第3章波動(dòng)方程與行波法、降維法

§3.1一維波動(dòng)方程

一.d’Alembert公式推導(dǎo)二.d’Alembert公式物理意義

三.依賴(lài)區(qū)間、決定區(qū)域和影響區(qū)域四.半無(wú)界弦自由振動(dòng)問(wèn)題

§4.2

三維波動(dòng)方程柯西問(wèn)題一.三維波動(dòng)方程和球?qū)ΨQ(chēng)解二.三維波動(dòng)方程的Poisson公式和球?qū)ΨQ(chēng)解行波法——d’Alembert公式

d’Alembert(1717.11.17~1783.10.29)

法國(guó)著名的物理學(xué)家、數(shù)學(xué)家和天文學(xué)家，最著名的有8卷巨著《數(shù)學(xué)手冊(cè)》、力學(xué)專(zhuān)著《動(dòng)力學(xué)》、23卷的《文集》、《百科全書(shū)》的序言等。他的很多研究成果記載于《宇宙體系的幾個(gè)要點(diǎn)研究》中。一維波動(dòng)方程定解問(wèn)題無(wú)界弦自由振動(dòng)*無(wú)界弦強(qiáng)迫振動(dòng)半無(wú)界弦自由振動(dòng)*半無(wú)界弦強(qiáng)迫振動(dòng)三維波動(dòng)方程定解問(wèn)題二維波動(dòng)方程的定解問(wèn)題球?qū)ΨQ(chēng)情形*一般情形球面平均法行波法降維法有限弦振動(dòng)問(wèn)題§3.1

一維波動(dòng)方程初始位移，初始速度

的無(wú)界弦自由振動(dòng)初值問(wèn)題(Cauchy問(wèn)題)一.d’Alembert公式推導(dǎo)我們可以求出方程的通解,考慮變量代換利用復(fù)合函數(shù)求導(dǎo)法則得為什么？同理可得：將兩式代入原方程,可得：連續(xù)積分兩次得其中是任意二次連續(xù)可微函數(shù)，即有注：

是方程

的通解,它包含兩個(gè)任意函數(shù)。對(duì)無(wú)限長(zhǎng)的自由振動(dòng),利用初始條件,則：兩端對(duì)

x

積分，可得：由此即得原定解問(wèn)題的解:無(wú)限長(zhǎng)弦自由振動(dòng)的達(dá)朗貝爾(d’Alembert)公式.行波法小結(jié)(注：行波法僅適用于雙曲型方程)3.變量替換：1.波動(dòng)方程：2.特征方程與特征根：4.解方程：5.利用初始條件解F、G：例1：求解無(wú)界自由振動(dòng)波動(dòng)方程柯西問(wèn)題：解：由達(dá)朗貝爾公式：例2：解定解問(wèn)題:解:

例3：求解波動(dòng)方程柯西問(wèn)題解：由達(dá)朗貝爾公式：例4：求二階線(xiàn)性偏微分方程初值問(wèn)題的解解:先確定所給方程的特征曲線(xiàn)。特征方程為：或者

它的兩族積分曲線(xiàn)為做特征變換容易驗(yàn)證，經(jīng)過(guò)變換原方程化成它的通解為其中是任意二次連續(xù)可微函數(shù)，即有把這個(gè)函數(shù)代入到條件

代入到得原問(wèn)題的解為：

例5求二階線(xiàn)性偏微分方程的通解

解：特征方程為

積分曲線(xiàn)為：經(jīng)過(guò)變換原方程化成所以,令為原問(wèn)題的通解，其中是任意二次連續(xù)可微函數(shù)。二.d’Alembert公式物理意義1.考慮若的圖形已經(jīng)給定，那么，隨著時(shí)間t

的推移，的圖形以速度a向x軸正方向平行移動(dòng),故稱(chēng)齊次波動(dòng)方程形如的解為右行波。2,表示一個(gè)以速度a

向x軸負(fù)方向傳播的行波，且傳播過(guò)程中，波形也不變化。

稱(chēng)為左行波。

G(x-at)=G(x0+at-at)=G(x0)F(x+at)=F(x0-at+at)=F(x0)考慮：的物理意義,如圖給出的特例行波速度：弦拉的越緊,波傳播速度越快;密度越小,波傳播越快P9結(jié)論：達(dá)朗貝爾解表示沿x

軸正、反向傳播的兩列波速為a

的波的疊加，故稱(chēng)為行波法。(2)只有初始速度時(shí)：(1)只有初始位移時(shí)，代表以速度a沿x軸正向傳播的波代表以速度a沿x軸負(fù)向傳播的波假使初始速度在區(qū)間上是常數(shù)，而在此區(qū)間外恒等于0依賴(lài)區(qū)間三.依賴(lài)區(qū)間、決定區(qū)域和影響區(qū)域區(qū)間為解的依賴(lài)區(qū)間。u(x,t)

僅僅依賴(lài)于內(nèi)的初始條件，在區(qū)間以外改變初始數(shù)據(jù)時(shí)，解的值不變。它是過(guò)（x，t）點(diǎn)，斜率為的直線(xiàn)與x

軸所截而得到的區(qū)間（如右圖）。1.依賴(lài)區(qū)間該區(qū)域中任一點(diǎn)(x,t)的依賴(lài)區(qū)間都落在區(qū)間[c,d]內(nèi)部，因此解在此該區(qū)域中的數(shù)值完全由區(qū)間[c,d]上的初始條件決定。該區(qū)域稱(chēng)為區(qū)間[c

,d]的決定區(qū)域。在區(qū)間[c

,d]上給定初始條件，就可以在其決定區(qū)域中確定初值問(wèn)題的解。決定區(qū)域2.決定區(qū)域3.影響區(qū)域如果在初始時(shí)刻t＝0，擾動(dòng)僅僅在有限區(qū)間上存在，則經(jīng)過(guò)時(shí)間t后，擾動(dòng)傳到的范圍為定義：上式所定義的區(qū)域稱(chēng)為區(qū)間的影響區(qū)域。影響區(qū)域影響區(qū)域決定區(qū)域依賴(lài)區(qū)間小結(jié)：特征線(xiàn)特征變換分析其物理意義表明,在xot

平面上斜率為的兩族直線(xiàn)：對(duì)一維波動(dòng)方程研究起重要作用，稱(chēng)這兩族直線(xiàn)為一維波動(dòng)方程的特征線(xiàn)。波動(dòng)沿特征線(xiàn)傳播。稱(chēng)為特征變換,行波法也叫特征線(xiàn)法。自變量變換4.行波法又叫特征線(xiàn)法注：容易看出,一維波動(dòng)方程的兩族特征線(xiàn)恰好是常微分方程的解。

這個(gè)常微分方程稱(chēng)為波動(dòng)方程的特征方程。

一維非齊次波動(dòng)方程柯西問(wèn)題的Kirchihoff公式.四.無(wú)界弦受迫振動(dòng)問(wèn)題例：解：我們先考慮情形，即端點(diǎn)固定的振動(dòng)。希望能利用達(dá)朗貝爾公式來(lái)求解五.半無(wú)界弦的自由振動(dòng)問(wèn)題為此，我們要作奇延拓(有時(shí)也作偶延拓)：

半無(wú)界問(wèn)題的解為：當(dāng)時(shí)：當(dāng)時(shí)：當(dāng)在

x=0

處有一個(gè)自由端，即：則需要作偶延拓。例當(dāng)當(dāng)§4.2

三維波動(dòng)方程柯西問(wèn)題的解

一.三維波動(dòng)方程和球?qū)ΨQ(chēng)解r球坐標(biāo)中的Laplace運(yùn)算：所謂球?qū)ΨQ(chēng)是指與無(wú)關(guān)，則波動(dòng)方程可化簡(jiǎn)為球?qū)ΨQ(chēng)性：得到關(guān)于ru的一維波動(dòng)方程的通解：即此為三維波動(dòng)方程在球?qū)ΨQ(chēng)情況下的解，其中F、G為任意二次可微函數(shù)，可由初始條件確定。將上面第二式兩邊對(duì)r積分得：即:將第一式的r換為(r+at),第二式的r換為(r-at)即可。的解：則：球面波第三章：復(fù)習(xí)思考題與作業(yè)一．名詞解釋?zhuān)?/p>

1.依賴(lài)區(qū)間，決定區(qū)域和影響區(qū)域；

2.行波速度；

3.一維波動(dòng)方程的特征變換，特征線(xiàn)；

4.球?qū)ΨQ(chēng)性，降維法；二．簡(jiǎn)述