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        三維矢量散射積分方程中奇異性的分析

        作者: 時間:2010-12-25 來源:網絡 收藏

          上式就是電場的主值.不難看出式(1)和(11)的區別僅為:主值的積分域不含有奇點,因此可用經典函數論的方法其積分值收斂趨勢.于是,阻抗元素計算式(4)可改寫為:

        g69-8.gif (2201 bytes)

        其中r∈sq,Δsself∈{Δs},∑Δs=sq,Δsselfts69-2.gif (94 bytes)sself=sq∩sp,Δsself→0 (12)
        由式(12)可知,在關于場點和源點的面積分中,被積函數包含了兩項:

        g69-9.gif (1718 bytes) (13)
        g69-10.gif (1399 bytes) (14)

        阻抗矩陣計算式(4)和(12)可分別簡寫為:

        g69-11.gif (1956 bytes) (15)

        g69-12.gif (2031 bytes) (16)

        其中r∈sq,Δsself∈{Δs},∑Δs=sq,Δsselfts69-2.gif (94 bytes)sself=sq∩sp,Δsslef→0.
          式(15),(16)都能用來求解矩陣自阻抗元素.但式(16)對源點使用主值積分,便于數值.兩式中,I1=I′1,I2=I′2.為方便計,選擇其中的I1和I′2.

        三、奇異項轉移方法
          在式(13)中,僅包含弱奇的Abel積分核[7].一般來講,對于這類積分,數值計算時只要分格越細(不取奇點),所得的數值結果就越精確.但計算量增加.若取較少的節點,則由于被積函數在奇點附近變化劇烈,導致誤差增大.所以必須尋找一種在數值計算上實際可行的方案.處理這類奇異積分的方法之一是奇異轉移法[1].本文將這種方法進行了推廣,以便解決式(13)那樣的奇異問題.經過簡單的數學處理,得:

        g69-13.gif (3705 bytes) (17)

        在上式中,第一項被積函數在積分域是連續有限的,因此數值可積.在第二項積分中,因子f1(r,r)只與場點有關,故可提到積分號外,因此簡化了奇異項以便于使用積分的解析解:

        g69-14.gif (3602 bytes)

        式中R0=
        g69-15.gif (1017 bytes) (19)

        四、挖除有限小塊法
          下面討論I′2的數值積分.積分項I′2不包含奇點,其被積函數F2(r,r′)在積分域上是解析的.但在奇點r附近,由于F2(r,r′)隨r′的變化非常劇烈,用一般的數值求積是很困難的.
          用一有限小曲面塊ΔS包圍奇點(ΔSts69-2.gif (94 bytes)sp),并設F2(r,r′)的陡變部分在ΔS中.取Δs0=ΔS-Δsself.在實際空間中,Δs0對應于一很小的曲面塊,即Δs01.而在參數空間中,Δs0則為一很小的矩形塊,其長為Δu1,寬為Δu2,如圖1.這時I′2變為:

        g70-1.gif (1896 bytes) (20)

        式中第一項不含陡變部分,所以可用一般的數值求積方法計算.第二項不含奇點,可以得到解析結果.

        t70-1.gif (3067 bytes)

                圖1 挖除有很小塊Δs0.(a)參數空間對應的矩形有限小塊,矩形中點為奇異點(u1,u2);(b)實空間對應的有限小塊Δs0;(c)參數空間中,奇異點(u1,u2)平移到原點0后,矩形有限小塊的極坐標圖

                  由式(14)可知,由于含有隨源空間r′變化的幾何因子g70-2.gif (359 bytes)和jp(r′)含有的因子1/g70-2.gif (359 bytes)相互抵消,簡化了求積運算.于是,式(14)簡化為:

                g70-3.gif (1103 bytes) (21)

                  在上式中,A(r)為不隨源點變化的因子,而且

                g70-4.gif (1124 bytes) (22)
                g70-5.gif (713 bytes) (23)

                  當Δs01,有R0≈R.
                  由圖1可知,在參數空間中,Δs0的中點恰好位于奇點上,故I22中對源點的積分域關于奇點對稱,這將為求積帶來方便.若作一平移,使坐標原點與奇點重合(如圖1所示),不難證明I22值為零.
                  因

                g70-6.gif (1454 bytes) (24)

                其中,g70-7.gif (879 bytes) (25)
                從而有:SSG(R0)=SSG(R0(ρ,θ))=SSG(R0(ρ,θ+π)) (26)
                g70-8.gif (580 bytes) (27)
                于是I22則可寫為:

                g70-9.gif (1491 bytes) (28)

                把式(26),(27)代入式(28),化簡后得I22=0.于是式(20)變成:I′2=I21+0=I21.從上述可知,分離的小塊域對積分無貢獻.所以,在實際計算中,可以方便地使用數值求積方法計算I′2,并令場點等于源點時的積分為零.



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