多元函数的偏导数和全微分

6．2多元函数的偏导数和全微分6．2．1偏导数的概念与计算1．偏导数定义对于二元函数),(yxfz，如果只有自变量x变化而自变量y固定这时它就是x的一元函数这函数对x的导数就称为二元函数),(yxfz对于x的偏导数。定义：设函数),(yxfz在点(x0y0)的某一邻域内有定义当y固定在y0而x在x0处有增量x时相应地函数有增量),(),(0000yxfyxxf如果极限xyxfyxxfx),(),(lim00000存在则称此极限为函数),(yxfz在点(x0y0)处对x的偏导数记作：00yyxxxz，00yyxxxf，00yyxxxz，或),(00yxfx。即：xyxfyxxfyxfxx),(),(lim),(0000000类似地，函数),(yxfz在点(x0y0)处对y的偏导数定义为：yyxfyyxfy),(),(lim00000记作：00yyxxyz，00yyxxyf，00yyxxyz，或),(00yxfy。偏导函数：如果函数),(yxfz在区域D内每一点),(yx处对x的偏导数都存在那么这个偏导数就是x、y的函数它就称为函数),(yxfz对自变量x的偏导函数记作xz，xf，xz，或),(yxfx。偏导函数的定义式：xyxfyxxfyxfxx),(),(lim),(0类似地可定义函数),(yxfz对y的偏导函数记为yzyfyz，或),(yxfy。偏导函数的定义式：yyxfyyxfyxfyy),(),(lim),(02．偏导数的计算求xf时只要把y暂时看作常量而对x求导数；求yf时只要把x暂时看作常量而对y求导数。讨论：下列求偏导数的方法是否正确？00),(),(00yyxxxxyxfyxf，00),(),(00yyxxyyyxfyxf，0]),([),(000xxxyxfdxdyxf，0]),([),(000yyyyxfdydyxf。偏导数的概念还可推广到二元以上的函数例如三元函数uf(xyz)在点(xyz)处对x的偏导数定义为xzyxfzyxxfzyxfxx),,(),,(lim),,(0其中(xyz)是函数uf(xyz)的定义域的内点它们的求法也仍旧是一元函数的微分法问题例1求zx23xyy2在点(12)处的偏导数解yxxz32yxyz238231221yxxz7221321yxyz例2求zx2sin2y的偏导数。解yxxz2sin2；yxyz2cos22。例3设)1,0(xxxzy求证zyzxxzyx2ln1证1yyxxzxxyzylnzxxxxxyxyxyzxxzyxyyyy2lnln1ln11例4求222zyxr的偏导数。解rxzyxxxr222；ryzyxyyr222。例5已知理想气体的状态方程为pV=RT(R为常数)求证1pTTVVp证因为VRTp2VRTVppRTVpRTVRpVTRVpT所以12pVRTRVpRVRTpTTVVp例5说明的问题偏导数的记号是一个整体记号不能看作分子分母之商。3．偏导数的几何意义一元函数在某点处的导数从几何上看表示曲线在该点处的切线斜率，那么二元函数的偏导在几何上表示什么呢？我们知道，二元函数),(yxfz在空间中表示一曲面，在00(,)xy处对x求偏导时把y看成常量，这时z是关于x的一元函数，所以00(,)xyzx表示曲面),(yxfz与平面0yy的交线在00(,)xy处沿x轴正向的切线斜率(如图)．同理，00(,)xyzy表示曲面在该点处沿y轴正向的切线斜率．4．偏导数与连续性对于多元函数来说即使各偏导数在某点都存在也不能保证函数在该点连续例如000),(222222yxyxyxxyyxf在点(00)有fx(00)0fy(00)0但函数在点(00)并不连续提示：0)0,(xf0),0(yf0)]0,([)0,0(xfdxdfx0)],0([)0,0(yfdydfy当点P(xy)沿x轴趋于点(00)时有00lim)0,(lim),(lim00)0,0(),(xxyxxfyxf当点P(xy)沿直线ykx趋于点(00)时有22222022)0,0(),(1limlimkkxkxkxyxxyxkxyyx因此),(lim)0,0(),(yxfyx不存在故函数f(xy)在(00)处不连续6．2．2全微分1．全微分的定义根据一元函数微分学中增量与微分的关系有偏增量与偏微分：xyxfyxfyxxfx),(),(),(，),(),(yxfyxxf为函数对x的偏增量xyxfx),(fx(xy)x为函数对x的偏微分yyxfyxfyyxfy),(),(),(，),(),(yxfyyxf为函数)对y的偏增量，yyxfy),(为函数对y的偏微分。全增量：),(),(yxfyyxxfz计算全增量比较复杂我们希望用x、y的线性函数来近似代替之定义如果函数zf(xy)在点(xy)的全增量),(),(yxfyyxxfz可表示为))()(()(22yxoyBxAz其中A、B不依赖于x、y而仅与x、y有关则称函数zf(xy)在点(xy)可微分而称AxBy为函数zf(xy)在点(xy)的全微分记作dz即yBxAdz如果函数在区域D内各点处都可微分那么称这函数在D内可微分2．可微与连续可微必连续但偏导数存在不一定连续这是因为如果zf(xy)在点(xy)可微则zf(xxyy)f(xy)AxByo()于是0lim0z从而),(]),([lim),(lim0)0,0(),(yxfzyxfyyxxfyx因此函数zf(xy)在点(xy)处连续3．可微条件定理1(必要条件)如果函数zf(xy)在点(xy)可微分则函数在该点的偏导数xz、yz必定存在且函数zf(xy)在点(xy)的全微分为：yyzxxzdz。证设函数zf(xy)在点P(xy)可微分于是对于点P的某个邻域内的任意一点P(xxyy)有zAxByo()特别当y0时有f(xxy)f(xy)Axo(|x|)上式两边各除以x，再令x0而取极限，就得Axyxfyxxfx),(),(lim0从而偏导数xz存在且Axz同理可证偏导数yz存在且Byz所以：yyzxxzdz偏导数xz、yz存在是可微分的必要条件但不是充分条件例如，函数000),(222222yxyxyxxyyxf在点(00)处虽然有fx(00)0及fy(00)0但函数在(00)不可微分即z[fx(00)xfy(00)y]不是较高阶的无穷小这是因为当(xy)沿直线yx趋于(00)时])0,0()0,0([yfxfzyx021)()()()(2222xxxxyxyx定理2(充分条件)如果函数zf(xy)的偏导数xz、yz在点(xy)连续则函数在该点可微分定理1和定理2的结论可推广到三元及三元以上函数按着习惯x、y分别记作dx、dy并分别称为自变量的微分则函数zf(xy)的全微分可写作dyyzdxxzdz二元函数的全微分等于它的两个偏微分之和这件事称为二元函数的微分符合叠加原理叠加原理也适用于二元以上的函数例如函数uf(xyz)的全微分为dzzudyyudxxudu例1计算函数zx2yy2的全微分解因为xyxz2yxyz22所以dz2xydx(x22y)dy例2计算函数zexy在点(21)处的全微分解因为xyyexzxyxeyz212exzyx2122eyzyx所以dze2dx2e2dy例3计算函数yzeyxu2sin的全微分解因为1xuyzzeyyu2cos21yzyezu所以dzyedyzeydxduyzyz)2cos21(*二、全微分在近似计算中的应用当二元函数zf(xy)在点P(xy)的两个偏导数fx(xy)fy(xy)连续并且|x||y|都较小时有近似等式zdzfx(xy)xfy(xy)y即f(xxyy)f(xy)fx(xy)xfy(xy)y我们可以利用上述近似等式对二元函数作近似计算例4有一圆柱体受压后发生形变它的半径由20cm增大到2005cm高度由100cu减少到99cm求此圆柱体体积变化的近似值解设圆柱体的半径、高和体积依次为r、h和V则有Vr2h已知r20h100r005h1根据近似公式有VdVVrrVhh2rhrr2h220100005202(1)200(cm3)即此圆柱体在受压后体积约减少了200cm3例5计算(104)202的近似值解设函数f(xy)xy显然要计算的值就是函数在x104y202时的函数值f(104202)取x1y2x004y002由于f(xxyy)f(xy)fx(xy)xfy(xy)yxyyxy1xxylnxy所以(104)20212212100412ln1002108例6利用单摆摆动测定重力加速度g的公式是224Tlg现测得单摆摆长l与振动周期T分别为l=100±0.1cm、T=2±0.004s.问由于测定l与T的误差而引起g的绝对误差和相对误差各为多少？解如果把测量l与T所产生的误差当作|Δl|与|ΔT|,则利用上述计算公式所产生的误差就是二元函数224Tlg的全增量的绝对值|Δg|.由于|Δl||ΔT|都很小因此我们可以用dg来近似地代替Δg这样就得到g的误差为||||||TTgllgdggTlTglg||||)21(4322TlTlT其中l与T为l与T的绝对误差把l=100T=2,l=0.1,δT=0.004代入上式得g的绝对误差约为)004.02100221.0(4322g)/(93.45.022scm.002225.0210045.0gg从上面的例子可以看到对于一般的二元函数z=f(x,y),如果自变量x、y的绝对误差分别为x、y,即|Δx|x,|Δy|y,则z的误差||||||yyzxxzdzz||||||||yyzxxzyxyzxz||||从而得到z的绝对误差约为yxzyzxz