РЕФЕРАТ
Цель работы:моделирование рассеяния плоской упругой продольной волны на упругом однородном изотропномцилиндрическом слое.
Объем работы: 36 стр., втом числе таблиц — 1, приложений — 2.
Количество использованныхисточников: 16.
Ключевые слова: динамическаятеория упругости,
упругая продольная волна,
упругий однородныйизотропный слой,
краевая задача,
диаграмма рассеяния.
СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1. УРАВНЕНИЯ ВОЛНОВЫХ ПОЛЕЙ В УПРУГИХ ТЕЛАХ
1.1 Распространение упругих волн в однородных изотропныхсредах
1.2 Граничные условия
2. РАССЕЯНИЕ ПЛОСКОЙ ПРОДОЛЬНОЙ УПРУГОЙ ВОЛНЫ ОДНОРОДНЫМИЗОТРОПНЫМ ЦИЛИНДРИЧЕСКИМ СЛОЕМ
2.1 Постановка задачи
2.2 Рассеяние продольной волны
3. ЧИСЛЕННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ И АНАЛИЗ РЕЗУЛЬТАТОВ
3.1 Постановка задачи
3.2 Численная реализация
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА
ПРИЛОЖЕНИЕ 1. ЛИСТИНГ ПРОГРАММЫПРИЛОЖЕНИЕ 2. ДИАГРАММЫ НАПРАВЛЕННОСТИРАССЕЯННОГО ПОЛЯ
ВВЕДЕНИЕ
Акустические методыдовольно широко применяются в исследовательской производственной практике.Традиционными областями их приложения являются сейсмология, геофизика,дефектоскопия и методы идентификации материалов. Теоретической основойпрактических технологий являются результаты исследований и математическиемодели распространения, дифракции и отражения звуковых и упругих волн.
В данной работеисследуется задача о рассеянии упругой волны на однородном цилиндрическом слоеконечной толщины с бесконечной образующей.
Целью этой работыявляется получение выражения для рассеянного поля, в том числе в бесконечности,а также получение выражений для падающей, отраженной, прошедшей волны, найтиволновое поле внутри неоднородного цилиндрического слоя.
В работе применяетсяметод сведения общих уравнений теории упругости к системе линейныхалгебраических уравнений и ее разрешение методом Гаусса с выбором главногоэлемента. Построенные на основе полученных решений алгоритмы расчетахарактеристик прохождения и рассеяния упругих волн реализованы на ЭВМ в видеприкладной программы.
Результаты исследованиймогут быть использованы в сейсмологии, геофизике, дефектоскопии, методахидентификации материалов.
1. УРАВНЕНИЯ ВОЛНОВЫХПОЛЕЙ В УПРУГИХ ТЕЛАХ
1.1 Распространениеупругих волн в однородных изотропных средах
Рассмотрим отдельнослучай однородной упругой изотропной среды. В этом случае для цилиндрическойсистемы координат мы получаем следующий закон Гука:
/>, (1.1)
а уравнения движенияЛаме:
/> (1.2)
где /> – оператор Лапласа:
/> (1.3)
Отметим, что уравнения(1.2) записаны в векторной форме и, следовательно, справедливы в любой системекоординат,
В однородной изотропнойсреде существует два типа волн; один из типов волн носит название волнсжатия-разрежения (или продольные волны), другой – волн сдвига (или поперечныеволны). Относительно этих волн можно сказать, что они характеризуютсяразличными скоростями распространения фронта, а также тем, что в волнах сжатия– разрежения отсутствует вращение частиц, а сдвиговые волны не сопровождаютсяизменением объема. Далее, если в некоторый момент волновое поле имеет продольныйхарактер, то оно остается продольным всегда, то есть продольные волны визотропной однородной безграничной среде при своем распространении негенерируют поперечных. В свою очередь поперечные волны, распространяясь вбезграничной среде, не генерируют продольных волн. В однородной среде сграницей продольные и поперечные волны распространяются независимо лишь то тогомомента, пока фронт не пересечет границу. Тогда образуются так называемыеотраженные волны обоих типов, так как обычно системе граничных условий нельзяудовлетворить, введя отраженную волну какого-либо одного типа. Характер волныне меняется только в случае перпендикулярного падения волны на поверхностьраздела и в случае падения под произвольным углом поперечной волны спараллельными плоскости раздела колебаниями.
Проведем в общем случаеразделение произвольной упругой волны в неограниченном однородном изотропномпространстве на две независимо распространяющиеся с разными скоростямипродольную и поперечную части.
Уравнение движения упругойизотропной среды без учета массовых сил имеет вид:
/>
Перепишем его, введя внего скорости /> и /> , которые представляютсоответственно продольную и поперечную скорости распространения волны:
/> (1.4)
Представим вектор /> в виде суммы двух частей: />, одна из которыхудовлетворяет условию />, а другая — условию />. Из векторного анализаизвестно, что такое представление всегда возможно (это есть представлениевектора в виде суммы ротора некоторого вектора и градиента некоторого скаляра).При подстановке /> в (1.4) получаем:
/> (1.5)
Применим к обеим сторонамэтого уравнения операцию div.Поскольку />, мы получим :
/>
или
/>
С другой стороны, так как/>, то rot стоящего в скобках выражения такжеравен нулю. Но если rot и div некоторого вектора исчезают во всемпространстве, то этот вектор тождественно равен нулю. Таким образом,
/> (1.6)
Аналогично применяя куравнению (1.5) операцию rot ипомня, что /> и что rot всякого градиента равен нулю,находим
/>.
Поскольку div стоящего в скобках выражения такжеравна нулю, то мы приходим к уравнению, подобному (1.6):
/> (1.7)
Уравнения (1.6), (1.7)представляют собой обычные волновые уравнения (в трех измерениях). Каждое изних соответствует распространению упругой волны со скоростью соответственно /> или />. Одна из этих волн />не связана с изменениемобъема (в силу />), а другая /> сопровождается объемнымисжатиями и расширениями.
В упругоймонохроматической волне вектор смещения имеет вид:
/>, (1.8)
где /> – функция координат. Этафункция удовлетворяет уравнению
/>,
получающемуся приподстановке (1.8) в (1.4). Продольная и поперечная части монохроматическойволны удовлетворяют уравнениям Гельмгольца:
/>, /> (1.9)
где />, /> — волновые векторыпродольной и поперечной волн.
Пусть />, а />, где /> — скалярная функция, /> — векторная функция(соответственно скалярный и векторный потенциалы смещений, или продольный ипоперечный потенциалы).
Покажем, что функции /> и /> удовлетворяют уравнениямГельмгольца. Для этого подставим в уравнение движения упругой среды (1.4)вектор />, и, изменяя порядокдифференцирования, получим:
/>
Видно, что уравнениебудет удовлетворяться, если положить:
/>, />
Если мы будемрассматривать зависимость от времени t у функций /> и /> как />, то мы получаем уравненияГельмгольца:
/>
/>
Произвольную плоскуюволну можно разложить в спектр, то есть можно ее представить в видесуперпозиции плоских же гармонических волн. Поэтому имеет смысл изучатьраспространение гармонических волн. Зависимость от координат x,y в декартовой системе координат и времени t мы будем брать в виде экспоненты.Этот же результат можно получить, если применить к уравнениям Гельмгольца дляпотенциалов, записанным в декартовой системе координат, метод разделения переменных.
1.2 Граничные условия
Рассмотрим граничныеусловия на границе раздела сред при распространении упругой волны. Онизаключаются в непрерывности компонент вектора смещения />и непрерывности нормального/> и касательных />, /> компонент тензора напряжений припереходе через границу раздела сред.
В изотропной средекомпоненты тензора напряжений /> связаныс компонентами тензора деформаций /> при помощи закона Гука (1.6), а компоненты тензорадеформаций /> связаны с компонентами вектора смещений /> с помощью формулы (1.3).Рассмотрим цилиндрическую границу в цилиндрической системе координат. Еслисистему прямоугольных координат /> выбратьтаким образом, что ось zявляется осью цилиндра, то компоненты тензора напряжений выразятся черезкомпоненты вектора смещения по формулам:
/>, (1.10)
где /> — нормальная компонентатензора напряжений, /> – касательные компоненты, /> и /> -упругие константы Ламе.
2. РАССЕЯНИЕ ПЛОСКОЙПРОДОЛЬНОЙ УПРУГОЙ ВОЛНЫ ОДНОРОДНЫМ ИЗОТРОПНЫМ ЦИЛИНДРИЧЕСКИМ СЛОЕМ
2.1 Постановка задачи
Рассмотрим бесконечныйизотропный полый круговой цилиндр с внешним радиусом /> и внутренним — />, модули упругости иплотность материала которого /> />. Цилиндрическая системакоординат /> выбрана таким образом, чтокоординатная ось z является осьювращения цилиндра. Будем считать, что окружающее и находящееся в полостиупругие среды являются изотропными и однородными, имеющими плотности /> и модули упругости />, /> соответственно.
Пусть из полупространства/> на упругий цилиндрическийслой параллельно оси Ох в плоскости Оxy падает плоская упругая монохроматическая волна:
/>
Определим отраженную отслоя и прошедшую через слой волны, а также найдем поле смещений внутри упругогослоя.
Фронт падающей волныперпендикулярен образующим цилиндра и поэтому задача является плоской, то естьсмещения не зависят от координаты z.
Учтем, что в формуле />, представляющей собойобщее выражение для смещения, потенциал /> всилу выбранной системы координат мы выбрали так, чтобы единственной отличной отнуля была компонента />. Поэтому в силулинейности задачи мы можем рассматривать отдельно падение продольной волны />, сдвиговой волны />, где />.
Мы осстановимся нарассмотрении рассеяния плоской продольной волны, представленной векторомпадения: />.
2.2 Рассеяние продольнойволны
Пусть из внешнегопространства на упругий цилиндр перпендикулярно падает плоская упругаяпродольная волна, потенциал смещений которой равен:
/>,
где /> — волновой вектор, /> – радиус-вектор, /> – круговая частота. Вдальнейшем временную зависимость /> дляпростоты формул опускаем. В цилиндрической системе координат падающая волнаможет быть представлена в виде:
/>, (2.1)
где /> — волновое число равноемодулю вектора />, />, /> — цилиндрическая функция Бесселя порядка n.
Определим отраженную от цилиндраи возбужденную в полости волны, а также найдем потенциалы смещений внутри слоя.
Вектор смещения в однородныхизотропных средах также будет иметь всего две отличные от нуля компоненты:
/>
Отраженная, возбужденнаяупругие волны, а также волны внутри однородного слоя являются решениямиуравнений Гельмгольца. Причем их потенциалы также удовлетворяют уравнениямГельмгольца и не зависят от координаты z. Следует иметь в виду, что вектор-функция /> будет иметь лишь однуотличную от нуля компоненту />, тоесть />.
Отраженная волна должнаудовлетворять условиям излучения на бесконечности:
/>, (2.2)
а прошедшая волна –условию ограниченности. Поэтому потенциалы смещений этих волн будем искать ввиде:
— для отраженной волны:
/>, (2.3)
/>
— для возбужденной волны:
/>, (2.4)
/>
— для волнывнутри слоя:
/> (2.5)
/>
где />, />, />, />, />, /> — волновые числа.
Заметим, чтопредставления (2.3) — (2.5) можно получить, применив метод разделения переменныхк уравнениям Гельмгольца для потенциалов в цилиндрической системе координат отдвух переменных. Мы получим функции вида:
/>.
Для того, чтобы потенциалотраженной волны удовлетворял условию излучения на бесконечности, необходимо вкачестве цилиндрической функции Бесселя /> выбратьцилиндрическую функцию Ханкеля первого рода />,в этом случае потенциалу соответствует расходящейся волне с учетом того, чтовременной множитель выбран в виде />. Длятого, чтобы потенциал прошедшей волны удовлетворял условию ограниченности,необходимо в качестве цилиндрической функции Бесселя /> выбрать цилиндрическуюфункцию Бесселя первого рода />. /> – цилиндрическая функция Неймана.
Коэффициенты подлежатопределению из граничных условий, которые заключаются в непрерывности смещенийи напряжений на обеих поверхностях упругого слоя. Имеем:
при />: />, />, />, />;
при />: />, />, />, />; (2.6)
где /> — компоненты векторасмещения частиц, /> – компоненты тензора напряжений в средах /> (j=1), /> (j=2), /> (j=3) соответственно.
Компоненты векторасмещения /> связаны с потенциаламисмещений следующим образом:
/> (2.7)
Подставим (2.7) в (1.10), получим:
/>
С учетом того, чтодифференцирование по /> – это умножениена />, перепишем наши формулы:
/> и />
Подставим полученныевыражения в граничные условия (2.6). В результате получим систему линейныхалгебраических уравнений для коэффициентов />:
/>
Разрешая для каждого n полученную систему одним изчисленных методов и подставляя полученные коэффициенты в потенциалы, найдемволновое поле, в том числе и в бесконечности.
Проведя вычисления длядостаточно большого числа n, получаемвозможность анализировать волновые поля вне и внутри оболочки по разложениям(2.2), (2.4), (2.5). В частности можно оценить поведение рассеянного поля вдальней зоне. Пользуясь асимптотическим представлением функций Ханкеля прибольших значениях аргумента, для потенциала рассеянной продольной волны при /> получим:
/>
или />
Опуская первый множитель,характеризующий распространение ненаправленной цилиндрической волны, иучитывая, что амплитуда падающей волны – единичная, получим выражение длянормированной амплитуды рассеянной волны:
/> (2.8)
Это выражение определяетдиаграмму направленности рассеянного поля по амплитуде.
3. ЧИСЛЕННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯИ АНАЛИЗ РЕЗУЛЬТАТОВ
3.1 Расчетные данные
Расчет будем проводить сматериалами, модули упругости и плотность которых представлены в следующейтаблице:
Таблица 1. Модулиупругости и плотность материалов. Материал И его тип
/>
/>
/> Изотропный (алюминий) 5.3 2.6 2.7 Изотропный (сталь) 11.2 8.1 7.7
Мы будем рассматриватьалюминиевый цилиндрический слой, помещенный в упругое однородное изотропноепространство (сталь). Необходимые данные будут взяты из таблицы 1. Расчетыбудем проводить при значениях радиусов: />, />, и при следующих частотах: />=2.0, />=3.0, />= 4.0 (соответственно при количествечленов в ряде N=7.0, N=9.0, N=11.0).
3.2 Численная реализацияАлгоритм численногорасчета реализован в виде программы kurs_ira.cpp на IBM –совместимых компьютерах на языке C++ всреде Borland версии 3.1. В качестве методарешения системы линейных алгебраических уравнений применялся метод Гаусса свыбором главного элемента. Листинг программы представлен в ПРИЛОЖЕНИИ 1. Вкачестве начальных данных в программе задаются плотности и модули упругости дляразличных сред, значения радиусов, номер задачи. В качестве результатов былиполучены диаграммы направленности рассеянного поля по амплитуде, представленныев ПРИЛОЖЕНИИ 2.
ЗАКЛЮЧЕНИЕВ результате проделанной работыпроделано следующее:1. Приведеныволновые уравнения в изотропных однородных средах.
2. Для однороднойизотропной среды теоретически было показано разделение волны на продольную ипоперечную части и приведены формулы для граничных условий.
3. Поставлена ирешена задача о прохождении плоской упругой продольной волны через упругийоднородный изотропный цилиндрический слой и приведены диаграммы направленностирассеяния продольной волны по амплитуде. Листинг программы представлен вПРИЛОЖЕНИИ 1. Расчетные данные взяты из таблицы 1.
4. В качествечисленного метода решения системы линейных алгебраических уравнений использованметод Гаусса с выбором главного элемента.
5. В качестверезультатов были получены графики диаграмм рассеянного поля продольной волны поамплитуде в ПРИЛОЖЕНИИ 2.
Эти результаты могутшироко использоваться как в самой теории упругости, так и в ее приложениях вобласти дефектоскопии, геофизики, методах идентификации материалов.
ЛИТЕРАТУРА
1. Амензаде Ю.А. Теория упругости.- М.: Высшая школа, 1976,272с.
2. Бреховских Л.М. Волны в слоистых средах.-М.: Изд-во АНСССР, 1957, 520c.
3. Гузь А.Н., Головчан В.Т. Дифракция упругих волн вмногосвязных телах. – Киев, Наукова думка, 1972, 256с.
4. Исраилов М.Ш. Динамическая теория упругости и дифракцииволн — М.: Изд-во МГУ, 1922, 205c.
5. Ландау Л.Д., Лившиц Е.М. Теория упругости.- М.: Наука,1987, 248c.
6. Лехницкий С.Г. Теория упругости анизотропного тела.–М.: Наука,1977, 415с.
7. Мусхелишвили Н.И. Некоторые основные задачи математическойтеории упругости. — М.: Наука, 1966, 707с.
8. Новацкий В. Теория упругости. – М.: Мир, 1975. 872с.
9. Поручиков В.Б. Методы динамической теории упругости. – М.:Наука, 1986, 328c.
10. Рамская Е.И. Анализ собственных частот и формосесимметричных колебаний трансверсально-изотропной полой сферы. // Прикладнаямеханика, 1983, т. 19, N 7, c.103-107.
11. Скобельцын С.А., Толоконников Л.А. Прохождение звуковыхволн через трансверсально–изотропный неоднородный плоский слой. // Акуст.журн., 1990, т.36, N4, с. 740-744.
12. Толоконников Л.А. Прохождение звука через неоднородныйанизотропный слой, граничащий с вязкими жидкостями. // Прикладная математика имеханика, 1998, т. 62, N 6,с. 1029-1035.
13. Шендеров Е.Л. Импедансы колебанийтрансверсально-изотропного сферического слоя.// Акуст. журн., 1985, т. 31, N 5, с. 644-649.
14. Шендеров Е.Л. Шоренко И.Н. Импедансы колебаний изотропнойи трансверсально-изотропной сферических оболочек, вычисленные по различнымтеориям.// Акуст. журн., 1986, т. 32, N 1, с. 101-106.
15. Шульга Н.А. Распространение осесимметричных упругих волнв ортотропном полом цилиндре.// Прикладная механика,1974, т.10,N9,c.14-18.
16. Шульга Н.А. Собственные колебаниятрансверсально-изотропной полой сферы.// Прикладная механика, 1980, т.16, N 12, c.108-110.
ПРИЛОЖЕНИЕ 1. ЛИСТИНГ ПРОГРАММЫ
#include
#include
#include
#include
#include
#define K 7
#define M 50
#define N 16
#define MM 8
complex iii=complex(0.0,1.0);
double w;
complex const_w;
double r1,r2,h=0.5,L1,L2,L3,M1,M2,M3,R1,R2,R3;
int zad;
double eps=0.000001;
double C=0.577215664901532;
double module(complex x)
{ return(sqrt(real(x)*real(x)+imag(x)*imag(x))); }
double fact(double n)
{
double i,k;
k=1.0;
for(i=1.0;i
k=k*i;
return(k);
}
complex J(double x,double n)
{
double sum,s;
double k;
if(n
else
{
if(n>1.0)return(2.0*(n-1.0)/x*J(x,n-1.0)-J(x,n-2.0));
if(n==0.0)
{
n=0.0;
k=-1.0;
sum=0.0;
s=0.0;
do{
k=k+1.0;
sum=sum+s;
s=pow(-1.0,k)/fact(k)/fact(n+k)*pow(x/2.0,2*k+n);
}while(module(s)>=eps);
return(sum);
}
if(n==1.0)
{
n=1.0;
k=-1.0;
sum=0.0;
s=0.0;
do{
k=k+1.0;
sum=sum+s;
s=pow(-1.0,k)/fact(k)/fact(n+k)*pow(x/2.0,2*k+n);
}while(module(s)>=eps);
return(sum);
}
}
}
complex J_der(double x,double n)
{ return((J(x,n-1.0)-J(x,n+1.0))/2.0); }
complex J_der_der(double x,double n)
{ return((J_der(x,n-1.0)-J_der(x,n+1.0))/2.0); }
complex Ne(double x,double n)
{
complex sum1,sum2,sum3,s,ss,sss;
double k,nn,i;
if(n
else
{
if(n>1.0)return(2.0*(n-1.0)/x*Ne(x,n-1.0)-Ne(x,n-2.0));
if(n==0.0)
{
n=0.0;
sum1=2.0/M_PI*(C+log(x/2.0))*J(x,n);
sum2=0.0;
for(k=0.0;k
sum2=sum2+fact(n-k-1.0)/fact(k)*pow(x/2.0,2.0*k-n);
sum2=-sum2/M_PI;
k=-1.0;
sum3=0.0;
s=0.0;
do{
k=k+1.0;
sum3=sum3+s;
s=pow(-1.0,k)/fact(k)/fact(n+k)*pow(x/2.0,2*k+n);
ss=0.0;
for(i=0.0;i
{
sss=0.0;
for(nn=1.0;nn
sss=sss+1.0/nn;
ss=ss+sss;
}
s=s*ss;
}while(module(s)>=eps);
sum3=-sum3/M_PI;
return(sum1+sum2+sum3);
}
if(n==1.0)
{
n=1.0;
sum1=2.0/M_PI*(C+log(x/2.0))*J(x,n);
sum2=0.0;
for(k=0.0;k
sum2=sum2+fact(n-k-1.0)/fact(k)*pow(x/2.0,2.0*k-n);
sum2=-sum2/M_PI;
k=-1.0;
sum3=0.0;
s=0.0;
do{
k=k+1.0;
sum3=sum3+s;
s=pow(-1.0,k)/fact(k)/fact(n+k)*pow(x/2.0,2*k+n);
ss=0.0;
for(i=0.0;i
{
sss=0.0;
for(nn=1.0;nn
sss=sss+1.0/nn;
ss=ss+sss;
}
s=s*ss;
}while(module(s)>=eps);
sum3=-sum3/M_PI;
return(sum1+sum2+sum3);
}
}
}
complex Ne_der(double x,double n)
{ return((Ne(x,n-1.0)-Ne(x,n+1.0))/2.0); }
complex Ne_der_der(double x,double n)
{ return((Ne_der(x,n-1.0)-Ne_der(x,n+1.0))/2.0); }
complex H1(double x,double n)
{ return(J(x,n)+iii*Ne(x,n)); }
complex H1_der(double x,double n)
{ return(J_der(x,n)+iii*Ne_der(x,n)); }
complex H1_der_der(double x,double n)
{ return(J_der_der(x,n)+iii*Ne_der_der(x,n)); }
void mod_upr(void)
{
if(zad==1)
{
L1=11.2*pow(10.0,11.0);
M1=8.1*pow(10.0,11.0);
R1=7.7;
L3=5.3*pow(10.0,11.0);
M3=2.6*pow(10.0,11.0);
R3=2.7;
L2=11.2*pow(10.0,11.0);
M2=8.1*pow(10.0,11.0);
R2=7.7;
}
if(zad==2)
{
L1=5.3*pow(10.0,11.0);
M1=2.6*pow(10.0,11.0);
R1=2.7;
L3=11.2*pow(10.0,11.0);
M3=8.1*pow(10.0,11.0);
R3=7.7;
L2=5.3*pow(10.0,11.0);
M2=2.6*pow(10.0,11.0);
R2=2.7;
}
}
double k1,xi1,k2,xi2,k3,xi3;
complexA1_n[K+K+2],A2_n[K+K+2],A3_n[K+K+2],A4_n[K+K+2];
complex B1_n[K+K+2],B2_n[K+K+2],B3_n[K+K+2],B4_n[K+K+2];
complex A[MM][MM];
complex F[MM];
complex X[MM];
float a[N][N];
float f[N];
float x[N];
void Matrix_A_F(float n)
{
A[0][0]=k1*H1_der(k1*r1,n);
A[0][1]=iii*n/r1*H1(xi1*r1,n);
A[0][2]=0.0;
A[0][3]=0.0;
A[0][4]=-k3*J_der(k3*r1,n);
A[0][5]=-k3*Ne_der(k3*r1,n);
A[0][6]=-iii*n/r1*J(xi3*r1,n);
A[0][7]=-iii*n/r1*Ne(xi3*r1,n);
F[0]=-pow(iii,n)*k1*J_der(k1*r1,n);
A[1][0]=0.0;
A[1][1]=0.0;
A[1][2]=k2*J_der(k2*r2,n);
A[1][3]=iii*n/r2*J(xi2*r2,n);
A[1][4]=-k3*J_der(k3*r2,n);
A[1][5]=-k3*Ne_der(k3*r2,n);
A[1][6]=-iii*n/r2*J(xi3*r2,n);
A[1][7]=-iii*n/r2*Ne(xi3*r2,n);
F[1]=0.0;
A[2][0]=iii*n/r1*H1(k1*r1,n);
A[2][1]=-xi1*H1_der(xi1*r1,n);
A[2][2]=0.0;
A[2][3]=0.0;
A[2][4]=-iii*n/r1*J(k3*r1,n);
A[2][5]=-iii*n/r1*Ne(k3*r1,n);
A[2][6]=xi1*J_der(xi3*r1,n);
A[2][7]=xi3*Ne_der(xi3*r1,n);
F[2]=-pow(iii,n+1.0)*n/r1*J(k1*r1,n);
A[3][0]=0.0;
A[3][1]=0.0;
A[3][2]=iii*n/r2*J(k2*r2,n);
A[3][3]=-xi2*J_der(xi2*r2,n);
A[3][4]=-iii*n/r2*J(k3*r2,n);
A[3][5]=-iii*n/r2*Ne(k3*r2,n);
A[3][6]=xi3*J_der(xi3*r2,n);
A[3][7]=xi3*Ne_der(xi3*r2,n);
F[3]=0.0;
A[4][0]=2.0*M1*k1*k1*H1_der_der(k1*r1,n)-L1*k1*k1*H1(k1*r1,n);
A[4][1]=2.0*M1*iii*n/r1*(xi1*H1_der(xi1*r1,n)-H1(xi1*r1,n)/r1);
A[4][2]=0.0;
A[4][3]=0.0;
A[4][4]=-2.0*M3*k3*k3*J_der_der(k3*r1,n)-L3*k3*k3*J(k3*r1,n);
A[4][5]=-2.0*M3*k3*k3*Ne_der_der(k3*r1,n)-L3*k3*k3*Ne(k3*r1,n);
A[4][6]=-2.0*M3*iii*n/r1*(xi3*J_der(xi3*r1,n)-J(xi3*r1,n)/r1);
A[4][7]=-2.0*M3*iii*n/r1*(xi3*Ne_der(xi3*r1,n)-Ne(xi3*r1,n)/r1);
F[4]=-pow(iii,n)*(2.0*M1*k1*k1*J_der_der(k1*r1,n)-L1*k1*k1*J(k1*r1,n));
A[5][0]=2.0*M1*iii*n/r1*(k1*H1_der(k1*r1,n)-H1(k1*r1,n)/r1);
A[5][1]=M1*(-xi1*xi1*H1_der_der(xi1*r1,n)-n*n/r1/r1*H1(xi1*r1,n)+xi1/r1*H1_der(xi1*r1,n));
A[5][2]=0.0;
A[5][3]=0.0;
A[5][4]=-2.0*M3*iii*n/r1*(k3*J_der(k3*r1,n)-J(k3*r1,n)/r1);
A[5][5]=-2.0*M3*iii*n/r1*(k3*Ne_der(k3*r1,n)-Ne(k3*r1,n)/r1);
A[5][6]=-M3*(-xi3*xi3*J_der_der(xi3*r1,n)-n*n/r1/r1*J(xi3*r1,n)+xi3/r1*J_der(xi3*r1,n));
A[5][7]=-M3*(-xi3*xi3*Ne_der_der(xi3*r1,n)-n*n/r1/r1*Ne(xi3*r1,n)+xi3/r1*Ne_der(xi3*r1,n));
F[5]=-2.0*M1/r1*pow(iii,n+1.0)*n*(k1*J_der(k1*r1,n)-J(k1*r1,n)/r1);
A[6][0]=0.0;
A[6][1]=0.0;
A[6][2]=2.0*M2*k2*k2*J_der_der(k2*r2,n)-L2*k2*k2*H1(k2*r2,n);
A[6][3]=2.0*M2*iii*n/r2*(xi2*H1_der(xi2*r2,n)-H1(xi2*r2,n)/r2);
A[6][4]=-2.0*M3*k3*k3*J_der_der(k3*r2,n)-L3*k3*k3*J(k3*r2,n);
A[6][5]=-2.0*M3*k3*k3*Ne_der_der(k3*r2,n)-L3*k3*k3*Ne(k3*r2,n);
A[6][6]=-2.0*M3*iii*n/r2*(xi3*J_der(xi3*r2,n)-J(xi3*r2,n)/r2);
A[6][7]=-2.0*M3*iii*n/r2*(xi3*Ne_der(xi3*r2,n)-Ne(xi3*r2,n)/r2);
F[6]=0.0;
A[7][0]=0.0;
A[7][1]=0.0;
A[7][2]=2.0*M2*iii*n/r2*(k2*H1_der(k2*r2,n)-H1(k2*r2,n)/r2);
A[7][3]=M2*(-xi2*xi2*H1_der_der(xi2*r2,n)-n*n/r2/r2*H1(xi2*r2,n)+xi2/r2*H1_der(xi2*r2,n));
A[7][4]=-2.0*M3*iii*n/r2*(k3*J_der(k3*r2,n)-J(k3*r2,n)/r2);
A[7][5]=-2.0*M3*iii*n/r2*(k3*Ne_der(k3*r2,n)-Ne(k3*r2,n)/r2);
A[7][6]=-M3*(-xi3*xi3*J_der_der(xi3*r2,n)-n*n/r2/r2*J(xi3*r2,n)+xi3/r2*J_der(xi3*r2,n));
A[7][7]=-M3*(-xi3*xi3*Ne_der_der(xi3*r2,n)-n*n/r2/r2*Ne(xi3*r2,n)+xi3/r2*Ne_der(xi3*r2,n));
F[7]=0.0;
}
void Real_Gauss(void)
{
int i,j,k,l,maxk;
float max,w[N],v[N][N],sum,e,c;
for(i=0;i
{
for(j=0;j
v[i][j]=a[i][j];
w[i]=f[i];
}
for(k=0;k
{
maxk=k;
max=fabs(a[k][k]);
for(i=k;i
if(fabs(a[i][k])>max)
{
maxk=i;
max=fabs(a[i][k]);
}
for(i=0;i
{
e=a[k][i];
a[k][i]=a[maxk][i];
a[maxk][i]=e;
}
e=f[k];
f[k]=f[maxk];
f[maxk]=e;
for(i=k+1;i
{
c=a[i][k]/a[k][k];
f[i]=f[i]-f[k]*c;
for(j=k;j
a[i][j]=a[i][j]-a[k][j]*c;
}
}
for(i=0;i
x[i]=0.0;
for(i=N-1;i>=0;i–)
{
c=0.0;
for(j=i+1;j
c=c+a[i][j]*x[j];
x[i]=(f[i]-c)/a[i][i];
}
}
void Complex_Gauss(void)
{
int i,j;
complex sum;
for(i=0;i
{
a[2*i][0]=real(A[i][0]); a[2*i][1]=-imag(A[i][0]);
a[2*i][2]=real(A[i][1]); a[2*i][3]=-imag(A[i][1]);
a[2*i][4]=real(A[i][2]); a[2*i][5]=-imag(A[i][2]);
a[2*i][6]=real(A[i][3]); a[2*i][7]=-imag(A[i][3]);
a[2*i][8]=real(A[i][4]); a[2*i][9]=-imag(A[i][4]);
a[2*i][10]=real(A[i][5]); a[2*i][11]=-imag(A[i][5]);
a[2*i][12]=real(A[i][6]); a[2*i][13]=-imag(A[i][6]);
a[2*i][14]=real(A[i][7]); a[2*i][15]=-imag(A[i][7]);
f[2*i]=real(F[i]);
a[2*i+1][0]=imag(A[i][0]); a[2*i+1][1]=real(A[i][0]);
a[2*i+1][2]=imag(A[i][1]); a[2*i+1][3]=real(A[i][1]);
a[2*i+1][4]=imag(A[i][2]); a[2*i+1][5]=real(A[i][2]);
a[2*i+1][6]=imag(A[i][3]); a[2*i+1][7]=real(A[i][3]);
a[2*i+1][8]=imag(A[i][4]); a[2*i+1][9]=real(A[i][4]);
a[2*i+1][10]=imag(A[i][5]); a[2*i+1][11]=real(A[i][5]);
a[2*i+1][12]=imag(A[i][6]);a[2*i+1][13]=real(A[i][6]);
a[2*i+1][14]=imag(A[i][7]);a[2*i+1][15]=real(A[i][7]);
f[2*i+1]=imag(F[i]);
}
Real_Gauss();
X[0]=complex(x[0],x[1]);
X[1]=complex(x[2],x[3]);
X[2]=complex(x[4],x[5]);
X[3]=complex(x[6],x[7]);
X[4]=complex(x[8],x[9]);
X[5]=complex(x[10],x[11]);
X[6]=complex(x[12],x[13]);
X[7]=complex(x[14],x[15]);
}
void grafic(double *k_1, double *k_2, double *k_3,double *k_4, double a, double b, double c, double d, double col_x, doublecol_y)
{
double h,hx,hy,dx,dy;
int i,maxx,maxy;
int borderx_left=0,borderx_right=0;
int bordery_up=0,bordery_down=0;
int gdriver=DETECT, gmode, errorcode;
clrscr();
initgraph(&gdriver,&gmode,” “);
errorcode=graphresult();
if(errorcode!=grOk)
{
printf(«Немогу открыть графический экран!\n»);
printf(«Нажмителюбую клавишу!\n»);
getch();
exit(1);
}
setfillstyle(SOLID_FILL,WHITE);
floodfill(0,0,WHITE);
maxx=getmaxx();
maxy=getmaxy();
h=(double)(maxx-(borderx_left+borderx_right));
hx=(b-a)/h;
h=(double)(maxy-(bordery_up+bordery_down));
hy=(d-c)/h;
setcolor(BLACK);
line(borderx_left,bordery_up,borderx_left,maxy-bordery_down);
line(borderx_left,maxy-bordery_down,maxx-borderx_right,maxy-bordery_down);
line(maxx-borderx_right,maxy-bordery_down,maxx-borderx_right,bordery_up);
line(maxx-borderx_right,bordery_up,borderx_left,bordery_up);
line(0,0,0,maxy);
line(0,maxy,maxx,maxy);
line(maxx,maxy,maxx,0);
line(maxx,0,0,0);
dx=(b-a)/col_x;
dy=(d-c)/col_y;
setcolor(BLACK);
for(i=1;i
line(borderx_left+i*dx/hx,bordery_up,borderx_left+i*dx/hx,maxy-bordery_down);
for(i=1;i
line(borderx_left,bordery_up+i*dy/hy,maxx-borderx_right,bordery_up+i*dy/hy);
setcolor(BLACK);
for(i=0;i
line(borderx_left+(k_1[i]-a)/hx, maxy-bordery_down-(k_2[i]-c)/hy,
borderx_left+(k_1[i+1]-a)/hx,maxy-bordery_down-(k_2[i+1]-c)/hy);
setcolor(BLACK);
for(i=0;i
line(borderx_left+(k_3[i]-a)/hx,maxy-bordery_down-(k_4[i]-c)/hy,
borderx_left+(k_3[i+1]-a)/hx,maxy-bordery_down-(k_4[i+1]-c)/hy);
getch();
closegraph();
}
double F_rass(double fi)
{
complex sum;
int i;
sum=0.0;
for(i=-K;i
sum=sum+pow(iii,i)*A1_n[K-i]*exp(iii*i*fi);
sum=2.0/sqrt(M_PI*const_w)*module(sum);
return(module(sum));
}
void main(void)
{
int j;
double k,n;
double k_0,k_n,dk;
double k_1[M+1],k_2[M+1],k_3[M+1],k_4[M+1];
clrscr();
const_w=2.0;
r1=3.5;
r2=1.0;
for(j=0;j
{
k_1[j]=0.0;
k_2[j]=0.0;
k_3[j]=0.0;
k_4[j]=0.0;
}
clrscr();
k_0=M_PI;
k_n=2.0*M_PI;
dk=(k_n-k_0)/M;
j=0;
zad=1;
mod_upr();
w=module(const_w*sqrt((L1+2.0*M1)/R1)/(r1-r2));
k1=w/sqrt((L1+2.0*M1)/R1);
k2=w/sqrt((L2+2.0*M2)/R2);
k3=w/sqrt((L3+2.0*M3)/R3);
xi1=w/sqrt(M1/R1);
xi2=w/sqrt(M2/R2);
xi3=w/sqrt(M3/R3);
for(n=-K;n
{
Matrix_A_F(n);
Complex_Gauss();
A1_n[K-n]=X[0];
B1_n[K-n]=X[1];
A2_n[K-n]=X[2];
B2_n[K-n]=X[3];
A3_n[K-n]=X[4];
A4_n[K-n]=X[5];
B3_n[K-n]=X[6];
B4_n[K-n]=X[7];
}
for(j=0,k=k_0;k
{
k_1[j]=-F_rass(k)*cos(k);
k_2[j]=-F_rass(k)*sin(k);
k_3[j]=-F_rass(k)*cos(k);
k_4[j]=F_rass(k)*sin(k);
}
grafic(k_1,k_2,k_3,k_4,-2.0,6.0,-2.0,2.0,8.0,4.0);
}
ПРИЛОЖЕНИЕ2
ДИАГРАММЫРАССЕЯННОГО ПОЛЯ ПО АМПЛИТУДЕ
/>
Алюминий (kr=2.0, N=7)
/>
Алюминий (kr=3.0, N=9)
/>
Алюминий (kr=4.0, N=11)