第四章静态场边值问题的解法

第四章静态场边值问题的解法 4.1分离变量法 4.1.1直角坐标系中的分离变量法 4.1.2圆域内的二维场问题 4.1.3球坐标中的分离变量法 4.2 有限差分法

静电场和恒定电场的分析归结为求解相应的泊松方程或拉普拉斯方程。给定边值的泊松方程和拉普拉斯方程有唯一点解。三类给定边值：静电场和恒定电场的分析归结为求解相应的泊松方程或拉普拉斯方程。给定边值的泊松方程和拉普拉斯方程有唯一点解。三类给定边值： • 当媒质不均匀时，作为定解条件还需加入辅助边界条件 • 如果场域扩展为无界区域，还需提出无限远处的边界条件。微分方程与边界条件一起构成边值问题。

4.1分离变量法 • 4.1.1直角坐标系中的分离变量法 • 定解问题 • 一长直接地金属槽截面如图。其侧壁与底面的电位均为零，而顶盖电位4＝0。求槽内电位分布。解：设金属槽的长度远大于截面尺度，忽略边缘效应，将问题简化为二维场来分析。

问题转化为如下定解问题 • 令(x,y)=X(x)Y(y)，代入方程，得

只有当左右两边都是常数时，上式才成立，令此常数为－。只有当左右两边都是常数时，上式才成立，令此常数为－。 • 将偏微分方程转化为两个常微分方程。 • 边界条件转化为：

1．需先解下列边值问题。 • 是待定常数，要解出使方程有非零解的值和此非零解X(x)。 • 该边值问题称为常微分方程在此边值条件下的固有值（特征值）问题。 • 称为该问题的固有值（特征值），X(x)称为该问题的固有（特征）函数。

分三种情况讨论。 （1）设<0，常微分方程的通解为 • 根据边界条件 • A＝B＝0，X(x)无非零解。 • 不能小于零。

（2）设＝0，常微分方程的通解为 • 代入边界条件同样得： • A＝B＝0。X(x)无非零解。 • 不能等于零。（3）设>0，令＝2，常微分方程的通解为代入边界条件 A＝0，Bsina＝0，B不能为零，否则只有零解。 sina＝0，

所以固有值和固有函数分别为

2．再解Y（y） 3．满足方程和部分边界条件的一组特解是： • 这组解满足方程和部分边界条件，但不一定满足所有边界条件。

由于方程是线性的，可应用叠加原理， • 将所有特解叠加 • 只要无穷级数收敛，且能关于x和y逐项微分两次，则（x,y）与n(x,y)一样满足方程和部分边界条件。 • 适当选择Dn和En，可使（x,y）满足方程和所有边界条件。

在上两式两边分别乘并作积分。 • 无穷级数的系数应满足

无穷级数解满足原定解条件。通常取4项就能得到足够精确的结果。无穷级数解满足原定解条件。通常取4项就能得到足够精确的结果。

分离变量法的主要步骤： • （1）分离变量。将偏微分方程的定解问题化为常微分方程的定解问题（线性齐次偏微分方程）。 • （2）确定固有值和固有函数。当边界条件是齐次的时，利用其求固有值，并求出满足零边界条件的非零解。 • （3）求解其他常微分方程。得到满足齐次边界条件的偏微分方程的特解Un（x，y）。 • （4）将所有Un（x，y）叠加，利用其中的常数使其满足偏微分方程其余的定解条件。

教材例4.1.1 求如图长方体积中的电位函数。边界条件为除z＝c面电位不为零外，其他各表面的电位都为零。Z＝c表面上给定的电位函数为U（x，y）。解： • 分离变量，令(x,y,z)=X(x)Y(y)Z(z)

有二个独立的本征值。边界条件可分解为： X(0)=X(a)=0 Y(0)=Y(b)=0

利用齐次边界条件求出本征值和本征函数。 • 与上述方法一样，可求出其中m＝1，2，……。n=1,2,………。

满足部分齐次边界条件的偏微分方程的一组特解为满足部分齐次边界条件的偏微分方程的一组特解为

为使解满足所有的边界条件，将所有特解叠加。为使解满足所有的边界条件，将所有特解叠加。 • 从已知边界条件 • 根据线性齐次方程的叠加原理，通过调整系数可使(x,y,z)满足所有边界条件。

将U（x，y）展开成双重傅立叶级数 • 比较系数可得

原定解问题的解是

4.1.2圆域内的二维场问题 设在一圆形场域D内电位函数满足拉普拉斯方程，场域边界L上给定为第一类边值，求此二维场中位函数的分布。解：选取柱坐标，待求的边值问题为区域内边界L上 满足自然周期条件： （r,）=（r,+2）

令（r，）＝R(r)()代入方程 • 偏微分方程边值问题转化为常微分方程边值问题。固有值问题 1．先解固有值问题（1）当<0，

无法满足自然周期条件，C1=C2=0 (2) 当=0，代入自然周期条件， D1=0, D2＝常数＝a0’, (3).当>0，令＝2， a’和b’中至少有一不为零。若a’不为零，若b’不为零， • 都有2＝2n，

即：固有值固有函数 2．再解R(r) 欧拉方程，可令r=et，代入方程得 • 当＝0，

当＝n2，n＝1，2，……. 3．得到一组满足方程和自然周期条件的特解。其中 • 满足方程的一般解可表示为

再利用边界条件=f(s)及其他自然边界条件，即可定出其中的各常数。 • 选定坐标系。通常给定的边界面应与相应当坐标面相重合，以得到问题的最简洁定解条件。例4.2.1 一横截面半径为r0，介电常数为1的长直介质圆柱体放置在均匀的外电场中（场强的数值为E0，它的方向与介质圆柱的轴线垂直），均匀场中介质的介电常数为2，求圆柱体放入后，场中的电位和电场分布。

解：当长圆柱轴向长度远大于横截面半径时，其中间段场的分析可简化为二维场问题。采用柱坐标，柱内和柱外电位函数1和2分别满足泊松方程。 • 由于无限远电位不是零，可令原点电位为零。 • 1＝0，(r=0),

外电场可用电位函数表示： • 0＝－E0x=-E0rcos • 在无限远处介质圆柱体产生的影响应当消失。 • 2＝－E0rcos（r） • 边界处 • 利用上述解题方法，得柱内外电位的通解分别是

利用边界条件可定出各系数。 • 以下利用此题的具体特征解题。 • （1）场的分布对称于x轴， (r,)= (r,-)， (2)因场的对称性，y轴是等位线 (r,/2)=0 n=1,3,5…….为奇数，代入可得满足时，

n只能取1。否则，可导致另外与x轴斜交的零等位线。 • 所以： • 圆柱内外电位1(r,)和2(r,)的一般形式为

1＝0，(r=0),得b1＝0。 • 2＝－E0rcos（r）得a2＝－E0。 • 因而有

从可求出

圆柱内电场强度 • 圆柱内场强均匀分布，且与外场方向一致。

4.1.3球坐标中的分离变量法 • 如果求解球空间或场有球面边界，应用球坐标更方便。球坐标中的拉普拉斯方程为

令＝n(n+1),（任一实数总可写成这种形式）。令＝n(n+1),（任一实数总可写成这种形式）。

即在球坐标下，电位的解为

其中 • Pn(x)可用罗德利克公式表示 • 勒让德多项式具有正交性。

在一定的条件下函数f(x)可按固有函数Pn(x)展开。在一定的条件下函数f(x)可按固有函数Pn(x)展开。 • 教材例4.3.1 在均匀外场E0中放置一半径为a的介质球，求的介电常数为，求外为空气，，计算球内外的电位函数。 • 解：采用球坐标，电位与无关。 • 设球外电位为1，球内电位为2。外电场E0引起的电位为0＝-E0rcos。 • r趋于无穷时，1＝0＝-E0rcos

r=0时，2有界。 • 在整个区域内，电位满足方程 • 用分离变量法，可解出电位（r,），只有n为整数时，方程在区间内才有有界的解。

r=0时，2有界, Rn（r）有界， • r趋于无穷时，1＝0＝-E0rcos • 右边可看成将cos展开成勒让德函数的级数。比较两边系数，左边只有n＝1的项不为零。

，且A1＝－E0。 • Cn中只有C1不为零。

可解出

例4.2.2已知半径为r＝1的球形域内的电位u满足拉普拉斯方程，求u的分布，其中在边界球面上例4.2.2已知半径为r＝1的球形域内的电位u满足拉普拉斯方程，求u的分布，其中在边界球面上解：采用球坐标。从方程和边界条件分析，u与无关，定解问题是： • 分离变量

只有当n＝整数，方程在 内才有有界的解 • 欧拉方程的解 • 要使u有界，Rn有界，C2＝0。

用叠加原理 • 利用边界条件

比较系数： • C0=1/3,C2=2/3,Cn=0(n2) • 原定解问题的解：

4.2 有限差分法 当场域边界的几何形状比较复杂时，很难用解析法进行分析。应采用数值计算法。有限差分法将连续场域内的问题转化为离散系统的问题，通过离散化模型上各离散点的数值解来逼近连续场域内的真实解。 1．差分原理设有一函数f(x)，当独立变量x有一微小增量x＝h，相应f(x)的增量为： f(x)=f(x+h)-f(x),称为函数f(x)的差分。不同于增量为无限小的微分，差分被称为有限差分。当h很小时，f(x)df(x).

第四章 静态场边值问题的解法