(jié)為可歸結(jié)為第一類邊界條件第一類邊界條件： 其中其中 是給定在是給定在 上的已知函數(shù)。上的已知函數(shù)。 ( , , , )( , , , ),(9)u x y z yx y z t),(tzyx),0情形情形2 2：若已知物體若已知物體 表面上每一點的熱流密

34、度表面上每一點的熱流密度q，也就是通過邊界曲面也就是通過邊界曲面 上的單位面積單位時間內(nèi)的上的單位面積單位時間內(nèi)的熱量已知，這實際上表示溫度熱量已知，這實際上表示溫度 u 沿邊界曲面沿邊界曲面 的法的法向?qū)?shù)是已知的，這時可以歸結(jié)為向?qū)?shù)是已知的，這時可以歸結(jié)為第二類邊界條件第二類邊界條件： ( , , , ),(10)ux y z tn其中其中 是給定在是給定在 上的已知函上的已知函數(shù)。數(shù)。),(tzyx), 0 特別，如物體特別，如物體 的邊界是絕熱的，即物體與周的邊界是絕熱的，即物體與周圍介質(zhì)無熱交換，于是圍介質(zhì)無熱交換，于是 ，這時歸，這時歸結(jié)為第二類齊次邊界條件：結(jié)為第二類齊次邊界條

35、件：0),(tzyx0nu情形情形3 3：若已知通過若已知通過 與周圍介質(zhì)發(fā)生熱量交換。與周圍介質(zhì)發(fā)生熱量交換。不妨設(shè)周圍介質(zhì)在物體表面的溫度為不妨設(shè)周圍介質(zhì)在物體表面的溫度為 ，則物體，則物體 和外部介質(zhì)的溫度差為：和外部介質(zhì)的溫度差為： ),(tzyx),(),(tzyxtzyxu此時會產(chǎn)生熱量流動。根據(jù)牛頓熱交換定律：在無窮此時會產(chǎn)生熱量流動。根據(jù)牛頓熱交換定律：在無窮小時段內(nèi)，經(jīng)過物體小時段內(nèi)，經(jīng)過物體 表面的無窮小面積表面的無窮小面積 dS的流出的流出（入）到周圍介質(zhì)中的熱量和物體與介質(zhì)在接觸面上（入）到周圍介質(zhì)中的熱量和物體與介質(zhì)在接觸面上的溫度差成正比。即的溫度差成正比。即 dS

36、dtukdQ| )(1這里這里 為熱交換系數(shù)。為熱交換系數(shù)。01k由傅里葉定律，應(yīng)有由傅里葉定律，應(yīng)有 。udQkdSdtn 根據(jù)熱量守恒定律，得根據(jù)熱量守恒定律，得1(),( , , )ukkux y zn 即即 其中其中 。,( , , )uux y zn1kk 對于拉普拉斯方程和泊松方程，因為是描述穩(wěn)恒狀態(tài)的，與時間無關(guān)，所以不提初始條件，只提邊界條件，其邊界條件與前面兩類方程類似。三、三、Laplace方程的定解條件方程的定解條件四、定解問題四、定解問題 把某種物理現(xiàn)象滿足的偏微分方程和其相應(yīng)的定解把某種物理現(xiàn)象滿足的偏微分方程和其相應(yīng)的定解條件結(jié)合在一起，就構(gòu)成了一個條件結(jié)合在一起，

37、就構(gòu)成了一個定解問題定解問題。(1) 初始問題：只有初始條件，沒有邊界條件的定解 問題；(2) 邊值問題：沒有初始條件，只有邊界條件的定解 問題； (3) 混合問題：既有初始條件，也有邊界條件的定解 問題。例：無限長弦振動的定解問題22222,0,0(0, )( , )0,0( ,0)0,0( ,0)( ),tuuax l ttxutu l ttu xx lu xx 22222,0( ,0)( ),( ,0)( ),tuuaxttxu xxxu xx熱傳導(dǎo)方程的定解問題222,0( ,0)( ),uuaxttxu xxx 222,0,0(0, )( , )0,0( ,0)( )0 xuuaxl

38、 ttxutu l ttu xxxl拉普拉斯方程和泊松方程拉普拉斯方程和泊松方程定解問題只提邊值問題定解問題只提邊值問題 4 定解問題的適定性 任何一個定解問題，特別是從一些物理過程引起的任何一個定解問題，特別是從一些物理過程引起的定解問題，應(yīng)該具有一定的現(xiàn)實性、確定性以及逼近定解問題，應(yīng)該具有一定的現(xiàn)實性、確定性以及逼近性。所謂現(xiàn)實性，指這個問題有解存在；所謂確定性性。所謂現(xiàn)實性，指這個問題有解存在；所謂確定性，指這個問題不至于有無窮多解，通常只要求唯一的，指這個問題不至于有無窮多解，通常只要求唯一的解；所謂可逼近性，指這個問題可借助于較可行的方解；所謂可逼近性，指這個問題可借助于較可行的方

39、法近似的求解，因為附加條件的數(shù)據(jù)一般只能近似的法近似的求解，因為附加條件的數(shù)據(jù)一般只能近似的給出。從數(shù)學(xué)上看，判斷一個定解問題是否合理，既給出。從數(shù)學(xué)上看，判斷一個定解問題是否合理，既是否能夠描述給定的物理狀態(tài)，一般來說有以下三個是否能夠描述給定的物理狀態(tài)，一般來說有以下三個標(biāo)準(zhǔn)：標(biāo)準(zhǔn)： (1)(1)解的解的存在性存在性(existence)：所給定的定解問題至少存：所給定的定解問題至少存 在一個解；在一個解； (2)(2)解的解的唯一性唯一性(uniqueness)：所給定的定解問題至：所給定的定解問題至 多存在一個解多存在一個解 ； 定解問題的存在性、唯一性和穩(wěn)定性統(tǒng)稱為定解定解問題的存在性、唯一性和穩(wěn)定性統(tǒng)稱為定解問題的問題的適定性適定性。一個定解問題若存在唯一、穩(wěn)定的。一個定解問題若存在唯一、穩(wěn)定的解，則稱該問題是適定的；否則是不適定的。解，則稱該問題是適定的；否則是不適定的。(3)(3)解的解的穩(wěn)定性穩(wěn)定性(stability)：當(dāng)給定條件以及方程中的：當(dāng)給定條件以及方程中的系數(shù)有微小變動時，相應(yīng)的解也只有微小的變動。系數(shù)有微小變動時，相應(yīng)