数理解析研究所講究録
1129 巻 2000 年 54-59

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定常波動問題にたいする領域分割法とその応用(Domain decomposition method forstationary wave problem and its application)
加古 孝 (KAKO, Takashi)
加納知聡 (KANO, Tomotoshi)

電気通信大学情報工学科
電気通信大学大学院 M 2

1

はじめに

3 次元の非有界領域$\Omega_{0}$において, 次のヘルムホルツ方程式 :$-\triangle u-\omega^{2}u=0$

in

(1)

$\Omega_{0}$を考察する. その結果を声道中の音波の伝播に対して適用し, 様々な時間振動数に対して方程式を解くことにより音声伝播における共鳴現象を調べ, 個々の母音や子音の特徴付けを行うことを目指す. 人間の発声についての音声学的な研究に関しては, 参考文献の [1], [2],[10], [11] などを見られたい. 次に, それらの文献でも取り上げられている–次元的音声伝播モデルである, Webster’s horn equation を用いた計算を行い, 対称性を仮定した 3 次元問
題から導かれる 2 次元モデルとの比較を行った. その結果, 時間周波数が低い場合は両者は良い–致を見たが, ウェブスターのモデルの前提にある単–モードの近似が崩れ, 高次の伝播モードが発生する高い周波数領域では両者は全く–致しなくなることが分かった.
本研究では, 外部の非有界領域の形は 方向について柱状であるとする. さらに, もとで–定であるとする. こ方向には厚さがもとの 3 次元音場領域全体は 2 次元的であり,の仮定の下では, 問題を 方向に Fourier モード分解して 2 次元問題に帰着する事ができる.
方向には定数である第零モードの波の以下では, 簡単のために, 一般性を失うこと無
$x$

$z$

$y_{0}$$z$$\text{く},$$z$

みについて考察する.
次に, 無限遠方における境界条件として外向きの放射条件を課す. すると, $x=x_{0}$ に置いた人工的な放射境界上の境界条件が, いわゆる, ディリクレ・ノイマン写像を用いて与えられる.

また二次元問題について, 有限要素法を用いた近似解法を採用して数値計算を行ったが,それについて誤差解析を行った. さらに, –次元問題に対して, ヘルムホルツ方程式に対する領域分割法とそれを用いた反復解法の収束性について予備的な考察を行ったが, その結果の報告は今回は割愛する.

2

音声伝播の数理モデル

我々は, 以下のような領域において問題を考える :$\Omega_{0}=\Omega\cross(0, z\mathrm{o})$with$\Omega=\Omega_{i}\cup\Omega_{e}$.

55

ここで,であり,は声道部分を含む有界な内部領域,$\Omega_{0,i}\equiv\Omega_{i}\cross(0, z_{0})$$\Omega_{0,e}$は非有界な柱状外部領域$\Omega_{0,e}=\{(x, y, z)|_{X_{0}<}x<+\infty, (y, z)\in S_{0,e}=(\mathrm{o}, y_{0})\cross(0, z_{0})\}=\Omega_{e}\mathrm{x}(\mathrm{o}, z_{0})$と書けるとする. さて,方程式に従う :$\Omega_{0}$における音波の伝播現象は, 音速を 1 に規格化して, 次の波動

in$(-\infty,\infty)\mathrm{x}\Omega_{0},$on$(-\infty, \infty)\cross\partial\Omega_{0}$$\frac{\partial^{2}}{\partial t^{2}}-\triangle)u(t,x,y,z)=f(t,x,y,z)$.

$\partial$/-Y’$(\alpha_{\overline{\partial^{\vee}n}}+\beta)u(t,x, y, z)$$=g(t, x, y, Z)$$\triangle=\frac{\partial^{2}}{\partial x^{2}}+\frac{\partial^{2}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}}{\partial z^{2}},$.

$(2)$(3)上での外向き法線方向微分である. 以下では, 時間周期的なの下で時間周期的な解 :$u(t, x, y, z)=e^{it}u\omega(X, y, z)$ を考える. するとは, 以下のへルムホ) レッ方程式 :ここで晶は領域の境界
境界条件 :$\partial\Omega_{0}$$f(t, x, y, z)=e^{i\omega \mathrm{f}}f(X, y, z),$ $g(t, x, y, z)=e^{i\omega i}g(x, y, z)$$u$$=$$(,-\triangle-\omega\partial- \mathrm{Y}J2)u(_{X}, y, z.)$$(\alpha_{\overline{\partial^{\vee}n}}+\beta)\prime u(_{X}, y, z)$$f(,x, y, z.)$in$=g(x, y, z)$ on$\Omega_{0}--$,$(_{\backslash }.4.)$(5)$\partial\Omega_{0}$及び, 無限遠方 $(xarrow+\infty)$ での放射条件を満足する. 以下では , g 及び は z 方向には定数と仮定する : $f(x, y, z)=f(x, y),$ $g(x, y, z)=g(x, y),$ $u(x, y, z)=u(x, y)$ . すると問題は,2 次元領域 :の問題に帰着される (Fig. 1) :
$f$

$u$

$\Omega\equiv\Omega_{i}\cup\Omega_{e}$$=$$(,-\triangle-\omega^{2}\partial-\backslash )u(x, y)’\backslash$$(\alpha_{\overline{\partial^{\vee}n}}+\beta)u(x, y)$さらに, Fig.
$\partial\Omega=\mathrm{r}\cup \mathrm{r}_{s}$$\frac{\partial u}{\partial n}=0$

, 声帯

$=$

$f(,x, y.)$in$g(x, y)$on$\partial\Omega$.

(7)

は二つの部分からなるとする :上では斉次ノイマン条件 :上では $g=g_{S}$ という非斉次入力境界条件を与える.

1 において示されているように, 境界. そして \Omega 上で\alpha$\mathrm{r}_{s}$(6)$\Omega--$$\equiv 1,$$\beta\equiv 0$$\partial\Omega$とし, さらに,$\Gamma$Figure 1: 音場領域の形状と三角形分割

563

内部領域と外部領域への領域分割

人工境界 $S_{e}=\{x_{0}\}\cross(0, y_{0})$ を導入する. すると, この上での, 外部問題に付随するディリ
クレノイマン写像 A は,$( \Lambda\gamma_{S_{e}}u)(y)\equiv(\frac{\partial}{\partial x}u)(X0, y)(=(\frac{\partial u}{\partial n})(\prime y))$はにおける外向きの放射条件を満たすヘルムホルツ方程式ので与えられる. ここで,上へをのまた,は,への制限 (トレース) を表し,解である.のトレース作用素と呼ぶ. ディリクレノイマン写像 A の具体的な形は以下のようになる :$u$$\Omega_{e}$$S_{e}$$u$$\gamma_{S_{\mathrm{e}}}u\equiv u|_{\underline{S_{\epsilon_{\backslash }}}}$$\Lambda\gamma u$($=$Au)$S_{e}$$\gamma\equiv\gamma s_{e}$$= \sum_{n=0}^{\infty}\zeta nc_{n}(\gamma u)_{C_{n}(y})$.

ここで$(n=0)$$\sqrt{\frac{1}{y_{0}}}$$C_{n}( \gamma u)=\int_{s_{\mathrm{e}}^{u(x0}’}y)C_{n}(y)dy$$(n\geq 0)$,$c_{n}(y)=\{$$\sqrt{\frac{2}{y0}}\cos(\frac{n\pi}{y_{0}}y)$$i\xi_{n}$,$\zeta_{n}=\{$$-\eta_{n}$,$\xi_{n}=\{\omega^{2}-(\frac{n\pi}{y_{0}})2\}1/2$,$\eta_{n}=\{(\frac{n\pi}{y_{0}})2-\omega 2\}^{1}/2$,

すると, 最終的に考える問題は内部領域$(-\triangle-\omega^{2})u$$\frac{\partial\tau x}{\partial n}=0$4

on$\Gamma$

,

$=$

$0$

in

$\Omega_{i}$$(n\geq 1)$$0\leq n<\mathrm{g}\mathrm{o}-\pi\omega$$\mathbb{E}_{\omega\leq n}\pi$.

における次の問題に帰着される :(8)$\Omega_{i}$$\frac{\partial u}{\partial n}=g_{S^{}}$,

on$\Gamma_{S}$,on$\frac{}\partial u}{\partial n_{\text{ノ}}=\Lambda u$$\Gamma_{R}\equiv S_{e}$.

(9)ウェブスターのホルン方程式

ここでは,な保存則 :ウェブスターのホルン方程式 (Webster’s horn equation) を導入する. –次元的$- \frac{\partial v}{\partial t}=\frac{A(x)}{\rho}\frac{\partial u}{\partial x’}$$- \frac{\partial u}{\partial t}=\frac{pc^{2}}{A(x)}\frac{\partial v}{\partial x}$を整理して, 次の時間につき二階のウェブスターのホルン方程式 :$\frac{\partial^{2}u}{\partial t^{2}}-\frac{1}{A(x)}c^{2_{\frac{\partial}{\partial x}(}}A(X)\frac{\partial p}{\partial x})=0$が導かれる. ここで $A(x)$ は, 声道の断面積である. 対応する時間周期的な解が満たす方程式は次のようになる :$-A(x) \frac{d}{dx}\{\frac{1}{A(x)}.\frac{d}{dx}u(x)\}-\omega u(2X)=0$.

(10)

575

幾つかの数値例

ここでは, Fig. 1 のような形状の 2 次元領域の場合の計算結果を報告する. まず, Fig. 2は幾つかの異なる波数 にたいする計算結果である. 次に, Fig. 3 は, 波数 を変化させた場合の人工境界上の点 $(x_{0}, y_{0}/2)$ における解の絶対値と, 対応する 1 次元のウェブスターのモデルによる計算の $x=x_{0}$ におけるものの比較である. 波数が 30 以下の場合は両者の間に良い–致が見られるが, それを越えると突然一致しなくなる. このときの 2 次元的な計算結果 (Fig. 2, $\omega=40$ ) では,方向の高次モードが励起されているのが観察される.
これらの結果は, ウェブスターのモデルは低い周波数の時に限って用いることができること$\omega$$\omega$$\Gamma_{R}=S_{P\prime}$$y$を示唆している.

Figure 2: 異なる波数6$\omega$についての数値計算結果有限要素法の誤差解析

2 次元ヘルムホルツ方程式 (8) $-(9)$ の弱形式定式化は,ボレフ空間として導入し, 次のようになる :与えられた$g_{S}\in L^{2}(\mathrm{r}_{S})$にたいし, 次を満足する

関数空間 :$\mathcal{V}\equiv H^{1}(\Omega_{i})$$u\in \mathcal{V}\equiv H^{1}(\Omega_{i})$$a(u, v)+b(u, v)=(gS, v)_{L^{2}(s)} \Gamma(\equiv\int_{\Gamma_{S}}g_{S}\overline{v}dy)$を–階のソを求めよ :$\forall v\in \mathcal{V}$.

(11)

58

Figure 3: 周波数応答についての–次元計算と二次元計算の比較

ここで$a(u, v)=a_{0}(u, v)+b_{2}^{\infty}(u, v),$$b(u, v)=b_{1}(u, v)+b_{2}^{0}(u, v)$

であり, さらに上式の右辺の各項は以下のように定める

:
(12)

,

$a_{0}(u, v)$$=$$\int_{\Omega_{i}}\nabla u\cdot\overline{\nabla v}+u\overline{v}dxdy$$b_{1}(u, v)$$=$$-( \omega^{2}+1)\int_{\Omega}:u\overline{v}dxdy$$b_{2}(u, v)$$=$$(-\Lambda u(X_{R}, \cdot),$ $V(XR, \cdot))L2(\Gamma_{R})=b_{2}^{0}(u, v)+b_{2}^{\infty}(u, v)$$b_{2}^{0}.(u, v)$

$=$

(13)

,,(15)$- \sum_{<0\leq n\frac{y_{0}}{\pi}\omega}i\xi_{n}Cn(\gamma u)\overline{Cn(\gamma v)})$$b_{2}^{\infty}(u, v)$$=$$\lrcorner \mathrm{r}^{\mathrm{L}}\sum_{y\omega\leq n}\eta_{nn}c(\gamma u)\overline{C_{n}(\gamma v)}$

すると, 対応する有限要素法は,与えられた$g_{S}\in L^{2}(\Gamma_{S})$$V$.の有限次元部分空間

(14)

(16)

$V_{h}$に対して次のようになる :にたいし, 次を満足する $u_{h}\in V_{h}\subset V$ を求めよ :$a(u_{h,h}v)+b(u_{h,h}v)=(g_{S}, v_{h})L^{2}(\mathrm{r}_{S})$$\forall v_{h}\in V_{h}$

.

(17)

このとき, 次の結果が成立する :におけるヘルムホルツ方程式が–意可解であるとする. このとき有限要素定理内部領域
は,にたいして–意に存在し,が零に収束するとき真の解 にが十分小さい解の下では次の誤差評価式 :収束する. さらに真の解の正則性の仮定 :$\Omega_{i}$$u_{h}$$h$$u_{h}$$h$$u\in H^{2}(\Omega_{i})$$||u-u_{h}||_{a}\leq Ch||u||H^{2}(\Omega.)$$u$

59が成立する.
最後に, 有限要素法近似方程式 (17) で, $a(u_{h}, v_{h})=a_{0(u,v}hh)+b_{2}^{\infty}(u_{h,h}v)$ の中の無限和:
を有限和 :
で置き換えた方程式の解をとすると, $N$ が無限$b_{2}^{\infty}(u_{h}, v_{h})$$b_{2}^{N}(u_{h}^{N}, v_{h})$$u_{h}^{N}$

大に近づくとき, これはもとの有限要素解$u_{h}$に収束することが分かる. この際の収束の $N$

及びんに関する次数は今後の研究課題である.

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九官鳥からヒトヘ, 森北出版, 1995.

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