Singular electromagnetic fields: inductive

C. R. Acad. Sci. Paris, Ser. I 341 (2005) 605–610 http://france.elsevier.com/direct/CRASS1/
Partial Differential Equations
Singular electromagnetic fields: inductive approach
Franck Assousa, Patrick Ciarlet, Jr.b, Emmanuelle Garciab
aDepartment of Mathematics and Statistics, Bar-Ilan University, 52900 Ramat-Gan, Israël
bCNRS-ENSTA-INRIA UMR 2706 POEMS, 32, boulevard Victor, 75739 Paris cedex 15, France
Received 9 May 2005; accepted after revision 14 September 2005
Available online 21 October 2005
Presented by Roland Glowinski
Abstract
In a non-convex polyhedral domain, we describe the local trace (i.e. defined on a face) of the normal derivative of an L2function,
with L2Laplacian. We then provide generalized integration by parts formulae for the Laplace, divergence and curl operators.
Finally, these results allow us to split electromagnetic fields into regular and singular parts, which can be characterized. To cite this
article: F. Assous et al., C. R. Acad. Sci. Paris, Ser. I 341 (2005).
2005 Académie des sciences. Published by Elsevier SAS. All rights reserved.
Résumé
Singularités électromagnétiques : une approche inductive. Dans le cas d’un domaine polyédrique non convexe, nous décri-
vons la trace locale (sur une face) de la dérivée normale d’une fonction L2, à Laplacien L2. On construit ensuite des formules
d’intégration par parties généralisées pour les opérateurs Laplacien, divergence et rotationnel. Ceci permet enfin de décompo-
ser les champs électromagnétiques en la somme d’un terme régulier et d’un terme singulier, que l’on caractérise. Pour citer cet
article:F. Assous et al., C. R. Acad. Sci. Paris, Ser. I 341 (2005).
2005 Académie des sciences. Published by Elsevier SAS. All rights reserved.
Version française abrégée
Les nombres entre parenthèses renvoient à la version anglaise. L’opérateur rotationnel y est noté curl.
Lorsque l’on résout des EDP dans un domaine Ωde R3de frontière polyédrique et lischitzienne, il est bien
connu que la présence de coins et/ou d’arêtes rentrants entraîne une régularité moindre de la solution. Considérons
les équations de Maxwell dans Ω, avec une condition de type conducteur parfait, et des données dans L2(Ω).SiΩ
est convexe, le champ électromagnétique (E,H)appartient toujours à H1(Ω)6. Par contre, si Ωest non-convexe, on
n’obtient a priori qu’un résultat du type (E,H)∈Hσ(Ω)6,avecσ<σ
max et σmax ∈]1/2,1[(voir par ex. [7]). Ceci
étant, on peut décomposer le champ en deux parties (cf. [3]) : l’une dans H1(Ω)6, dite régulière, et l’autre singulière.
D’après [4,7], le sous-espace composé des champs réguliers est fermé, en conséquence de quoi il est loisible de définir
les champs singuliers par orthogonalité (d’autres approches sont possibles et intéressantes, voir [6]). Qui plus est, la
partie singulière du champ est reliée aux singularités primales du Laplacien [3], avec respectivement :
E-mail addresses: [email protected] (F. Assous), [email protected] (P. Ciarlet), [email protected] (E. Garcia).
1631-073X/$ – see front matter 2005 Académie des sciences. Published by Elsevier SAS. All rights reserved.
doi:10.1016/j.crma.2005.09.034

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•une condition de Dirichlet homogène pour le champ électrique E;
•une condition de Neumann homogène pour le champ magnétique H.
Dans [1], nous avons étudié une définition de la trace des fonctions L2à Laplacien L2, qui peut être comprise locale-
ment – face par face – à valeurs dans des espaces de Sobolev du type H−1/2. Puis, nous en avons déduit une formule
d’intégration par parties généralisée (ippg). Enfin, dans [2], nous avons caractérisé les champs électriques singuliers
à divergence nulle. L’objet de cette Note est d’étendre ces résultats aux cas d’un champ magnétique et d’un champ
électrique quelconque, en reprenant ces trois étapes.
Pour simplifier l’exposé, supposons que Ωsoit simplement connexe, et que sa frontière Γsoit connexe. On note n
sa normale unitaire extérieure, et (ΓF)1FNFses faces.
Par la suite, les espaces fonctionnels de champs scalaires (respectivement vectoriels) débutent par une lettre italique
(resp. grasse ou calligraphique) : par ex., L2(Ω) =L2(Ω)3. Le produit scalaire dans L2(Ω) et L2(Ω) est noté (·,·)0,
et les crochets de dualité entre Xet son dual Xsont notés ·,·X.
Soit D(;Ω) ={q∈L2(Ω):q ∈L2(Ω)}. La densité de H2(Ω) dans D(;Ω) [2] permet de remplacer tout
élément de D(;Ω) par une suite d’éléments de H2(Ω), ce qui permet notamment de prouver les formules ippg
(3), (4), (9) et (14) ... . Introduisons les espaces de solutions régulières du Laplacien HD(Ω),HD
F(Ω),HN(Ω) et
HN
F(Ω) cf. (1) et (2). Pour aborder les traces sur Γ, suivons [5]. Pour s∈{1/2,3/2}, nous appelons Hs(Γ ) l’espace
des traces d’éléments de Hs+1/2(Ω). Puis, pour localiser la notion de trace, considèrons 
Hs(ΓF), composé de champs
vde Hs(ΓF), tels que leur prolongement par 0 à Γappartienne à Hs(Γ ). L’espace dual de 
Hs(ΓF)est noté  H−s(ΓF).
Les champs électriques (E×n|Γ=0) singuliers étant liés aux singularités du Laplacien avec condition aux limites
de Dirichlet, nous rappelons une première série de résultats, issus de [1,2].
Théorème 0.1. (*) L’application v→ ∂nv|ΓFest linéaire continue de HD(Ω) dans 
H1/2(ΓF);
(i) L’application v→ ∂nv|ΓFest surjective de HD
F(Ω) dans 
H1/2(ΓF);
(ii) L’application p→ p|ΓFest linéaire continue de D(;Ω) dans 
H−1/2(ΓF);
(iii) La formule ippg (3) est vérifiée.
On peut procéder de même pour les champs magnétiques, en remplaçant la condition de Dirichlet par une condition
de Neumann (voir [8, pp. 175–176] pour les détails). Il convient de noter que la trace locale d’un champ de HN(Ω)
n’appartenant pas automatiquement à  H3/2(ΓF), nous nous restreignons à des éléments de HN
F(Ω) pour la formule
ippg (4) ci-après.
Théorème 0.2. (i) L’application v→ v|ΓFest surjective de HN
F(Ω) dans 
H3/2(ΓF);
(ii) L’application p→ ∂np|ΓFest linéaire continue de D(;Ω) dans 
H−3/2(ΓF);
(iii) La formule ippg (4) est vérifiée.
A partir de là, passons aux champs électromagnétiques proprement dits, qui appartiennent à X×Y(cf. (5) et (6))
dans notre cas. Les sous-espaces (fermés) de champs réguliers XR,XR
F,YRet YR Fsont quant à eux définis par (7)
et (8). D’après [1,2], nous avons le
Théorème 0.3. (+)L’application x→ x·n|ΓFest linéaire continue de XRdans 
H1/2(ΓF);
(i) L’application x→ x·n|ΓFest surjective de XR
Fdans 
H1/2(ΓF). Son noyau est H1
0(Ω).
Corollaire 0.4. L’espace XRpeut être décomposé en la somme :XR=XR
1+···+XR
NF.
Pour ce qui concerne les formules ippg avec des éléments de XR, la première est issue de [2], alors que l’autre est
obtenue par densité de D(Ω)3dans H0(rot,Ω).
Théorème 0.5. Les formules ippg (9) et (10) sont vérifiées.

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Pour le cas magnétique, nous introduisons les traces vectorielles tangentielles sur Γ, par l’intermédiaire de l’en-
semble canonique L2
t(Γ ), voir (11). Suivant [8, pp. 177–178], nous prouvons le
Théorème 0.6. L’application y→ y×n|ΓFest surjective de YR
Fdans 
H1/2(ΓF)∩Lt(Γ ). Son noyau est H1
0(Ω).
Comme (+)(Théorème 0.3) n’a pas d’équivalent, le Corollaire 0.4 n’est pas transposable. Malgré tout, à l’aide
d’un résultat intermédiaire de densité dans la preuve du Lemme 2.6 de [7], on établit facilement le résultat suffisant
Corollaire 0.7. La somme FYR
Fest dense dans YR.
Pour obtenir une formule similaire à (10), rappelons que si on définit la trace des composantes tangentielles sur Γ
πTpar v→ n×(v×n)|Γ, nous avons la formule d’intégration par parties usuelle (12) pour des champs pet yrégu-
liers. Comme la trace tangentielle locale d’éléments de YR
Fse trouve appartenir à 
H1/2(ΓF)∩Lt(Γ ), nous demandons
que psoit tel que πTp∈(
H1/2(ΓF)∩Lt(Γ )). D’après le Théorème 0.1(ii), c’est vrai si p∈D(;Ω). Récapitulons
(voir [8, pp. 179–181] pour les détails d’obtention de (14)) :
Théorème 0.8. Les formules ippd (13) et (14) sont vérifiées.
Il nous reste maintenant à caractériser les champs singuliers par orthogonalité, ce qui repose sur un choix de produit
scalaire. Comme Xet Ysont tous deux inclus dans H(rot,Ω)∩H(div,Ω), on pourrait choisir celui qui est associé
à la norme du graphe. Mais, comme les injections de Xet de Ydans L2(Ω) sont toutes deux compactes [9], on
peut vérifier aisément que (·,·)Wdéfini par (15) induit une norme, équivalente à la norme du graphe. Introduisons
donc XSet YSles espaces de champs électriques et magnétiques singuliers : X=XR⊥W
⊕XS,etY=YR⊥W ⊕YS.
A partir de là, et grâce aux formules ippg, aux résultats de surjectivité (ainsi qu’au Corollaire 0.7 pour le champ
magnétique), nous sommes en mesure d’établir une caractérisation des champs singuliers, qui utilise le Laplacien
vectoriel −=rotrot−∇ div.
Théorème 0.9. Un élément xde Xest singulier ssi la condition (16) est satisfaite.
Un élément yde Yest singulier ssi la condition (17) est satisfaite.
1. Introduction
When one solves PDEs in a bounded polyhedron Ωof R3with a Lipschitz boundary, it is well known that the pres-
ence of reentrant corners and/or edges on the boundary deteriorates the smoothness of the solution. More specifically,
consider Maxwell equations with perfect conductor boundary conditions and right-hand sides in L2(Ω). Then the
electromagnetic field (E,H)always belongs to H1(Ω)6when Ωis convex. On the other hand, it is only guaranteed
that it belongs to Hσ(Ω)6,forσ<σ
max and σmax ∈]1/2,1[when Ωis non-convex (see for instance [7]). Never-
theless, one can split (cf. [3]) the field into two parts: a regular one, which belongs to H1(Ω)6, and a singular one.
According to [4,7], the subspace of regular fields is closed, so we choose to define the singular fields by orthogonality
(other approaches are possible and useful, see [6]). Moreover, the singular part of the field is linked to the so-called
primal singularities of the Laplace problem [3], respectively with
– homogeneous Dirichlet boundary condition for the electric field E;
– homogeneous Neumann boundary condition for the magnetic field H.
In [1], we first studied, for L2functions with L2Laplacian, a possible definition of the trace on the boundary. Actually,
it was proven that it can be understood locally – face by face – with values in H−1/2-like Sobolev spaces. This being
clarified, we inferred a generalized integration by parts (gibp) formula. Finally, in [2], we were able to describe
precisely the space of all divergence-free singular electric fields. Indeed, starting from the orthogonality relationship
with regular fields, the gibp formula allowed to build a suitable characterization. In this Note, the results are extended
to the cases of magnetic fields and of any electric field, by using the same three step procedure.

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2. Local traces and generalized integration by parts formulas for the Laplace problem
For simplicity, it is assumed that Ωis simply connected, and that its boundary Γis connected. The unit outward
normal to Γis denoted by n.Let(ΓF)1FNFbe the faces of Γ:∀Fmeans that Fspans {1,...,N
F}, whereas F
stands for a given index.
In the text, names of functional spaces of scalar fields usually begin by an italic letter, whereas they begin by a bold
or calligraphic letter for spaces of vector fields (for instance, L2(Ω) =L2(Ω)3). The scalar product of L2(Ω) and of
L2(Ω) are denoted by (·,·)0, and duality products between Xand its dual Xare denoted by ·,·X.
Let us introduce D(;Ω) ={q∈L2(Ω):q ∈L2(Ω)}, a natural space to study the dual singularities of the
Laplace problem. Since H2(Ω) is dense in D(;Ω) [2], one can replace an element of D(;Ω) by a sequence of
elements of H2(Ω): thus, one can prove simply some gibp formulas, such as (3), (4), (9) and (14) below.
As far as primal singularities are concerned, it is convenient to introduce (sub)spaces of regular solutions of the
Laplace problem.
Definition 2.1. Consider the four subspaces of H2(Ω)
HD(Ω) =H2(Ω) ∩H1
0(Ω), H D
F(Ω) =v∈HD(Ω):∂nv|ΓF=0,∀F= F;(1)
HN(Ω) =v∈H2(Ω):∂nv|Γ=0,H
N
F(Ω) =v∈HN(Ω):v|ΓF=0,∀F= F.(2)
Let s∈{1/2,3/2}. Following [5], let Hs(Γ ) be equal to the trace on Γof elements of Hs+1/2(Ω). Then, define
Hs(ΓF)as the space of elements vof Hs(ΓF), such that the continuation of vby zero to Γbelongs to Hs(Γ ).The
dual space of  Hs(ΓF)is called 
H−s(ΓF).
Let us use the above mentioned three step procedure. The singular electric (E×n|Γ=0)fields are related to
the singularities of the Laplace operator with Dirichlet boundary condition [3]. So, in order to write a gibp formula
for those vector fields, let us recall from [1,2] a gibp formula for (p, v) ∈D(;Ω) ×HD(Ω), together with the
accompanying results.
Theorem 2.2. (∗)The mapping v→ ∂nv|ΓFis linear and continuous from HD(Ω) to 
H1/2(ΓF);
(i) The mapping v→ ∂nv|ΓFis surjective from HD
F(Ω) to 
H1/2(ΓF);
(ii) The mapping p→ p|ΓFis linear and continuous from D(;Ω) to 
H−1/2(ΓF);
(iii) The following gibp formula holds:
(p, v)0−(v, p)0=
F
p|ΓF,∂
nv|ΓF
H1/2(ΓF),∀(p, v) ∈D(;Ω) ×HD(Ω). (3)
In order to proceed similarly for the magnetic field, recall that the singular magnetic (H·n|Γ=0) fields are related
to the singularities of the Laplace operator with Neumann boundary condition [3]. Compared to the electric case, the
idea is then to swap the trace and trace of the normal derivative mappings. Following basically the same techniques
[8, pp. 175–176], one can derive the results below (with the exception of (∗), see Remark 1 below).
Theorem 2.3. (i) The mapping v→ v|ΓFis surjective from HN
F(Ω) to 
H3/2(ΓF);
(ii) The mapping p→ ∂np|ΓFis linear and continuous from D(;Ω) to 
H−3/2(ΓF);
(iii) The following gibp formula holds:
(p, v)0−(v, p)0=−∂np|ΓF,v
|ΓF
H3/2(ΓF),∀(p, v) ∈D(;Ω) ×HN
F(Ω). (4)
Remark 1. One can not transpose (∗)from the electric to the magnetic case. As a matter of fact, given v∈HN(Ω),it
is true that v|ΓFbelongs to H3/2(ΓF),butv|ΓF∈
H3/2(ΓF)is not automatically fulfilled. However, the gibp formula
(4) is easily extended to (p, v) of D(;Ω) ×HN(Ω), such that v|ΓF∈
H3/2(ΓF),∀F.

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3. Local traces and generalized integration by parts formulas for the electromagnetic field
Since we assumed that the right-hand sides of Maxwell equations belong to L2(Ω), we consider the spaces X×Y
of electromagnetic fields as below.
Definition 3.1. Let X×Ybe the space of electromagnetic fields, with
X=x∈H(curl,Ω)∩H(div,Ω):x×n|Γ=0;(5)
Y=y∈H(curl,Ω)∩H(div,Ω):y·n|Γ=0.(6)
As we are interested in the regular/singular splitting of the fields, we introduce some subspaces of Xand Y.
Definition 3.2. Consider the regular subspaces of Xand Y
XR=X∩H1(Ω), XR
F={x∈XR:x·n|ΓF=0,∀F= F}; (7)
YR=Y∩H1(Ω), YR
F={y∈YR:y×n|ΓF=0,∀F= F}.(8)
As already mentioned, XR(respectively YR)isclosedinX(respectively Y).
Moreover, we know from [1,2] that
Theorem 3.3. (+)The mapping x→ x·n|ΓFis linear and continuous from XRto 
H1/2(ΓF);
(i) The mapping x→ x·n|ΓFis surjective from XR
Fto 
H1/2(ΓF). Its kernel is H1
0(Ω).
A direct consequence is
Corollary 3.4. The space XRcan be written as the sum:XR=XR
1+···+XR
NF.
As far as gibp formulas involving vector fields of XRare concerned, let us provide one formula from [2], whereas
the other one is standard, if one recalls that H0(curl,Ω) is – by definition – the closure of D(Ω)3in H(curl,Ω).
Theorem 3.5. The following gibp formulas hold:
(p, divx)0+∇p, xXR=
F
p|ΓF,x·n|ΓF
H1/2(ΓF),∀(p, x)∈D(;Ω) ×XR;(9)
curlp,xH0(curl,Ω) −(p,curlx)0=0,∀(p,x)∈L2(Ω) ×H0(curl,Ω). (10)
In order to transpose the results (when possible) to the magnetic case, let us introduce the space of vector, tangential,
L2traces on Γ. As a matter of fact, the nature of the normal and tangential traces are fundamentally different, since
the first one is scalar and the second one is vector.
Definition 3.6. Let L2
t(Γ ) be the space of L2(Γ )3tangential traces
L2
t(Γ ) =v∈L2(Γ )3:v·n=0.(11)
Then, it can be proven [8, pp. 177–178] that
Theorem 3.7. The mapping y→ y×n|ΓFis surjective from YR
Fto 
H1/2(ΓF)∩Lt(Γ ). Its kernel is H1
0(Ω).
However, since (+)has no equivalent in the magnetic case (for reasons similar to those expressed in Remark 1),
there is no equivalent of Corollary 3.4. Still, one obtains an adequate property in this case. To that aim, one has to use
an intermediate density result in the proof of Lemma 2.6 in [7], which yields
Corollary 3.8. The sum FYR
Fis dense in YR.