Главная Случайная страница Контакты | Мы поможем в написании вашей работы! | ||
|
Рассмотрим систему зарядов, совершающих произвольное движение в некотором ограниченном объеме (рис. 2.46).
Рис. 2.46. Система зарядов, совершающая произвольное движение в ограниченном объеме.
Распределение и движение зарядов в этом объеме будем характеризовать плотностью заряда и плотностью тока . Эти величины заданы для любой точки Р объема и любого момента времени . Вначале, однако, мы найдем поле, обусловленное источниками заданными для моментов времени , т.е. будем считать заданными и для , а для и .
Так как до момента времени источники отсутствовали, то и поле равно нулю для .
В дальнейшем мы будем искать поле для моментов времени . Следовательно, начальные условия:
, (2.86)
, (2.87)
где М – точка наблюдения.
Уравнения, которым удовлетворяют потенциалы и :
Разобьем объем на совокупность как угодно малых объемов. Заряд i -ого объема .
Будем рассматривать поле только движущихся зарядов этого элементарного объема . Далее воспользуемся принципом суперпозиции.
Введем сферическую систему координат с началом, помещенным в объеме . Очевидно, скалярное поле , обусловленное зарядами этого объема, обладает сферической симметрией. Учитывая это запишем уравнение для в сферических координатах:
.
Интегрирование этого уравнения произведем по методу Даламбера. Метод Даламбера заключается в сведении уравнения в частных производных такого типа к уравнению со смешанной второй производной.
Перепишем уравнение в таком виде:
и введем новую неизвестную функцию
,
что возможно, т.к. вне объема . Тогда:
.
Введем теперь новые переменные
, .
Отсюда
, ,
так что
,
.
Далее:
.
Таким образом, в новых переменных уравнение имеет вид:
,
или:
.
После первого интегрирования этого уравнения получим:
.
После второго интегрирования получаем:
.
Или:
.
Возвращаясь к старым независимым переменным, получаем:
.
Найденное решение имеет простой смысл. Так значение функции в точке в момент времени совпадает со значением этой функции в точке в момент времени . Это означает, что описывает волновой процесс. Волна распространяется в сторону возрастающих значений расстояния от начала координат со скоростью . Аналогично описывает волну, распространяющуюся от больших к меньшим в направлении к началу координат и также со скоростью .
Возвращаясь к старой неизвестной функции, получим:
. (2.88)
Сферы являются поверхностями равных значений . Т.е. скалярный потенциал представляет собой совокупность расходящихся и сходящихся сферических волн.
Попробуем удовлетворить начальному условию (2.86) только с помощью первой функции из (2.88). Для малых эта функция равна
.
Естественно предположить, что для малых потенциал определяется как в статике (см. следующую лекцию):
.
Для любых точек:
Если подставить в это выражение значение , то получим:
,
так как в соответствии с предположением о том, что для
.
Следовательно, функция удовлетворяет начальному условию (2.86).
Если использовать только второе слагаемое (2.88) то по аналогии получим:
Эта функция не удовлетворяет начальному условию (2.86), так как (см. начало этой лекции).
Таким образом, результирующий потенциал будет иметь вид суперпозиции потенциалов . Переходя к пределу при приходим к интегралу:
. (2.89)
Для получения потенциала в точке наблюдения в момент времени нужно взять интеграл от величины по всему объему. При этом, однако, значение плотности заряда в точке интегрирования берется не в момент времени , а в более ранний момент времени , где время запаздывания потенциала от источника определяется расстоянием от каждой точки до точки наблюдения М (оно разное для разных точек ). В связи с этим потенциал (2.89) называют запаздывающим скалярным потенциалом.
Для получения выражения для векторного потенциала запишем дифференциальные уравнения для х -овой компоненты этого потенциала:
в ,
вне .
Сравним эти уравнения с уравнениями для скалярного потенциала. Видим, что они совпадают. Нужно только заменить на , а заменить на . Поэтому решение для получается из решения для указанной заменой:
. (2.90)
Аналогично можно получить выражения для и :
, (2.91)
. (2.92)
Умножая выражения (2.90), (2.91), (2.92) соответственно на орты , , и складывая эти выражения, приходим к формуле для запаздывающего векторного потенциала:
. (2.93)
Как и для скалярного потенциала имеет место запаздывание векторного потенциала от источников . Это время запаздывания различно для разных точек наблюдения .
Необходимо отметить, что возмущение, как для скалярного, так и для векторного потенциала распространяется от точки интегрирования к точке наблюдения со скоростью с.
Заметим также, что, так как потенциал в точке М в любой момент времени t определяется источниками, взятыми в точках P в моменты времени , то требование нулевых начальных условий отпадает, т.е. в формулах (2.89) и (2.93) источники и могут быть отличными от нуля для .
Вопросы и задачи к лекции 8
102-1. Запишите дифференциальные уравнения для электродинамических потенциалов внутри и вне объема , если движущиеся заряды имеются в объеме и отсутствуют вне объема .
103-2. В чем смысл решения волнового уравнения методом Даламбера?
104-3. Запишите формулу для запаздывающего скалярного потенциала.
105-4. Запишите формулу для запаздывающего векторного потенциала.
106-5. Запишите формулы для электродинамических потенциалов в случае, когда заряды в объеме неподвижны и не изменяются во времени (, ).
107-6. Запишите формулы для электродинамических потенциалов в случае, когда плотность тока и плотность заряда не зависят от времени (, ). В какой физической ситуации это возможно?
108-7. На рис. 2.47 изображен объем и две точки наблюдения и . Известно, что .
Рис. 2.47. Объем с изменяющимся зарядом
В момент времени заряд в объеме равен , а в момент времени заряд в объеме равен . Как выражается заряд через заряд , если скалярный потенциал зарядов объема в точке М1 в момент времени равен потенциалу зарядов объема в точке М2 в момент времени ?
Дата публикования: 2015-03-29; Прочитано: 501 | Нарушение авторского права страницы | Мы поможем в написании вашей работы!