Рассматривается уравнения Пуассона в двумерной области, содержащей металло-диэлектрические углы звездного типа, в окрестности которых градиент решения может иметь особенность. Предлагается численный алгоритм решения данной задачи, основанный на методе конечных элементов и учитывающий асимптотическое поведение особенности решения в окрестности угловых точек.
^1Московский государственный университет имени М.В Ломоносова, физический факультет, кафедра математики
Во многих задачах электростатики и электродинамики требуется найти электромагнитное поле в сложных областях, содержащих металлические или диэлектрические входящие углы. В качестве примера подобных задач можно привести расчет распределения поля внутри многозазорной волноведущей системы, заполненной диэлектриками с различными коэффициентами диэлектрической проницаемости.
Наличие особенности электромагнитного поля, заключающееся в неограниченном росте некоторых его компонент вблизи металлического входящего угла, известно как теоретически [bb1,bb2,bb3,bb4,bb5], так и экспериментально [bb6,bb7,bb8]. Особенность поля также имеет место и при наличии диэлектрических углов [bb9]. В настоящей работе рассматривается случай, когда область содержит металло угол звездного типа, также приводящий к возникновению особенности поля.
Для расчета задач такого рода используются различные численные методы [bb10,bb11,bb12,bb13,bb14,bb15]. Однако наличие особенностей существенно ухудшает их скорость сходимости и точность. Одним из самых распространенных способов повышения эффективности численного метода является адаптивное сгущение сетки в окрестности особых точек, но в случае необходимости решения большого количества таких задач, например при решении задачи синтеза, данный подход приводит к значительным вычислительным затратам.
Другой подход заключается в использовании некоторой априорной информации о поведении решения, которая закладывается в численный алгоритм. В качестве примера можно привести метод конечных элементов [bb16,bb17] с сингулярными элементами, описывающими особенность [bb18]. Однако добавление новых элементов к базису может приводить к ухудшению свойств его матрицы Грама [bb16] и снижению эффективности метода.
Численный алгоритм, предложенный в настоящей работе, основан на построении явного вида особенности решения в окрестности металло углов и его дальнейшем использовании в методе конечных элементов. Однако для преодоления описанных выше проблем дополнительные конечные элементы не добавляются, а заменяют часть базисных функций внутри и на границе малых окрестностей углов, при этом задача решается уже вне этих окрестностей на достаточно грубой сетке. Использование дополнительной информации о поведении решения делает алгоритм быстрым и эффективным и позволяет с высокой точностью находить сингулярную часть градиента решения.
Рассмотрим область \Omega = \bigcup\limits_{i=1}^3\Omega_i с металлической границей, заполненную диэлектриками с различными диэлектрическими проницаемостями в каждой из подобластей \Omega_i (рис. 1). В \Omega присутствуют угловые точки различных типов: металлический угол (M), внутренние диэлектрические углы (D) и металло углы (C).
Распределение электрического потенциала u описывается уравнением Пуассона с граничными условиями Дирихле и условиями сопряжения на границе раздела диэлектриков

где \varepsilon_i=\mathop{\rm const}\nolimits, M\in\Omega_i, \partial\Omega --- общая внешняя металлическая граница, \partial\Omega_{ij} --- граница между подобластями \Omega_i и \Omega_j, f(M) --- достаточно гладкая функция, выражающаяся через плотность зарядов \rho: f(M)=4\pi\rho(M).
Для численного решения задачи получим асимптотику решения по гладкости в окрестности всех указанных типов углов.
Построим асимптотику решения задачи (1)-(4) в достаточно малой окрестности \Pi металло угла с вершиной M_0 (рис. 2).

Пусть из вершины угла выходит L лучей. Пронумеруем их таким образом, чтобы первый и L-й лучи соответствовали металлическим границам. Введем полярную систему координат с центром в этой вершине и направим полярную ось вдоль L-го луча. За \omega_i, i=1,\dots,L, \omega_L=2\pi обозначим углы между лучами и полярной осью.
Разложим в окрестности \Pi правую часть f(M) уравнения (1) в ряд Тейлора по r. Рассмотрим частичную сумму ряда, состоящую из {(P+1)} слагаемого:
На внешней границе окрестности \Pi в данный момент граничные условия не ставятся. В дальнейшем на ней будут задаваться условия непрерывности решения и его нормальной производной.
Поскольку задача (6)--(9) является линейной и неоднородной, представим ее решение в виде суммы частного решения неоднородной задачи и общего решения однородной задачи, каждое из которых удовлетворяет условиям (7)--(9).
В областях строго внутри диэлектриков нетривиальные решения однородной задачи (6)--(9) в полярных координатах с центром в угловой точке будем искать в виде
В каждой из подобластей \varepsilon(\phi) является постоянной, поэтому после применения процедуры разделения переменных решение в секторах представляется следующим образом:
где i=1,\dots,L{-}1 и уравнения (12) соответствуют металлической границе, а (13)--(14) --- границе раздела двух диэлектриков.
Характеристическое уравнение относительно \sigma, полученное из условия равенства нулю определителя системы (12)--(14), определяет нетривиальные решения данной системы. В случае если существуют положительные корни характеристического уравнения {\sigma<1}, то в угловой точке градиент решения будет иметь особенность, что с физической точки зрения соответствует неограниченному росту напряженности электрического поля.
Отдельно следует рассмотреть значение \sigma_0=0, для которого система (12)--(14) имеет несколько другой вид. В этом случае общее решение будет выражаться через линейную функцию угла:
однако из условий (7)--(9) и того, что {\varepsilon_i>0}, следует, что существует только тривиальное решение.
Пусть \sigma_i --- положительные корни характеристического уравнения системы (12)--(14), в этом случае решение в точке M_0 будет ограничено. Обозначим соответствующие решения системы (12)--(14) с учетом возможной кратности корня как
Сингулярная часть решения задачи (6)--(9) представляется как линейная комбинация функций вида (15)
Рассмотрим неоднородную задачу (6)--(9). В силу линейности уравнения (6) получим ({P+1}) подзадачу:
Представляя решение каждой из задач (17), (7)--(9) в виде u_n=r^s\Phi_n(\phi), получим следующее уравнение:
Набор задач (18)--(20) решается численно.
Таким образом, приближенное частное решение неоднородной задачи имеет следующий вид:
Решение исходного уравнения (6)--(9) в окрестности угла \Pi представляется как
где первое слагаемое описывает гладкую часть решения, а конечная сумма содержит слагаемое с особенностью в угловой точке.
Получение асимптотики решения для диэлектрического угла, лежащего внутри области \Omega, в целом повторяет аналогичный вывод для металлического, за исключением некоторых деталей.
Ось полярной системы координат в данном случае вводится по направлению любой из линий разрыва диэлектрической проницаемости. Граничное условие (7) исключается, а условие сопряжения при \phi=0.2\pi в соответствии с условиями периодичности принимают следующий вид:
При \sigma_0=0 однородная задача, в отличие от случая с металлическим углом, имеет нетривиальное решение --- константу, которое должно быть учтено в разложении (16).
Для произвольной конфигурации диэлектрического угла ФСР системы (12)--(14) при различных \sigma_i, как правило, состоит из одного столбца, но при углах, кратных \pi, возможно появление кратных корней характеристического уравнения и ФСР, состоящих из нескольких столбцов.
Для диэлектрического угла с двумя диэлектриками поведение особенности вблизи вершины было получено в [bb9] с помощью метода Кондратьева. Показатели \sigma_i степени r, полученные из характеристического уравнения системы (13), (14), соответствуют значениям, полученным в работе [bb9].
Вернемся к исходной задаче (1)--(4). Пусть в области \Omega есть Sуглов, в которых имеет место особенность градиента, и для каждого из них получено представление решения в виде (22). Выделим окрестности углов \Pi_s (рис. 3), в которых приближенное решение задачи (1)--(4) ищется в виде конечной линейной комбинации функций со степенями r не выше L:
где I_{\rm max} определяется из условия {\sigma_i<L}. На введенных границах \partial\Pi_s поставим условия сшивания решения, заключающееся в его непрерывности и непрерывности его нормальной производной.

Умножим уравнение (1) на пробную функцию v и проинтегрируем полученное выражение по области {\Omega\backslash\Pi,} где \Pi=\bigcup\limits_{s=1}^S\Pi_s:
Так как граничное условие (2) является главным, то {v\big|_{\partial\Omega}=0} и первый интеграл по границе \partial\Omega обращается в нуль. Из условия сшивания решения на границах \partial\Pi_s и его представления (23) следует
Таким образом, исходная задача, решаемая в области \Omega, сводится к решению задачи (26) в области {\Omega\backslash\Pi.}
Приближенное решение (26) ищется методом конечных элементов. Обозначим через \{\omega_i\}_{i=1,\dots,N} узлы сетки в области {\Omega\backslash\Pi,} полученной с помощью триангуляции (рис. 4). В качестве базиса берутся лагранжевы элементы первого порядка \{\psi_i(x,y)\}_{i=1,\dots,N.} При этом к столбцу неизвестных значений коэффициентов в разложении решения по базису МКЭ, являющихся значениями решения в узлах сетки, добавляются неизвестные коэффициенты C_i^{(s)}. Условие сшивания нормальной производной на границе \partial\Pi уже учтено при выводе задачи (26), поэтому при ее решении необходимо удовлетворить только условию непрерывности, являющемуся главным.

Условие непрерывности решения на границах \partial\Pi_s реализуется следующим образом. На границу \partial\Pi_s помещается K_s узлов \{\widetilde\omega_i\}_{i=1,\dots,K_s}. Так как решение задачи в подобласти \Pi_s определяется формулой (23), то вместо стандартных лагранжевых элементов \{\psi_i(x,y)\}_{i=1,\dots,N} с вершинами в \{\widetilde\omega_i\}_{i=1,\dots,K} на границе берутся их линейные комбинации \widetilde\psi_i^{(s)}(x,y):
где последняя сумма содержит N-K=N-\sum\limits_{s=1}^SK_s исходных базисных функций с вершинами строго внутри области {\Omega\backslash\Pi}. Поскольку на границах \partial\Pi_s все {\psi_j(x,y)=0,} то для построенного решения из конечных элементов условие непрерывности на \partial\Pi_s выполняется автоматически.
Сохранив старые обозначения, объединим два семейства базисных функций \bigl\{\widetilde{\psi}_i^{(s)}(x,y)\bigr\}_{i=0,\dots,I_{\rm max}}^{s=1,\dots,S} и \{\psi_j(x,y)_{j=1,\dots,N{-}K}\} в \{\psi_i(x,y)\}_{i=1,\dots,\widetilde{N}} и соответствующие им столбцы неизвестных коэффициентов C_i^{(s)} и A_j в \{C_i\}_{i=0,\dots,\widetilde{N}}, где \widetilde{N}=N-K+I_{\rm max}+1 --- общее количество базисных функций. Приближенное решение (29) запишется в виде
После подстановки (30) и (31) в (26) получается система уравнений относительно столбца неизвестных коэффициентов {\bf C}=\{C_i\}_{i=0}^{\widetilde N}, которая имеет вид
Отметим, что при решении полученной задачи (32)--(33) также находятся коэффициенты при функциях, описывающих сингулярную часть решения в каждой окрестности \Pi_s.
Для проверки предложенного метода задача (1)--(4) дополнительно решалась во всей области с помощью стандартного метода конечных элементов без учета особенности в угловых точках на более густой сетке.
На рис. 5 представлено решение задачи (1)--(4) для {f(x,y)=1,} {\varepsilon_1=1,} {\varepsilon_2=2,} {\varepsilon_3=3} стандартным методом конечных элементов на сетке из 11 992 узлов с сильным сгущением в окрестности рассматриваемых угловых точек.


к решению на мелкой сетке без их учета
На рис. 6 представлена относительная погрешность решения на мелкой сетке без выделения особенности к решению, полученному предложенным методом на грубой сетке с 1264 узлами. Расхождение в окрестности углов не превышает 0.4 %. При использовании такой же грубой сетки в обычном методе конечных элементов без выделения сингулярной части решения погрешность в окрестности углов достигает 20 %, что при вычислении градиента приводит к существенным ошибкам в значении напряженности электрического поля.
В настоящей работе представлен алгоритм расчета электростатической задачи для уравнения Пуассона в области, содержащей металло углы. Предложенный алгоритм обладает высокой эффективностью и позволяет с хорошей точностью получить распределение электрического поля вблизи угловых точек. Также данный метод обладает хорошей гибкостью, позволяя единообразно обрабатывать металлические, диэлектрические и металло углы с различными конфигурациями без существенных изменений в способе решения.
Метод может быть использован для решения широкого класса задач электростатики и электродинамики, таких как задачи анализа и синтеза в областях со сложной геометрией и заполнением, содержащих угловые точки различных типов.
Работа М. И Светкина выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 16-01-00690). Работа А. И. Ерохина выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 16-31-60084-мол_а_дк). Работа А. Н. Боголюбова и И. Е. Могилевского выполнена при финансовой поддержке РФФИ (15-01-03524).
- Назаров С.А., Пламеневский Б.А. Эллиптические задачи в областях с кусочно-гладкой границей. М.: Наука, 1991.
- Кондратьев В.А., Олейник О.А. // УМН. 1983. 38, С. 3.
- Боголюбов А.Н. // Журн. радиоэлектроники (электронный журнал). 2001. http://jre.cplire.ru
- Боголюбов А.Н., Делицын А.Л., Могилевский И.Е., Свешников А.Г. // Радиотехника и электроника. 2003. 48, С. 1.
- Кондратьев В.А. // Дифференц. уравнения. 1977. 13, С. 2026.
- Дегтярев С. А., Устинов А. В., Хонина С.Н. // Компьютерная оптика. 2014. 38.
- Зохраби М. // Науч. ведомости Белгород. гос. ун-та. Сер. Матем. Физ. 2014. 37.
- Tsarin Y.A. // Радиофизика и радиоастрономия. 2013. 6, С. 323.
- Боголюбов А.Н., Могилевский И.Е. // Журн. вычисл. матем. и матем. физики. 2011. 51, С. 2253.
- Jin J. M. The Finite Element Method in Electromagnetics. John Wiley & Sons, 2014.
- Davydov O., Oanh D.T. // J. Comput. Phys. 2011. 230, С. 287.
- Ciarlet P., He J. // Comptes Rendus Mathematique. 2003. 336, С. 353.
- Bedrossian J. et al. // J Comput. Phys. 2010. 229, С. 6405.
- Igarashi H., Honma T. // Appl. Mathem. Modelling. 1996. 20, С. 847.
- Elliotis M., Georgiou G., Xenophontos C. // Communications in Numerical Methods in Engineering. 2002. 18, С. 213.
- Johnson С. Numerical Solutions of Partial Differential Equations by the Finite Element Method. Cambridge, UK, 1987.
- Gallager R.H. Finite Element Analysis: Fundamentals // Prentice-Hall Civil Engineering and Engineering Mechanics Series. Englewood Cliffs: Prentice-Hall, 1975. 1.
- Georgiou G.C., Schultz W.W., Olson L.G. // International journal for numerical methods in fluids. 1990. 10, С. 357.