第0章学准备矢量分析与场论

1、授课主要内容教学方法与说明引 言一、电动力学的研究对象电动力学研究电磁场的基本属性 ，运动规律及其与带电物质之 间的相互作用。电磁场是物质世界的重要组成部分，是我们每天都要接触到的， 无论是照明，通讯及生活的方方面面，都离不开电磁场。电磁场对生 产科研的重要性自不必说。二、电动力学发展简史任何一门学科都是人类生产斗争，科学实验的经验总结，电动力学也是如此。最初,人们研究静电，静磁,电流等现象，得到一些实验定律，例如库 仑定律（1785年，法国物理学家库仑）、毕奥一萨伐尔定律。但并未 认识电现象与磁现象之间的内在联系。1820年7月21日，丹麦物 理学家奥斯特（关于磁针上电流碰撞的实验）发现电流

2、的磁效应。 据此，人们知道了“电”能生“磁”。1821年，英国物理学家法拉第开始考虑“磁”能否生“电”。历经十年艰辛探索，法拉第终于 在1831年8月26日，发现电磁感应现象，1851年建立了电磁感应 定律的数学表达式。法拉第还提出“场”的思想（电荷和电荷之间 的作用不是超距作用，而是借助于电场），为建立电磁场的数学理 论提供了物理依据。以后人们才把电现象和磁现象统一起来讨论。 英国数学物理学家麦克斯韦总结了 1785年以来的电磁学实验和相 关规律，在法拉第提出的场的物理观念基础上， 于1862年提出“位 移电流”的新概念，终于在 1864年，把电磁学规律统一起来，总 结为麦克斯韦方程组。原始

3、形式包括 20个变量，20个方程，其中 包括已经不再作为电磁场基本方程的公式，比如库仑定律、欧姆定律、安培定律、毕奥一萨伐尔定律，位移电流、电流连续性方程等。 在理论上预言了电磁波的存在。1888年，德国物理学家赫兹用实验 中实现了电磁波，证明了麦克斯韦理论的正确性，并于1890年把麦克斯韦方程组的原来形式，改造成为现在的通用形式。电磁波的发现和现代无线电技术的发展丰富了电磁场理论。但 是，人们对电磁场的本质认识却仍然包含着很大错误，即把电磁场 理解为某种“绝对静止”地充满整个空间的，类似于弹性介质的“以 太”的运动形态。但在对运动介质中电磁现象的进一步研究中，表 明了这种理论存在的根本困难。

4、1905年爱因斯坦提出真空中光速不 变原理和狭义相对性原理，建立了 “狭义相对论”，建立了新的时空 观（时空是物质运动的属性），否定了牛顿时代的时空观（时空是 独立于物质运动的客体，空间框框，时间之流，然后再把物质放入 其中），使电动力学在新的时空理论基础上，发展成为完整的、适 用于任何惯性参照系的理论。狭义相对论是现在物理学发展的重要 理论基础之一，对物理学的发展具有深远的影响。1915年，爱因斯 坦提出了“广义相对论”，认为时空是弯曲的（分布决定几何，几 何决定运动）。20世纪30年代以后,随着量子力学的建立，又发展了“量子电动 力学”（费曼），成为研究微观世界电磁现象的有力工具。近些年来

5、 的进一步研究，又发现了电磁相互作用与弱相互作用在本质上是统 一的，建立了弱电统一理论，并得到了实验的验证。现在人们正在 为四大相互作用的统一而努力着。 超弦理论是其中最有可能的候选 者之一。三、电动力学课程的基本内容1.电磁现象的普遍规律2与时间无关的电磁问题，静电，静磁（相对于观察者来说，静 止不动）。3.电磁波的传播和辐射（与时间有关，我们研究的只是这两个方面）。4.狭义相对论的基础。四、学习电动力学的目的电动力学是普通物理“电磁学”的后续课 ，电磁学着重于电磁场 的基本性质和基本概念，而电动力学在电磁学的基础上更深入讨论电 磁场的本质。比起电磁学来，理论性更强，使用更多的数学工具。学习

6、本课程,首先要掌握电磁场的基本规律和加深对电磁场物质 性的理解。其次，要掌握本课程的基本思想方法和相应的数学方法， 并能用这些方法解决实际问题。最后，通过相对论的学习，进一步加 深对时空本质的认识及其它物理规律本质的认识。学生通过本门课程 的学习，提高分析处理问题的水平和增强理论思维能力。五、知识前提1. 普通物理（主要是电磁学），初等微积分，矢量代数 一应很熟 悉2. 矢量分析，场论基础一作为本课程的第O章3. 数理方法（程），特殊函数一提到时应该能理解六、参考书目罗春荣电动力学西安交通大学出版社 2000 （第三版）尹真电动力学科学出版社2005 （第二版）汪德新电动力学科学出版社2005

7、其它说明1.课前预习,课后复习2. 课中认真听讲，及时沟通，记笔记（三方面的信息都要记，板 书，语言，动作）3. 利用好辅导答疑时间，及时完成作业4. 本课程没有期末总复习，不圈定考核重点第O章数学准备第一节矢量分析与场论基础在电动力学中应用较多的数学知识是矢量分析与场论基础。因而,我们首先对这两方面的有关内容进行总结归纳主要是为了应用而不追求数学上的严格.一、矢量代数1. 两个矢量的点乘、叉乘VV右 a (a1,a2,a3)b (b1,b2,b3)则V，b的点乘(也称标量积)V VVVVVVVa ba1b1a2b2a3b3( a bb aa b COS)a1 a2 a3b1b2b3V，b的叉

8、乘(也称矢量积)ea2b3 a3b2) e2(a3b1 a1b3) e3(a1b2 a2b1)a b的大小 a b Sin ,为a, b的夹角方向：既垂直于a,又垂直于b,与a,b满足右手螺旋关系叉乘的不可交换性a b b a2. 三个矢量的混合积V (V b) G& b)1 C2& b)2 C3(V b)3= c1(a2b3a3b2) C2(a3b1 a1b3) C3(a1b2 a2b1)几何解释：以a,b,c为棱的平行六面体的体积性质：(1)轮换不变性，在点乘号，叉乘号位置不变的情况下，把矢量按顺序轮换，其混合积不变V (V (V)VVV VVV b (C a) C (a

9、b)(2)若只把两个矢量对调V (V (V),混合积反号。V(VIV) bV VVVV(a C)C (b a)(3)若矢量位置不变只交换点乘号叉乘号,混合积不变一但必须先做叉乘(用括号保证这个顺序V(bC)。(VIv) V3.三个矢量的叉乘(VVb)Ve1C1a2b3a3b2Ve2C2a3b1aib3Ve3C3a1 b2a? bf1 C2(a1b2 a2b1)a1(C2b2 C3b3) b1(c2a2 C3a3) 印(晌 C2b2 c3b3) a1(c b) b1(C a)V V2 a2(c b)c3(a3b1 a1b3)b1 (CIaI c2a2 c3a3)同理b2(V V)V V3 a3(

10、c b)V V b3(c a)故 V(VlV)V Vf (VV)V (V V)IV而(VV)V (V V)b (V IV)V二者都是：把括号外的矢量与离它较远的矢量点乘， 再乘以另一矢量所得的项取正号，把括号外的矢量与离它较近的矢量点乘，再乘以另一矢量所得的项取负号。两者取和。(远正近负，再取和”)、场的概念 在许多科学技术问题中，常常要考虑某种物理量（如温度、密度、电 势、力、速度）在空间的分布和变化规律。这是需要引入场的概念。 如果在全部空间或部分空间里的每一点.，都对应着某个物理量的一个 确定的值，就说在这空间里确定了该物理量的一个场。1. 数学上，场是空间时间的函数时间坐标t空间坐标X

11、（x, y,z） ix Vy kz， v, ,k构成右手系。标量场空间的每一个点对应一个标量矢量场空间的每一个点对应一个矢量张量场空间的每一个点对应一个张量2物理上，描述某一物理客体，具有一定分布规律的物理量3.记号标量场(X)矢量场V V V F F(X)张量场T T(4场中的物理量在各点处的对应值随时间变化的，这个场称为稳定场；否则称为不稳定场。三、场分析及其微分特征量（矢量微分）整体上来看分析场的奇异性，敛散性局域上来看 函数某点附近的性质，微分特征量。1梯度在标量场中，标量的分布情况，可以将借助等值面或等值线来进 行了解。但是这只能大致地了解到标量在场中总的分布情况，是一种整体性的了解

12、。 而研究标量场的另一个重要方面，就是还要对它作局部性的了解，即还要考察标量在场中各个点的邻域内沿每个方向的 变化情况。为此，弓I入方向导数，梯度的概念。方向导数方向导数给出了函数(V)在给定点处沿某个方向的变化率问题。然 而从场中的给定点出发，有无穷多个方向，函数沿哪个方向的变化率 最大呢？最大变化率为多少呢？带着这些问题，我们来看方向导数。函数(V)在M点i方向上的方向导数为(场的空间坐标为 V V(I)d &) dx(I), y(l), z(I)dl dlXyZXl y l ZlV V Xl方向上的单位矢量0 i 一 ly k Z。X cos，y cosl lllVVV-eQ e

13、z。XyZ这样上式可以表示为ddl从该式可以看出梯度是方向导数的一种,方向为标量函数仪)上 CoS在Ml点I方向上的方向余弦。其余三个数 一，一，一也lXyZ可视为某一矢量的坐标(VM V e。XyZ(2) 梯度在直角坐标系下，定义梯度(gradient): grad升最快的方向，大小为其改变率数值。梯度的性质(1) 梯度与坐标系的选取无关，只取决于场的分布;(2) 方向导数是梯度在该方向上的投影；(3) 梯度的方向为指向(V)增加最快的方向2. 散度：(1) 通量通量的定义，设有矢量场IV，沿某一有向曲面S的某一侧面的曲面积分V V F dSS叫做矢量场F向积分所沿一侧穿过曲面S的通量说明：

14、1.积分号无论几重积分都用单重记号，看变量而定几重积分；2. 通量可以叠加；3. 若为闭合面，?F dS，一般约定以球面的外法线方向为S正方向，穿出曲面为正，穿入曲面为负，相切为零。根据通量的正负可以得知S内有产生通量的正源（源）或负源（汇、壑、闾）。但仅此还不能了解源在 S内的分布情况以及源的 强弱程度等问题。为了描述上述问题，我们引入散度的概念。 散度V V、VVQFdS散度（diVergence）的定义 diVff lim - 旋度 （1）环量的定义：设有矢量场岸，则沿场中某一闭合的有向曲线I的 曲线积分VS 0 VS散度表示在场中一点处通量对体积的变化率，又称为通量体密度。 也就是在该

15、点处对一个单位体积来说所穿过的通量，称之为该点处源 的强度（散发通量或吸收通量的能力）。其符号的正负表示在该点处 有散发通量之正源或有吸收通量之负源，其绝对值IdiVVI就相应的表示在该点处散发通量或吸收通量的强度。对于流体来说，散度表示稳 定流动的不可压缩流体在源点处的 源头强度，（单位时间单位体积内 所产生的流体质量）。散度的性质（1）与坐标系的选取无关，取决于场的分布。V（2）在直角坐标系下有diVfV V?F dl称为此矢量场按积分所取方向沿曲线I的环量。我们已知磁场中有V V?H dl I由上式可以知道，磁场 H的环量，I为通过磁场中以I为边界的一块 面积S的总的电流强度。显然，仅此

16、还不能了解磁场中任一点M处通向任一方向V的电流密度（即在点M处沿V的方向，通过与V垂直 的单位面积的电流强度）。为了研究这一类问题，我们引入环量面密 度的概念。（2）环量面密度。设M为矢量场IV中的一点，在M点处取定一个方向V ,再过M任作 一微小曲面 S ,以IV为其在M点处的法矢，对此曲面，我们同时又 以S表其面积，其周界I之正向取作与V构成右手螺旋关系。则矢 量场沿I之正向的环量与面积S之比，当曲面S在保持M点于其上的条件下，沿着自身缩向M点时，若一的极限存在，则称其为S矢量场F在点M处沿方向V的环量面密度（就是环量对面积的变化作 己u-S mM HS?mMHSd例如，在磁场强度H所构成

17、的磁场中的一点 M处，沿方向V的环量mMHSdVHZSmMdI （电流密度） dS又如在流速场V中的一点M处，沿方向V的环量面密度为mM HSHSn即为在点M处与V成右手螺旋方向的环流对面积的变化率，称为环流密度（或环流强度）。单位时间单位面积流走的电荷电量从上面我们可以看出，环量面密度是一个和方向有关的概念，正 如标量场中的方向导数与方向有关一样。 然而在标量场中，梯度矢量， 在给定点处，它的方向表出了最大方向导数的方向，其模即为最大方向导数的数值， 而且它在任意方向的投影，就给出该方向上的方 向导数。这种情况，给我们一种启示，能否找到这样一种矢量，它与 环量面密度的关系，正如梯度与方向导数

18、之间的关系一样。这个矢量 我们称之为旋度.下面，我们给出旋度的定义，（3）旋度若在矢量场F中的一点M处存在这样的一个矢量R,矢量场F 在点M处沿其方向的环量面密度为最大，这个最大的数值，正好就 是IRI ,则称矢量R为矢量场F在点M处的旋度（rotation, curl）,记作V 阳 rotF ,即V VrotF R简言之，旋度矢量在数值和方向上标出了最大的环量面密度。（4）旋度的性质（1）旋度与坐标系的选取无关，只取决于场的分布;（2）旋度矢量在任一方向上的投影，就等于该方向上的环量面密度,V即有rotnFV VV V?IFdIn n rotF Iim -lS 0 S 、V例子1:在磁场H中

19、，旋度rotH是在给定处，它的方向乃是最大电流 密度的方向，其模即为最大电流密度的数值，而且它在任一方向上的 投影，就给出该方向上的电流密度。在电学上称 rotH7为电流密度矢例子2:在流速场V中，旋度rov是在给定处，它的方向是最大环流密而且它在任一方向上的投度的方向，其模即为最大环流密度的数值, 影，就给出该方向上的环流密度。(3) 在直角坐标系中V rotf例题：V V1XyZ(ZX)ey设一刚体绕过原点0的某个轴I转动，V2 j3V，则刚体上的每一点处都具有线速度一个线速度场。由运动学知道，矢径为V其角速度为V，从而构成XV yV Zk的点M的线速度为V VVV(2Z 3y)i ( 3

20、X z)j1y 2X)k ,求线速度IV的旋度。解：由速度场的雅可比(JaCOb)矩阵DVV2 2jV2 3k2v这说明，在刚体转动的线速度场中，任一点M的旋度，除去一个常数因子外：恰恰等于刚体转动的角速度(旋度因此得名)。 注，对于一个矢量f (x, y, Z) IfX fy kfz ,雅可比矩阵可以表示为fxXfx yfxZVfyDfyfyfyXyZfzfzfzXyZ其中对角元fxX-y，-之和为dIvf，其余八个正好是旋度的公式 y Z中所需要的。按照逆S顺序排列，每两个作为一组求和，其中后面的 偏导数前面加负号，并且按照V，V,k的顺序排列 四、几个重要定理1.牛顿一莱布尼兹定理VVb

21、V（b）（a）dla（由方向导数的公式ddlVo，得 dV VVdl ,从V到b取积分得到VVb(b)(a)adVdl)2 奥斯特罗格拉得斯基公式（或称高斯（GauSS） 公式，奥高公式）：?f dSf dVSV闭曲面S为V的表面，ds等于ds乘以外法线方向单位矢量。（在矢量场中任取体积V ,包围这个体积的闭合面为S ,用垂直于坐标轴的三组平行面把体积 V分割成许多无限小的六面体（分割足够、V细，可以看成六面体），由散度的定义divfV VV ? FdS f Iimq 可知,VS 0 VS通过每个六面体表面的通量是VfdV，在 S 所围VS一种是内部的面，它们但是对于这两六面体，此面的的体积V

22、中，小六面体的表面可以分成两种: 每个同时是相邻两个小六面体的表面， 法线方向应当是相反的，所以此面的通量对一个六面体来说是正的对 另一个就是负的，因而在求和时，所有内部的面上通量都互相抵消，另一种是外部的面，它们是面S的一部分，而且只是六面体的一个表 面，所以求和时只剩下这部分通量的和，由此可见，上式的右边就是 通过面S的通量即?F ds ,最后得到V VV?f dSf dV ）SV3. 斯托克斯（StOkeS）公式：V VVV? f dlf dSLS闭曲线L为S的边界。S方向与L成右手螺旋关系。（在矢量场X中，任取一个非闭合面S ,它的圆周界长度为I ,把S任意分割为无数多的面积元dSi，

23、ds的边界为Ii，绕行的方向与I的绕行V VV V ? F dl 方向相同，根据旋度的定义式 nenrotFIim- l ，S MSVVVVVV对于每个面积元矢量 A的线积分为?F dlendSrotF（rotF ）eedS，-liV VVV将此结果求和？Fdl （rotF ）endSs（rotF）VndS ,沿小面积元的边界取线积分时，内部沿每两个面积元的边线都计算了两次，而且积分的方向相反，在求和时这两部分互相抵消，结果只剩下外边与I重 合部分的积分值，因而得到蜒VdVFV dV ,于是最后得到i liIV VVV V?F dlF VdSFdS）enLSS4. 标量场本质上可以由该场的梯度

24、确定，矢量场本质上由该场的散度、旋度确定。五、微分算符（nabla，HamiItOn ,代尔）1.的性质（1） 算符性（约定被作用量放在算符的右侧）（2）矢量性（3）阶微分性（4） 直角坐标系下，一 ex ey ezXyZ2二次微商(1)（ ）0X证明:eye<y Z Z y=O逆定理：反之，在单连通区域，如果某一矢量f的旋度为零0),则矢量f可表示为某个标量的梯度，称为矢量场f的标量势。补：单连通区域的判定办法：对于区域内任意选取闭合回路，都能使 之在区域内连续收缩，若能收缩为区域内的一点，则该区域为单连通区域(1)无孔的三维空间一单连通(2)三维空间抽出Z轴一非单连通(3)三维空间挖

25、出一个球 一单连通(4)三维空间挖出一个球壳 一非连通，球内球外均为单连通，整体为非连通区域。(5) (2)中去掉包含Z轴的半个空间一单连通(6)除去包含闭合电路为边界所张成的面后的空间 一单连通(2):V fXfZ fy y Zfx y ZfZXfyZXfXy0记忆：VVff0O证明A 0 )，则矢量A可表为逆定理：如果某一矢量A的散度为零(另一矢量的旋度f称为矢量场A的矢量势(3)2 2 2(2 2 2 )XyZ2 V 2 v2J2f2fV2fy V2fz Vf 亍2 y22 ex2ZXyeyz Zez(4)(V f)V2 V(f) 2f证明：由VZ V (aVVVVVVVb) (V b)

26、a (G a)bV(VV b)(V V)Ib故ffff 2f3.乘积场的微商，算子具有矢量性和微分性) (18)VVV(f) f () f(.19)VVV(f)ff(.20) VVVVVV(fg)g (f)f(g)(.21)V VVVVVVVV(fg) (g )f f( g)(f)gg(f)(.22)VVVV VVVVVV(f g)f(g) (f )g CJ(f)(g)f(.23)只要把看成具有矢量运算和微分运算双重性质的量，从这两种 运算的特点考虑，即可得到上面这些式子。(.18)作为一个矢量，与标量 相乘，结果应是矢量，由于 又是微分算子，因而它对的乘积的作用()应得。(1.19)作为微分

27、算子，既要作用到 上，又要作用到f上，再 考虑到 的矢量性质，必须把点乘放在正确的位置上，不能有V() 而应得f( f)两项。（1.20）与上式道理相同，作为微分算子既要作用到上，又要 作用在f上，但叉乘号必须放到正确位置上，因而得VVff。（.21） V V根据 的微分性质，应分别作用到f， g上，可 形式上写为（VV） f V g g V g而且 还有矢量性 质，可通过矢量混合积的性质改写，使其分别直接作用到 f和g上。 由ViVVVVV有 f v V f v g V g第二项g V g不能写成（g f） g，因g要作用在g上。考虑到gV fV ggV gV ffg VfW g故得（V f

28、&)V(V f)V f (V)(.22)V (fg)fV Vgf V（微分性）由V VV GVVIg a g bV aIg V因而由矢量性得VVVVVVgggVffggf fg ff g f gf（f孑）v g v，因f只作用在f上同理，gfV gfV g gg fg f g fV g最后得V (f(V)(<gg )fVgf( V)g (f)g g( V)(.23)V fg gfVgg g fg g（由微分性）而由(Vgb)g G(C g)bIg V,(G b)a得a IgVg aG bVIgV a b G故fVg g fgffg fVVVVg g f g、 f(括号里面的量一个

29、一定在括号外，有一个一定在括号里面。其 脚标的量一定在括号内，不是脚标的量一定在括号外。f表示对V作 用，因此V一定在括号里面，因此有 f V ,然后根据三个矢量叉 乘进行运算分析即可。)同理 g v g g 孑 VVdfZV于是 (VB) V ( g) (V )g g ( V) (g )v六、特别提醒以上应用 的微分运算要严格按照要求，规范书写。作业：书后习题1、 2、 3、 4、 5、 6第二节-函数简介本节是为了格林函数做基础的，可视具体学时适当删减。一、电荷密度的 函数表示1、数学上的函数定义质点X 0处的函数定义为:V(X)0(v)dVV1积分区域V为包含X 0点的任意区域。可见，在

30、X 0点,(X)必为无穷大，否则不可能使包围X 0点的小区域内的积分为1。性质(1)选择性Vf(V)(V)dVf (0)， f (X)为原点V 0附近的连续函数。V为包含V 0在内的任意区域。(2)偶函数 (x)( x) (ax) (X) a更一般的函数应定义在V附近：(V V) 0 当V V时(V X)dV 1 当 V V 时V性质选择性f(X) (V V )dV f (V)f (V)为X点附近的连V续函数，V为包含V点在内的任意区域。2、电荷密度：通常电荷密度是与空间位置有关的有限连续函数。如果不是有限 连续的，例如点电荷(点电荷是体积很小 ，电荷密度很大的带电小球 的极限)，或分布在一表

31、面上或一曲线上的电荷，可用函数表示，因此我们可以用来表示 一个点电荷的电荷密度为(Xr) q (V V) 一组点电荷的电荷密度为(Xr)qi (V Xi)i 一个在原点处的电偶极子的电何密度为VVVVq的中心为坐标原(X) (P ) (X)(V)函数的导数是奇函数，以电偶极子Vl 一2V弓yvX点，两个点电荷 q分别处于X v 0 ,该体系的电荷密度为(r)q4 R2(rR)(r)r2drsin d d4；R2(r R)r2dr q(X)q (X 2)q (X2)q(V)q-(X) X -(V)y(X) zXyZV q(V)(V)(X)其中.)在曲I线坐标系中用函数表示电荷密度。例如，在球坐标

32、系中均与分布在半径为R的球壳上的电荷为q ,则电荷密度为V4在柱坐标系中均匀分布于半径为 b的圆柱面上每单位长度的电荷为，则电荷密度为(r)2 b (rb)(r)rdrd dz d2 b(r b)rdr、一个有用的公式V)，(其中 r.'(X X)2 (y y)2 (Z z)2由此得由库仑定律:4 0这个式子在V 0处是没有意义的，那么这个式子代表什么。原来一V V1V个封闭面的面积分r3 dS ( 1) dS是有意义的。右方等于4rr(如果积分面所包含的体积包含原点)；或等于零，(如果积分面所包 含的体积不包含原点)。将上式改写为1 2 1( )dV ( )dV rr如果体积包括原点

33、，右方等于 4 ;如果体积不包含原点，右方等于 零。因此可以用1V V(-)dV4 (X x)dVr由于其中所选的体积任意 则有V V4 (X X)这个式子的意义仅是原来的1 V(-)dS 4或O (视面所包含的体积是否包含原点)r这个式子是有实际用途的。IV证明：21r34 (V V)(此种证明并不严谨)rr V在r O即X V处，r3 O ,但在r O处其值是无穷大的，即它是r一个 函数。取以r O点为中心，半径r O的小球面，由高斯定理，v2V及球面元矢量dS r2sin d d & ,有VV V-TdVdS 4rS r由关于函数的定义，有4(V V )dV 4 (当 V 在 V

34、 内)，V由于所选体积任意,因此r2 1ZV VP- 4 (x X )。rr严谨证明：在球坐标系中，21丄r2 (1) 0, r 0。r r rr r在r O点，-奇异，上式不成立。因此2I是这样一个函数，它rr在r O处的值为零，只有在r O点上可能不为零。我们采用极限的方法来求此积分2 1 dV Iim21 I dVra 022 2(r a )2Iim d2 r1 dr a 00 r rr ( 22)2(r a ) 2 23a rIim d dra 0 2 2、2(r a )作积分变数变换r a ,可见上式极限存在I 2d 32 dV 12 0543 Io 4r ( 2 1)2( 2 1)

35、'其中利用tan代换，积分区间为0。2因此证明了 214(VV)。r三、函数一些其他性质引入函数的导数 (X)，f (x) (X x0)dx df(x)dx f (x0)这个式子和 (X)0定义了 (X)。函数显然满足了 (X)( X)由此得(X)( x)函数与函数，满足下面的式子f(x) (X x) f(x) (X X)X (x)0(x)(X XS)(其中 XS为(X)的根),S(XS)此外又有(ax)(x)a,(x2 a2) (X a) (X a) 2 aH (x2)(X)f(x)而积分的结果上面式子的证明，只消讨论双方乘上一任意函数第三节张量代数与张量分析一、二阶张量标量场，可以

36、用一个数描述，30V3矢量场FFeV ,可以用三个数描述，31i 1二阶张量可以写为TTijee ( i, j 1,2,3 ) , 32ij从上面公式可以看出，张量是具有九个分量的物理量。张量T 的九个分量写为TIT12T13T21T22T 23T31 T32 T33当这九个分量在坐标系转动下按照Tij aikajJk 1变化时，由它们组 成的物理量就称为张量。若Tij Tji，称为对称张量，对称张量只有六 个独立分量。若Tij Tji称为反对称张量，反对称张量只有三个独立分 量。1.并矢两个矢量A和B并列放在一起，它们之间不做任何运算，称为并 矢。A和B的并矢记为AB。它是二阶张量的一个特例，它有九个分 量若直角坐标系的单位基矢为V, ,则并矢AB可以写为VVV VVVV VAB A B1 e e A B2 2 A1B3