波动 §波动方程
一维波动方程 为了从动力学角度研究波的传播规律，这里假设一列平面纵波沿横截面为S
、密度为r的均匀直棒无吸收地传播，取棒沿x轴，并将此波的波函数一般地表示为
. 在棒上任取一棒元
D
x
，
如图
23
中AB所示。当波尚未到时，截面A和截面B分别处于x和x+Dx的位置。当波到达时，棒元所发生的形变是长变(或被拉伸，或被压缩)，并且各处的长变不同，截面A处的位移为y，截面B处的位移为y+Dy，因而分别到达图中的A¢和B¢的位置。棒元若被拉伸，则两端面受到的弹性力分别为f1和f2，如图6-23所示。于是可以列出棒元的运动方程 . (6-60)棒元原长为Dx，当波传到时，棒元的长变为(y+ Dy) -y = Dy，所 以拉伸应变为，当所取棒元无限缩小时，拉伸应变可写为 。正如前面所说，当波传 到时，各处的拉伸应变是不同的，我们把x处的拉伸应变记为。根据胡克定律，作用 于棒元x处的弹性力f1的大小可以表示为 式中Y是直棒材料的杨氏模量。我们把x+Dx处的拉伸应变记为 ，该处弹性力f2 的大小则为 . 棒元所受合力为 ,(6-61) 因为棒元Dx很小，所以在上式中略去了Dx的高次方项。将式(6-61)代入式(6-60)，得 , (6-62) 图23
这就是纵波的波动方程。这个方程式虽然是从均匀直棒中推出的，
但适用于一般的固体弹性介质。 对于横波波动方程可以表示成：
. (6-64)
上式就是横波的波动方程，它适用于能够传播横波的一切弹性介质。
在推导波动方程
(6-62)
和
(6-64)
时，只是区别了波速不同的纵波和横波，至于方程
(6-62)
适用
于何种纵波，方程(6-64)
适用于何种横波，振幅多大、频率多高，均未涉及。所以，我们可以断定，各种可能的纵波波函数都是波动方程(6-62)的解，各种可能的横波波函数都是波动方程(6-64)的解。 既然如此，平面简谐波波函数 , 必定是波动方程(6-62)和(6-64)的解。先看一下平面简谐纵波的情况。将该波函数对时间t求二阶偏导数，得 , 再将同一波函数对坐标x求二阶偏导数，得 . 将以上两式代入波动方程(6-62)，即得 , 考虑到w2 = k2 u2，于是就得到纵波波速u的表达式 . 这正是在§6-4中给出的纵波波速公式(6-51)，这里从波动方程中得到了证明。 用同样的方法可以从波动方程(6-64)中证明横波波速公式(6-50)。 从上面的讨论中我们已经看到，在波动方程 (6-62)和(6-64)中，项前的系数就是波速的 平方，于是我们可以将波动方程(6-62)和(6-64)统一而写为 ,(6-65) 这就是波动方程的一般形式。
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