二维泊松方程非均匀网格上的高精度紧致差分格式
二维有限差分矩阵-概述说明以及解释
二维有限差分矩阵-概述说明以及解释1.引言1.1 概述引言部分会总体介绍本文将要讨论的主题——二维有限差分矩阵。
本文将首先简要概述二维有限差分方法的基本原理和应用领域，然后详细介绍二维有限差分矩阵的构建方法。
通过本文的阐述，读者将了解到二维有限差分矩阵在数值计算、物理仿真、图像处理等领域的广泛应用，并获得一定的实践指导和理论支持。
二维有限差分方法是一种常用的数值计算技术，广泛应用于解决二维偏微分方程及相关问题。
通过将连续问题离散化为离散点之间的差分，可以利用计算机进行高效且准确的计算。
而二维有限差分矩阵则是二维有限差分方法中的关键组成部分，用于描述问题的离散化形式。
本文着重介绍二维有限差分矩阵的构建方法。
首先，将介绍二维有限差分方法的基本原理，包括空间离散化和时间离散化。
然后，将详细介绍如何根据实际问题的边界条件和离散化精度构建二维有限差分矩阵。
通过合理选择差分格式和边界条件，可以得到满足精度要求的二维有限差分矩阵。
需要注意的是，二维有限差分方法和二维有限差分矩阵的适用范围广泛，不仅仅局限于数值计算领域。
它还可以应用于物理仿真领域，如电磁场模拟和流体动力学分析；以及图像处理领域，如边缘检测和图像恢复等。
通过本文的学习，读者将能够掌握二维有限差分方法的基本原理，了解二维有限差分矩阵的构建方法，并在实际应用中灵活运用。
1.2 文章结构本文共分为引言、正文和结论三个部分。
在引言部分，首先对二维有限差分方法做了一个概述，介绍了其在科学计算和工程领域中的重要性和广泛应用。
接着对文章的结构进行了说明，明确了各个部分的内容和安排。
最后，明确了本文的目的，即探讨二维有限差分矩阵的构建方法。
正文部分主要包括两个部分：二维有限差分方法简介和二维有限差分矩阵的构建。
在第2.1节中，我们将对二维有限差分方法进行简要介绍，包括其基本原理和步骤。
我们将详细解释如何将连续的偏微分方程转化为离散的代数方程，并介绍如何选择合适的差分格式和网格划分方法。
定常对流扩散反应方程非均匀网格上高精度紧致差分格式
定常对流扩散反应方程非均匀网格上高精度紧致差分格式田芳;田振夫
【期刊名称】《工程数学学报》
【年(卷),期】2009(026)002
【摘要】本文构造了非均匀网格上求解定常对流扩散反应方程的高精度紧致差分格式.我们首先基于非均匀网格上函数的泰勒级数展开,给出了一阶导数和二阶导数的高阶近似表达式;然后将模型方程变形,借助于对流扩散方程高精度紧致格式构造的方法,结合原模型方程,得到定常对流扩散反应方程的高精度紧致差分格式;最后给出的数值算例验证了本文格式高精度和高分辨率的优点.
【总页数】7页(P219-225)
【作者】田芳;田振夫
【作者单位】宁夏大学数学计算机学院,银川,750021;复旦大学数学科学学院,上海,200433
【正文语种】中文
【中图分类】O241.82
【相关文献】
1.一维非定常对流扩散方程非均匀网格上的高精度紧致差分格式 [J], 黄雪芳;郭锐;葛永斌
2.一维定常对流扩散方程非均匀网格上的高阶紧致差分格式 [J], 薛文强;兰斌;葛永斌
3.一维非定常对流扩散反应方程的高精度紧致差分格式 [J], 杨晓佳;田芳
4.一维定常对流扩散反应方程的高精度紧致差分格式 [J], 祁应楠;武莉莉
5.一维非定常对流扩散方程非均匀网格上的高阶紧致差分格式 [J], 赵飞;陈建华;葛永斌
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poisson方程三维有限差分格式
poisson方程三维有限差分格式三维Poisson方程有限差分格式主要应用于求解三维空间中的Poisson方程。
与二维情况类似，我们需要将三维空间划分为网格，然后对网格节点上的函数值进行差分。
以下是一个基本的三维有限差分格式求解过程：1. 网格划分：首先对三维求解区域进行网格划分。
网格划分的方向可以采用均匀网格或非均匀网格，取决于问题的特性。
通常，在边界附近的网格节点密度会较大，以更好地捕捉边界附近的梯度变化。
2. 建立差分方程：根据五点差分格式，我们可以得到三维Poisson方程的差分形式。
在x、y、z方向上，分别对函数u(x, y, z)进行差分，得到如下形式的差分方程：u(x+h, y, z) - u(x-h, y, z) / (2h) = λ* (u(x, y+h, z) - u(x, y-h, z)) / (2h) u(x, y+h, z) - u(x, y-h, z) / (2h) = λ* (u(x, y, z+h) - u(x, y, z-h)) / (2h) u(x, y, z+h) - u(x, y, z-h) / (2h) = λ* (u(x+h, y, z) - u(x-h, y, z)) / (2h)其中，h为网格步长，λ为比例系数，可根据边界条件和初始条件进行调整。
3. 迭代求解：将差分方程组转化为矩阵形式，然后采用迭代方法（如Gauss-Seidel迭代法）求解。
对于每个网格节点，迭代更新u(x, y, z)的值，直到达到预设的迭代次数或满足收敛条件。
4. 后处理：在求解过程中，可以采用一些后处理方法来提高解的质量，如欠松弛技术、人工粘性层等。
5. 验证与分析：将求解得到的结果与理论解析解或实验数据进行比较，分析数值解的准确性和稳定性。
需要注意的是，在实际应用中，根据问题的具体情况，可能需要对上述求解过程进行相应的调整，如采用非均匀网格、多重网格技术、自适应步长等方法。
二维有限差分法
二维有限差分法
二维有限差分法是一种用于求解二维偏微分方程的数值解法。
它将待求解区域分割成有限个网格点，并利用差分近似方法将偏微分方程转化为代数方程组，然后通过迭代求解这个方程组来获得数值解。
具体来说，二维有限差分法将二维区域 $\Omega$ 划分成
$M$ 个横向离散点和 $N$ 个纵向离散点，得到一个 $M \times N$ 的网格。
偏微分方程在网格上被离散化为一组代数方程，其中每个网格点的解被近似表示为该点以及周围点的函数值。
在二维有限差分法中，常用的差分格式包括中心差分、向前差分和向后差分等。
通过差分近似，偏微分方程中的导数被转化为差分系数的线性组合。
然后，可以得到一个线性方程组，其中每个网格点的系数由该点周围网格点的差分系数决定。
解这个线性方程组可以使用迭代方法，如Jacobi迭代、Gauss-Seidel迭代或SOR（逐次超松弛法）迭代等。
迭代过程一般需要设定迭代停止条件，比如迭代次数的上限、残差的收敛精度等。
通过二维有限差分法，可以求解各种边界条件下的二维偏微分方程，比如泊松方程、热传导方程、扩散方程等。
它是一种经典且简单实用的数值方法，广泛应用于科学计算和工程领域。
二维波动方程的高精度交替方向隐式方法
二维波动方程的高精度交替方向隐式方法二维波动方程是一种常见的偏微分方程，用于描述二维空间中的波动现象。
在数值求解二维波动方程时，高精度交替方向隐式方法是一种常用的数值方法。
这种方法在时间和空间方向上交替进行计算，通过隐式格式来增加算法的稳定性和精度。
本文将详细介绍二维波动方程的高精度交替方向隐式方法。
首先，我们来定义二维波动方程的数学模型。
假设二维波动方程的解为u(x,y,t)，那么数学模型可以表示为：∂²u/∂t²=c²(∂²u/∂x²+∂²u/∂y²)其中，c表示波速，x,y表示空间坐标，t表示时间。
根据数学模型，我们可以推导出算法的差分格式。
对时间求二阶导数，我们可以使用中心差分公式，得到：(∂²u/∂t²)_(i,j)≈[u(i,j,t+Δt)-2u(i,j,t)+u(i,j,t-Δt)]/Δt²对空间求二阶导数，我们可以使用中心差分公式，得到：(∂²u/∂x²)_(i,j)≈[u(i+1,j,t)-2u(i,j,t)+u(i-1,j,t)]/Δx²(∂²u/∂y²)_(i,j)≈[u(i,j+1,t)-2u(i,j,t)+u(i,j-1,t)]/Δy²将上述差分格式代入数学模型中，得到：[u(i,j,t+Δt)-2u(i,j,t)+u(i,j,t-Δt)]/Δt²=c²{[u(i+1,j,t)-2u(i,j,t)+u(i-1,j,t)]/Δx²+[u(i,j+1,t)-2u(i,j,t)+u(i,j-1,t)]/Δy²}对于高精度交替方向隐式方法，时间和空间的差分方程交替进行迭代，以提高算法的稳定性和精度。
首先，我们可以使用空间差分方程来迭代时间。
时间t的取值范围为[0,T]，每个时间步长为Δt。
五点差分格式求解poisson方程
五点差分格式求解poisson方程Poisson方程是数学物理中的一个重要方程，广泛应用于电场、热传导、流体力学等领域。
求解Poisson方程的方法有很多，其中五点差分格式是一种常用的数值求解方法。
五点差分格式是一种离散化的方法，将Poisson方程中的二阶导数用差分近似表示。
具体来说，我们将求解区域划分为网格，每个网格点上的解值用一个未知数表示。
然后，根据Poisson方程的离散形式，我们可以得到一个线性方程组，通过求解这个方程组，即可得到Poisson方程的数值解。
在五点差分格式中，我们使用中心差分来近似二阶导数。
对于一个二维的求解区域，我们可以将其划分为若干个网格点，每个网格点的坐标为(i,j)，其中i表示横向的网格编号，j表示纵向的网格编号。
假设网格的步长为h，则(i,j)点的解值为u(i,j)。
根据中心差分的定义，我们可以得到(i,j)点的二阶导数近似为：(u(i+1,j) - 2u(i,j) + u(i-1,j))/h^2 + (u(i,j+1) - 2u(i,j) + u(i,j-1))/h^2将上述近似代入Poisson方程中，我们可以得到：(u(i+1,j) + u(i-1,j) + u(i,j+1) + u(i,j-1) - 4u(i,j))/h^2 = f(i,j)其中f(i,j)为Poisson方程中的源项。
根据上述离散形式，我们可以得到每个网格点上的线性方程，将所有的线性方程组合起来，即可得到一个大的线性方程组。
通过求解这个线性方程组，我们可以得到Poisson方程的数值解。
在实际求解中，我们可以使用迭代法来求解这个线性方程组。
常用的迭代方法有Jacobi迭代法、Gauss-Seidel迭代法等。
这些迭代方法的基本思想是通过不断迭代更新未知数的值，直到收敛为止。
除了迭代法，我们还可以使用直接法来求解线性方程组。
常用的直接法有LU分解法、Cholesky分解法等。
这些直接法的基本思想是通过将线性方程组转化为一个上三角矩阵和一个下三角矩阵的乘积，从而求解出未知数的值。
一类二维稳态对流——扩散方程的有限差分法
一类二维稳态对流——扩散方程的有限差分法一维稳态扩散方程描述了物质在一维空间中的扩散行为。
然而，在某些情况下，我们需要研究物质在二维平面中的扩散行为，例如热传导、流体传输等。
本文将介绍一类二维稳态对流-扩散方程的有限差分法。
二维稳态对流-扩散方程可以写作：∇·(D∇u) + ∇·(cu) + fu = 0 —— (1)其中，D是扩散系数，c是速度场，u是待求解的物理量，f是源项。
在这个方程中，第一项表示物质的扩散项，第二项表示对流项，第三项表示源项。
我们需要求解方程(1)，找到u的分布。
为了应用有限差分法来求解二维稳态对流-扩散方程，需要将二维空间离散化为一个网格。
假设我们将x方向离散为Nx个等距的节点，y方向离散为Ny个等距的节点，那么我们可以得到一个(Nx+1)×(Ny+1)的网格。
我们在网格节点上定义未知量u，然后将方程(1)对节点处的u进行离散化。
首先，我们对方程(1)的扩散项进行离散化。
我们使用五点差分格式来近似二维Laplace算符∇·(D∇u)。
对于网格节点(x,y)，我们可以得到以下差分格式：(Dij(xi+1,yj)ui+1,j + Dij(xi-1,yj)ui-1,j +Dij(xi,yj+1)ui,j+1 + Dij(xi,yj-1)ui,j-1 -4Dij(xi,yj)ui,j) / ∆x^2 + (Dij(xi,yj)ui,j) / ∆y^2其中，∆x和∆y是网格步长，Dij是扩散系数。
接下来，我们对方程(1)的对流项进行离散化。
我们使用中心差分格式来近似二维梯度算符∇·(cu)。
对于网格节点(x,y)，我们可以得到以下差分格式：(cxi+1/2,yj(ui+1,j - ui,j)) / ∆x + (cxi-1/2,yj(ui,j - ui-1,j)) / ∆x + (cyi,j+1/2(ui,j+1 - ui,j)) / ∆y + (cyi,j-1/2(ui,j - ui,j-1)) / ∆y其中，cxi+1/2,yj、cxi-1/2,yj、cyi,j+1/2和cyi,j-1/2是速度场在节点(x,y)处的中心点处的x和y分量。
方程utt-uxx-uxxtt=f(u)的紧致差分格式
方程utt-uxx-uxxtt=f(u)的紧致差分格式紧致差分格式是一种在数值计算中比较常用的方法，用于解决求解常微分方程的问题。
本文将讨论如何使用紧致差分格式来求解ut-uxx-uxxtt=f(u)的常微分方程。
首先，我们来看看ut-uxx-uxxtt=f(u)的常微分方程的几何意义。
这个方程的左边表示的是一个变量u的二阶时间导数，其中u的二阶空间导数也参与其中。
右边的f(u)表示的是一个函数，我们可以认为它是外部的一个影响因素。
接下来，我们要使用紧致差分格式来求解ut-uxx-uxxtt=f(u)的常微分方程。
首先，我们将方程进行分析，可以得出：$$u_{tt}-u_{xx}-u_{xxtt}=f(u)$$可以将上述方程分解为：$$u_{tt}-u_{xx}=g(u)$$$$g(u)=-u_{xxtt}+f(u)$$此时，我们可以使用紧致差分格式来求解上述方程，即：$$\frac{u_{i,j+1}-2u_{i,j}+u_{i,j-1}}{\Delta x^2}-\frac{u_{i+1,j}-2u_{i,j}+u_{i-1,j}}{\Deltax^2}=g(u_{i,j})$$其中，$u_{i,j}$表示的是时间和空间上的网格点的u值，$\Delta x$表示的是网格的间距，$g(u_{i,j})$表示的是外部影响因素f(u)在网格点$u_{i,j}$上的值。
最后，我们可以使用上述紧致差分格式来求解ut-uxx-uxxtt=f(u)的常微分方程，其中$u_{i,j}$表示时间和空间上的网格点的u值，$\Delta x$表示的是网格的间距，$g(u_{i,j})$表示的是外部影响因素f(u)在网格点$u_{i,j}$上的值。
使用紧致差分格式，可以很容易地求解出ut-uxx-uxxtt=f(u)的常微分方程的解。
总的来说，紧致差分格式是一种比较常用的数值计算方法，可以用来求解ut-uxx-uxxtt=f(u)的常微分方程。
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１ 高 精度 紧致 差 分 格 式
将求 解 区域［ 。ｎ ］ Ｅ ，ｂ］ 别 剖分 为 Ｎ ａ ， 和 ｂ ，２ 分
和 Ｍ 个 子 区间
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其 中 ｒ “为截 断误 差 ， 可表 示为
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那 么式 （ ） 以写 为 如下 的近似形 式 １可
（ 一 一 ） ｆ ＋ Ｔ， ’ ｊ ｉ ｊ一 。 ， ， （ ） ８
第２ ６卷 第 ２期
２１ ０ ２年 ３月
甘 肃 联 合 大 学 学报 （ 自然 科 学 版 ）
Ｊ ｕ ｎ ｌｏ ｎ ｕＬｉｎ ｅＵｎｖ ｒ ｉ （ ｔｒ ｌ ｃｅ ｃｓ ｏ ｒ ａ ｆ Ｇａ ｓ ａ ｈ ｉｅ ｓｔ Ｎａｕ ａ Ｓ ｉｎ ｅ ） ｙ
Ｖｏ ． ６ Ｎｏ ２ １２ ．
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（ １ １ ）
为 了得 到更 高 阶精 度 的 离散 格 式 ， 面 对 截 下
等 生 ｕ ａ 一２ ｕ ：一 ． １ ａ （ ） 。 、 筹 一 等 ＋（ ５ （２ ０ ） ） ．
Ｍ ａｒ ２Ｏ１ ． ２
文章 编 号 ：１ ７ —９Ｘ（０ ２ ０ —０ ００ ６ ２６ １ ２ １ ） ２０ １—４
二 维 泊松 方程 非 均 匀 网格 上 的 高精 度 紧致 差 分格 式
郭 锐 ， 雪 芳 ， 黄 葛永 斌
（ 宁夏 大 学 数 学 计 算 机 学 院 ， 宁夏 银 川 ７ ０ ２ ） ５０ １ 摘 要 ： 出 了数 值 求 解 二 维 泊 松 方 程 基 于 非 均 匀 网 格 的 高 阶 紧 致 差 分 格式 ， 过 选 取 合 适 的 网格 分 布参 数 求 提 通
ｈ 一 （ ２ 口 ） Ｎ ， ６： — Ｈ 一 ＾ 口 一 １／ Ｘ ， ，一 Ｘ＋ — ｚｆ ｉ ｌ 一 ， ０≤ ｉ Ｎ ； ≤ ｈ 一 （ ｚ ６ ） Ｍ ， ６： Ｙ 一 Ｙ一 ｂ 一 １／ ｙ Ｊ１一 ｑ ＾ ，
稳定 性和 计算 结果 的精 度性 ， 又可 以节 省计算 量 ．
使均 匀 网格 格式 的计 算 精度 受 到 很 大影 响． 比较 合理 的做 法 是在 大梯度 或边 界层 区域 内多分 布些 计 算 节点 ， 在小 梯 度 或 物理 层 变 化 比较 平 缓 的 而 区域 内少 分 布计 算 节 点 ， 这样 既 可 以兼顾 算 法 的
并 且 定 义
Ｈ 一 （一口，ｚ （一ａ， ｚ 壶 ３） 一壶 ３） Ｋ ｙ
类似地 ， 在点 （一１Ｊ 处进 行泰 勒展 开 为 ，）
Ｈ 一 一ａｙＫ 一１３ 一口 。 南 （ ２） ， 面 ３）・ ｘＩ ｓ （ ｎ
如果 将 ． 去掉 ， 便可 以得 到二 维泊 松方 程在非 均 匀 网格上 的 中心差分 （ Ｄ ） Ｃ Ｓ 格式
因此 ， 发展 非 均匀 网格 上 的 高精 度 紧 致格 式 就 具
Ｙ ／＝ 蚺 １ Ｙ — ｑ ｈ １≤ Ｊ≤ Ｍ ． 一 ｊ ， ， ｙ ．
为 简化格式 形式 ， 一步做 定 义 ， 和 ｇ ａ ： 进 ：
ｍ ，
有重要 的 理论 意义 和 实 际 应用 价 值 ． 献 ［ Ｏ 利 文 １３
Ｈ ～ 一 Ｋ 罴
瓣 ４ 一Ｈ ３０ 一Ｋ 一
（ ＋ Ｈｚ
处展 开 ， 可得 Ｙ方 向上 的二 阶 中心差 分 算子
一
Ｈ Ｋ Ｈ Ｋ ＋ ｚ ｚ 。 等一 等＋ 等＋
０（ 一 ５ 一 ａ ） ａ（ ）＋ ０（ 一 ５ 一 ） ． ａ（ ）
等 院 校 青 年 教 师 基 金 （２ １ ５ ． １ １０ ）
作 者 简 介 ： 锐 （９ ６） 女 ． 夏 青 铜 峡 人 。 夏 大 学 在 读 硕 士 ， 郭 １ ８一 ， 宁 宁 主要 从 事 偏 微 分 方 程 数 值 解 法 和 计 算 流 体 力 学 研
究．
第 ２期
郭 锐 等 ： 维 泊松 方 程 非 均 匀 网格 上 的 高精 度 紧致 差 分 格 式 二
目前 已有 的高精 度精致 格式几 乎 都是在 均 匀
网格 上提 出 的． 实 际问题计 算 中 ， 常遇 到待 求 在 经
物理 量如 浓度 、 度 等 急 剧 变化 或 空 间 分 布不 均 温
匀、 大梯 度 问 题 、 界层 问题 或者 局 部 奇性 问题 ， 边
ｂ ｌ＝ Ｙｏ， ｙｌ， ， ， Ｍ ｌ ｙＭ ＝ ｂ ． ｙ２ … — ， ２
解 具 有 边 界 层 的 数 值 算 例 ， 间 可 以达 到 四 阶精 度 ． 与 均 匀 网 格 上 的计 算 结 果 进 行 比 较 ， 分 验 证 了 本 文 非 空 并 充 均 匀 网格 高 精 度 紧 致 格 式 的精 确 性 和优 越 性 ． 关 键 词 ： 松 方 程 ； 均 匀 网格 ； 致 差 分 格 式 ； 精 度 ； 界层 泊 非 紧 高 边
和 可靠性 ． 为此 ， 虑如下 二 维泊 松方程 考
一
３ 磐 （ 磐 一 一， ，， ａ ｘ ０ 、 ’ ） “ ’
、 （ １ ）
其 中 ， ， Ｅ Ｅ 。（ ］ ６ ，。 ， 定 未知 函数 ｚ ｙ ａ ，２ ×［ ６］ 假 ２
（ ） ｚ， 和源项 ｆ ｘ ） （ ， 是求 解 区域上 变 量 Ｘ和 Ｙ
中 图 分 类 号 ： ７ ． Ｏ１ ５ ２ 文献标识码 ： Ａ
Ｏ 引 言
在偏 微 分 方程 的 格式 由于精 度 高并 且 具 有 小 的 离散 子 域 、 定 稳 性 好 、 界 条 件容 易 处 理 等 特点 越 来 越 受 到人 们 边 的重视 ． 已经发 展 了针 对泊 松 方程Ｌ 、 流扩 散 ｌ 对 ］ 方 程Ｌ 以及 涡 量一 函数 变量 Ｎ ｖ ｒＳｏ ｅ ４ ］ 流 ａ ｉ — ｔｋ ｓ方 ｅ
，
１
＋ ＡＨ ， ｌ ｌ ， 什ｌ＋
Ｙ ＋ ｓ（ ， Ｊ ｉ 一 ｎ ）
其 中 Ｎ 和 Ｍ 分 别是对 Ｘ， Ｙ区间剖 分后 的子 区间
的个 数． ， 称 作 伸缩 变换 系数 ， 来 调 节 网格 用
Ｆ ＝ Ｅ ＋ Ｈ ＋Ｋ１ ＋ Ｈ２ ＋Ｋ２ ／， ｌ ｇ３ ，． ．
代人 各类 差分 算 子 的 定 义 ， （ ７ 可 进 一 步整 理 式 １）
成 九点格 式 ， 写为
Ａｉ ｛ ， ， 』 Ｊ＋ Ａ汁 ， 斗１ １ ． Ａ ｆ ＋ ＋ ， 什ｌ ， ｌ
致 差分 格 式 ， 并通 过 数 值 实验 验 证 格 式 的精 确 性
收 稿 日期 ： Ｏ １ １ － ０ ２ ｌ － ２２ ．
基金项 目： 国家 自然 科学 基金 资 助 项 目（ １６ ０ ５ ； 育 部 科 学 技 术 研 究 重 点 项 目（ １２ ９ ； 英 东 教 育 基 金 会 高 １０１２）教 ２０ ３ ） 霍
ａｖ ． ’
（ ５ 、１ Ｖ）
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用 式 （２ ～ （ ５ 代 替 式 （ ） 的三 阶和 四阶导 数 １） １） ９中
项 ， 整 理 得 并
一
笺 （ ） 一 （ Ｉ 磊 ） ． 等 ＋（一ｘ ） （ ０ ５ ） ６ ａ （ ． ）
类似 地 ， 将 （ ） ， 在点 （， ＋ １ 和 （ ，一 １ Ｊ ） Ｊ ）
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爰 ［ ＋ 卜］ 斗 一 ・ ｔ・ ｔ Ｊ
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ａ 一．ｖ ｏ， … 等一丽ａ （ ． ｚｚＯ １ ０ ｘ ２ ４ ｆ ￣一 ２ ４ ）
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则 式 （ ） 进一 步写 为 ４可
＝ ． 厂
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，
题在 一０和 ＝１ 分别 有一 个边 界层 ． 处
我们 采用 如下 变 换 函数 剖 分 求 解 区域 ［ ， ］ Ｏ １ ×［ ，］ Ｏ１ ，
ｉ ． ． ． ， 、 ２
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十 ｍ Ｊ Ｉ ，
Ａ ｌ １ 汁１ ， 什
用差分 方 程 和微 分 方 程 的相 容性 ， 到 了二 维 拉 得
ｂ ＝钆 ｑ ｑ ｇ —ｑ —ｑ Ｌ代 表 ｚ 或 Ｙ Ｌ － ｍ， Ｌ ， － Ｌ 儿， ．
当且 仅 当 ｑ 一ｑ 见一 １时 ， 网格 剖 分 为 均 匀 剖分 ． 如图 １ 所示 ．
普拉 斯 方 程 和 泊 松方 程 在 非 均匀 网格 上 的 ３ ４ ～ 阶精 度 的紧 致差 分格 式． 计算 结果 显示 ， 采用 合 理 的非 均匀 网格分 布 ， 以得 到较 均 匀 网格更 为 精 可 确 的计 算 结 果．
度 紧致 （ Ｃ 格 式可 以写 为 ＨＯ ） ［ 一 一 一 Ｈ 一 Ｋ， 一
ｌ ２
甘 肃 联 合 大 学 学报 （ 自然 科 学版 ）
第２ ６卷
（ ｚ十 Ｋ ； ｆ Ｈ ｚ ） ＿ ． Ｊ
，， Ｊ
（ ７ １）
其中，
问题 ２ （ ：
） 一
， 问 该
理成 五点形 式 ， 为
将式 （ ） （ ） ２ 和 ３ 两边 分别 同时乘 以 和 血后 相 加