Diplom (Использование дифференциальных уравнений в частных производных для моделирования реальных процессов), страница 4
Описание файла
Документ из архива "Использование дифференциальных уравнений в частных производных для моделирования реальных процессов", который расположен в категории "". Всё это находится в предмете "математика" из , которые можно найти в файловом архиве . Не смотря на прямую связь этого архива с , его также можно найти и в других разделах. Архив можно найти в разделе "рефераты, доклады и презентации", в предмете "математика" в общих файлах.
Онлайн просмотр документа "Diplom"
Текст 4 страницы из документа "Diplom"
г де ka = mak0 – величина волнового вектора падающего излучения во внешней среде с вещественным показателем преломления ma.
z
r
y
0
x
Рис. 3.1. Сферическая система координат для изучения
дифракции света на шаре.
В дальнейшем в промежуточных формулах всюду будет опущен множитель Е0, который будет внесен в окончательные выражения для полей.
В сферической системе координат, в которой естественно решать данную задачу, уравнения Максвелла (1) имеют вид:
(3)
(4)
Падающее поле возбуждает в шаре внутреннее поле, а во внешнем пространстве – дифрагированное поле, причем все эти поля должны иметь оду и ту же временную зависимость, т.е. частоту. Произвольное электромагнитное поле будем представлять как суперпозицию двух типов колебаний. Первый тип назовем электрическими колебаниями и будем считать, что у этих колебаний радиальная составляющая магнитного поля во всех точках равна нулю:
Второй тип – магнитные колебания:
В случае электрических колебаний из уравнения (6) получим
Это соотношение, очевидно, будет удовлетворено, если предположим, что есть производные от некоторой третьей функции : первая – по , а вторая – по :
Подставляя эти соотношения в формулы (4) и (5) получим
Этим соотношениям можно удовлетворить, если положить где - некоторая новая функция. Тогда найдем . Если теперь вместо функции ввести , то формула (3) получит вид
тогда как (7) и (8) приводятся к одному и тому же волновому уравнению для функции
(12)
Используя указанные выше соотношения и заменяя в выражении для производные по через производные по r из уравнения (12), получим следующие соотношения:
которые выражают все составляющие полей для случая через одну функцию - потенциал электрических колебаний. Подставив эти выражения в уравнение (3) – (8), легко убедиться в том, что равенства (13) образуют решение уравнений Максвелла, если U1 является решением волнового уравнения. Аналогично для магнитных колебаний все составляющие полей могут быть выражены через некоторую функцию - потенциал магнитных колебаний.
В общем случае в поле присутствуют колебания обоих типов. Для составляющих полей получим при этом следующие выражения:
Функции U1 и U2 являются решением волнового уравнения.
которое будем решать по методу Фурье (значок у U временно опущен, он появится при рассмотрении граничных условий, которые для U1 и U2 различны). В качестве частного решения положим
Подставляя (16) в (13) и разделяя переменные, получим для f и Y следующие уравнения:
Уравнение для Y имеет однозначное и непрерывное решение на всей сфере только для , где n = 0, 1, 2… В этом случае его решением являются сферические функции:
где а - полином Лежандра. В уравнении (17) сделаем подстановку , тогда для Rn (x) получим следующее уравнение (x = kr):
Это уравнение Бесселя и его решением являются цилиндрические функции с полуцелым индексом . Таким образом, n-е частное решение уравнения (15) будет
Из всех цилиндрических функций только бесселевы функции первого рода конечны в нуле. Поэтому только они могут быть использованы для решения внутри шара. Вне шара, в соответствии с принципом излучения, решение должно иметь характер расходящейся волны. Так как временной множитель выбран в виде , то только ханкелевская функция второго рода дает волну, расходящуюся из источника дифракции . Обозначим
тогда частное решение, очевидно, следует представить в виде суперпозиции частных решений с неопределенными коэффициентами, которые вычисляются из граничных условий. Граничные условия для потенциалов U1 и U2 на шаре получаются из требования непрерывности тангенциальных ( ) составляющих полей. Из (14) видно, что для этого необходимо, чтобы на поверхности шара были непрерывны следующие величины: , т.е.
где Ua – потенциал дифрагированного поля, а Ui – внутреннего.
Представим теперь электрический и магнитный потенциалы падающей волны также в виде рядов по , используя известное разложение плоской волны по полиномам Лежандра:
Тогда после преобразований получим:
Потенциалы и должны иметь такую же угловую зависимость, как и потенциалы падающего поля. Поэтому можно записать:
Коэффициенты должны быть определены из условий (23), (24), которые образуют относительно пар коэффициентов и с данным значком две независимые системы по два линейных уравнения. Запишем их, введя следующие обозначения: ; - относительный (комплексный) показатель преломления, - длина волны излучения. Для и имеем:
Аналогичная система получается для и :
Решая эти системы относительно и , получим:
Аналогичные выражения получаются и для и . Подставляя эти выражения в (27) и (28), получаем однозначное решение уравнений для потенциалов, удовлетворяющее всем граничным условиям. Из потенциалов, в соответствии с (14), можно получить выражения для составляющих внутреннего и дифрагированного полей. Так как в дальнейшем нас будет интересовать дифрагированное поле, то выпишем только его составляющие, восстановив опущенный ранее множитель Е0:
Штрихи всюду означают производные по аргументу, указанному под знаком функции ( и ). На достаточно большом расстоянии от рассматриваемой частицы, в так называемой волновой зоне, можно пренебречь составляющими Er и Hr по сравнению с составляющими по и . Дифрагированное поле будет являться поперечной волной, распространяющейся из источника дифракции. Введя обозначения
и применяя асимптоматические выражения для функций при , получим:
Согласно этим формулам, дифрагированное поле представляется в виде сумм отдельных парциальных волн. Интенсивность возбуждения -й парциальной волны определяется числами , которые существенно зависят от .
Поле вне частицы есть суперпозиция падающего и дифрагированного полей:
Средняя по времени величина вектора потока энергии определяется
где - вектор, комплексно сопряженный к . В силу (36) поток может быть представлен в виде , где - поток падающего поля, - дифрагированного поля и - поток, обязанный интерференции падающего и рассеянного излучений. Определим величины сечений поглощения сп и рассеяния ср излучения частицей
где J0 – интенсивность падающего излучения, - радиальные составляющие потоков, - элемент телесного угла, а - элемент площади на сфере. Все интегралы распространены по сфере. Полное ослабление потока в результате прохождения им частицы будет складываться из рассеяния и поглощения, т.е. для сечения ослабления излучения частицей имеем с = сп + ср. Поскольку поток падающего излучения постоянен по направлению, то и для искомых сечений получим
Рассмотрим интеграл в (39). Имеем Подставляя сюда выражение (32) для полей, выполняя интегрирование по и группируя соответствующим образом члены, получим двойную сумму следующих двух типов выражений:
Сумма будет иметь общий множитель . Оба интеграла легко вычисляются. Интеграл а) равен нулю, так как его подынтегральное выражение есть , а функция равна нулю при . В интеграле б) преобразуем вначале первое слагаемое, проинтегрировав его по частям
Заключение
В дипломной работе приведены некоторые примеры применения дифференциальных уравнений для моделирования таких реальных процессов, как колебания струны, электрические колебания в проводах, распространение тепла в стержне и пространстве, распространение температурных волн в почве, дифракция излучения на сферической частице.
Работа начинается с рассмотрения простейших задач, приводящих к дифференциальным уравнениям гиперболического типа (колебания струны, электрические колебания в проводах). Затем рассматривается один из методов решения уравнений данного типа. Во второй главе рассматриваются дифференциальные уравнения параболического типа (распространение тепловых волн) и одно из приложений к данной сфере – температурные волны. В третьей главе рассматривается вывод уравнения дифракции излучения на сферической частице.
Вследствие большого объема теории по применению дифференциальных уравнений для моделирования реальных процессов в данной дипломной работе не мог быть рассмотрен весь материал.
В заключение хотелось бы отметить особую роль дифференциальных уравнений при решении многих задач математики, физики и техники, так как часто не всегда удается установить функциональную зависимость между искомыми и данными переменными величинами, но зато удается вывести дифференциальное уравнение, позволяющее точно предсказать протекание определенного процесса при определенных условиях.
Литература.
-
Н. С. Пискунов «Дифференциальное и интегральное исчисления», М., «Наука», 1972, том. 2.
-
И. М. Уваренков, М. З. Маллер «Курс математического анализа», М., «Просвещение», 1976.
-
А. Н. Тихонов, А. А. Самарский «Уравнения математической физики», М., «Наука», 1972.
-
Владимиров В. С. «Уравнения математической физики», М., «Наука», 1988.
1 Это предположение эквивалентно тому, что мы пренебрегаем величиной по сравнению с 1. Действительно, .
2