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热的传播按傅立叶（Fourier）实验定律进行： 物体在无穷小时段 dt 内流过一个无穷小面积 dS 的热量 dQ 与物体温度沿曲面 dS 法线方向
u 的方向导数 成正比，而热流方向与温度升高的 n
方向相反，即
u dQ k ( x, y, z ) dSdt , n
其中 k ( x, y, z ) 称为物体在点 ( x, y, z) 处的热传导 系数，为正值. 当物体为均匀且各向同性时， k 为常数， n 为曲面 dS 沿热流方向的法线.

sin m xcosnxdx 0, sin nxdx cosnxdx 0.




补充：
三角函数积化和差公式
1 sin sin [cos( ) cos( )] 2 1 cos cos [cos( ) cos( )] 2
2 2 2 u u u u 2 a ( 2 2 2 ) f ( x, y, z, t ). t x y z
其中 f ( x, y, z, t ) F ( x, y, z, t ) / c. 相对应的一维、二维热传导方程可 类似写出。
非齐次热传 导方程
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二、定解条件
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在空间某一区域 的边界 上给定了连续函数
f , 要求函数 u ( x, y, z ) 在闭区域 上连续且在 内调 Nhomakorabea,在边界
上与给定的函数 u | f .
f 重合,即
第二边值问题(诺伊曼问题) 在空间某一区域 的边界 上给定了连续函数
f , 要求函数 u ( x, y, z ) 在闭区域 上连续且在 内调和,在边界 上法向导数 u 存在,且有 n u | f , 其中n是外法线方向. n
P Q R ( )dv ( P cos Q cos R cos )dS x y z
设函数 u 关于变量 x, y, z 具有二阶连续偏导数,
关于变量
Q1
t2 t1
t 具有一阶连续偏导数,
Q1 可化为
u u u { [ ( k ) ( k ) ( k )]dv}dt; x x y y z z
u
对曲面的外法向导数.
u u u u cos cos cos . n x y z
3
流入的热量使区域 内部的温度发生变化, 在时间间隔 (t1 , t2 ) 中物理温度从 u( x, y, z, t1 ) 变化到 u( x, y, z, t2 ) 所需要的热量为
2 u 2u 2u 2 u a ( 2 2 2 ). t x y z
齐次热传导 方程
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如果所考察的物体内部有热源(例如物体中通有 电流,或有化学反应等情况), 设热源密度(单位时 间内单位体积所产生的热量)为 F ( x, y, z, t ), 则在时间间隔 (t1 , t2 ) 中区域 内所产生的热量为
2 1
t2
1
u [ k dS]dt n
4
u Q1 [ k dS]dt, 先对 Q1 进行变形 t1 n t2 u u u Q1 [ k ( cos cos cos )dS]dt. t1 x y z
t2
利用奥-高(Gauss)公式
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而 Q2 可化为 （利用牛顿-莱布尼兹公式）
Q2 c[u( x, y, z, t2 ) u( x, y, z, t1 )]dv

c (
t2
因此由


t1
u dt)dv t

t2
t1
u ( c dv)dt, t
t2
1
c[u( x, y, z, t ) u( x, y, z, t )]dv t
1 sin cos [sin( ) sin( )] 2 1 cos sin [sin( ) sin( )] 2
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4.傅里叶(Fourier)级数 设周期为 2l 的函数 f ( x) 可展开成傅里叶级数,则
a0 nx nx f ( x) (an cos bn sin ), (4) 2 n1 l l 其中傅里叶系数 an , bn 满足
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1.4 基本概念与基本知识
1.古典解:如果一个函数具有某偏微分方程中所 需要的各阶连续偏导数,且满足该方程. 2.自由项:偏微分方程中不含有未知函数及其 各阶偏导数的项. 例如:
uxx u yy 0,
u x u y 8x .
2
2
齐次偏微分方 程(自由项为0)
非齐次偏微分方 程(自由项不为0)
u( x, y, z, t ) |S f1 ( x, y, z, t ), ( x, y, z ) S.
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2、第二类边界条件（诺伊曼Neumann） 已知物体表面上各点的热流 q, 也就是说在 量 单位时间内流过单位面积的热量是已知的，
由傅里叶实验定律可知
u q k |S , n
2u 2u 2u u u A 2 2B C 2 D E Fu ci f i x xy x x y i 1
特别地,当方程(1)中的自由项 fi 0 时,则得相应的 齐次方程为 2u 2u 2u u u A 2 2B C 2 D E Fu 0. (3) x xy x x y 若 ui (i 1,2,) 是方程(3)的解,则级数(2)也是方程 (3)的解.
2
u dQ k ( x, y, z ) dSdt , n
为了导出温度 一闭曲面
u
所满足的方程, 在物体G内任取
, 它所包围的区域记作 , 则从时刻 t1 到时刻 t 2 经过曲面 流入区域 的热量为
Q1
u 其中 表示 n
t2 t1
u [ k dS]dt, n
1.2 热传导方程与定解条件
热传导现象： 如果空间某物体G内各处的温度 不同，则热量就从温度较高的点处向温度较 低的点流动。 一、下面先从物理G内的热传导问题出发来导出 热传导方程。 为此，我们用函数 u ( x, y, z, t ) 表示物体G 在位置 ( x, y, z ) 处及时刻
t 的温度。
Q3 ( F ( x, y, z, t )dv)dt.
t1 t2
同样由于热量要平衡,
c[u( x, y, z, t ) u( x, y, z, t )]dv
2 1

t2
t1
t u [ k dS]dt t ( F ( x, y, z, t )dv)dt. n
拉普拉斯方程描述的是稳定状态下物理量的 分布规律. 1.三维拉普拉斯(Laplace)方程 (调和方程)
2u 2u 2u 2 2 0 2 x y z
(1)
凡具有二阶连续偏导数并满足方程(1)的连 续函数为调和函数. 方程(1)通常表示成
u 0
或 2u 0.
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1 l nx an f ( x) cos dx (n 0,1,2,), l l l
(5)
1 l nx bn f ( x) sin dx (n 1,2,3, ). l l l
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当 f ( x) 为奇函数时
nx f ( x) bn sin , l n 1
初始条件： 表示初始时刻物体内温度的分布情况
u( x, y, z, t ) |t 0 ( x, y, z), 其中 ( x, y, z) 为已知函数。
1、第一类边界条件（狄利克雷Dirichlet）
设所考察的物体G的边界曲面为S，已知物体
表面温度函数为 f1 ( x, y, z, t ), 即

(6)
2 l nx bn f ( x) sin dx (n 1,2,3, ). 0 l l
当 f ( x) 为偶函数时
u |S f 2 ( x, y, z , t ), n
其中 f 2 ( x, y, z, t ) q / k 是定义在边界曲面S，且 t 0 上的已知函数. 特别地，如果物体表面上各点的热流量为0, 则相应的边界条件为
u | S 0. n
绝热性边界条 件
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1.3 拉普拉斯方程与定解条件
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3.叠加原理
考察二阶线性偏微分方程
2u 2u 2u u u A 2 2B C 2 D E Fu f i (i 1,2,), (1) x xy y x y
其中 A F , fi 都是某区域上
x, y 的已知函数.
叠加原理
设 ui (i 1,2,) 是方程(1)中第i个方程的解,
Q2 c( x, y, z) ( x, y, z)[u( x, y, z, t2 ) u( x, y, z, t1 )]dv,

其中
c 为物体的比热,
为物体的密度.
如果所考察的物体内部没有热源,由于热量守恒,
Q2 Q1
c[u( x, y, z, t ) u( x, y, z, t )]dv t
2ui 2ui 2ui ui ui A 2 2B C 2 D E Fui f i x xy x x y
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如果级数
u ci ui
i 1

(2)
收敛,其中 ci (i 1,2,) 为任意常数,并且它还能够逐项 微分两次,则级数(2)是下方程的解
由于 t1,t 2 与区域 都是任意取的,并且被积函数
是连续的,于是得
u u u u c ( k ) ( k ) ( k ). t x x y y z z