有限差商法
1. 什麼是有限差分，怎麼進行分析
有限差分法(FDM)的起源,討論其在靜電場求解中的應用.以鋁電解槽物理模型為例,採用FDM對其場域進行離散,使用MATLAB和C求解了各節點的電位.由此,繪制了整個場域的等位線和電場強度矢量分布.同時,討論了加速收斂因子對超鬆弛迭代演算法迭代速度的影響,以及具有正弦邊界條件下的電場分布.
有限差分法
有限差分方法(FDM)是計算機數值模擬最早採用的方法，至今仍被廣泛運用。
該方法將求解域劃分為差分網格，用有限個網格節點代替連續的求解域。有限差分法以Taylor級數展開等方法，把控制方程中的導數用網格節點上的函數值的差商代替進行離散，從而建立以網格節點上的值為未知數的代數方程組。該方法是一種直接將微分問題變為代數問題的近似數值解法，數學概念直觀，表達簡單，是發展較早且比較成熟的數值方法。
分類
對於有限差分格式，從格式的精度來劃分，有一階格式、二階格式和高階格式。從差分的空間形式來考慮，可分為中心格式和逆風格式。考慮時間因子的影響，差分格式還可以分為顯格式、隱格式、顯隱交替格式等。目前常見的差分格式，主要是上述幾種形式的組合，不同的組合構成不同的差分格式。差分方法主要適用於有結構網格，網格的步長一般根據實際地形的情況和柯朗穩定條件來決定。
構造差分的方法
構造差分的方法有多種形式，目前主要採用的是泰勒級數展開方法。其基本的差分表達式主要有三種形式：一階向前差分、一階向後差分、一階中心差分和二階中心差分等，其中前兩種格式為一階計算精度，後兩種格式為二階計算精度。通過對時間和空間這幾種不同差分格式的組合，可以組合成不同的差分計算格式
時域有限差分法在GIS局部放電檢測中的應用
1 前言
GIS由於其佔地面積小以及高度的可靠性被廣泛應用，但也有因為固定微粒、自由微粒以及絕緣子內部缺陷而發生的絕緣故障。一般發生絕緣故障都伴隨有局部放電發生，因而局部放電檢測是診斷電力設備絕緣狀況的有效方法之一。超高頻局部放電檢測方法因為具有強的抗干擾能力和故障點定位能力而受到製造廠家和研究部門的普遍關注，並且已有部分產品應用於現場。超高頻局部放電檢測方法一般直接檢測出局部放電脈沖的時域信號或者頻譜信號，因為不同的研究者所研製的檢測用感測器的帶寬和檢測系統(內部感測器法和外部感測器法)不同，以及感測器和局部放電源的相對位置對檢測結果的影響，檢測所得結果存在較大差異，缺乏可比性，因此有必要對局部放電信號的傳播規律進行研究。
時域有限差分(Finite-Difference Time-Domain)法最早是由KaneS.Yee在1966年提出的，是一種很有效的電磁場的數值計算方法，不需要用到位函數，是一種在時間域中求解的數值計算方法。這種方法被應用於天線技術、微波器件、RCS計算等方面。
本文藉助時域有限差分法對252KV GIS內部局部放電所激發的電磁波傳播進行模擬，並用外部感測器超高頻局部放電檢測方法在實驗室對252kV GIS固定高壓導體上的固定微粒局部放電信號進行實測，模擬結果和實驗結果基本一致，為超高頻局部放電檢測結果提供了有效的理論依據。
2 時域有限差分法
時域有限差分法是一種在時域中求解的數值計算方法，求解電磁場問題的FDTD方法是基於在時間和空間域中對Maxwell旋度方程的有限差分離散化一以具有兩階精度的中心有限差分格式來近似地代替原來微分形式的方程。FDTD方法模擬空間電磁性質的參數是按空間網格給出的，只需給定相應空間點的媒質參數，就可模擬復雜的電磁結構。時域有限差分法是在適當的邊界和初始條件下解有限差分方程，使電磁波的時域特性直接反映出來，直接給出非常豐富的電磁場問題的時域信息，用清晰的圖像描述復雜的物理過程。網格剖分是FDTD方法的關鍵問題，Yee提出採用在空間和時間都差半個步長的網格結構，通過類似蛙步跳躍式的步驟用前一時刻的磁、電場值得到當前時刻的電、磁場值，並在每一時刻上將此過程算遍整個空間，於是可得到整個空間域中隨時間變化的電、磁場值的解。這些隨時間變化的電、磁場值是再用Fourier變換後變到相應頻域中的解。
在各向同性媒質中，Maxwell方程中的兩個旋度方程具有以下形式(式(1)~(2))。
式中，ε為媒質的介電常數；μ為媒質的磁導率；σ為媒質的電導率；σ*為媒質的等效磁阻率，它們都是空間和時間變數的函數。
在直角坐標系中，矢量式(1)～(2)可以展開成以下六個標量式。
為了用差分離散的代數式恰當地描述電磁場在空間的傳播特性，Yee提出了Yee Cell結構，在這種結構中，每一磁場分量總有四個電場分量環繞，同樣每一電場分量總有四個磁場分量環繞，Yee對和分量在網格單位上的分布情況如圖1所示。為達到精度，Yee計算和時在時間上錯開半個步長，用中心差商展開偏微分方程組，得到x軸方向電場和磁場FDTD迭代公式(式(9)~(10))，Y軸和z軸迭代公式與x軸迭代公式成對稱形式(略)。
FDTD方法是Maxwell方程的一種近似求解方法，為了保證計算結果的可靠性，必須考慮差分離散所引起的演算法穩定性和數值色散問題，時間步長和空間步長應滿足(11)~(12)條件。
其中，δ=min(△x，△y，△z)；υmax為電磁波在媒質中傳播的最大相速；λmin為電磁波在媒質中的最小波長值。
式中△x，△y和△z分別是在x，y和z坐標方向的空間步長，△t是時間步長，ij和k和n是整數。
3 GIS局部放電電磁模擬和超高頻檢測
SF6氣體絕緣的GIS中局部放電的脈沖持續時間極短，其波頭時間僅幾個ns。為了簡化分析，將局部放電電流看成對稱脈沖，一般用如下的Gaussian形狀的脈沖模型來表示，根據式13和文獻6本文模擬用局部放電源高斯脈沖的峰值電流取30mA，脈沖寬度取5ns，波形如圖2所示。
GIS局部放電信號頻帶較寬，用於接收信號的感測器(天線)應該滿足檢測要求，本文採用超寬頻(300MHz~3000MHz)自補結構的雙臂平面等角螺旋天線，天線結構如圖3所示。
該天線在一定頻率范圍內可以近似認為具有非頻變天線的特性，因為GIS局放信號的頻率是在一個范圍內變化，對於不同頻率的GIS局放信號，該天線的阻抗不隨頻率變化，可方便實現天線和傳輸線的阻抗匹配，避免波形畸變。用HP8753D網路分析儀對天線的駐波比進行測試，結果在300MHz~3000MHz的頻率范圍內駐波比小於2.0，根據電磁理論當駐波比小於2.0時可以不考慮駐波的影響，表明該平面等角螺旋天線在設計頻率具有良好的頻響特性，所測結果可靠。
超高頻法把GIS看作同軸波導(如圖4所示)，局部放電產生的短脈沖沿軸向傳播，感測器作為接收天線，接收局部放電所激發的電磁波。
本文針對252KV GIS內高壓導體上φ0.05×lcm固定突起發生局部放電進行模擬，GIS內部高壓導體外直徑為10.2cm，外殼內直徑為29.4cm，長度為4米。採用1×l×lcm網格進行剖分，邊界用完全匹配層(PML)材料吸收邊界，其中絕緣子相對介電常數取3.9。採用IMST Empire電磁模擬軟體分別對圖4的GIS發生局部放電時內部點1和外部點2處的信號進行模擬，模擬結果如圖5所示。
圖5(a)和(b)的模擬結果表明在GIS內部發生局部放電時，局部放電脈沖可以激發上升沿很陡的信號，由於其內部為不連續波導結構，電磁波在其內部將引起反射和復雜諧振，頻率成分可高達GHz。另外，比較內部點1和外部點2處的模擬結果，內部點1處的信號幅值是外部點2處的兩倍，表明信號可以從絕緣縫隙泄漏，但由於絕緣子和縫隙的影響幅值將明顯發生衰減，並且信號在絕緣縫隙處發生的折射和散射，外部信號比內部信號復雜。圖5(c)表明局部放電頻帶比較寬，可高達GHz，信號成分較為豐富。
採用外部感測器超高頻局部放電檢測系統對252KV GIS內高壓導體φ0.05×1cm固定突起局部放電進行實測。由於局部放電信號比較微弱，加之高頻信號傳播過程中衰減較大，在測試系統中採用增益不低於20dB的寬頻放大器。在實驗過程中對空氣中的局部放電高頻信號進行衰減特性研究發現該檢測系統有效檢測范圍為17米。在外部點2處(距離GIS外殼絕緣縫隙10cm)的檢測結果如圖6所示。比較圖5(b)和圖6表明，模擬結果和實測結果基本一致，這個結論為超高頻局部放電檢測結果提供了理論支持。
超高頻局部放電檢測方法已經表明是非常有效的局部放電檢測方法，本文借用時域有限差分法從信號的時域特徵出發來驗證局部放電檢測結果，但由於不同電壓等級的GIS結構存在差異，以及故障微粒的狀態不同，對檢測結果都有影響，並且目前還沒有找出超高頻方法和傳統檢測方法之間的內在關系，有待進一步深入研究。
4 結論
時域有限差分法對GIS局部放電脈沖所激發的電磁波模擬結果表明，局部放電信號上升沿較陡，頻率可達GHz；由於絕緣子以及絕緣縫隙的影響，使得同軸波導結構不連續，將產生很復雜的電磁波。
a.由於絕緣子以及絕緣縫隙的影響，使信號幅值發生明顯衰減，外部信號的幅值是內部信號幅值的一半。
b.實驗結果和模擬結果基本一致，進一步從理論上論證了超高頻局部放電檢測方法的有效性。
2. 什麼叫做差分法差分法的具體步驟是什麼
差分法的定義及具體步驟如下：
一、差分法是微分方程的一種近似數值解法。具體地講，差分法就是把微分用有限差分代替，把導數用有限差商代替，從而把基本方程和邊界條件（一般均為微分方程）近似地改用差分方程（代數方程）來表示，把求解微分方程的問題改換成為求解代數方程的問題。在彈性力學中，用差分法和變分法解平面問題。
二、差分法的具體步驟:
1、「差分法」本身是一種「精演算法」而非「估演算法」，得出來的大小關系是精確的關系而非粗略的關系；
2、「差分法」與「化同法」經常聯系在一起使用，「化同法緊接差分法」與「差分法緊接化同法」是資料分析速算當中經常遇到的兩種情形。
3、「差分法」得到「差分數」與「小分數」做比較的時候，還經常需要用到「直除法」。
4、如果兩個分數相隔非常近，我們甚至需要反復運用兩次「差分法」，這種情況相對比較復雜，但如果運用熟練，同樣可以大幅度簡化計算。
3. 1有限差分法主要解決哪幾類問題 2差分格式主要有哪幾種 3中間差分是怎麼來的
微分方程和積分微分方程數值解的方法。基本思想是把連續的定解區域用有限個離散點構成的網格來代替， 這些離散點稱作網格的節點；把連續定解區域上的連續變數的函數用在網格上定義的離散變數函數來近似；把原方程和定解條件中的微商用差商來近似， 積分用積分和來近似，於是原微分方程和定解條件就近似地代之以代數方程組，即有限差分方程組 ， 解此方程組就可以得到原問題在離散點上的近似解。然後再利用插值方法便可以從離散解得到定解問題在整個區域上的近似解。
在採用數值計算方法求解偏微分方程時，若將每一處導數由有限差分近似公式替代，從而把求解偏微分方程的問題轉換成求解代數方程的問題，即所謂的有限差分法。有限差分法求解偏微分方程的步驟如下：
1、區域離散化，即把所給偏微分方程的求解區域細分成由有限個格點組成的網格；
2、近似替代，即採用有限差分公式替代每一個格點的導數；
3、逼近求解。換而言之，這一過程可以看作是用一個插值多項式及其微分來代替偏微分方程的解的過程（Leon，Lapis，George F.Pinder，1985）
4. 有限差分法的偏微分方程初值問題的差分法
許多物理現象隨著時間而發生變化、如熱傳導過程、氣體擴散過程和波的傳播過程都與時間有關。描述這些過程的偏微分方程具有這樣的性質；若初始時刻t=t0的解已給定，則t>t0時刻的解完全取決於初始條件和某些邊界條件。利用差分法解這類問題，就是從初始值出發，通過差分格式沿時間增加的方向，逐步求出微分方程的近似解。 最簡單的雙曲型方程的初值問題是：
式中 為已知初值函數。這初值問題的解是：
由（2）可見，（1a）（1b）的解（2）當a>0時代表一個以有限的速度a沿特徵線x－at=常數向右傳播的波，而解 在點 的值完全由 在x軸上的點 的值決定。A點就是雙曲型方程（1a）在P點的依賴域（圖1）。現以初值問題（1）為例介紹初值問題差分方法的基本思想。
①剖分網格
用網格覆蓋（1a），（1b）的定解區域，如圖2所示，在x，t平面的上半部作兩族平行於坐標軸的直線：
並稱之為網格線。 分別稱為空間步長和時間步長。網格線的交點 稱為格點。
②建立差分格式
以下除特別聲明外，總設a>0，由泰勒公式，有：
即
式中
是微分方程（1a）用它的解在相鄰三個格點（見圖2）上的值的差分來表示的形式。略去（4）中關於 高階項 ，得到一個較簡單的差分方程，但微分方程的解 不再是這方程的解，設這個方程的解是 ， 滿足的方程是：
式（6）還可寫成：
初值條件（1b）此時就是：
差分方程（6）和相應的初值條件（7）合稱差分格式，利用這些格式可逐步算出t=△t，2△t，…各時間層的 ， ，…，等等。這個把微分方程化為近似的差分方程的過程常稱為離散化。
③差分格式的截斷誤差和相容性
（5）中的是把微分方程充分光滑的解代入差分方程（6）的結果，它說明微分方程（1a）和差分方程（6）的區別，稱為差分格式（6）的截斷誤差，式（6）的截斷誤差對△t和△x都是一階的，寫成O（△x+△t），因此稱差分格式（6）為一階相容格式。一般說，如果△x，△t趨於零，截斷誤差也趨於零，則差分方程與微分方程是相容的。不相容的格式的解不能作為原微分方程的近似解，因而是無用的。方程（1a）的離散化過程也不是唯一的。例如取數值微分公式：
代替微分方程（1a）中的 ，可得另一個差分方程：
它的截斷誤差是O（△x+△t）階的，也是相容的差分格式，再若用數值微分公式
代替（1a）中的 ，又得到截斷誤差為O（△x+△t）的相容差分格式：
但是，並不是每個相容格式都有用。
④差分格式的收斂性
設 是求解區域中的一點，取步長 使 ,用差分格式算出 ，如果當△x，△t→0時， 便可用步長 充分小時的作為微分方程的解 的近似，這種差分格式便是收斂的。
雙曲型微分方程的解，對求解區域內一點 而言，在初值區域內有一個依賴域，差分方程也是如此，對於差分方程（6），點 的依賴域是初值線上區間 。如令 =常數， ，則差分方程（6）在點 的依賴域為 ，並且步長比r固定時，依賴域與 無關。
差分方程（9）在 的依賴域是 ，而差分方程（11）的依賴域則是 ，R．庫朗等人曾經證明，差分格式收斂的一個必要條件是差分方程的依賴域應包含微分方程的依賴域，這個條件叫作「庫朗條件」。從圖3中可以看到，對於差分方程（6），這個條件是 ，即 。對於格式（9），庫朗條件是 ，兩者不同。對於格式（11），庫朗條件是 ；在a>0時，顯然不能成立，所以格式（11）當a>0時不收斂，因而也是無用的。格式（6）在a>0而庫朗條件 滿足時，的確是收斂的。因為 離散化誤差 適合
由此可知：
又因差分格式與微分方程的初值相同， 。於是可知
這說明條件 滿足時，格式（6）收斂。
如果a<0，格式（6）不收斂。但當 時，格式（11）收斂。這兩個格式稱為「迎風格式」，因為a>0時， 用向後差商代替，往上風取近似值；當a<0時則用向前差商代替，也是往上風取近似值。可見作（1）的差分格式時，要考慮波的傳播方向。
⑤差分格式的穩定性
用一個差分格式計算 時，初值 的誤差必然要影響到以後各層 。通常希望這誤差的影響不會越來越大，以致完全歪曲了差分方法的真解，這便是穩定性問題。討論時，常把問題化簡，設初值 有誤差 ，而以後的計算並不產生誤差，由於誤差 ，使 變成了 ，但 仍滿足 所適合的差分格式。定義一種衡量t=tn層格點上 的大小的所謂范數 ，若有常數K>0使當△t、△x→0而0≤t=n△t≤T時，恆有 ，則稱此差分格式是穩定的。以格式（6）為例，適合差分方程：
這說明，用格式（6）計算時，若步長比合於庫朗條件，則初值誤差的影響不增長，取使△t縮小，算到t=T時，也不再增大，因而格式是穩定的。
對於線性偏微分方程組的穩定性理論，J．von諾伊曼曾用傅里葉分析作了系統研究，把差分方程的解表成諧波的疊加，考察其中一個諧波
的增長情況，式中k為實數；G=G（k，△t）稱為增長因子。若對於一切諧波，（12）的振幅一致有界，即對一切合於O≤n△t≤T的n和充分小的△t都有|Gn|≤K，K為常數，則此差分格式是穩定的。具體地說，對格式（6），把（12）代入（6），得：
而
故當 時，|G|≤1，解的振幅不增加，所以格式（6）是穩定的。
相容性和庫朗條件都不能保證穩定性，例如對格式（9），把（12）代入，得：
而
故當sin k△x≠0時，恆有|G|>1，解的振幅逐層增加，所以雖然格式（9）是相容的格式，並且適合庫朗條件，但它仍是不穩定的，因而也是無用的。
P．D．拉克斯1956年曾證明，對於線性偏微分方程組的適定的初值問題，一個與之相容的線性差分格式是收斂的格式的充分必要條件是這格式的穩定性。
非線性問題沒有相應的等價定理。 物理上的定常問題，如彈性力學中的平衡問題，亞聲速流、不可壓枯性流、電磁場及引力場等可歸結為橢圓型方程。其定解問題為各種邊值問題，即要求解在某個區域D內滿足微分方程，在邊界上滿足給定的邊界條件。橢圓型方程的差分解法可歸結為選取合理的差分網格，建立差分格式，求解代數方程組以及考察差分格式的收斂性等問題。
偏微分方程邊值問題的差分方程組的特點是系數矩陣中非零元素很少，即是稀疏矩陣。近年來由於稀疏矩陣技術的發展，解差分方程組時，直接法受到了較多的重視。迭代法是用逐次逼近的方式得到差分方程組的解，它的存儲量小，程序簡單，因此常用於橢圓型差分方程組的求解。迭代方法很多，最基本的有三種：①同時位移法（也稱雅可比法）②逐個位移法（也稱賽德耳法）③鬆弛法三個方法中超鬆弛法收斂最快，是常用的方法之一。
5. 有限差分法（Finite Difference）、有限體積法（Finite Volume）、有限元法（Finite element）怎樣辨析
有限差分方法(FDM)是計算機數值模擬最早採用的方法，至今仍被廣泛運用。該方法將 求解域劃分為差分網格，用有限個網格節點代替連續的求解域。有限差分法以Taylor級 數展開等方法，把控制方程中的導數用網格節點上的函數值的差商代替進行離散，從而 建立以網格節點上的值為未知數的代數方程組。該方法是一種直接將微分問題變為代數 問題的近似數值解法，數學概念直觀，表達簡單，是發展較早且比較成熟的數值方法。 對於有限差分格式，從格式的精度來劃分，有一階格式、二階格式和高階格式。從差分 的空間形式來考慮，可分為中心格式和逆風格式。考慮時間因子的影響，差分格式還可 以分為顯格式、隱格式、顯隱交替格式等。目前常見的差分格式，主要是上述幾種形式 的組合，不同的組合構成不同的差分格式。差分方法主要適用於有結構網格，網格的步 長一般根據實際地形的情況和柯朗穩定條件來決定。
構造差分的方法有多種形式，目前主要採用的是泰勒級數展開方法。其基本的差分表達 式主要有三種形式：一階向前差分、一階向後差分、一階中心差分和二階中心差分等， 其中前兩種格式為一階計算精度，後兩種格式為二階計算精度。通過對時間和空間這幾 種不同差分格式的組合，可以組合成不同的差分計算格式。
有限元方法的基礎是變分原理和加權餘量法，其基本求解思想是把計算域劃分為有限個互不重疊的單元，在每個單元內，選擇一些合適的節點作為求解函數的插值點，將微分 方程中的變數改寫成由各變數或其導數的節點值與所選用的插值函數組成的線性表達式 ，藉助於變分原理或加權餘量法，將微分方程離散求解。採用不同的權函數和插值函數形式，便構成不同的有限元方法。有限元方法最早應用於結構力學，後來隨著計算機的發展慢慢用於流體力學的數值模擬。在有限元方法中，把計算域離散剖分為有限個互不重疊且相互連接的單元，在每個單元內選擇基函數，用單元基函數的線形組合來逼近單元中的真解，整個計算域上總體的基函數可以看為由每個單元基函數組成的，則整個計算域內的解可以看作是由所有單元上的近似解構成。在河道數值模擬中，常見的有限元計算方法是由變分法和加權餘量法發展而來的里茲法和伽遼金法、最小二乘法等。根據所採用的權函數和插值函數的不同，有限元方法也分為多種計算格式。從權函數的選擇來說，有配置法、矩量法、最小二乘法和伽遼金法，從計算單元網格的形狀來劃分，有三角形網格、四邊形網格和多邊形 網格，從插值函數的精度來劃分，又分為線性插值函數和高次插值函數等。不同的組合 同樣構成不同的有限元計算格式。對於權函數，伽遼金(Galerkin)法是將權函數取為逼近函數中的基函數 ；最小二乘法是令權函數等於餘量本身，而內積的極小值則為對代求系數的平方誤差最小；在配置法中，先在計算域 內選取N個配置點 。令近似解在選定的N個配置點上嚴格滿足微分方程，即在配置點上令方程餘量為0。插值函數一般由不同次冪的多項式組成，但也有採用三角函數或指數函數組成的乘積表示，但最常用的多項式插值函數。有限元插值函數分為兩大類，一類只要求插值多項式本身在插值點取已知值，稱為拉格朗日(Lagrange)多項式插值；另一種不僅要求插值多項式本身，還要求它的導數值在插值點取已知值，稱為哈密特(Hermite)多項式插值。單元坐標有笛卡爾直角坐標系和無因次自然坐標，有對稱和不對稱等。常採用的無因次坐標是一種局部坐標系，它的定義取決於單元的幾何形狀，一維看作長度比，二維看作面積比，三維看作體積比。在二維有限元中，三角形單元應用的最早，近來四邊形等參元的應用也越來越廣。對於二維三角形和四邊形電源單元，常採用的插值函數為有Lagrange插值直角坐標系中的線性插值函數及二階或更高階插值函數、面積坐標系中的線性插值函數、二階或更高階插值函數等。
對於有限元方法，其基本思路和解題步驟可歸納為
(1)建立積分方程，根據變分原理或方程餘量與權函數正交化原理，建立與微分方程初邊值問題等價的積分表達式，這是有限元法的出發點。
(2)區域單元剖分，根據求解區域的形狀及實際問題的物理特點，將區域剖分為若干相互連接、不重疊的單元。區域單元劃分是採用有限元方法的前期准備工作，這部分工作量比較大，除了給計算單元和節點進行編號和確定相互之間的關系之外，還要表示節點的位置坐標，同時還需要列出自然邊界和本質邊界的節點序號和相應的邊界值。
(3)確定單元基函數，根據單元中節點數目及對近似解精度的要求，選擇滿足一定插值條 件的插值函數作為單元基函數。有限元方法中的基函數是在單元中選取的，由於各單元 具有規則的幾何形狀，在選取基函數時可遵循一定的法則。
(4)單元分析：將各個單元中的求解函數用單元基函數的線性組合表達式進行逼近；再將 近似函數代入積分方程，並對單元區域進行積分，可獲得含有待定系數(即單元中各節點 的參數值)的代數方程組，稱為單元有限元方程。
(5)總體合成：在得出單元有限元方程之後，將區域中所有單元有限元方程按一定法則進 行累加，形成總體有限元方程。
(6)邊界條件的處理：一般邊界條件有三種形式，分為本質邊界條件(狄里克雷邊界條件 )、自然邊界條件(黎曼邊界條件)、混合邊界條件(柯西邊界條件)。對於自然邊界條件， 一般在積分表達式中可自動得到滿足。對於本質邊界條件和混合邊界條件，需按一定法 則對總體有限元方程進行修正滿足。
(7)解有限元方程：根據邊界條件修正的總體有限元方程組，是含所有待定未知量的封閉 方程組，採用適當的數值計算方法求解，可求得各節點的函數值。
有限體積法（Finite Volume Method）又稱為控制體積法。其基本思路是：將計算區域劃分為一系列不重復的控制體積，並使每個網格點周圍有一個控制體積；將待解的微分方程對每一個控制體積積分，便得出一組離散方程。其中的未知數是網格點上的因變數的數值。為了求出控制體積的積分，必須假定值在網格點之間的變化規律，即假設值的分段的分布的分布剖面。從積分區域的選取方法看來，有限體積法屬於加權剩餘法中的子區域法；從未知解的近似方法看來，有限體積法屬於採用局部近似的離散方法。簡言之，子區域法屬於有限體積發的基本方法。
有限體積法的基本思路易於理解，並能得出直接的物理解釋。離散方程的物理意義，就 是因變數在有限大小的控制體積中的守恆原理，如同微分方程表示因變數在無限小的控 制體積中的守恆原理一樣。 限體積法得出的離散方程，要求因變數的積分守恆對任意一組控制體積都得到滿足，對整個計算區域，自然也得到滿足。這是有限體積法吸引人的優點。有一些離散方法，例如有限差分法，僅當網格極其細密時，離散方程才滿足積分守恆；而有限體積法即使在粗網格情況下，也顯示出准確的積分守恆。就離散方法而言，有限體積法可視作有限單元法和有限差分法的中間物。有限單元法必須假定值在網格點之間的變化規律（既插值函數），並將其作為近似解。有限差分法只考慮網格點上的數值而不考慮值在網格點之間如何變化。有限體積法只尋求的結點值，這與有限差分法相類似；但有限體積法在尋求控制體積的積分時，必須假定值在網格點之間的分布，這又與有限單元法相類似。在有限體積法中，插值函數只用於計算控制 體積的積分，得出離散方程之後，便可忘掉插值函數；如果需要的話，可以對微分方程 中不同的項採取不同的插值函數。
6. 計算流體力學中有限差分法，有限體積法和有限元法的區別
有限差分法是計算機數值模擬最早採用的方法，至今仍被廣泛運用。該方法將求解域劃分為差分網格，用有限個網格節點代替連續的求解域。有限差分法以Taylor級數展開等方法，把控制方程中的導數用網格節點上的函數值的差商代替進行離散，從而建立以網格節點上的值為未知數的代數方程組。該方法是一種直接將微分問題變為代數問題的近似數值解法，數學概念直觀，表達簡單，是發展較早且比較成熟的數值方法。
有限體積法又稱為控制體積法。其基本思路是：將計算區域劃分為一系列不重復的控制體積，並使每個網格點周圍有一個控制體積；將待解的微分方程對每一個控制體積積分，便得出一組離散方程。其中的未知數是網格點上的因變數的數值。為了求出控制體積的積分，必須假定值在網格點之間的變化規律，即假設值的分段的分布的分布剖面。從積分區域的選取方法看來，有限體積法屬於加權剩餘法中的子區域法；從未知解的近似方法看來，有限體積法屬於採用局部近似的離散方法。簡言之，子區域法屬於有限體積發的基本方法。有限體積法的基本思路易於理解，並能得出直接的物理解釋。離散方程的物理意義，就是因變數在有限大小的控制體積中的守恆原理，如同微分方程表示因變數在無限小的控制體積中的守恆原理一樣。限體積法得出的離散方程，要求因變數的積分守恆對任意一組控制體積都得到滿足，對整個計算區域，自然也得到滿足。這是有限體積法吸引人的優點。
有限元法的基礎是變分原理和加權餘量法，其基本求解思想是把計算域劃分為有限個互不重疊的單元，在每個單元內，選擇一些合適的節點作為求解函數的插值點，將微分方程中的變數改寫成由各變數或其導數的節點值與所選用的插值函數組成的線性表達式，藉助於變分原理或加權餘量法，將微分方程離散求解。 採用不同的權函數和插值函數形式，便構成不同的有限元方法。有限元方法最早應用於結構力學，後來隨著計算機的發展慢慢用於流體力學的數值模擬。 在有限元方法中，把計算域離散剖分為有限個互不重疊且相互連接的單元，在每個單元內選擇基函數，用單元基函數的線形組合來逼近單元中的真解，整個計算域上總體的基函數可以看為由每個單元基函數組成的，則整個計算域內的解可以看作是由所有單元上的近似解構成。 常見的有限元計算方法是由變分法和加權餘量法發展而來的里茲法和伽遼金法、最小二乘法等。根據所採用的權函數和插值函數的不同，有限元方法也分為多種計算格式。從權函數的選擇來說，有配置法、矩量法、最小二乘法和伽遼金法，對於權函數，伽遼金(Galerkin)法是將權函數取為逼近函數中的基函數；最小二乘法是令權函數等於餘量本身，而內積的極小值則為對代求系數的平方誤差最小；在配置法中，先在計算域內選取N個配置點。令近似解在選定的N個配置點上嚴格滿足微分方程，即在配置點上令方程餘量為0.
7. 有限差分法的概述
微分方程的定解問題就是在滿足某些定解條件下求微分方程的解。在空間區域的邊界上要滿足的定解條件稱為邊值條件。如果問題與時間有關，在初始時刻所要滿足的定解條件，稱為初值條件。不含時間而只帶邊值條件的定解問題，稱為邊值問題。與時間有關而只帶初值條件的定解問題，稱為初值問題。同時帶有兩種定解條件的問題，稱為初值邊值混合問題。
定解問題往往不具有解析解，或者其解析解不易計算。所以要採用可行的數值解法。有限差分方法就是一種數值解法，它的基本思想是先把問題的定義域進行網格剖分，然後在網格點上，按適當的數值微分公式把定解問題中的微商換成差商，從而把原問題離散化為差分格式，進而求出數值解。此外，還要研究差分格式的解的存在性和唯一性、解的求法、解法的數值穩定性、差分格式的解與原定解問題的真解的誤差估計、差分格式的解當網格大小趨於零時是否趨於真解（即收斂性），等等。
有限差分方法具有簡單、靈活以及通用性強等特點，容易在計算機上實現。
8. 什麼是有限元法和有限差分法
有限元法（finite element method）是一種高效能、常用的數值計算方法。科學計算領域，常常需要求解各類微分方程，而許多微分方程的解析解一般很難得到，使用有限元法將微分方程離散化後，可以編製程序，使用計算機輔助求解。
有限差分方法（finite difference method）一種求偏微分（或常微分）方程和方程組定解問題的數值解的方法，簡稱差分方法。
(8)有限差商法擴展閱讀：
有限差分法（FDM）的起源，討論其在靜電場求解中的應用。以鋁電解槽物理模型為例，採用FDM對其場域進行離散，使用MATLAB和C求解了各節點的電位。由此，繪制了整個場域的等位線和電場強度矢量分布。同時，討論了加速收斂因子對超鬆弛迭代演算法迭代速度的影響，以及具有正弦邊界條件下的電場分布。
有限差分方法(FDM)是計算機數值模擬最早採用的方法，至今仍被廣泛運用。
該方法將求解域劃分為差分網格，用有限個網格節點代替連續的求解域。有限差分法以Taylor級數展開等方法，把控制方程中的導數用網格節點上的函數值的差商代替進行離散，從而建立以網格節點上的值為未知數的代數方程組。
該方法是一種直接將微分問題變為代數問題的近似數值解法，數學概念直觀，表達簡單，是發展較早且比較成熟的數值方法。
9. 在求解傳熱學問題時有限差分法和有限體積法的區別
有限差分方法(Finite Difference Method)
有限差分法是計算機數值模擬最早採用的方法，至今仍被廣泛運用。該方法將求解域劃分為差分網格，用有限個網格節點代替連續的求解域。有限差分法以Taylor級數展開等方法，把控制方程中的導數用網格節點上的函數值的差商代替進行離散，從而建立以網格節點上的值為未知數的代數方程組。該方法是一種直接將微分問題變為代數問題的近似數值解法，數學概念直觀，表達簡單，是發展較早且比較成熟的數值方法。
對於有限差分格式，從格式的精度來劃分，有一階格式、二階格式和高階格式。從差分的空間形式來考慮，可分為中心格式和逆風格式。考慮時間因子的影響，差分格式還可以分為顯格式、隱格式、顯隱交替格式等。目前常見的差分格式，主要是上述幾種形式的組合，不同的組合構成不同的差分格式。差分方法主要適用於有結構網格，網格的步長一般根據實際地形的情況和柯朗穩定條件來決定。構造差分的方法有多種形式，目前主要採用的是泰勒級數展開方法。其基本的差分表達式主要有三種形式：一階向前差分、一階向後差分、一階中心差分和二階中心差分等，其中前兩種格式為一階計算精度，後兩種格式為二階計算精度。通過對時間和空間這幾種不同差分格式的組合，可以組合成不同的差分計算格式。
有限體積法（Finite Volume Method）
有限體積法又稱為控制體積法。其基本思路是：將計算區域劃分為一系列不重復的控制體積，並使每個網格點周圍有一個控制體積；將待解的微分方程對每一個控制體積積分，便得出一組離散方程。
其中的未知數是網格點上的因變數的數值。為了求出控制體積的積分，必須假定值在網格點之間的變化規律，即假設值的分段的分布的分布剖面。從積分區域的選取方法看來，有限體積法屬於加權剩餘法中的子區域法；從未知解的近似方法看來，有限體積法屬於採用局部近似的離散方法。簡言之，子區域法屬於有限體積發的基本方法。
有限體積法的基本思路易於理解，並能得出直接的物理解釋。離散方程的物理意義，就是因變數在有限大小的控制體積中的守恆原理，如同微分方程表示因變數在無限小的控制體積中的守恆原理一樣。限體積法得出的離散方程，要求因變數的積分守恆對任意一組控制體積都得到滿足，對整個計算區域，自然也得到滿足。這是有限體積法吸引人的優點。
有一些離散方法，例如有限差分法，僅當網格極其細密時，離散方程才滿足積分守恆；而有限體積法即使在粗網格情況下，也顯示出准確的積分守恆。
就離散方法而言，有限體積法可視作有限單元法和有限差分法的中間物。有限單元法必須假定值在網格點之間的變化規律（既插值函數），並將其作為近似解。有限差分法只考慮網格點上的數值而不考慮值在網格點之間如何變化。有限體積法只尋求的結點值，這與有限差分法相類似；但有限體積法在尋求控制體積的積分時，必須假定值在網格點之間的分布，這又與有限單元法相類似。
在有限體積法中，插值函數只用於計算控制體積的積分，得出離散方程之後，便可忘掉插值函數；如果需要的話，可以對微分方程中不同的項採取不同的插值函數。
10. 有限差分法
有限差分法是以差分原理為基礎的一種數值計演算法。它用各離散點上函數的差商來近似替代該點的偏導數，把要解的邊值問題轉化為一組相應的差分方程。然後，解出差分方程組（線性代數方程組）在各離散點上的函數值，便得邊值問題的數值解。
現以二維等步長差分格式為例，說明有限差分法的原理和方法步驟。
1.區域離散化，作網格剖分
圖1⁃4⁃1 二維等步長正方形網路
如圖1⁃4⁃1所示，用平行於坐標軸的兩組直線族將地下劃分成正方形網格，相鄰兩坐標線的距離為h，則任一點的x、z坐標為
x=ih（i=0，1，2，…，M）
z=kh（k=0，1，2，…，N）
每個正方形為一單元，其邊長h稱為步長，網格的交點稱為節點。任一節點的坐標（x，z）可表示為（ih，kh），或簡化為（i，k），用階梯狀折線代替原來的曲線段。在邊界線以內的節點稱為內節點，邊界上的節點稱為邊界節點。
2.微分方程離散化，構組差分方程
某一內節點（i，k）處的電位為U（i，k），由於h很小，可將節點（i，k）四周的電位在節點處展成泰勒級數：
地電場與電法勘探
地電場與電法勘探
地電場與電法勘探
地電場與電法勘探
式中Ux，Uxx，……和Uz，Uzz，……分別表示U對x和z的一階導數、二階導數等。將前兩個式子相加，並且忽略h的四次項與更高次項，經整理可得：
地電場與電法勘探
同理得：
地電場與電法勘探
將上述Uxx和Uzz代入含源分區均勻岩石中位函數U所滿足的微分方程（1⁃4⁃16）的第二式，即得二維函數U（x，z）的差分方程：
U（i+1，k）+U（i，k-1）+U（i-1，k）+U（i，k+1）-4U（i，k）=h2f（1⁃4⁃18）
對於無源分區均勻介質，位函數 U（x，z）所滿足的微分方程（1⁃4⁃17）的差分方程為
U（i+1，k）+U（i，k-1）+U（i-1，k）+U（i，k+1）-4U（i，k）=0（1⁃4⁃19）
3.線性方程組的形成與求解
對於邊界節點，其相應的差分方程可根據邊界條件給出。全部結點所建立差分方程（1⁃4⁃18）和（1⁃4⁃19）的總和可分別寫成以下矩陣形式：
〔A〕·｛U｝=｛F｝（1⁃4⁃20）
和
〔A〕·｛U｝=0（1⁃4⁃21）
〔A〕是方程組的系數矩陣，它是與電阻率分布有關的函數；｛U｝是電位U的列向量，其分量為所有節點上的電位；｛F｝是常向量。當給定電阻率分布及邊界條件後，解線性方程（1⁃4⁃20）和（1⁃4⁃21），便可求得電位的空間分布。
電位｛U｝值的計算精度與步長h的大小有很大關系。一般說來，網格劃分越細，即h值越小，｛U｝值與理論值就越接近。但是此時節點數目也急劇增加，因而所需的計算機內存和計算時間也就會增大。解決計算速度與精度這一矛盾的較好方法是採用變步長，即在近區將網格分得密些，遠區影響較小可分得稀些。