Метод условной границы

Полный текст

Введение

В последнее время резко возрос интерес к разработке и внедрению транспортных систем с использованием MAGLEV-технологий не только применительно к пассажирским, но и грузовым перевозкам [1-6]. В связи с чем является важной задача по совершенствованию методов электродинамических расчетов в подобных системах, включая и аналитические методы.

В данной работе рассматривается задача расчета квазистационарного электромагнитного поля, которое возникает в проводнике и в окружающем пространстве под действием расположенных вне проводника первичных источников – токов, изменяющихся во времени и движущихся в пространстве. Предлагается некоторая трансформация этой задачи, которая, с одной стороны, сохраняет все существенные результаты, с другой, облегчает расчеты для ряда случаев, представляющих практический интерес.

Исходная постановка задачи

Пусть D – область, занятая проводящей средой, вообще говоря, неоднородной (на рисунке, иллюстрирующем условные обозначения, область D закрашена), T – свободное пространство, S – их граница. Среда считается немагнитной, то есть, всюду $\mu =1$; первичные источники расположены в свободном пространстве T.

 

Рис.1

 

К выбору обозначений

Выпишем известные соотношения, образующие исходную постановку задачи в ее квазистационарном приближении [7-8].

1.1) В области D выполняются уравнения:

$\text{rot\hspace{0.17em}}B={\mu }_0\sigma E$, (1.1)

$\text{rot\hspace{0.17em}}E=-\partial B/\partial t$, (1.2)

$\text{div\hspace{0.17em}}B=0$. (1.3)

1.2) В области T выполняются уравнения (1.2) и (1.3), а также:

$\text{rot\hspace{0.17em}}B={\mu }_{0}j$, (1.4)

$\text{div\hspace{0.17em}}E=0$. (1.5)

1.3) На границе S выполняются условия контакта:

$\left[B\right]=0$, (1.6)

$\left[E_t\right]=0$. (1.7)

Здесь использованы следующие общепринятые обозначения:

σ – удельная проводимость (вообще говоря, зависит от координат);

$B$ и $E$ – векторы магнитной индукции и напряженности электрического поля (зависят от координат и времени);

$j$ – заданная плотность токов (первичный источник поля, зависит от координат и времени);

В условиях контакта квадратные скобки обозначают скачок на границе,

нижние индексы t и n – тангенциальные и нормальные компоненты вектора.

Чтобы сообщить задаче единственность, к этим соотношениям нужно добавить те или иные условия на бесконечности. Здесь они явно не выписаны и не конкретизированы, так как в дальнейшем не будут подвергаться изменению, и их конкретный вид роли не играет.

Введение условной границы

Проведем в свободной области T мысленную границу G, которая отделит от области T некоторую ее часть T_i. К этой выделенной области T_i предъявляется единственное требование: в ней , иначе говоря, в области T_i нет источников. Тем самым, область T разбилась на части T_i и T_e, граница S (проводник-вакуум) – на части S_e (между T_e и D) и S_i (между T_i и D) – смотри рисунок. Поверхность G – и есть та условная граница, которая дала название методу.

Будем рассматривать уравнения (1.4)-(1.5), справедливые для всей области T, как действующие отдельно в областях T_i и в T_e (заметим, при этом, что в области T_i уравнение (1.4) принимает вид $\text{rot\hspace{0.17em}}B=0$). Чтобы такая постановка была равносильна исходной, достаточно [9] потребовать, чтобы на границе G все компоненты векторов $B$ и $E$ были непрерывны.

Назовем задачу в такой постановке задачей I и перейдем к формулированию новой задачи II.

Заменим непрерывность нормальной компоненты $E$ на границе G условием

$E_n^i=0$, (2.1)

где индекс i обозначает предельное значение на границе G изнутри области T_i. При этом сохраним непрерывность остальных компонент  и на границе G. Таким образом, на границе G выполнены условия (1.6), (1.7) и (2.1).

Выясним, как изменится вследствие этого решение задачи (то есть, векторы $B$ и $E$). Ответ на этот вопрос дает следующее утверждение.

Пусть $B^{\text{I}}$, $E^{\text{I}}$– решение задачи I, $B^{\text{II}}$, $E^{\text{II}}$– решение задачи II.Тогда

$B^{\text{II}}=B^{\text{I}}$, (2.2)

$E^{\text{II}}=E^{\text{I}}$ в области D, (2.3)

$E^{\text{II}}=E^{\text{I}}+grad{\varphi }_e$, где $\Delta {\varphi }_e=0$ в области T_e, (2.4)

$E^{\text{II}}=E^{\text{I}}+grad{\varphi }_i$, где $\Delta {\varphi }_i=0$ в области T_i, (2.5)

Доказательство.

1. Пусть $B^{\text{I}}$, $E^{\text{I}}$– решение задачи I. Построим $B^{\text{II}}$, $E^{\text{II}}$ согласно (2.2)-(2.5), где φ_i, и φ_e – гармонические функции [10], в областях T_i и T_e, удовлетворяющие на границах этих областей следующим краевым условиям:

$\frac{\partial {\varphi }_i}{\partial n}=-E_n^{\text{I}}$ на границе Г, (2.6)

${\varphi }_i=0$ на границе Σ_i, (2.7)

${\varphi }_e={\varphi }_i$ на границе Г, (2.8)

${\varphi }_e=0$ на границе Σ_e. (2.9)

Докажем, что построенные так $B^{\text{II}}$, $E^{\text{II}}$ суть решение задачи II.

В силу равенств (2.2), (2.3) для $B^{\text{II}}$, $E^{\text{II}}$ выполняются все уравнения в области D и все уравнения и граничные условия, в которых присутствует только $B$.

Поскольку $E^{\text{I}}$ и $E^{\text{II}}$ отличаются градиентным слагаемым, уравнение (1.2) выполняется в силу того, что ротор градиента равен нулю, а уравнение(1.5) – в силу того, что $\text{div\hspace{0.17em}}grad{\varphi }_{e,i}=\Delta {\varphi }_{e,i}=0$ [11].

Остается проверить выполнение:

– условий (2.1) и (1.7) на границе G,

– условий (1.7) на границах S_i и S_e.

1) Условия на границеG

Согласно уравнению (2.5), предельное значение $E_n^{\text{II}}$, со стороны области T_i равно $E_n^{\text{I}}+\partial {\varphi }_i/\partial n$. Но, как видно, из выражения (2.6), $E_n^{\text{I}}+\partial {\varphi }_i/\partial n=E_n^{\text{I}}-E_n^{\text{I}}=0$. Тем самым условие (2.1) выполнено.

Займемся условиями (1.7). Вычислим скачок $E_t^{\text{II}}$ (индекс t обозначает произвольное тангенциальное направление). Согласно равенств (2.4), (2.5), $\left[E_t^{\text{II}}\right]=\left[E_t^{\text{I}}\right]+\left(\partial {\varphi }_e/\partial t-\partial {\varphi }_i/\partial t\right)$. Первое слагаемое равно нулю, так как для имеет место (1.7), второе – в силу условия (2.8). Тем самым $\left[E_t^{\text{II}}\right]=0$, то есть, условие (1.7) выполнено и для $E^{\text{II}}$.

2) Условия на границе Σ_i

Согласно (2.3), (2.5), $\left[E_t^{\text{II}}\right]=\left[E_t^{\text{I}}\right]+\partial {\varphi }_i/\partial t$. Первое слагаемое равно 0, так как для $E^{\text{I}}$ имеет место условие (1.7), а $\partial {\varphi }_i/\partial t=0$ в силу (2.7). Тем самым, (1.7) выполнено и для $E^{\text{II}}$.

3) Аналогично из (2.4), (2.5), условия (1.7) для $E^{\text{I}}$ и краевого условия (2.9) выводится (1.7) для $E^{\text{II}}$ на границе Σ_e.

Итак, для $E^{\text{II}}$ выполнены все соотношения задачи II.

2. Пусть $B^{\text{II}}$, $E^{\text{II}}$ – решение задачи II, построим решение задачи I.

Пусть ψ – потенциал, создаваемый в области T простым слоем, распределенным на границе G с плотностью – $E_n^{{\text{II}}^e}$ (нормальная компонента с внешней стороны) [12]. Как известно [13], ψ – гармоническая функция в областях T_e и T_i, а на их границе G

$\left[\partial \psi /\partial n\right]=-E_n^{{\text{II}}^e}$. (2.10)

Пусть u – гармоническая функция в области T, удовлетворяющая на границе Σ граничному условию

$u=-\psi$ (2.11)

Определим $E^{\text{I}}$ в областях T_e и T_i следующим образом:

$E^{\text{I}}=E^{\text{II}}+grad\psi +gradu$. (2.12)

Проверим выполнение требований задачи I.

Как и выше, автоматически выполняются все уравнения в области D, и все соотношения, не содержащие $E$. Далее, уравнения, содержащие $E$, также выполняются, так как для этого достаточно, чтобы $E^{\text{I}}$ и $E^{\text{II}}$ отличались градиентным слагаемым [11], а это имеет место в силу (2.12). Тем самым, остается проверить, что для $E^{\text{I}}$ выполняются:

– условия непрерывности всех компонент на границе G,

– условия (1.7) на границах Σ_i и Σ_e.

1) Условия на границе G

Изучим три слагаемых в (2.12) с точки зрения непрерывности тангенциальных компонент на границе G. У $E^{\text{II}}$ они непрерывны, так как $E^{\text{II}}$ – решение задачи II, у $grad\psi$ – в силу непрерывности потенциала простого слоя [13], у $gradu$ – поскольку в окрестности границы G функция u – гармоническая. Тем самым, на границе G тангенциальные компоненты $E^{\text{I}}$ непрерывны.

Займемся нормальными компонентами на границе G. Нормальная компонента $E^{\text{II}}$ имеет скачок $E_n^{{\text{II}}^e}-E_n^{{\text{II}}^i}$. Но в силу (2.1), $E_n^{{\text{II}}^i}=0$, значит, скачок равен $E_n^{{\text{II}}^e}$. Нормальная компонента $grad\psi$ это $\partial \psi /\partial n$. Согласно (2.10), ее скачок равен $-E_n^{{\text{II}}^e}$. Нормальная компонента $gradu$непрерывна, так как в окрестности границы G функция u – гармоническая. Таким образом, скачок нормальной компоненты $E^{\text{I}}$ на границе G равен $E_n^{{\text{II}}^e}-E_n^{{\text{II}}^e}+0=0$.

Итак, на границе G все компоненты $E^{\text{I}}$ непрерывны.

2) Условия на границах Σ_i и Σ_e

С внешней стороны $E_t^{\text{I}}=E_t^{\text{II}}+\partial \psi /\partial t+\partial u/\partial t$. Но $\partial \psi /\partial t+\partial u/\partial t=0$ в силу (2.11). Значит, . С внутренней стороны это равенство также выполняется (см. (2.3)). Значит, $E_t^{\text{I}}=E_t^{\text{II}}$. Условие (1.7) выполнено.

«Стирание» Σ_i – внутренней части реальной границы

Дальнейшая трансформация задачи является равносильной, то есть, не приводит к изменению ее решения.

Доопределим функцию σ нулем в области T_i. Тогда уравнения (1.1) для области D и $\text{rot\hspace{0.17em}}B=0$  для области T_i можно заменить одним уравнением (1.1) для объединенной области T_iÈD.

Вычислим дивергенцию от обеих частей (1.1). Поскольку дивергенция ротора равна 0 [11], получим, что $\text{div\hspace{0.17em}(}\sigma E)=$0. Или, что то же самое, $\sigma \text{\hspace{0.17em}div\hspace{0.17em}\hspace{0.17em}}E+E\cdot grad\sigma =0$. Разделив обе части на $\sigma$, получим: $\text{div\hspace{0.17em}}E=-p\cdot E$, где $p=(grad\sigma /\sigma )$. Будем считать, что в области T_i вектор $p$ равен 0. Тогда уравнение

$\text{div\hspace{0.17em}}E=-p\cdot E$. (3.1)

будет справедливо в объединенной области T_iÈD, причем в T_i оно заменит собою (1.5), а в D будет следствием (1.1).

Итак, в объединенной области T_iÈD, выполнена система уравнений: (1.1)-(1.3), (3.1). Докажем, что условия контакта (1.6), (1.7) на границе S_i также вытекают из этой системы, если считать, что она имеет силу для всей объединенной области T_iÈD, включая границу Σ_i. При этом дифференцирование разрывных функций следует понимать в смысле обобщенных функций [14].

Введем в некоторой точке границы Σ_i локальную систему координат, направив ось z по нормали от D к T_i считая при этом, что на границе $z=0$.

Запишем в этих координатах уравнение (1.3)

$\partial B_z/\partial z+\partial B_x/\partial x+\partial B_y/\partial y=0$.

Все три компоненты $B$ имеют, вообще говоря, скачок при $z=0$. Следовательно, производная по z будет иметь сингулярное слагаемое $\left[B_z\right]\delta \left(z\right)$, а продольные производные не будут содержать сингулярности (здесь через $\delta \left(z\right)$ обозначена дельта-функция Дирака) [15]. Таким образом, из (1.3) имеем: $\left[B_z\right]\delta \left(z\right)+...=0$, где многоточием обозначена обычная функция (то есть, не имеющая сингулярностей) [15]. Отсюда следует, что $\left[B_z\right]=0$. Тем самым, на границе Σ_i нормальная компонента $B$ непрерывна.

Перейдем к уравнению (1.1). Его правая часть не содержит производных, значит, это обычная функция. Выделим сингулярную составляющую левой части. В координатной записи выражения $\text{rot\hspace{0.17em}}B$ производную по нормали содержат только два слагаемых, а именно:

$\left(\partial B_x/\partial z\right)e_y-\left(\partial B_y/\partial z\right)e_x$.

Сингулярная составляющая этого выражения равна $\left(\left[B_x\right]e_y-\left[B_x\right]e_x\right)\delta \left(z\right)$ [15]. Приравнивая это выражение к 0, получим условие непрерывности тангенциальных компонент $B$. Вместе с полученной ранее непрерывностью нормальной компоненты это дает условие (1.6) на границе Σ_i.

Совершенно аналогичное рассмотрение уравнения (1.2) дает условие (1.7) – непрерывность на границе Σ_i тангенциальных компонент $E$.

Унификация условий на внешней части реальной границы (S_e) и условной границе (G)

На обеих этих границах выполнены условия непрерывности вектора $B$ (1.6) и тангенциальных компонент $E$ (1.7), а на границе G – еще и условие (2.1). Как известно [7], для границы проводник-вакуум, каковой является граница Σ_e, условие (2.1) является следствием (1.6), (1.7) и уравнений для $B$ и $E$ по разные стороны границы (в предположении, что на границе внутреннее предельное значение проводимости отлично от нуля). Физически же условие (2.1) выражает тот факт, что вихревые токи не протекают сквозь границу. Таким образом, можно считать, что на всей объединенной границе ${\Sigma }_e\underset{⏝}{}Г$ выполнены условия (1.6), (1.7) и (2.1). (На рисунке, помещенном в разделе 1 статьи эта граница имеет вид плоскости).

Итоговая формулировка

В итоге мы пришли к задаче, включающей следующие уравнения и граничные условия.

5.1) В объединенной области T_iÈD (на рисунке она имеет вид нижнего полупространства) выполнена система уравнений:

$\text{rot\hspace{0.17em}}B={\mu }_0\sigma E$, $\text{rot\hspace{0.17em}}E=-\partial B/\partial t$, $\text{div\hspace{0.17em}}B=0$, $\text{div\hspace{0.17em}}E=-pE$.   (5.1)

5.2) В области T_e (на том же рисунке – верхнее полупространство) – система уравнений

$\text{rot\hspace{0.17em}}B={\mu }_{0}j$, $\text{rot\hspace{0.17em}}E=-\partial B/\partial t$, $\text{div\hspace{0.17em}}B=0$, $\text{div\hspace{0.17em}}E=0$.             (5.2)

5.3) На границе этих областей ${\Sigma }_e\underset{⏝}{}Г$– условия

$\left[B\right]=0$, $\left[E_t\right]=0$, $E_n^i=0$.                                                         (5.3)

Здесь:

j – заданная функция координат и времени (распределение плотности тока в первичном источнике поля),

σ – заданная функция координат (удельная проводимость, которая может принимать и нулевые значения),

$p=(grad\sigma /\sigma )$, причем в области, где $\sigma =0$, p принимается равным нулю.

Физическая интерпретация

Вернемся к исходной задаче и поместим в область T_i однородную проводящую «вставку» с удельной проводимостью s₀ >0. Тогда вся объединенная область T_iÈD будет заполнена проводником, и вся ее граница S_eÈG станет реальной границей раздела проводник-вакуум. Поэтому в области T_iÈD будут выполняться уравнения для проводящей среды, причем их можно будет записать в виде (5.1). В области T_e будут выполнены уравнения для вакуума (5.2), а на границе этих областей S_eÈG– граничные условия (5.3), в том числе условие $E_n^i=0$.

Устремим теперь σ₀ к нулю. В пределе все соотношения примут тот вид, который отвечает случаю ${\sigma }_0=0$ (то есть, когда проводящей вставки, изначально нет). Исключение составляет поведение нормальной компоненты $E$ на границе G. Если ${\sigma }_0=0$, то граница G не является границей раздела, поэтому на ней нормальная компонента $E$ непрерывна. Однако при любом сколько угодно малом σ₀, отличном от 0, G есть граница раздела проводник-вакуум, поэтому на ней выполняется условие $E_n^i=0$. Очевидно, это условие сохранится и в пределе при ${\sigma }_0\to 0$.

Таким образом, задача (5.1)-(5.3), отвечает той ситуации, когда область T_i заполнена плохим проводником. Наличие проводимости (пусть и слабой) обеспечивает условие $E_n^i=0$, однако вихревые токи, индуцированные в T_i, не оказывают заметного влияния на результирующие поля.

Заключение

Новая формулировка задачи позволяет найти верные значения магнитного вектора во всем пространстве и электрического вектора в проводящей среде. Этого достаточно для отыскания всех характеристик системы, представляющих окончательный интерес, таких как силы взаимодействия первичного источника с вихревыми токами, тепловыделения в проводящей среде и т.п.

Польза перехода к новой формулировке связана с возможностью в ряде случаев «исправить» сложную форму проводящей области. Этого удается достичь, когда реальная форма в том или ином смысле близка к некоторой простой. Примерами могут служить проводники простой формы (скажем, плоской), содержащие изъяны, шероховатости, стыки и т.п.

Об авторах

Константин Эммануилович Воеводский

Санкт-Петербургский государственный университет

Автор, ответственный за переписку.
Email: kv5832@mail.ru

кандидат технических наук, доцент кафедры Высшей геометрии

Россия

Владимир Михайлович Стрепетов

Петербургский государственный университет путей сообщения Императора Александра I

Email: strepetov.vm@mail.ru

кандидат технических наук, доцент кафедры "Электромеханические комплексы и системы"

Россия

Список литературы

Дополнительные файлы