将(1.10)、(1.11)与(1.1)、(1.3)比较,发现其形式是非常类似的。在考察热传导方
程中引入的量Q、u、k分别相应于扩散过程中的量m 、U、γ,而出现在(1.3)式中的因
子νρ在扩散问题中相应于常数1。于是,扩散方程可写为
∂U
∂t
=
∂
∂x
µ
γ
∂U
∂x
¶
+
∂
∂y
µ
γ
∂U
∂y
¶
+
∂
∂z
µ
γ
∂U
∂z
¶
. (1.12)
如果γ是常数,记γ = c
2
,则扩散方程(1.12)就化为与热传导方程(1.6)完全相同的形式。
1.2 定解条件
从热力学角度来看,如果知道了所考察介质在边界上的温度状况(或热量交换状
况)和介质在初始时刻的温度,就可以确定介质在以后各时刻的温度。这样热传导方
程最自然同时也最基本的一个定解问题就是在已给的初始条件和边界条件下求问题的
解。
自然地,初始条件的提法为
u(0, x, y, z) = ϕ(x, y, z), (1.13)
其中ϕ(x, y, z)为已知函数,表示介质在t = 0时刻的温度分布。
下面我们考察边界条件的提法。
类似于第三章第三节,我们分三种情况进行讨论:
第一类边界条件 最简单的情形为介质的表面的温度是已知的,这种条件的数学表达
式为
u(t, x, y, z)|
(x,y,z)∈S
= g(t, x, y, z), (1.14)
其中S 表示介质的边界,g(t, x, y, z)是定义在[0, T ] × S 上的已知函数,这里T 是一给定
的正数。这种边界条件称为热传导方程的
:::
第
::
一
:::
类
:::
边
::
界
:::
条
:::
件,又称
:::::::::::::
Dirichlet边
::
界
:::
条
:::
件。
第二类边界条件 我们再考察另一种情况:在介质的表面上知道的不是它的表面温度
而是热量在表面各点的流速,也就是说在表面各点的单位面积上在单位时间内所流过
的热量Q是已知的。根据Fourier定律
dQ = −k
∂u
∂n
dSdt
可知,这种边界条件实际上表示温度u在表面上的法向导数是已知的,即
∂u
∂n
¯
¯
¯
¯
(x,y,z)∈S
= g(t, x, y, z), (1.15)
4