[数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军 (6)[68页]

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数学物理方法题集

数学物理方法题集

数学物理方法(第四版)梁昆淼 编(高等教育出版社)主讲教师:张华永参考教材:1. 数学物理方法(第三版),汪德新 编,科学出版社,2007年4月.2. 数学物理方法与计算机仿真,杨华军 编,电子工业出版社,2006年7月.3. 复变函数论方法(第六版), 拉夫连季耶夫 等 编,高等教育出版社, 2006年1月4. 特殊函数论,王竹溪,郭敦仁 编, 北京大学出版社第一章:复变函数§1.1 复数与复数运算1. 复数的基本概念● 复数的定义:形如iy x +的数称为复数(complex number ),记做iy x z +=,其中实数x 和y 分别称为复数z 的实部(real part)和虚部(imaginary part),记作)Re(z x =,)Im((z y =。

当0=x 时,iy z =称为纯虚数;当0=y 时,x z =为实数;0==y x 时,0=z 称为复数0,它既是实数又是纯虚数。

● 复数平面:在直角坐标平面xOy 上,把复数iy x z +=用坐标为),(y x 的点来表示,这个直角坐标平面xOy 叫做复数平面。

图1-1如图1-1,复数平面上的x 轴和y 轴分别叫做实轴和虚轴。

复数iy x z +=与复数平面上的点),(y x 一一对应。

● 复数的矢量表示:如图1-1,在复数平面上作矢量→Oz ,矢量→Oz 与复数iy x z +=一一对应,复数iy x z +=可用复数平面上的矢量→Oz 来表示。

复数iy x z +=的实部x 和虚部y 分别为矢量→Oz 的直角坐标分量。

● 复数在极坐标系中的表示:如图1-1,在复数平面上建立极坐标系,取x 轴的正半轴为极轴,坐标原点为极点,则可得复数iy x z +=的对应点),(y x 的极坐标,包括极径ρ和极角ϕ。

复数的模:复数iy x z +=对应点),(y x 的极坐标的极径或矢量→Oz 的长度ρ称为复数z 的模,记做22y x z +==ρ。

数学物理方法第三版答案

数学物理方法第三版答案

数学物理方法第三版答案【篇一:数学物理方法试卷答案】xt>一、选择题(每题4分,共20分) 1.柯西问题指的是( b ) a.微分方程和边界条件. b. 微分方程和初始条件. c.微分方程和初始边界条件. d. 以上都不正确. 2.定解问题的适定性指定解问题的解具有( d)a.存在性和唯一性. b. 唯一性和稳定性. c. 存在性和稳定性. d. 存在性、唯一性和稳定性.??2u?0,?3.牛曼内问题 ??u 有解的必要条件是( c)??n?f??a.f?0.b.u??0.c.?fds?0. d.?uds?0.???x(x)??x(x)?0,0?x?l4.用分离变量法求解偏微分方程中,特征值问题??x(0)?x(l)?0的解是( b )n?n??n???n??x ).b.( ?x ). a.( ??,cos?,sinllll????(2n?1)?(2n?1)??(2n?1)???(2n?1)??x ).d.( ?x ). c.( ??,cos?,sin2l2l2l2l????22225.指出下列微分方程哪个是双曲型的( d )a.uxx?4uxy?5uyy?ux?2uy?0. b.uxx?4uxy?4uyy?0.c.x2uxx?2xyuxy?y2uyy?xyux?y2uy?0. d.uxx?3uxy?2uyy?0.二、填空题(每题4分,共20分)??2u?2u?2?2?0, 0?x??, t?0?t?x??1.求定解问题?ux?0?2sint, ux????2sint, t?0的解是(2sintcosx).??ut?0?0, utt?0?2cosx, 0?x????2.对于如下的二阶线性偏微分方程a(x,y)uxx?2b(x,y)uxy?c(x,y)uyy?dux?euy?fu?0其特征方程为( a(x,y)(dy)2?2b(x,y)dxdy?c(x,y)(dx)2?0). 3.二阶常微分方程y(x)?或0).4.二维拉普拉斯方程的基本解为( ln1().r1 ),三维拉普拉斯方程的基本解为r113y(x)?(?2)y(x)?0的任一特解y?( jx44x1(x) 3225.已知j1(x)?222sinx, j1(x)?cosx,利用bessel函数递推公式求??x?x23j3(x)?(221221dsinx(sinx?cosx)??x()()). ?xx?xdxx三、(15分)用分离变量法求解如下定解问题2??2u2?u??t2?a?x2?0, 0?x?l, t?0??u??u?0, ?0, t?0 ??xx?l??xx?0?u?x, utt?0?0, 0?x?l.?t?0?解:第一步:分离变量(4分) 设u(x,t)?x(x)t(t),代入方程可得x(x)t(x)x(x)t(t)?ax(x)t(t)??2x(x)at(x)2此式中,左端是关于x的函数,右端是关于t的函数。

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter22

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter22

凡是 “%”后的语句为解释语句,MATLAB不执行)
(1)题目定义
g='squareg';
% 定义单位方形区域
b='squareb3';
% 左右零边界条件,顶底零导数边界条件
c=1;a=0;f=0;d=1;
(2)初始的粗糙网格化
[p,e,t]=initmesh('squareg');
(3)初始条件
22.1 用偏微分方程工具箱求解微分方程
直接使用图形用户界面(Graphical User Interface,简记作GUI)求解.
例 22.1.1 解热传导方程 ut u f
边界条件是齐次类型,定解区域自定。
计算机仿真
【解】 第一步:启动MATLAB,键入命令pdetool并回
车,就进入GUI.在Options菜单下选择Grid命 令,打开栅格.栅格使用户容易确定所绘图形的 大小. 第二步:选定定解区域 本题为自定区域 :自拟定解区域如图22.1所 示:E1-E2+R1-E3.具体用快捷工具分别画椭 圆E1、圆E2、矩形R1、圆E3.然后在Set formula栏中进行编辑并用算术运算符将图形对 象名称连接起来. (或删去默认的表达式,直接键入E1-E2+R1-E3)
2.动画图形显示 为了将所得的解形象地表示出来,还要通过一些动画图形命 令.为了加速绘图,首先把三角形网格转化成矩形网格.调用形 式如下: (1)uxy=tri2grid(p,t,u1,x,y) p、t是描述三角形网格的矩阵,x、y是求解区域中矩形网格的坐 标点(矩阵x、y必须都是递增顺序),u1是各时刻三角形网格中 的解.输出矩阵uxy是用线性插值法在矩形网格点上得出的相应u 值. (2) [uxy,tn,a2,a3]=tri2grid(p,t,u,x,y) uxy、p、t、u、x、y意义同上,tn是格点的指针矩阵,a2、a3是内 插法的系数. (3) uxy=tri2grid(p,t,u,tn,a2,a3) 用此命令之前,应先用一个tri2grid命令得出矩阵tn、a2、a3.用此 方法可以加快速度.

二、《数学物理方法与计算机仿真》习题解答

二、《数学物理方法与计算机仿真》习题解答

(2) uxx − 2uxy − 3uyy + 2ux + 6uy = 0
(3) uxx + 4uxy + 5uyy + ux + 2uy = 0
【答案
(1) ξ
=
x−
y,η
=
x, uηη
+
c
− a
b

+
b a

+
1u=0 a
(2)ξ = x − y,η = 3x + y; 4uξη − uξ + 3uη = 0
0,ux (l,t)
=
F0
sin ωt Ys
;u(x, 0)
=
0,ut (x, 0)
=
0】
9.6 有一均匀细杆,一端固定,另一端沿杆的轴线方向被拉长 ε 而静止(设拉长在弹性限
度内).突然放手任其振动,试推导其其纵振动方程与定解条件.
【答案
utt
− a2uxx
=
0; u (0, t )
=
0=
ux (l,t);u(x, 0)
【答案 取 x 沿槽的长度方向, u 为水的质点的 x 方向位移,则 utt = ghuxx 】 9.11. 有一长为 l 的均匀细弦,一端固定,另一端为弹性支撑,设弦上各点受有垂直于平衡位置
的外力,外力线密度已知,开始时.弦 1 处受到冲量 I 作用,试写出其定解问题. 2
⎧ ∂ 2u
⎪ ⎪
∂t
2
【答案(1)
u
=
−α
e2
x− β 2
y
v,
v xx
+ v yy
+ (γ

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter11

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11.3.2 达朗贝尔公式的物理意义 由上面的讨论我们得到了自由弦振动泛定方程 的通解(11.3.4)为
u(x,t) F1(x at) F2(x at)
即定解问题的解可以表示为两个函数 F1(x at), F2(x at) 之 和,而这两个函数的具体形式完全由初始条件来确 定.为了阐述达朗贝尔公式的物理意义, 实际上只需 阐明这两个函数 F1(x at), F2(x at) 的物理意义就行了.
u(x,t) 1 [(x at) (x at)] 1
xat
( )d
2
2a xat
(11.3.9)
当函数(x) 是二次连续函数,函数 (x) 是一次连续可微
的函数时,(11.3.9)式即为无界弦自由振动定解问题的
解,表达式(11.3.9)称为达朗贝尔(D.Alembert)公式.
无界弦自由振动定解问题的解称为达朗贝尔解.
uut(t

a x,0)
2u
xx
0, 0 x x,ut x,0
x,
0
x
u0,t 0
(13.4.4) (13.4.5) (13.4.6)
由于端点固定,所以有u(0,t) 0. 为了使用无界的达
朗贝尔公式,故需要把半无界问题延拓为无界问题来
处理,即必须把 u(x,t) 、 (x) 和(x) 延拓到整个无界区
假设方程的行波解具有下列形式
u(x, y) F(y x)
(11.2.2)
代入方程即得
a2F(y x) bF(y x) cF(y x) 0
需要求方程的非零解,故
F(x x) 0
a2 b c 0
(11.2.3)
(i) b2 4ac 0,对应于双曲型方程,式(11.2.3)有两

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter13

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(l 2m) a1
将它们代入解的表达式中,得到勒让德方程解的形式
y(x)
a0[1
l(l 1) 2!
x2
l(l
2)(l 1)(l 4!
3)
x4
]
a1[ x
(l
1)(l 3!
2)
x3
(l
1)(l
3)(l 5!
2)(l
4)
x5
=pl (x) ql (x)
] (13.1.7)
其中 pl (x) , ql (x) 分别是偶次项和奇次项组成的级数,当 l 不是整数 时, pl (x) , ql (x) 都是无穷级数,容易求得其收敛半径均为 1,而且
关于线性二阶常微分方程在常点邻域上的级数解,有 下面的定理.
定理 13.1.1 若方程(13.1.1)的系数 p(z) 和 q(z) 为点 z0 的
邻域 z z0 R 中的解析函数,则方程在这圆中存在唯一的
解析解w(z) 满足初始条件w (z0 ) C0 ,w(z0 ) C1 ,其中 C0 、
(即要求在有界解的情况下)求解,则勒让德方程的解 只有第一类勒让德函数即勒让德多项式 Pn (x) .因为第
二类勒让德函数 Qn (x) 在闭区间[1,1] 上是无界的.
13.1.3 奇点邻域的级数解法:贝塞尔方程的求解
前一章分离变量法中,我们引出了贝塞尔方程,本节
我们来讨论这个方程的幂级数解法.按惯例,仍以 x
C1 是任意给定的复常数.
15.1.2 常点邻域上的幂级数解法 勒让德方程的求解
(注明:推导解的过程仅供了解求解的方法,读者可直接参考其结论)
由分离变量法得到了勒让德方程,下面讨论在 x0 0 邻域上求解 l 阶勒让德方程

《数学物理方法A》教学大纲

《数学物理方法A》教学大纲

《数学物理方法A》教学大纲(Methods of Mathematical Physics )一.课程编号: 040422二.课程类型:必修.学时/学分: 48学时/3学分适用专业: 通信与信息类强化班先修课程: 高等数学, 线性代数, 普通物理三.课程的性质与任务:数学物理方法是我校通信与信息类强化班的一门必修课程。

通过本课程的学习, 使学生初步掌握复变函数和数学物理方程的基本理论与方法, 培养学生的理论思维能力和分析问题、解决问题的能力。

为学生学习有关后继课程以及进一步扩大数学知识面奠定必要的数学基础。

四、教学的主要内容及学时分配(一)教学的主要内容复变函数部分:1.复数与复变函数复数及其代数运算, 复数的几何表示, 复数的乘幂与方根, 复平面上的点集, 复变函数的概念, 复变函数的极限和连续性2.解析函数解析函数的概念, 函数解析的充要条件, 初等函数3.复变函数的积分复变函数积分的概念、存在条件、性质与计算方法, Cauchy基本定理及其推广-复合闭路定理, Cauchy积分公式、解析函数的高阶导数, 解析函数与调和函数的关系4.级.复数项级数、幂级数,Taylor级数,Laurent级.5.留数孤立奇点及其分类、函数的零点与极点的关系, 留数的定义、留数定理、留数的计算规则, 留数在定积分计算上的应用数学物理方程部分:1.典型方程和定解条件1)三类典型方程(波动方程、热传导方程和位势方程)及其定解问题的提出;2)偏微分方程的一些基本知识与定值问题的适定性概念。

2.分离变量法(驻波法)1)分离变量法的基本步骤;2)非齐次方程齐次边界条件的固有函数法;3)非齐次边界条件的处理;4)施特姆-刘维尔方程的固有值问题简介。

3.达郎贝尔法(行波法)1)一维波动方程初值问题的达郎贝尔公式;2)非齐次波动方程的齐次化原理。

4.积分变换法1)傅立叶积分变换的概念及基本性质;2)应用傅立叶变换法解微分方程定值问题;3)拉普拉斯变换的概念和基本性质;4)拉普拉斯变换法在解微分方程中的应用。

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter18

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sech(x) 是钟形的正割双曲函数,其图形与浅水槽中观察到 的孤立波的形状相同.上述 KdV 方程的行波解(18.2.8)称为孤立 波解,从而在数学上证实了孤立波的存在.20 世纪 70 年代两 位美国科学家(Zabusky 和 Kruskal)用数值模拟证实了:两个相 对运动的孤立波在碰撞之后仍为两个稳定的,形状与碰撞前相 同的孤立波,仅仅相位发生了变化,也就是说两个孤立波的碰 撞类似于粒子之间的碰撞.这种孤立波具有类似粒子的性能, 因而这两位科学家将孤立波命名为“孤立子”(Solition).
3du d u 3c u
查积分表,可解得
(18.2.6)
Au
3du
3c u
1 ln c
3c 3c
3c u 3c u
(18.2.7)
其中 A 为积分常数.不妨设 A=0 (否则对 作平移), 则(18.2.7) 式可化简为
c
c
u 3c sech2 ( c ) 3c (e 2 e 2 )2 ,
现在来寻求方程(18.2.1)的平面前进波(简称行波)
解,令
x ct,u(x,t) u( )
(18.2.2)
其中c 是常数,将(18.2.2)式代入(18.2.1),得
cu uu u 0
对 积分一次得
cu
2
u2
u
A
( A 为任意常数)
用u 乘(18.2.3)式两边,并对 积分,得
的解为
u(
x,
y)
_____________________
.
uy (x, 0) 0
二.试用行波法求解右行波的初值问题 (20 分)
uut (x,a0u)x
0, ( (x)

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter7

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若 f (x) 为奇函数,我们可推得奇函数 f (x)
的傅里叶积分为傅里叶正弦积分:
f (x) 0 B() sin xd
(7.2.7)
式(7.2.7)满足条件 f (0) 0 .其中 B() 是
f (x) 的傅里叶正弦变换:
B() 2
f (x) sin xdx
0
(7.2.8)
3. 偶函数的傅里叶积分
i kπx
f (x) Cke l
k
(7.1.9)
利用复指数函数族的正交性,可以求出复数形式的傅里叶系数
Ck
1 2l
l
f
(
i
x)[e
kπx l
]*
d
x
1
l
2l
l
i kπx
f (x)[e l ]d x
l
(7.1.10)
式中“*”代表复数的共轭.
上式(7.1.9)的物理意义为一个周期为 2l 的
l
kπx
f (x) cos( ) d x
l
l
bk
1 l
l l
f (x)sin( kπx) d x l
( 7. 1. 4)
其中
k
2 1
(k 0) (k 0)
关于傅里 叶级数的收敛性问题 ,有如下定
理:
狄利克雷(Dirichlet)定理 7.1.1 若函数
f (x) 满足条件:(1)处处连续,或在每个周期内
f (x) F ()eixd
其中
(7.2.13)
F
()
[
[ A() A(| |)
iB()]/ 2, iB(| |)]/ 2,
( 0) ( 0)
将(7.2.4)代入上式可以证明无论对于 0 ,还 是 0 均可以合并为

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter12

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第四步: 利用本征函数的正交归一性确定待定系数
根据初始条件(12.2.3)确定叠加系数 An , Bn :
n 1
An
s
i
nnπx l
x(
)
n 1
Bn
nπl
s
i
nnπx l
x(
)
(12.2.14)
(12.2.14)左边是傅里叶正弦级数,这就提示我们把右
边的(x) 和 (x) 展开为傅里叶正弦级数,然后比较
到变量分离形式的特解
un (x,t)
An
cos
nπat l
Bn
sin
nπat l
sin
nπx l

(n 1,2,3,)
(12.2.12)
这样的独立特解有无穷多个.每一特解都满足齐次偏微分方
程和齐次边界条件由于泛定方程(12.2.1)和边界条件(12.2.2)
都是线性而且是齐次的.故线性叠加后的解
X (0) 0, X (l) 0
结论:
(1) 只有当边界条件是齐次的,方可分离出单变量 未知函数的边界条件.
(2) 进行分离变量时,需适当根据边界情况选择直角坐 标系、极坐标系(二维)、球坐标系以及柱坐标系.
12.2 直角坐标系中的分离变量法
12.2.1 分离变量法介绍
下面以一维有界弦的自由振动为例,来阐述分离变量 法的基本思路和主要步骤
特解 (12.2.12) 并把它改写为
un
x,
t
Nn
cos
nt
n
sin
nπx l
(12.2.16)
Nn 其中
An2 Bn2 ,
n
arctan
Bn An

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter15

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于是
V
(x,
p)
(
p)e
1
p
x
最后利用拉氏变换的延迟定律,得定解问题(15.2.16)的解为:
u(
x,t)
L
1[V
(
x,
p)]
e
x
t
x
u
t
x

u(x,t
)
e
x
t
x
0
t x
t x
(15.2.47)
本章综合习题
用傅氏变换法求解下列 15.1;15.2;15.3 题;用拉氏变换 法求解下列 15.4;15.5;15.6 题
最后得到原定解问题的解为
u(x, y) y f ( ) d
π (x )2 y2
容易看出与格林函数解出的结果具有相同的表示式.
15.2 拉普拉斯变换解数学物理定解问题
由于要作傅氏变换的函数必须定义在(,) 上,故当我们讨
论半无界问题时,就不能对变量 x 作傅氏变换了.由此本节介 绍另一种变换法:拉普拉斯变换法求解定解问题.
U (x, p) ( )
1
p x
e a d F( , p)
1
p x
e a d
2a p
2a p
(15.2.4)
对(15.2.4)式作拉氏逆变换,并查阅拉氏变换表, 得原定解问题(15.2.1)的解为
u(x,t)
( )
1 2a
πt
exp
(x )2
4Hale Waihona Puke 2tdt 0f ( , )
L[u(x,t)] U (x, p), L[ut (x,t)] pU (x, p) u(x,0)
L[q(t)] Q( p)

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter5

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1. 可去奇点
定义 5.1.3 可去奇点 设 z0 为 f (z) 的
孤立奇点,若 f (z) 在点 z0 的去心邻域内
的罗朗级数无主要部分(即无负幂次项),
则称 z0 为 f (z) 的可去奇点
这时, f (z) 在 z0 的去心邻域内的罗朗级数
实际上就是一个普通的幂级数
a0 a1(z z0 ) ak (z z0 )k (5.1.2) 因此,这个幂级数的和函数 F(z) 是在 z0 解 析的函数,且当 z z0 时, F(z) f (z); 当 z z0 时, F (z0 ) a0 .
可去奇点.
定理 5.1.1 可去奇点的判定定理
(1) f (z) 在奇点 z0 的去心邻域内的罗朗级数中
无主要部分;
(2) lim z z0
f
(z)
a0, (a0
)

(3) f (z) 在 z0 的去心邻域内有界;
以上任何一条均可作为判别奇点是否为可去奇点
的判断标准,也可作为可去奇点的定义.
2.极点 由于极点与零点有 一定关系,而零点的概 念易于理解 ,故先给出零点的概念 ,然后介绍 极点的定义 ,以及极点与零点的关系 ,最后介 绍极点的判定定理.
式.
对应于(5.2.2)展开式中的负幂次项,为 (t) 在 t 0的
主要部分,故我们 对应地称( 5.2.3)展式中的正幂次
ak zk 为 f (z) 在 z 的主要部分.
k 1
由上述定义及前面讨论的有限远奇点的性质,容易
推证下述定理:
定理 5.2.1 函数 f (z) 的孤立奇点 z 为可去
在 z0 点及其邻域| z z0 | 内是解析函数,且 (z0 ) 0 .

数学物理方程第一章

数学物理方程第一章

u t
a
2
2u x2
2u y2
2u
z 2
f
x,
y, z,t
其中 f x, y, z,t F .
c
信息工程学院
第一章 典型问题和定解条件的推导
1.1 基本方程的建立
u
a2
(
2u
2u
2u )
0
t
x2 y2 z2
三维热传导方程
u t
a
2
(
2u x 2
2u y2
)
0
二维热传导方程
u t
a
2
(
u t
dt
dV
t2
t1
V
c
u t
dV
dt
由于所考察的物体内部没有热源, 根据能量守恒定律
可得 Q2 Q1 , 即
t2
t1
c
信息V工程学院
ut
x
kux
y
kuy
z
kuz
dV dt 0
第一章 典型问题和定解条件的推导
1.1 基本方程的建立
由于时间 t1 ,t2 和区域 V 都是任意选取的,并且 被积函数连续, 于是得
i , j1
i 1
这里 aij ,bi , f和 g都是关于自变量 xi 的函数。
如果 g 0 ,则称方程为齐次的;否则称为非齐次的。
信息工程学院
第一章 典型问题和定解条件的推导
1.0 预备知识-基本概念
主要内容
➢从不同的物理模型出发,建立三类典型方程; ➢根据系统边界所处的物理条件和初始状态列 出定解条件; ➢提出相应的定解问题
时间dt,面积dS,物体温度沿曲面dS

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter20

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter20

x)
(20.3.5)
Z
v x
Zv
(x)
Z v 1 ( x)
(20.3.6)
从(20.3.5)和(20.3.6)消去Z 或消去 Z 可得
Zv1
(
x)
Zv
1
(
x)
2Z
v
(x)
Zv 1 ( x)
Zv 1 ( x)
2v x
Zv
(x)
即为从 Z v1 (x) 和 Z v (x) 推算 Zv1(x) 的递推公式.
上式也可以写成为
Zv1
(
x)
Zv1
(
x)
2
v x
Zv
(
x)
Zv1(x) Zv1(x) 2Z (x)
(20.3.7) (20.3.8)
任一满足一组递推关系的函数 Z v (x) 统称为柱函数.
例 20.3.1 证明柱函数满足贝塞尔方程
【证明】 以满足 (20.3.7)和 (20.3.8)
这一组递推公式来进行证明:
) n ]
N (x) 的级数表示为
N
(x)
2 [
π
ln
x 2
]J
n
(
x)
1 π
n1 k 0
(n
k 1)! ( x )m2k k! 2
1 (1)k {(k) (m k)}( x )m2k
π k0 k !(m k)!
2
20.2.3 第三类贝塞尔函数
第三类贝塞尔函数(又称为汉克尔(Hankel)函

(
x(m) 1
)2
(
x(m) 2
)2
(
x(m) n
)2
0

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter10

电子课件 [数学物理方法与仿真(第3版)][杨华军][电子教案(PPT版本)]chapter10

至少有一个不恒为0,否则,就不能构成二阶偏微分方程.
首先考虑 A(x, y) 或 C(x, y) 不恒为0的情形.不妨设 A(x, y) 0 .这时可作变换
(x, y), (x, y) 为了保证 和 仍然是独立变量,这一组变换的雅可俾式
必须满足
( ,) 0
(x, y)
在这一组变换下,有
2u 2u ( )2 2 2u 2u ( )2 u 2 u 2 ,
y2 2 y
y y 2 y y2 y2
由此方程(10.2.1)即为
a
2u
2
b
2u
c
2u
2
d
u
e
u
fu=g
(10.2.2)
其中系数
a A( )2 B C( )2,
x
x y y
b 2A B( ) 2C ,
第十章 二阶线性偏微分 方程的分类
本章将介绍二阶线性偏微分方 程的基本概念、,分类方法和偏微分 方程的标准化. 特别对于常系数的二 阶线性偏微分方程的化简方法也进 行了详细讨论,这对后面的偏微分方 程求解是十分有用的.
10.1 基本概念
(1) 偏微分方程 含有未知多元函数及其偏导数的方程,如
F (x, y,,u, u , u ,, 2u , 2u , 2u ,) 0 x y x2 y2 xy
并规定这个常微分方程的积分曲线族为特征曲线族. 这
个特征曲线族,根据判别式 的不同符号(正、零、负),
分别对应于(1)两个实函数族;(2)一个实函数族;(3)
一对共轭复函数族.在下面的讨论中我们会看到,特征
方程所对应的函数族能给出将原偏微分方程转化为标准
形式方程的自变量变换【13】.来自1.双曲型偏微分方程于是

四川省教育厅关于公布第二批四川省“十二五”普通高等教育本科规划教材书目的通知

四川省教育厅关于公布第二批四川省“十二五”普通高等教育本科规划教材书目的通知

四川省教育厅关于公布第二批四川省“十二五”普通高等教育本科规划教材书目的通知
文章属性
•【制定机关】四川省教育厅
•【公布日期】2014.05.28
•【字号】川教函[2014]309号
•【施行日期】2014.05.28
•【效力等级】地方规范性文件
•【时效性】现行有效
•【主题分类】高等教育
正文
四川省教育厅关于公布第二批四川省“十二五”普通高等教
育本科规划教材书目的通知
(川教函〔2014〕309号)
省内各普通本科院校(含独立学院):
根据《四川省教育厅关于组织开展“十二五”普通高等教育本科规划教材第二次遴选工作的通知》(川教函〔2014〕184号)精神,我厅组织开展了四川省“十二五”普通高等教育本科规划教材第二次推荐遴选工作。

经学校申报、专家评审、教育厅审核、网上公示,确定《材料科学与工程基础》等264种教材为第二批四川省“十二五”普通高等教育本科规划教材,现将书目予以公布(见附件,具体数据和相关信息均来源于各高校,经公示无异议)。

各高校应进一步发挥在教材建设中的主体作用,积极统筹教材建设工作,加强教材编写队伍建设,强化教材建设管理,做好教材选用工作,确保优质教育资源进课堂,为提高高等学校本科教学质量和人才培养质量发挥更大作用。

附件:第二批四川省“十二五”普通高等教育本科规划教材书目
四川省教育厅
2014年5月28日附件:。

《数学物理方法》第1章复变函数与解析函数

《数学物理方法》第1章复变函数与解析函数
成绩:
平时考勤:5%; 平时作业:10%; 期中考试:15% (第一篇的教学考核成绩) 期终考试:70% (期末考试成绩)
本课程的考试均以闭卷方式进行 。
2021/1/14
4
教材与参考书
教材:汪德新,《数学物理方法》,第三版,科学出
版社,2006年8月
参考书:
[1]吴崇试,数学物理方法,北京大学出版社 2003-12-26出版
zz1 (x1iy1) (x1iy1)(x2iy2) z2 (x2iy2) (x2iy2)(x2iy2)
x1xx222
y1y2 y22
i
x2y1x1y2 x22 y22
同样,利用复数的指数表示式将更方便.
z
z1 z2
1ei1 2ei2
e 1 i(12)
2
35
(6)开方 复数的开方是乘方的逆运算。
为共轭复数。 常用z* 表示z的共扼复数。 (z* )* =z 例: z1=2+3i与z2=2-3i 称z1与z2互为共轭复数。
17
复数能不能比较大小?!
18
§1.1.2 复数的几何表示
复数可以用平面上的点来表示,称为复 数的平面表示法;
球面上的点来表示,称为球面表示法。
19
1. 复数平面表示法
利用复数的指数表示式计算复数的乘积,往往更为
方便 z z 1 z 2 1 e i 12 e i 2 12 e i( 1 2 )
两复数乘积的几何意义是将两复数的模相乘而辐角
相加.
30
(4)乘方 乘方可由乘法规则得到,用n个z相乘
zn nein
31
【例1.1.1-A】试证明棣莫弗(De Moivre)公式
9
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(2)倒数映射w 1 也可将圆周映射成圆周. z
事实上,设 z 平面上的圆周C 的方程为
A x2 y 2 Bx Cy D 0
向量 b .
整式线性映射是不改变图形形状的相似变换,它 在整个复平面上处处是保角的、一一对应的。因而该
映射能把 z 平面上的圆周映射成w 平面上的圆周,这
一性质称为整式线性映射的保圆周性.
1. 倒数映射(或反演映射)
定义 6.2.3 倒数映射: 我们把映射w 1 称为 z
倒数映射(或反演映射).
第六章 保角变换
6.1 保角映射的概念
我们在讨论解析函数导数的几何意义时 已经提到了保角映射这一概念.
6.1.1 保角映射的概念
定义 6.1.1 保角映射 凡具有保角性和伸缩率不变性
的映射称为保角映射.
凡具有保角性(角度相同,旋转方向相同)和伸缩率不
变性的映射称为第一类保角映射. 凡 具有保角 性 (角度 相同但旋 转方向 相反 )和伸 缩率不变
性的映射称为第二类保角映射. 我们将主要讨论第一类保角映射,根据前面的讨论,我
们有下面的结论:
定理 6.1.1 若函数w f z 在区域D 内解析,且对任意的 z0 D ,有 f z0 0 , 那么w f z 必是区域 D 内的一个保角映射.
6.1.2 保角映射所解决的两个基本问题 根据实际问题的需要,对于保角映射我们提出 需要研究的两个基本问题:
域的变换关系(映 射).
6.2分式线性映射
6.2.1 分式线性映射的概念
定义 6.2.1 分式线性映射 我们把形如w az b , cz d
ad bc 0 的映射称为分式线性映射,其中a,b, c, d 均
为复常数. 由于它是德国数学家莫比乌斯( Mobius, 1790~
1868 年)首先研究的,所以也称为莫比乌斯映射.
N R
P o A PB
图 6.4
对称点的作法:
当点 B 在圆周外时,连接OB ,由点 B 作圆 的切线,切点为 N ,再由 N 作OB 的垂线 NA , 则垂足为 A . A 点即为 B 点关于圆周的对称点
( 由 ONA ~ OBN 容 易 验 证 :
OA OB R2 ).
当点 B 在圆周内时,由定义也可作出其在圆 外的对称点 A .
为了用几何方法由 z 作出w 1 ,我们先 z
介绍一下关于圆周 对称点的概念.
设 C 为以原点为中心, R 为半径的圆周, 若圆内点 A 及圆外点 B 与圆心 O 在同一直线 上,且 OA OB R2 ,则称这两点 A ,B 为
关于圆周的对称点 .
显然,圆周C 上的点的对应点就在圆周上。
例如,图 6.4 中关于圆周的一对对称点为 P, P 点.
1. 整式线性映射
定义 6.2.2 我们把映射w kz b k 0 称为整
式线性映射.
(1)当 k 1 时,w z b ,此映射称为平移映射. 因
为 复数可用向量表示,所以平移映射可用平行四边形法则得到 (如图 6.2).
y
z
w zb
o
x
图 6.2
v b
w zb
z
u
(2)当 b 0 时,w kz ,此映射称为旋转
关于单位圆周 z 1的对称点w1 ,然后再作出点w1 关
于实轴的对称点w 即可(如图 6.5).
Z N
w1
O
w1
图 6.5
由于映射 w
1 可将圆周 z
z
R 外的一点 z 0 映射为圆
周w
1 R
内的一点w 0
,因此 ,如果再规定
z

z 0 ;w 0 与w 是两对对称点的话,那么倒数
映射w 1 在整个扩充复平面上处处是保角的. z
w
b
ad c
1 cz
d
a c
(6.2.1)
令 cz d , 1 ,那么w A B ( A ,
B 为复常数).
由此可见 ,一个一般形式的分式线性 映射 是由下列两种特殊 映射复合而成:
(i)w kz b ;
(ii) w 1 z
下面讨论这两种基 本的映射.
6.2.2 两种特殊的映射
(1) 已知保角映射w f z 及 z 平面上的
区域,求出w 平面上相应的区域G .
(2) 求一保角映射,使它将 z 平面上一个已
知区域 D 映射成w 平面上一个指定区 域G .
解决这两个基本问题的方法是:
当给出映射w f z ,只要求出 D 的边界曲线
l(取正向)的像曲线 L ,即可确定出 L 所围成的区 域 G ,总使 L 与G 按正向(即当w 沿 L 移动时, 使 G 总在左侧)相互对应;当已知 D 及G 时,可找 出 D 与 G 的正向边界的对应法则,即可找到两个区
w 0
z 0
z
把后一式代入前一 式,即可得到具有下列形式
w az b cz d
的分式线性映射. 式中
ad bc 0 .
容易验证 可以把一般形式的分式线性映 射看成是一些简单映射的复合.
设w az b ,可以把它化为 cz d
伸缩映射.
设 k rei , z z ei ,则w r z ei , 所以映射w kz 可看成是先将 z 旋转角度 ,再 将 z 伸长(或缩短) r 倍所得,如图 6.3.
y
z
w zb
o
x
图 6.3
v
o
w kz
z
u
因此,映射w kz b k 0 就是先将 z 旋转
角度 ,再将 z 伸长(或缩短)r 倍,最后平移一个
现在来讨论映射w 1 的几何意义. z
为了便于分析,可将映射w 1 分解为下面两个映射: z
( i) w
w1
;( ii) w1
1 z

如果设
z
rei
,则w1
1 z
1 rei
由于
z
w1
r1 r
1,所以 z
与w1 是关于单位圆
周 z 1的一对对称点;而w 与 w1 又是关于实轴互相
对称的. 因此,要由点证:分式线性映射的逆映射 z dw b , cw a
(a)(d) bc 0 也是分式线性映射,因此,我们通常也
把分式线性映射称为双线性映射.
由于分式线性映射的导数 dw dz
ad bc
cz d 2
0 ,因
而,分式线性映射是保角映射.
容易验证 :两个分式线性映射的复合仍是一个 分式线性映射.事 实上,设
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