数理方程行波法与积分变换法
ch3 行波法与积分变换法
9 2 f1 (3 x ) x C 4 3 2 f2 ( x) x C 4
1 2 f ( x ) x C 1 4 f ( x) 3 x2 C 2 4
代入 u( x , y ) f1 (3 x y ) f 2 ( x y ) 得到所求的解为:
行波法与积分变换法
行波法只适用波动方程的初值问题.
积分变换法可用于任何方程类型，但主要用于
自变量为无限的情形，其主要思想：降维 使用积分变换法的两个困难： 1、选取哪一种积分变换 2、逆变换难求
(1)掌握一维波动方程初值问题的达朗贝尔公式；
(2)了解三维波动方程的泊松公式； (3)理解积分变换法在解微分方程中的应用。 重点：一维波动方程初值问题的达郎贝尔公式；
常数值f1(C1)，且这两个数值随特征线的移动(即常数
Ci(i=1，2) 的改变)而改变，所以波动实际上是沿特征 线传播的。
x at 变换 常称为特征变换，行波法也称为特征 x at 线法。
注：
容易看出, 一维波动方程的两族特征线xat=常数, 正好是常微分方程 (dx 1 ( x at ) 2 ( x at ) | | 1 ( x at ) 2 2 1 x at 2 ( x at ) | | 1 ( ) 2 ( ) | d 2a x at 1 1 x at d 2 2 2a x at 即: | u1 u2 | (1 t )
1 3 2 u( x , y ) (3 x y ) ( x y )2 3 x 2 y 2 4 4
2 u 2sin x u cos x u yy cos x u y 0 例2 求方程 xx xy
数学物理方程第三章_行波法和积分变换法
[x − at , x + at ] 上的值,而与其他点上的初始条件无关,这个区间称为点 (x, t ) 的依赖区间,
它是过 ( x, t ) 点分别作斜率为 ±
1 的直线与 x 轴相交所截得的区间,如图 3-2 所示. a
(x,t0)
y
x O x-at0 x+at0
图 3-1
初 始 时 刻 t = 0 时 , 取 x 轴 上 的 一 个 区 间 [x1 , x 2 ] , 过 点 x1 作 斜 率 为
同理可得
2 ∂ 2u ∂ 2u ∂ 2u ⎤ 2⎡∂ u = + a + 2 ⎢ 2 ∂ξ∂η ∂η 2 ⎥ ∂t 2 ⎣ ∂ξ ⎦
将其代入式(3.1.1),得
∂ 2u =0 ∂ξ∂η
对 ξ 积分,得
∂u = f (η ) ∂η
对此式再关于η 积分,得
u = ∫ f (η )dη + f1 (ξ ) = f1 (ξ ) + f 2 (η )
第三章 行波法与积分变换法 本章我们介绍两个常用的解题方法：行波法和积分变换法。行波法只用于求解无界区 域上的波动方程定解问题， 积分变换法不受方程类型的限制， 一般应用于无界区域的定界问 题，有时也应用于有界域的定解问题.
3.1 达朗贝尔公式及波的传播 在求解常微分方程的特解时,一般先求出方程的通解,然后利用所给的定解条件去解出 通解中含有的任意常数,最后得到了满足所给条件的特解.这个想法能否推广到求解偏微分方 程的过程中呢?一般情况下,随着自变量个数的增加,偏微分方程的通解非常难求,并且偏微分 方程的通解一般都含有任意函数,这种任意函数很难由定解条件确定为具体的函数.所以在求 解数学物理方程时,主要采用通过分析各类具体的定解问题,直接求出符合定解条件的特解的 方法.但事情没有绝对的,在有些情况下,我们可以先求出含任意函数的通解,然后根据定解条 件确定出符合要求的特解.本节我们研究一维波动方程的求解,就采用这种方式. 3.1.1 达朗贝尔公式 如果我们所考察的弦无限长,或者我们只研究弦振动刚一开始的阶段,且距弦的边界较远 的一段,此时可以认为弦的边界,对此端振动的弦不产生影响.这样,定解问题就归结为如下形 式
数学物理方法_第6章 行波法和积分变换法
___
___
令 r 0 利用L’Hospital（洛必塔）法则 得到
___ ___ ___
___ ___ 1 u (0, t ) 0 (at ) at 0 (at ) t 1 (at ) (at ) 0 (at ) t 1 (at ) a t 1 0 ( x sin cos , y sin sin , z cos , t ) 2 ( at ) sin d d 4 a t Sat at M 1 ( x sin cos , y sin sin , z cos , t ) t 2 ( at ) sin d d 2 4 Sat (at ) M __
.
把确定出来的 f1 ( x) 与 f2 ( x) 代回到式 （6.1.6）中，即得到方程（6.1.1）在 条件（6.1.7）下的解
u( x, t ) 1 1 xat [ ( x at ) ( x at )] ( )d 2 2a xat
（6.1.11)
式（6.1.11）称为无限长弦自由振动的 D’Alembert（达朗贝尔）公式。 现在来说明D’Alembert解的物理意义。 先讨论初始条件只有初始位移情况下
__
1 u (r , t ) 4 r 2
1 u( , , , t )dS 4 SrM
S1M
u( ,, , t )d
M S 其中 r 表示 以点 M ( x, y, z ) 为中心、以 M 为半径的球面 S1 表示 r 1 的单位球面
r
x r sin cos , y r sin sin , z r cos ,
所以得到方程
分离变量法常数变易法、行波法和积分变换法达朗贝尔
分离变量法常数变易法、行波法和积分变换法达朗贝尔设w=u+iV及z=x+iy分别是两个复平面上的点，复函数w=f(z)确定了这两个复平面之间的一个映射，当w=f(z))是一个目数不为零的解析函数时，所对应的映射称为保角映射。
保角映射这种映射必定是一对一的，且具有:(l)伸缩率的不变性，即在某一点Z0上沿不同的方向的曲线微元ds与映射后所得的象ds′的比值都是f′(z0);(2)旋转角的不变性并且保持角的定向，即若把z平面与w平面迭放在一起，且使ZO与W0=f(z0)重合，则过Z0的任一条曲线C到它的象C′的转角为定值。
如果X轴与U轴及y轴与V轴方向相同，这个转角就是Argf'(z0)，因此交手Z0的任意两条曲线C1，C2的夹角与它们的象C1，C2的夹角相等且转向不变。
保角变换方法(conformaltransformationmethod)保角变换是利用复变量解析函数实部和虚部都满足拉普拉斯(Laplace)方程的特点，及通过复平面变换以简化求解二维拉普拉斯方程边值问题的一种方法。
由于在没有电荷分布的空间中静电势满足拉普拉斯方程，故此法可用来求解二维的静电势问题。
通过一适当的解析复变函数f(z)，将复变数平面z=x+iy变换成另一复变数平面z′=f(z)=x′+iy′或z=g(z′)将z平面上位形复杂的边值问题，变换至z′平面上位形简单的相应边值问题，以便容易求出静电势的解φ′(x′,y′)。
由此在z′平面中构成解析的复变函数W′(z′)=φ′+i Ψ′。
最后再由z′平面换回z平面W(z)=W′(f(z))=φ(x,y)+iΨ(x,y)，从而得到欲求的二维拉普拉斯方程边值问题的解。
由于通过解析函数变换时，分别在二复平面中任意二曲线元之间的夹角不变，故此种变换称为保角变换。
保角映射英文术语名:conformaltransformation【保角映射的定义】设f(z)是区域D到G的双射(既是单射又是满射)，且在D内的每一点都具有保角性质，则称f(z)是区域D到G的保角映射，也称为保角变换或者共形映射。
三类典型的数学物理方程
第二类边界条件
规定了所研究的物理量在边界外法线方向上方向导数的数值
u n x0 ,y0 ,z0 f (x0 , y0 , z0 , t)
（9.1.24）
第三类边界条件 规定了所研究的物理量及其外法向导数的线性组合在边界上的数值
(u Hun ) x0 ,y0 ,z0 f (x0, y0, z0, t) （9.1.25）
utt Tuxx g 0
(9.1.6)
即为
utt a2uxx g
（9.1.7）
上式即为弦作微小横振动的运动方程，简称为弦振动方程．
其中 a2 T /
讨论：
（1）若设弦的重量远小于弦的张力，则上式(9.1.7)右端的 重力加速度项可以忽略．由此得到下列齐次偏微分方程：
utt a2uxx
（9.1.16）
2i x 2
LC
2i t 2
(9.1.17)
具有与振动方程类似的数学形式，尽管它们的物理本质根本不同
(3)无漏导，无电感线
2v x2
RC v t
2i
i
x 2
RC t
（9.1.18） (9.1.19)
它们具有与下节将讨论的一维热传导方程类似的数学形式， 尽管它们的物理本质根本不同．
讨论如何将这一物理问题转化为数学上的定解问题．要 确定弦的运动方程，需要明确：
(1)要研究的物理量是什么？
弦沿垂直方向的位移 u(x,t)
确定 弦的 运动 方程
（2）被研究的物理量遵循哪些 物理定理？牛顿第二定律.
（3）按物理定理写出数学物 理方程（即建立泛定方程）
注意：
物理问题涉及的因素较多，往往还需要引入适当假设 才能使方程简化．
例9．1．1 一根长为 l 的弦，两端固定于 x 0 和
数理方程第三章行波法与积分变换法-PPT课件
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数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2 2 u u 2 2 2 a f (xt ,) , x ,t 0 2 2 t x u x ,0 ) 2( u x ,0 )0 , 0 , x 2( t 利用齐次化原理，若 满足：
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数学物理方程与特殊函数
2 2 2 u u u ( A B ) AB2 0 2 x x y y u u u u u A B x x x
第3章行波法与积分变换法
yA x y Bx
2 2 2 u u u ( A B ) AB 2 2 x x y y 2 2 2 2 2 2 u u 2 u u u u 2 A 2 2 A B B 2 ( AB ) A ( AB ) B 2 2
2 2 u u 2 1 1 a , x ,t 0 2 2 t x u ( x ,0 ) 1 u ( x ,0 ) ( x ) , ( x ) , x 1 t 2 2 u u 2 2 2 a f (xt ,) , x ,t 0 2 2 t x u x ,0 ) 2( u ( x ,0 ) 0 , 0 , x 2 t x a t 1 1 u ( x , t ) ( x a t ) ( x a t ) ( ) d 1 x a t 2 2 a
] e ds
e
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数学物理方程与特殊函数
第三章-行波法与积分变换法
第三章 行波法与积分变换法分离变量法，它是求解有限区域内定解问题常用的一种方法。
行波法，是一种针对无界域的一维波动方程的求解方法。
积分变换法，一个无界域上不受方程类型限制的方法。
§3.1 一维波动方程的达朗贝尔（D ’alembert ）公式一、达朗贝尔公式考察如下Cauchy 问题：.- ),(u ),(u 0,,- ,0t 022222+∞<<∞==>+∞<<∞∂∂=∂∂==x x x t x x u a t u t t ψϕ （1） 作如下代换;⎩⎨⎧-=+=at x at x ηξ,（2） 利用复合函数求导法则可得22222222))((,ηηξξηξηξηξηηξξ∂∂+∂∂∂+∂∂=∂∂+∂∂∂∂+∂∂=∂∂∂∂+∂∂=∂∂∂∂+∂∂∂∂=∂∂uu u u u x u uu x u x u x u同理可得),2(22222222ηηξξ∂∂+∂∂∂-∂∂=∂∂u u u a t u 代入（1）可得ηξ∂∂∂u2＝0。
先对η求积分，再对ξ求积分，可得),(t x u d 的一般形式)()()()(),(at x G at x F G F t x u -++=+=ηξ这里G F ,为二阶连续可微的函数。
再由初始条件可知).()()(),()()(''x x aG x aF x x G x F ψϕ=-=+ （3）由（3）第二式积分可得C dt t a x G x F x+=-⎰0)(1)()(ψ，利用(3)第一式可得.2)(21)(21)(,2)(21)(21)(00Cdt t a x x G Cdt t a x x F x x --=++=⎰⎰ψϕψϕ所以，我们有⎰+-+-++=atx atx dt t a at x at x t x u )(21)]()([21),(ψϕϕ （4）此式称为无限弦长自由振动的达朗贝尔公式。
二、特征方程、特征线及其应用 考虑一般的二阶偏微分方程02=+++++Fu Eu Du Cu Bu Au y x yy xy xx称下常微分方程为其特征方程0)(2)(22=+-dx C Bdxdy dy A 。
数理方程第3讲
(3 .1 0 )
6
由(3.8)与(3.10)解出f1(x),f2(x)得
f1 ( x ) f2 ( x) 1 2 1 2
(x) (x)
2a
1
1
x 0
( ) d ( ) d
C 2 C 2
2a
x 0
把这里确定出来的f1(x)与f2(x)代回到(3.6)中, 即得方程(3.1)在条件(3.7)下的解为
依赖区间
O
xat
xat
x
10
对初始轴t=0上的一个区间[x1,x2], 过x1点作斜 率为1/a的直线x=x1+at, 过x2点作斜率为1/a的 直线x=x2at, 它们和区间[x1,x2]一起构成一个 三角形区域, 解在其中的数值完全由[x1,x2]上 的初始条件决定, 称为[x1,x2]的决定区域.
2
1 u
2
当u不依赖于q,时, 这个方程可简化为
1 2 u 1 u r 2 2 2 r r r a t
2
a
2
t
2
25
或 但
r
u
2
r
2
2
2 2
u r u r
2
r u
2
a
2 2
t
2
2
.
u r
2
( ru ) r
2 2 2 2u u u 2 u , 2 a 2 2 2 t y z x x , y , z , t 0 . (3 .2 2 ) (3 .2 3) u |t 0 0 ( x , y , z ), u x, y, z . 1 ( x , y , z ), (3 .2 4 ) t t0
数学物理方程行波法与积分变换
常见数学物理方程
波动方程
描述波动现象的数学模型，如声波、光波和水波 等。
热传导方程
描述热量传递过程的数学模型，如温度场的变化 和热传导等。
弹性力学方程
描述弹性物体变形的数学模型，如物体的应力和 应变等。
数学物理方程的解法
行波法
通过将方程转化为行波方程，利用行波的特性求解原 方程。
分离变量法
将多变量问题转化为单变量问题，通过求解单变量方 程得到原问题的解。
拉普拉斯变换
01
拉普拉斯变换的定 义
将一个时域函数转换为复平面上 的函数。
02
拉普拉斯变换的性 质
线性、时移、复频移、微分、积 分等。
03
拉普拉斯变换的应 用
控制系统分析、电路分析等领域。
积分变换的性质和应用
积分变换的性质
线性性质、时移性质、频移性质、微 分性质等。
积分变换的应用
求解偏微分方程、求解常微分方程、 求解积分方程等。
应用
一维波动方程的行波法广泛应用于求解一维波动问题，如弦振动、 波动传播等。
高维波动方程的行波法
方法
转化
应用
对于高维波动方程，行波法同样适用。 设解为多个行波的叠加形式，利用波 的传播性质和叠加原理，将高维波动 方程转化为多个一维或低维的常微分 方程或代数方程。
通过行波变换，将高维波动方程分解 为多个一维或低维的方程，简化求解 过程。
。
03
对于某些问题，可能需要复杂的积分变换和逆变换计
算。
行波法与积分变换的联系
行波法和积分变换都是求解数学物理方程的方法，它们之间存在一定的联 系。
在某些情况下，行波法可以通过适当的变量替换转化为积分变换的形式。
数理方程总结完整版
1.先求出该题目对应的齐次方程的特征函数， 即时当f（x，t）为零时。该题对应的齐次方 程为左一右一边界条件的齐次的一维波动方 n 程，其特征函数为X(x)=sin x, n 1, 2, 3... l n n 则设u（x，t） = Tn (t ) sin x, f ( x, t ) fn(t ) sin x, l l n 1 n 1 n n ( x) n sin x, ( x) n sin x, n 1, 2, 3... l l n 1 n 1
第二章 分离变量法
本章主要掌握三大类方程的解法，分别是有界弦的
自由振动方程，有限杆上的热传导方程，这两个方 程里包括“左几右几”的边界条件的，齐次或非齐 次边界条件的，齐次或非齐次方程的多种形式。 还有一个就是圆域内或扇形域内的二维拉普拉斯方 程，这类方程相对于比较简单，考试时的类型比较 固定。 1.有界弦的自由振动方程（方程是齐次的）的基本 解：
2 2u 2 u t 2 a x 2 f ( x, t ), 0 x l , t 0, u | x 0 u | x l 0, t 0, u u | t 0 ( x), | t 0 ( x), 0 x l. t
a 2 ( n 1/2) 2 2 t l2
(n 1/ 2) cos x l
④：“左二右二”的齐次边界条件的齐次方程：
2 u 2 u a , 0 x l , t 0, 2 t x u | x 0 0, u | x l 0, t 0, x x
l
数学物理方程学习指导书第5章行波法与积分变换法
第5章 行波法与积分变换法在第4章中，我们较为详细地讨论了分离变量法，它是求解有限域内定解问题的一个常用方法，只要求解的区域很规则（其边界在某种坐标系中的方程能用若干个只含有一个坐标变量的方程表示），对三种典型的方程均可运用.本章我们将介绍另外两个求解定解问题的方法：一是行波法，二是积分变换法.行波法只能用于求解无界域内波动方程的定解问题，积分变换法不受方程类型的限制，主要用于无界域，但对有界域也能应用.5.1 一维波动方程的达朗倍尔公式我们知道，要求一个常微分方程的特解，惯用的方法是先求出它的通解，然后利用初始条件确定通解中的任意常数得到特解.对于偏微分方程能否采用类似的方法呢？一般说来是不行的，原因之一是在偏微分方程中很难定义通解的概念，原因之二是即使对某些方程能够定义并求出它的通解，但此通解中包含有任意函数，要由定解条件确定出这些任意函数是会遇到很大困难的.但事情总不是绝对的，在少数情况下不仅可以求出偏微分方程的通解，而且可以由通解求出特解.本节我们就一维波动方程来建立它的通解公式，然后由它得到始值问题解的表达式.对于一维波动方程22222,u u a t x∂∂=∂∂ （5.1） 我们作如下的代换（为什么作这样的代换，学完本节后就会明白）：,.x at x at ξη=+⎧⎨=-⎩ (5.2) 利用复合函数微分法则得,u u u u u x x x ξηξηξη∂∂∂∂∂∂∂=+=+∂∂∂∂∂∂∂ 22u u u u u x x xξηξξηηξη⎛⎫⎛⎫∂∂∂∂∂∂∂∂∂=+++ ⎪ ⎪∂∂∂∂∂∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭ 222222,u u u ξξηη∂∂∂=++∂∂∂∂ (5.3) 同理有222222222,u u u u a t ξξηη⎡⎤∂∂∂∂=-+⎢⎥∂∂∂∂∂⎣⎦ (5.4) 将(5.3)及(5.4)代入(5.1)得20.uξη∂=∂∂ (5.5)将(5.5)式对η积分得(),uf ξξ∂=∂ (()f ξ是ξ的任意可微函数） 再将此式对ξ积分得212(,)()()()(),u x t f d f f x at f x at ξξη=+=++-⎰ (5.6)其中12,f f 都是任意二次连续可微函数.(5.6)式就是方程(5.1)的通解.在各个具体问题中，我们并不满足于求通解，还要确定函数1f 和2f 的具体形式.为此，必须考虑定解条件，下面我们来讨论无限长弦的自由横振动.设弦的初始状态为已知，即已知定解条件00(),().t t u x ux tϕψ==⎧=⎪⎨∂=⎪∂⎩ （5.7） 将(5.7)中的函数代入(5.6)中，得1212()()(),(5.8)()()().(5.9)f x f x x af x af x x ϕψ+=⎧⎪⎨''-=⎪⎩在(5.9)两端对x 积分一次，得1201()()().(5.10)xf x f x d C aψξξ-=+⎰由(5.8)与(5.10)解出12(),()f x f x ，得1011()()(),222x Cf x x d a ϕψξξ=++⎰ 2011()()().222x C f x x d a ϕψξξ=--⎰把这里确定出来的1()f x 和2()f x 代回到(5.6)中，即得方程(5.1)在条件(5.7)下的解为[]11(,)()()().22x at x at u x t x at x at d aϕϕψξξ+-=++-+⎰ （5.11） (5.11)式称为无限长弦自由振动的达郎倍尔（ D ’Alembert ）公式.现在我们来说明达朗倍尔公式的物理意义.由于达朗倍尔公式是由（5.6）式得来的，所以我们只须说明(5.6)式的物理意义.首先，考虑22()u f x at =-的物理意义.我们来说明这样的函数是代表一个沿x 轴正方向传播的行波.为了讲清这一点，我们不妨考虑一个特例，假定2()f x 的图形如图5-1(a)所示.则在0t =时，22()u f x =；在12t =时，22()2au f x =-，其图形如图5-1(b)所示；在1t =时，22()u f x a =-，其图形如图5-1(c)所示；在2t =时，22(2)u f x a =-，其图形如图5-1(d)所示.这些图形说明，随着时间t 的推移，22()u f x at =-的图形以速度a 向x 轴正方向移动.所以22()u f x at =-表示一个以速度a 沿x 轴正方向传播的行波.同样道理，11()u f x at =+就表示一个以速度a 沿x 轴负方向传播的行波.达朗倍尔公式表明，弦上的任意扰动总是以行波形式分别向两个方向传播出去，其传播速度正好是弦振动方程中的常数a ，基于上述原因，所以本节所用的方法就称为行波法.从达朗倍尔公式(5.11)还可以看出，解在(,)x t 点的数值仅依赖于x 轴上区间[],x at x at -+内的初始条件，而与其他点上的初始条件无关.区间[],x at x at -+称为点(),x t 的依赖区间.它是由过(,)x t 点的两条斜率分别为1a±的直线在x 轴所截得的区间（图5-2（a ））.对初始轴0t =上的一个区间12[,]x x ，过1x 作斜率为1a的直线1x x at =+，过2x 作斜率为1a-的直线2x x at =-，它们和区12[,]x x 一起构成一个三角形区域（图5-2（b ）），此三角形区域中任一点(),x t 的依赖区间都落在区间12[,]x x 的内部，因此解在此三角形区域中的数值完全由区间12[,]x x 上的初始条件决定，而与此区间外的初始条件无关，这个区域称为区间[x 1,x 2]的决定区域.在区间12[,]x x 上给定初始条件，就可以在其决定区域中决定始值问题的解.图 5-2从上面的讨论中，我们可以看到在(),x t 平面上斜率为1a±的直线0x x at =±对波动方程的研究起着重要的作用，我们称这两族直线为一维波动方程的特征线，波动实际上是沿特征线方向传播的，有些书上又将行波法称为特征线法.5.2 三维波动方程的泊松公式上节我们已经讨论了一维波动方程的始值问题，获得了达朗倍尔公式.只研究一维波动方程还不能满足工程技术上的要求，例如在研究交变电磁场时就要讨论三维波动方程，本节我们就来考虑在三维无限空间中的波动问题.即求解下列定解问题2222222220010,,,;(5.12)(,,),(5.13)(,,).(5.14)t t u uu u a x y z tx y z u x y z u x y z t ϕϕ==⎧⎛⎫∂∂∂∂=++-∞<<+∞⎪ ⎪∂∂∂∂⎝⎭⎪⎪=⎨⎪∂⎪=⎪∂⎩这个定解问题仍可用行波法来解，不过由于坐标变量有三个，不能直接利用5.1中所得的通解公式.下面先考虑一个特例.5.2.1 球对称三维波动方程的通解如果将波函数u 用空间球坐标(,,)r θϕ来表示，所谓球对称就是指u 与,θϕ都无关，在球坐标系中，波动方程（5.12）为22222222221111sin .sin sin u u u ur r r r r r a t θθθθθφ∂∂∂∂∂∂⎛⎫⎛⎫++= ⎪ ⎪∂∂∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭当u 不依赖于,θϕ时，这个方程可简化为2222211,u ur r r r a t∂∂∂⎛⎫= ⎪∂∂∂⎝⎭ 或 222222.u u r ur r r a t ∂∂∂+=∂∂∂ 但 2222()2,u u ru r r r r ∂∂∂+=∂∂∂所以最后得到方程22222()1().ru ru r a r ∂∂=∂∂ 这是关于ru 的一维波动方程，其通解为12()()ru f r at f r at =++-,或 12()()(,).f r at f r at u r t r++-=从5.1中所述的关于通解公式(5.6)的物理意义可知，函数(,)u r t 是一个以速度a 沿球的半径r 增加的方向向外传播的波与一个以同样速度自外沿r 减小的方向向内传播的波的叠加，而且这两个波都是沿着球面r =常数传播的.5.2.2 三维波动方程的泊松公式现在我们来考虑一般的情况，即要求问题(5.12)，(5.13)，(5.14)的解，从上面对球对称情况的讨论使我们产生这样一个想法：既然在球对称的情况，函数(,)ru r t 满足一维波动方程，可以求出通解，那末在不是球对称的情况能否设法把方程也化成可以求通解的形式？由于在球对称时波函数u 只是r 与t 的函数，在非球对称是u 不能写成r 与t 的函数，而是,,,x y z t 的函数，所以对非球对称情况，ru 不可能满足一维波动方程，但是，如果我们不去考虑波函数u 本身，而是考虑u 在半径为r 的球面上的平均值，则这个平均值就只与r ，t 有关了.这就启发我们先引入一个函数(,)u r t ，它是函数(),,,u x y z t 在以点(,,)M x y z 为中心、以r 为半径球面Mr S 上的平均值，即21(,)4M r Su r t udS r π=⎰⎰11,4M Sud ωπ=⎰⎰ （5.15）其中1MS 是以M 为中心的单位球面，d ω是单位球面上的面积元素，在球面坐标系中sin ,d d d ωθθϕ=且2.dS r d ω=从(5.15)及(,,,)u x y z t 的连续性可知，当0r →时0lim (,)(,),r u r t u M t →=此处(,)u M t )表示函数u 在M 点及时刻t 的值，将0lim (,)r u r t →记为(0,),u t 则有(0,)(,).u t u M t =下面来推导(,)u r t 所满足的微分方程，对方程(5.12)的两端在Mr S 所围成的体积Mr V 内积分，并应用奥-高公式可得222222222M M rrV v u u u u dV a dV t x y z ⎛⎫∂∂∂∂=++ ⎪∂∂∂∂⎝⎭⎰⎰⎰⎰⎰⎰ 2M rv u u u a dV x x y y z z ⎡⎤⎛⎫∂∂∂∂∂∂⎛⎫⎛⎫=++⎢⎥ ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎣⎦⎰⎰⎰1222M MrS S uadS a r d n ω∂==∂⎰⎰⎰⎰ 112222,M MS S u a rd a r ud n ωω∂==∂⎰⎰⎰⎰ (5.16) 其中n 是1MS 的外法同矢量.(5.16)式左端的积分也采用球面坐标并交换微分运算和积分运算的次序，得2222222MMMrrrV V V u dV udV ur d dr t t t ω∂∂∂==∂∂∂⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰ 1222.M rS d ur dr tω∂=∂⎰⎰⎰代回(5.16)中得1222224.M rS ud ur dr a r t rωπ∂∂=∂∂⎰⎰⎰在此式两端对r 微分一次，并利用变量上限定积分对上限求导数的规则，得1222224,M S u ur dr ar t r r π∂∂∂⎛⎫= ⎪∂∂∂⎝⎭⎰⎰ 或 22222.u a u r t r r r ∂∂∂⎛⎫= ⎪∂∂∂⎝⎭ 但 222211(),u ru r r r r r r ∂∂∂⎛⎫= ⎪∂∂∂⎝⎭故得22222()().ru ru a t r∂∂=∂∂ 这是一个关于ru 的一维波动方程，它的通解为12(,)()(),ru r t f r at f r at =++- （5.17）其中12,f f 是两个二次连续可微的任意函数.下面的任务是由(5.17)确定原定解问题的解(,)u M t . 首先，在(5.17)中令0r =，得12()()0,f at f at +-=即 21()().f at f at -=- 等式两端微分一次得1''2()().f at f at -= （5.18）其次，在(5.17)两端对,r t 求偏导数：'12()()(),u ru u r f r at f r at r r ∂∂'=+=++-∂∂ （5.19） ''12()()().ru af r at af r at t∂=+--∂ （5.20） (5.19)式乘以a 后再与(5.20)式相加，得'1()()2().aru ru af r at r t∂∂+=+∂∂ 令0t =，则有'1012()()()t f r ru ru r a t =∂∂⎡⎤=+⎢⎥∂∂⎣⎦22001144MMr r t t S S uru dS rdS r r ar t ππ==∂∂=+∂∂⎰⎰⎰⎰ 011144MM r rS S dS dS rr a rϕϕππ∂=+∂⎰⎰⎰⎰当r at =时，得'011112(),44MMr rS S f at dS dS a tra r ϕϕππ∂=+∂⎰⎰⎰⎰但由(5.19)式令0r =，得''12(0,)()(),u t f at f at =+-利用(5.18)得1(0,)2(),u t f at '=即 '1(,)2().u M t f at =综合上述，得到问题（5.12），(5.13)，(5.14) 的解为111(,),44M M atatS S u M t dS dS a tra rϕϕππ∂=+∂⎰⎰⎰⎰ （5.21）(5.21)式称为三维波动方程的泊松方式.其中函数01,ϕϕ中的变量应为sin cos ,sin sin ,cos ,x r y r z r θφθφθ+++此处为了书写简章，没有把这些变量写出来，请读者注意.5.2.3 泊松公式的物理意义下面我们来说明解(5.21)的物理意义.从(3.21)式可以看出，为求出定解问题(3.12)，(3.13)，(3.14)的解在(x,y,z,t)处的值，只需要以M(x,y,z)为球心、以at 为半径作为球面Mat S ，然后将初始扰动10,ϕϕ代入(3.21)式进行积分，因为积分只在球面上进行，所以只有与M 相距为at 的点上的初始扰动能够影响u(x,y,z,t)的值.由于球面Mat S 上的点到球心M 的距离为at ，t 表示时间，这就表明扰动是以速度a 传播的，为了明确起见，设初始扰动只限于区域T 0，任取一点M ，它与T 0的最小距离为d ，最大距离为D （图3-3），由泊松公式(3.21)可知，当d at ，即adt时，u(x,y,z,t)=0，这表明扰动的“前锋”还未到达；当D at d ，即aDt a d 时，u(x,y,z,t)≠0，这表明扰动已经到达；当D at ，即aDt 时，u(x,y,z,t)=0，这表明扰动的“阵尾”已经过去了.由于在点),,(ζηξ初始扰动是向各方面传播的，在时间t 它的影响是在以),,(ζηξ为中心、at 为半径的一个球面上，因此解(5.21)称为球面波.从(5.21)我们也可以得到二维波动方程始值问题的解.事实上如果u 与z 无关，则zu∂∂=0，这时三维波动方程的始值问题就变成二维波动方程的始值问题：⎪⎪⎪⎩⎪⎪⎪⎨⎧=∂∂=+∞-∞⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+∂∂=∂∂==).,(),,(;0,,10002222222y x t u y x u t y x y u x u a t u t t ϕϕ 、 （5.22） 要想从泊松公式(3.21)得到问题(3.22)解的表达式，就应将(3.21)中两个沿球面Mat S 的积分转化成沿圆域222)()()(:at y x C M at ≤-+-ηξ内的积分，下面以⎰⎰M ats dS ra 141ϕπ为例说明这个转化方法.先将这个积分拆成两部分：,41414112111⎰⎰⎰⎰⎰⎰+=M ats s s dS ra dS r a dS r a ϕπϕπϕπ （5.23） 其中S 1，S 2分别表示球面Mat S 的上半球面与下半球面，在上半球面S 1上外法向矢量的方向余弦,)()1(cos 2222y t a at----=ηξγ在下半球面S 2上外法向矢量的方向余弦,)()(cos 2222y x t a at-----=ηξγ其中γ为法矢量与z 轴正向的夹角.将(3.23)右端两个曲面积分化成重积分得⎰⎰Mats dS a γϕπ141.)()(),(21)()(),(41)()(),(41222212222122221⎰⎰⎰⎰⎰⎰----=⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎣⎡---------=M at Mat M at C C C d d y x t a a d d y x t a atat a d d y x t a atat a ηξηξηξϕπηξηξηξϕπηξηξηξϕπ 同理有⎰⎰M ats dS a γϕπ041.)()(),(2122220⎰⎰----=M atC d d y x t a a ηξηξηξϕπ 将这两个等式代入(3.21)，即得问题(3.22)的解为⎪⎩⎪⎨⎧----∂∂=⎰⎰M atC d d y x t a t a t y x u ηξηξηξϕπ22220)()(),(21),,( .)()(),(22221⎪⎭⎪⎬⎫----+⎰⎰MatC d d y x t a ηξηξηξϕ （5.24）从(5.24)可以看出，要计算这个解在 (x,y,t)处的值，只要以M(x,y)为中心、以at 为半径作圆域Mat C ，然后将初始扰动代入（5.24）进行积分，为清楚起见，设初始扰动仍限于区域T 0（参考图5-3），当时，(,,)0;,(,,)0;d D u x y t t u x y t a a =<<≠当D t a<时，由于圆域Mat C 包含了区域T 0，所以),,(t y x u 仍不为零，这种现象称为有后效.这一点与球面波不同，球面波是无后效的，即波传播过去了就不留痕迹.平面上以点),(ηξ为中心的圆周的方程222)()(r y x =-+-ηξ在空间坐标系内表示母线平行于z 轴的直圆柱面，所以在过),(ηξ点平行于z 轴的无限长的直线上的初始扰动，在时间t 后的影响是在以该直线为轴、at 为半径的圆柱面内，因此解(5.24)称为柱面波.5.3 积分变换法举例我们都知道，傅氏变换与拉氏变换可以用来解常微分方程，通过取积分变换可将未知函数的常微分方程化成象函数的代数方程，达到了消去对自变量求导数运算的目的.基于这一事实，我们自然会想到积分变换也能用于解偏微分方程，在偏微分方程两端对某个变量取变换就能消去未知函数对该自变量求偏导数的运算，得到象函数的较为简单的微分方程.如果原来的偏微分方程中只包含有两个自变量，通过一次变换就能得到象函数的常微分方程.下面通过例题来说明用积分变换法解定解问题的一般步骤. 例1 无界杆上的热传导问题设有一根无限长的杆，杆上具有强度为(,).F x t 的热源，杆的初始温度为()x ϕ，试求0t >时杆上温度的分布规律.解 这个问题可归结为求解下列定解问题2220(,),,0;(5.25)().(5.26)t u u a f x t x t t x u x ϕ=⎧∂∂=+-∞<<+∞>⎪∂∂⎨⎪=⎩其中).,(1),(t x F ct x f ρ=由于方程(3.25)是非齐次的，且求解的区域又是无界的，因此用分离变量法来解将导致比较复杂的运算.现在我们用傅氏变换来解.用记号),(),,(t G t U ωω分别表示函数),(),,(t x f t x u 关于变量x 的傅氏变换，即.),(),(,),(),(dx et x f t G dx e t x u t U xj x j ωωωω-∞∞-∞∞--⎰⎰==对方程(5.25)的两端取关于x 的傅氏变换，根据傅氏变换的微分性质，得到22(,)(,)(,).(5.27)dU t a U t G t dtωωωω=-+这是一个含参量ω的常微分方程，为了导出方程(5.27)的定解条件，对条件(5.26)式的两端也取傅氏变换，并且以()ϕω表示的傅氏变换，得0(,)().(5.28)t U t ωϕω==方程(5.27)是一阶线性常微分方程，它满足初始条件(5.28)的解为2222()(,)()(,).a t ta tU t eG ed ωτωωϕωωττ---=+⎰ （5.29）为了求出原定解问题(5.25)，(5.26)的解),,(t x u 还需要对),(U t ω取傅氏逆变换，由傅氏变换表可查得[].21222241ta x t a eta e F ---=πω再根据傅氏变换的卷积性质得)],([),(1t U F t x u ω-=.),(21)(21)(4)(04)(2222ξττξτπξξϕπτξξd e t f d a d et at a x t ta x ---∞∞---∞∞-⎰⎰⎰-+=（5.30）这样就得到原定解问题的解.通过这个例子可以看出，用积分变换法解定解问题的过程大体为：一、根据自变量的变化范围以及定解条件的具体情况，选取适当的积分变换.然后对方程的两端取变换，把一个含两个自变量的偏微分方程化为含一个参量的常微分方程.二、对定解条件取相应的变换，导出新方程的定解条件.三、解所得的常微分方程，求得原定解问题解的变换式（即象函数）. 四、对所得的变换式取逆变换，得到原定解问题的解.例2 一条半无限长的杆，端点温度变化情况为已知，杆的初始温度为0℃，求杆上温度的分布规律.解 这个问题可归结为求解下列定解问题22200,0,0;(5.31)0;(5.32)().(5.33)t x u u a x t t x u u f t ==⎧∂∂=>>⎪∂∂⎪⎪=⎨⎪=⎪⎪⎩这个问题显然不能用傅氏变换来解了，因为x,t 的变化范围都是（0,∞+）.下面我们用拉氏变换来解.从x,t 的变化范围来看，对x 与t 都能取拉氏变换，但由于在x=0处未给出xu∂∂的值，故不能对x 取拉氏变换，面对t 来说，由于方程(5.31)中只出现关于t 的一阶偏导数，只要知道当t=0时u 的值就够了，这个值已由(5.32)给出，故我们采用关于t 的拉氏变换.用U(x,p)，F(p)分别表示函数u(x,t),f(t)关于t 的拉氏变换，即.)()(,),(),(0dt et f p F dt e t x u p x U ptpt -∞∞-⎰⎰==首先，对方程(5.31)的两端取拉氏变换，并利用条件(5.32)则得到新方程222(,)(,)0.(5.34)d U x p pU x p dx a-=再对条件(5.33)取同样变换，得0(,)().(5.35)x U x p F p ==方程(5.34)是关于U(x,p)的线性二阶常系数的常微分方程，它的通解为，12(,)U x p C eC =+ （5.36） 由于当+∞→x 时，u(x,t)应该有界，所以U(x,p)也应该有界，故C 2=0.再由条件(5.35)得C 1=F(p)，从而得.)(),(x ap eP F p x U -=为了求得原定解问题的解u(x,t),需要对U(x,p)求拉氏逆变换，由拉氏变换表查得.21212⎰∞---=⎥⎦⎤⎢⎣⎡ta xdyy pax ee pL π再根据拉氏变换的微分性质可得222114321.2y dyx a t L e L p e pd dt xe --∞-⎡⎡=⋅⎢⎢⎣⎦⎣⎦⎡⎤=⎥⎦=最后由拉氏变换的卷积性质得⎥⎦⎤⎢⎣⎡=--pax e p F L t x u )(),(1 .)(1)(2)(402322τττπτd e t f a x t a x t-⎰-=(5.37)这便是所要求的解.通过上面两个例子我们对用积分变换法解定解问题的步骤已有所了解，掌握这些步骤并不困难，对初学者来说，使用这个方法时主要困难在于：（1）如何选取恰当的积分变换，对这个问题应从两方面来考虑，首先要注意自变量的变化范围，傅氏变换要求作变换的自变量在),(+∞-∞内变化*），拉氏变换要求作变换的自变量在),0(+∞内变化**）.其次要注意定解条件的形式，根据拉氏变换的微分性质*）如果采用正弦或余弦傅氏变换，自变量的变化范围就是（0)∞+.关于用正弦或余弦傅氏变换解数学物理方程，读者可参阅C.J.特兰台尔尔著《数学物理中的积分变换》（潘德惠译，高等教育出版社出版）第三章.**）还有一种双边的拉氏变换，它的积分区是),(+∞-∞.本书所讲的拉氏变换都限于单边的.),0()0()0()]([)]([)1('21)(-------=n n n n n ff pf p t f L p t f L可以看出，要对某自变量取拉氏变换，必须在定解条件中给出当该自变量等于零时的函数值及有关导数值.（2）定解条件中哪些需要取变换，哪些不需要取变换.这个问题容易解决，凡是对方程取变换时没有用到的条件都要对它取变换，使它转化为新方程的定解条件.（3）如何顺利地求出逆变换，解决这个问题主要是依靠积分变换表（见附录B ），以及运用积分变换的有关性质，有时还要用到计算反演积分的留数定理.例3 设有一长为l 的均匀杆，其一端固定，另一端由静止状态开始受力F=Asin t ω的作用，力F 的方向和杆的轴线一致，求杆作纵振动的规律. 解 由习题三中第3题可知，杆作纵振动的方程与弦作横振动的方程完全相同，因此这个问题可归结为如下的定解问题222220,0,0;(5.38)0,0;(5.39)0,sin ,(5.40)t t x x l uu a x l t t x u u t u A u t x E ω====⎧∂∂⎪=<<>∂∂⎪⎪∂⎪==⎨∂⎪⎪∂⎪==∂⎪⎩其中E 为杨氏模量.下面用积分变换法求这个定解问题的解.由于x 的变化范围是0x l <<，所以只能取关于t 的拉氏变换，以(,)U x p 表示函数(,)u x t 关于t 的拉氏变换，在方程(5.38)两端取变换得2222(,)(,).d U x p a p U x p dx= （5.41） 在推导方程(5.41)时还未用到条件(5.40)，为了导出方程(5.41)的定解条件，对条件(5.40)取相应的变换，得22(,)(,)0,x x l dU x p A U x p dxE p ωω====+ （5.42）方程(5.41)满足条件(5.42)的解为22(,),()p Aa shx aU x p pEp p ch laωω=+ (5.43)求(5.43)的逆变换，即得原定解问题的解122(,),()p Aa sh x a U x t L pEp p ch l a ωω-⎡⎤⎢⎥=⎢⎥⎢⎥+⎣⎦22Re ,()i pt p p i p Aa sh x a s e p Ep p ch l a ωω=⎡⎤⎢⎥=⎢⎥⎢⎥+⎣⎦∑i p 是(,)U x p 的极点，Re []ip p s =表示方括号内函数在i p 处的留数，由于(,)U x p 的极点是使22()0pp p chl aω+= 的点，这些点是10,,,(),(1,2,3,).2a p j j k k l ωπ=±±-=所以1(,)sin sin cosAa u x t t x Ealaωωωω=21222221(21)(21)sinsin 1622(1),(21)[4(21)]k k k k a x ta Al l l E k l a k ππωπωπ∞-=--+----∑ (5.44) 这就是所要求的解.这个定解问题当然也可以用分离变量法来解，如果用分离变量法解，需要先将边界条件化成齐次的，但是用积分变换法来解不必先做这一步工作.即使是在最复杂的情况——方程及边界条件都是非齐次的，也可直接使用积分变换法，这是积分变换法的一个优点.习题五1、求方程22ux y x y∂=∂∂ 满足边界条件201,cos y x u x u y ====的解.2、求解下列定解解问题222200sin ;0,sin .t t u ut x x tu u x t ==⎧∂∂⎪=+∂∂⎪⎪=⎨⎪∂⎪=⎪∂⎩ [提示：先求22222,;0,sin .t t WW a t x tW W x t ττττ==⎧∂∂⎪=>∂∂⎪⎪=⎨⎪∂⎪=⎪∂⎩的解(,;).W x t τ然后证明(,)(,;)tu x t W x t d ττ=⎰是原问题的解.]3、证明傅氏变换的卷积定理11212[()()]()*(),F F F f t f t ωω-=其中 111122()[()],()][()],f t F F f t F F ωω--==1212()*()()().f t f t f f t d ξξξ∞-∞=-⎰4、证明222214[].x a ta tF eω---=5、用积分变换法解下列问题2001,0,0;1,1.x y ux y t y u y u ==⎧∂=>>⎪∂∂⎪⎪=+⎨⎪=⎪⎪⎩6、求上半平面内静电场的电位，即解下列定解问题22200,0;(),lim 0.y x y u y u f x u =+→∞⎧∇=>⎪⎪=⎨⎪=⎪⎩7、用积分变换法解下列定解问题t 2220010,0,0;;0,.x l x uu a x l t tx u u u u u x ===⎧∂∂⎪=<<>∂∂⎪⎪=⎨⎪∂⎪==⎪∂⎩ 8、用积分变换法求解下列定解问题t 222200,,0;(),().t u ux t tx u x u x x ϕψ==⎧∂∂⎪=-∞<<+∞>∂∂⎪⎪=⎨⎪∂⎪=⎪∂⎩。
第七章 行波法和积分变换法
联立（7）、（9）两式，求解得
将（10）式中的r换为 ，（11）式中的r换为 后一并代入通解（6），即得到题目所要证明的结论。
例4均匀气体的初始振动区域是一个半径为R的球，所有气体质点的初始速度为零，而初始浓聚度在求内是常数 ，在球外是零。求任意位置M处的浓聚度。
解本问题的丁解问题为
其中r为扰动区域中心到球外任意一点的距离。显然，此例是球对称的。我们用两种方法求解。方法1，利用上题结论（4）；方法2，利用Poisson公式。
(4)这里 ， ，由D’Alembert公式可得
2。解：其定解问题为：
故由D’Alembert公式可得
3解：方程两边对y积分，得
其中 任意函数，上式再对x积分，得
其中 任意函数。
由 ，得
由 ，得
于是问题的解为
4证明：
令
则
代入定解问题得到
由于 故
故方程的通解为：
由边界条件
对（2）积分得到
解（1）（3）得到
例10求解半无界弦的振动问题
解：对方程两边关于变量t作拉氏变换，并记
则
代入初始条件，得
（1）
再对边界条件关于变量t作拉氏变换，并记 ，则有
（2）
常微分方程（1）的通解为
代入边界条件(2)，得
故
而由位移定理有
所以
例11求解长为l的均匀细杆的热传导问题
解：对方程和边界条件（关于变量t）进行拉氏变换，记 ，并考虑到初始条件，则得
其中
7证明： 。
8求上半平面内静电场的电位，即求解下列定解问题：
9用积分变换法解下列定解问题：
10用积分变换法求解下列问题
11用积分变换法解下列定解问题：
北科大数理方程 第5章行波法与积分变换法习题答案
1 解：
2 ⎧ ∂ 2u 2 ∂ u ⎪ 2 =a 2 t x ∂ ∂ ⎪ ⎪ ⎨u ( x, 0) = 0 ⎪ I ⎪ut ( x, 0) = ψ ( x) = δ ( x − c) ρ ⎪ ⎩
1 1 x + at u ( x, t ) = [(ϕ ( x + at ) + ϕ ( x − at )] + ψ ( s )ds ∫ x − at 2 2a
s x a
+ D ( s )e
s − x a
+
s a2k sin + x s2 + a2 s2
由 x → ∞, u 有限，∴ c( s) = 0
u ( x, s ) = D ( s ) e
s − x a
+
s a2k sin + x s2 + a2 s2
由 u (0, s ) = 0 ，得 D = 0
∴ u ( x, s ) =
s a2k sin x + s2 + a2 s2
s 1 ) + kL−1 ( 2 ) 2 s +a s
2
u ( x, t ) = L−1 (u ( x, s)) = sin xL−1 ( = sin x cos at + a 2 kt
《cosat ↔
s s + a2
−ξ
2 2
2
π
2
[−e− hτ ∫ ( −e ( −e
− ht
x 2a τ +∞
− e-hτ e τ =0 ∫
t 0 t -( hx 2 4a 2ξ 2 +ξ 2 )
t
−
数理方程第三章(1)
为正、为零或者为负而确定的。 或者为负而确定的。 如果方程在一个区域内的每点都是双曲型、抛物 如果方程在一个区域内的每点都是双曲型、 型或椭圆型的， 型或椭圆型的，那么就称方程在这个区域内是双 曲型、抛物型或椭圆型。 曲型、抛物型或椭圆型。
双曲型方程 注2：行波法适用于双曲型方程。 ：行波法适用于双曲型方程。
x = x1 + at
B
x1
x = x2 − at x2 x
B = {( x, t ) | x1 + at ≤ x ≤ x2 − at , t ≥ 0}
决定区域。 称三角区域 B 为区间 [ x1 , x2 ] 的决定区域
进一步的分析其物理意义表明, 进一步的分析其物理意义表明, 在 xot 平面上
x1 − at ≤ x ≤ x2 + at
称区域
(t > 0).
A = {( x, t ) | x1 − at ≤ x ≤ x2 + at , t > 0}
t
为区间 [ x1 , x2 ] 的影响区域。 影响区域
x = x1 − at
x = x2 + at
A
x1
x2
x
(3) 决定区域
t
考虑区间 [ x1 , x2 ],
∂ 2u ∂ 2u ∂ 2u = 2 +2 + 2, ∂ξ ∂ξ∂η ∂η
(3.1.4)
同理可得
∂u2 ∂ 2u ∂ 2u ∂ 2u 2 = a ( 2 −2 + 2) 2 ∂t ∂ξ ∂ξ∂η ∂η
(3.1.5)
将 (3.1.4), (3.1.5) 代入到 (3.1.1), 可以得到
∂ 2u = 0. ∂ ξ∂ η
《数学物理方程》第3章 行波法与积分变换法
2 2 dS 1 dd
M Cat : ( x ) 2 ( y) 2 ( at ) 2 at dd
(at ) 2 ( x ) 2 ( y ) 2
sin( x at ) sin( x at ) 1 x at cos d sin( x at ) 解 u( x , t ) 2 2 x at
u( x ,0) f ( x ) g ( x ) 3 x 2 u ( x ,0) 1 f ( x ) g ( x ) 0 1 f ( x ) g ( x ) C y 3 3 9 2 3 2 解 出f ( x ) x C , g( x ) x C 4 4
2 2
2a t
wtt a 2 w xx ( t , x ) 设w( x , t , )是 的解 w( x , , ) 0, wt ( x , , ) f ( x , ) t x a( t ) 1 t f (,)d 则 u( x, t ) w( x, t , )d d 0 x a ( t ) 2a 0 2
x at uxx u 2u u 变换 u 0 2 x at utt a (u 2u u ) u h( )d g() f ( ) g() 方程通解 u( x , t ) f ( x at ) g( x at )
M Sat
0
0
积分中x y z是常数
2 ( x at sin cos ) ( y at sin sin ) ( z at cos ) 2 d ( at ) sin d 0 t 0 4a at
行波法积分变换法
1 u ( x, t ) ( ( x at ) ( x at )) 2 1 x at ( )d . 2a x at
这个公式称为达朗贝尔公式。
9
举例，求解弦振动方程的柯西问题
2u 2u 2 0 (t 0, x ) 2 t x t 0 : u x, u sin x ( x ) t
F ( )
1 f ( x) 2
. Fourier变换
1 设 f ( x) 是定义在R上的函数，且 f ( x) C [L, L]
则
f ( x) 可以展开为Fourier 级数 a0 n
f ( x)
n an cos x bn sin x 2 L L n 1
L
其中
1 an L 1 bn L
由达朗贝尔公式可得其解为：
1 1 x t u ( x, t ) (( x t ) ( x t )) sin d 2 2 x t 1 x t 1 x ( cos x t ) x sin x sin t 2 2
10
•第二节 一维定解问题的积分变换法
给我们以启发，通过适当的变量代换，令
x at x at
方程化为只含二阶混合偏导数的下述标准形式：
u 0
2
3
2u 0,
u 0
将方程先对积分一次，再对 积分一次， 容易看出其解的一般形式为
将（1）式两端关于 x 求导一次，得
（1） （2）
F ' ( x) G' ( x) ' ( x).
由（2）、（3）两式，解得
达朗贝尔
u tt = a 2 u xx + f ( x, t ) (−∞ < x < +∞, t > 0), (5)
为了求解问题(5)(6)，我们利用齐次化原理， 为了求解问题(5)(6)，我们利用齐次化原理， (5)(6) 齐次化原理 把非齐次方程的求解问题化为相应的齐次方程 非齐次方程的求解问题化为相应的齐次方程 的求解问题化为相应的 的情况来处理， 的情况来处理， 从而可以直接利用前面有关齐 次方程的结果。 次方程的结果。
5
u tt = a 2 u xx (−∞ < x < +∞, t > 0),
u ( x,0) = ϕ ( x), u t ( x,0) = ψ ( x)
(3) (4)
首先我们考察问题(3)(4). 通过自变量变换求解。 自变量变换求解 首先我们考察问题(3)(4). 通过自变量变换求解。 (3)(4) 为此， 为此，令 其逆变换为
u tt = a 2 u xx + f ( x, t ) (−∞ < x < +∞, t > 0), (1)
u ( x,0) = ϕ ( x), u t ( x,0) = ψ ( x)
(2) (3) (4) (6)
u tt = a 2 u xx (−∞ < x < +∞, t > 0),
u ( x,0) = ϕ ( x), u t ( x,0) = ψ ( x) u ( x,0) = 0, u t ( x,0) = 0
u ( x,0) = ϕ ( x), u t ( x,0) = ψ ( x)
(2)
3
u tt = a 2 u xx + f ( x, t ) (−∞ < x < +∞, t > 0), (1)
数学物理方程-下资料
u(x,t)
un (x,t)
n1
n1
an
cos
na t
l
bn
sin
na t sin
l
n
l
x
仍是泛定方程的解，并且同时满足边界条 件。
1、分离变量法
为了选取 an ,bn ，使得上式也满足初始条
件，在上式及其关于t的导数式中，令t 0
，由初始条件得
sin
n
l
x)
其中
1l
n
an l
f (x) cos
l
l
xdx,
(n 0,1,2,)
bn
1 l
l l
f
( x) sin
n
l
xdx,
(n 1,2,3,)
1、分离变量法
（3）当 f (x) 为奇函数时，
f (x) cos n
l
x为奇函数，f (x)sin
n
r 2 R(r) rR(r) ( )
R(r)
( )
r 2 R(r) rR(r) R(r) 0 ( ) ( ) 0
R(0)
( ) ( 2 )
1、分离变量法
（1）当 0 时，方程的通解为
x r
u y
y r
u x
cos
u y
sin
u
u
x
u
y
u
r sin
u
r cos
x y x
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( )d
xat
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2u2 t 2
a2
2u2 x2
f
( x, t ),
x ,t 0
u2 (x, 0)
0,
u2 (x, t
0)
0,
x
利用齐次化原理，若 满足：
2
t
2
a2
(x, )
2
x2 ,
0, (x,
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2u
t
2
u ( x,0)
a2 2u , x 2
(x), u(x,0)
t
(x),
u f1(x at) f2 (x at)
x ,t 0
x
t1
f2
行波法
f1
u(x,0) f1(x) f2 (x) (x)
u(x,0) t
af1( x)
af 2( x)
(x)
t2
f1(x)
f2 (x)
1 a
x
( )d C
0
f1(x)
1 2
(x)
1 2a
x
(
)d
C
0
2
f2
(x)
1 (x)
2
1 2a
x
(
)d
C
0
2
u 1 (x at) 1
xat
(
)d
C
1
(x
at)
1
xat
( )d
C
2
2a 0
22
2a 0
2
u 1 (x at) (x at) 1
x
行波法又叫特征线法
6
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
7 非齐次问题的处理(齐次化原理)
2u
t
2
a2
2u x2
f
( x, t ),
u(x, 0) (x), u(x, 0) (x),
t
x ,t 0 x
利用叠加原理将问题进行分解：u u1 u2
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
第三章 行波法与积分变换法
一 行波法
1 基本思想： 先求出偏微分方程的通解，然后用定解条件确定
特解。这一思想与常微分方程的解法是一样的。
2 关键步骤： 通过变量变换，将波动方程化为便于积分的齐
次二阶偏微分方程。
3 适用范围： 无界域内波动方程，等…
1
下午5时49分
1 2
[e
(
x
at
)
2
e(xat)2 ]
1 2a
xat 2ases2 ds
x at
1 2
[e
(
x
at
)2
e( xat)2 ]
1 2
xat es2 ds2
x at
1 2
[e
(
x
at
)
2
e( xat)2
]
1 2
[
es2
xat xat
e ( xat)2
5
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
t
)
f
(x, ),
t
则：u2 (x,t)
(x,t, )d
0
令：t1 t
x ,t
x
8
2
t12
( x,
a2 0)
2
x2 ,
0, (x,
t1
0)
f (x, ),
x ,t1 0 x
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2
t12
( x,
a2 0)
2
, x2
( x,
0, t1
0)
f (x, ),
x ,t1 0 x
(x,t1)
1 2a
xat1 f ( , )d 1
xat1
2a
xa(t )
f ( , )d
xa(t )
t
u2 (x,t)
(x,t, )d
0
1
t xa(t )
f ( , )dd
x
t
t
x at
2a t
x
1 a
t
x
1 a
t
u
0
1 1 2 x a t
1
x a t
1
x a t
x t
x t
2u
u
0
u f ( ) 2
u f1( ) f2 ()
1 1 2 x a t
u f1(x at) f2 (x at)
2u1 t 2
a2
2u1 x2
,
u1(x, 0)
( x),
u1(x, 0) t
( x),
x ,t 0 x
2u2 t 2
a2
2u2 x2
f
( x, t ),
u2 (x, 0)
0,
u2 (x, 0) t
0,
x ,t 0 x
7
u1
(
x,
t)
1 2
(
x
at)
(
x
第3章行波法与积分变换法
6 相关概念
u(x,t) 1 (x at) (x at) 1
xat
( )d
t2
2a xat
t
P( x, t )
依赖区间
x
x at x at
x x1 at
x x2 at
决定区域
x1
x2
x
t
x x1 at
影响区域
x1
x2
x x2 at
x at C 特征线 x at x at 特征变换
xat
( )d
2
2a xat
一维波动方程的达朗贝尔公式
3
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
u(x,t) 1 (x at) (x at) 1
xat
( )d
2
2a xat
4 解的物理意义
a. 只有初始位移时，u(x,t) 1 (x at) (x at)
2
(x at) 代表以速度a 沿x 轴正向传播的波
(x at) 代表以速度a 沿x 轴负向传播的波
b. 只有初始速度时： u(x,t) 1
xat
( )d
2a xat
假使初始速度在区间 上是常数 ，而在此区间外恒等于0
u(x,t) 1(x at) 1(x at)
结论：达朗贝尔解表示沿x 轴正、反向传播的两列波速 为a波的叠加，故称为行波法。
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2u
t
2
u ( x,0)
a2 2u , x 2
(x), u(x,0)
t
(x),
2u 1 2u 0 x 2 a 2 t 2
2 x 2
1 a2
2 t 2
u
2
1
2
u
0
x a t
x x 0
,t 0
x at x
2 x
2a 0 xa(t )
从而原问题的解为
u(x,t) 1 (x at) (x at) 1
xat
( )d
2
2a xat
1
t xa(t )
f ( , )dd
2a 0 xa(t )
9
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
2u x 2
(A
B)
2u xy
4
下午5时49分
数学物理方程与特殊函数
第3章行波法与积分变换法
u(x,t) 1 (x at) (x at) 1
xat
( )d
2
2a xat
5 达朗贝尔公式的应用
utt
a
u |t0
2u e
xx x2
,
0, ut
x |t 0 2axex2
解：将初始条件代入达朗贝尔公式
u ( x)