RÓWNANIA MAXWELLA. FALA PŁASKA

Prezentacja na temat: "RÓWNANIA MAXWELLA. FALA PŁASKA"— Zapis prezentacji:

1 RÓWNANIA MAXWELLA. FALA PŁASKA
Prawo Faradaya Przy każdej zmianie w czasie strumienia magnetycznego m w obwodzie zamkniętym (krzywa l) indukuje się siła elektromotoryczna V , równa co do wielkości prędkości zmian strumienia Zaindukowana siła elektromotoryczna V ma taki kierunek, że gdyby zamknięty obwód l był przewodnikiem, to płynący zaindukowany prąd wytwarzałby własny strumień magnetyczny, przeciwstawiający się zmianom strumienia m (reguła Lentza).

2 Zapisując siłę elektromotoryczna V:
a strumień magnetyczny m jako: i stosując twierdzenie Stokesa dochodzi się do równań Maxwella w postaci całkowej i różniczkowej.

3 Prawo Ampera mówi o tym, że wirowość pola magnetycznego liczona wzdłuż krzywej zamkniętej l równa się sumie prądów obejmowanych przez krzywą l , uwzględnia się nie tylko prądy związane z ruchem ładunków (prąd przewodzenia i prąd unoszenia) ale także tak zwany prąd przesunięcia. ; ; ;

4 Prawo Gaussa

5 Równania Maxwella w postaci różniczkowej
Ostatnie z tych równań nie było wyprowadzone. Mówi ono, że źródłem wektora gęstości prądu jest zmienny w czasie ładunek elektryczny o gęstości objętościowej .

6  ośrodek liniowy -  nie zależy od
Rodzaje ośrodków  ośrodek liniowy -  nie zależy od gdy - ośrodek nieliniowy  ośrodek jednorodny -  nie zależy od (x, y, z) gdy  = f (x, y, z) – ośrodek niejednorodny  ośrodek izotropowy -  jest wielkością skalarną, wtedy gdy (na ogół) nie jest równoległe do -  jest wtedy tensorem ośrodek anizotropowy ;

7   - są liczbami niezależnymi od (x,y,z,t).
Równania falowe Równania falowe otrzymuje się z równań Maxwella eliminując z równań wiążących dwie różne wielkości (pole elektryczne - pole magnetyczne) jedną z nich. Zakładamy, że ośrodkiem jest dielektryk idealnym (tzn. stacjonarny, liniowy, izotropowy, o zerowej konduktywności ) nie zawierający ładunków. W ośrodku takim:   - są liczbami niezależnymi od (x,y,z,t).

8 Korzystając z tożsamości:
oraz z równań Maxwella: otrzymujemy: W analogiczny sposób otrzymuje się równanie falowe dla pola magnetycznego:

9 są takie same w dowolnym punkcie płaszczyzny.
Fala płaska Pola są takie same w dowolnym punkcie płaszczyzny. Równanie płaszczyzny prostopadłej do wektora ; Płaszczyzna poruszająca się w kierunku z prędkością v jest opisana równością: Pole elektryczne i jego drugie pochodne cząstkowe, występujące w równaniu falowym wyrażają się następująco: Zrównania falowego otrzymujemy: 

10 Fala TEM Zastąpimy , przez wyrażenia zawierające , - fala poprzeczna

11 - równa jest impedancji właściwej ośrodka
Impedancja falowa - równa jest impedancji właściwej ośrodka Impedancja falowa próżni Z0 : Dla ośrodka materialnego: gdzie: w - stała magnetyczna względna, w - stała elektryczna względna W przypadku dielektryka w = 1 i impedancja wyraża się wzorem:

12 FALA w OŚRODKACH NIEOGRANICZONYCH
Wektory zespolone Np: - amplituda zespolona Interpretację fizyczną mają tylko wektory rzeczywiste

13 Fala płaska w dielektryku stratnym
Zakłada się, że dielektryk jest stacjonarny, liniowy, izotropowy, jednorodny, bez ładunków, ale teraz konduktywność . Zapis rzeczywisty prowadzi do komplikacji w równaniu falowym

14 Przy zapisie zespolonym, różniczkowanie po czasie jest równoważne mnożeniu przez j.
Równanie Maxwella w postaci zespolonej przyjmują postać: Po podstawieniu: Otrzymujemy:

15 Z równań Maxwella otrzymujemy:
Odpowiednikami równań falowych są następujące wyrażenia zwane równaniami Helmholtza: - stała propagacji Z równań Maxwella otrzymujemy: jest w przypadku fali TEM równa impedancji właściwej ośrodka: Z = Zf

16 Ośrodki małostratne - tangens kąta stratności  Przybliżone wyrażenia na impedancję i stałą propagacji wyprowadzono poniżej :

17 Quasi-przewodniki  , tg  >> 1

18 W quasi-przewodnikach pole elektromagnetyczne maleje bardzo szybko w miarę wnikania do dobrego przewodnika (quasi-przewodnika). Związane z polem elektrycznym prądy przewodzenia płyną praktycznie tylko przy powierzchni przewodnika. Nie wnika on w przewodnik głęboko. Efekt ten nazywa się zjawiskiem naskórkowym. Liczbowo efekt ten charakteryzuje tzw. głębokość wnikania w: Jest to odległość na której amplituda fali maleje e - krotnie

19 Fala w ośrodkach rzeczywistych
Przy bardzo wysokich częstotliwościach opóźnienie polaryzacji nie jest już pomijalne w porównaniu z okresem drgań. Opóźnienie to powoduje, że wektory D i E nie są w fazie, stała  staje się zespolona. Urojona część stałej  jest związana ze stratami mocy. Powoduje ona przyrost zastępczej konduktywności i tangensa kąta stratności.

20 POLARYZACJA FALI Polaryzacja liniowa
Polaryzacja fali jest liniowa, gdy końce wektorów i w płaszczyźnie prostopadłej do kierunku rozchodzenia się fali zakreślają w funkcji czasu odcinek linii prostej. Dzieje się tak, gdy albo istnieje tylko jedna składowa pola (a druga jest równa zero) albo istnieją obie składowe, które są w fazie lub przeciwfazie.

21 Polaryzacja eliptyczna
Polaryzacja fali jest eliptyczna, gdy końce wektorów i w płaszczyźnie prostopadłej do kierunku do kierunku rozchodzenia się fali zakreślają w funkcji czasu elipsę. Osie elipsy pokrywają się z osiami układu współrzędnych (osiami Ox i Oy – jeśli fala rozchodzi się w kierunku osi Oz) gdy pola mają obie składowe, przesunięte względem siebie w fazie o dla z = 0 Z polaryzacją eliptyczną mamy także do czynienia, gdy składowe x–owa oraz y–owa są przesunięte względem siebie o kąt nierówny Elipsa polaryzacji jest wówczas umieszczona ukośnie w układzie współrzędnych Oxy.

22 Polaryzacja kołowa Polaryzacja kołowa jest szczególnym przepadkiem polaryzacji eliptycznej. Oprócz przesunięcia w fazie o obu składowych pól wymagana jest teraz także równość obu składowych pola i

23 ZALEŻNOŚCI ENERGETYCZNE w POLU ELEKTROMAGNETYCZNYM
Moc strat i energia magazynowana Objętościowa gęstość mocy strat: Obliczamy energię We zgromadzoną w małym kondensatorze (obszar V), a następnie gęstość objętościową tej energii we: Średnia w czasie gęstość energii:

24 Podobne wzory można wyprowadzić dla gęstości objętościowej energii magnetycznej.

25 Twierdzenie Poyntinga
Po scałkowaniu obu stron na obszarze V i zastosowaniu twierdzenia Gaussa otrzymuje się:

26 Uwzględniając, że: oraz podstawiając: S - jest to wektor Poytinga Otrzymujemy twierdzenie Poytinga: oraz jego interpretację fizyczną w postaci: Twierdzenie Poyntinga jest bilansem energetycznym w obszarze V. Mówi ono, że suma strumienia wektora Poyntinga przez powierzchnię ograniczającą ten obszar plus moc tracona w obszarze plus pochodna czasowa energii elektromagnetycznej jest równa zeru.

27 Fala w plazmie Plazma jest gazem zjonizowanym, makroskopowo obojętnym (tyle samo ładunków dodatnich i ujemnych w danej objętości). Stopień zjonizowania charakteryzuje się przez podanie liczby elektronów - n - na 1m3. Zakłada się, że ośrodek jest bezstratny (zderzenia cząstek sprężyste). Parametrami ośrodka na początek rozważań są 0, 0,  = 0. Rozpatruje się drgania harmoniczne, zapis zespolony. Należy uwzględnić prąd unoszenia o gęstości: związany z ruchem elektronów. e0 – ładunek elektronu m0 – masa spoczynkowa elektronu

28

29 Równania Maxwella w plazmie
gdzie: jest zastępczą stałą dielektryczna plazmy Parametry  i Z obliczane są tak jak dla dielektryka : , Różnica w stosunku do dielektryka polega na tym, że teraz p zachowuje się różnie w różnych zakresach częstotliwości.

30 Wnioski: Fale o  < p są tłumione w plazmie. W przypadku padania fali o takiej  z próżni na warstwę jonosfery ulegnie ona całkowitemu odbiciu. 2. Fale o  > p rozchodzą się w plazmie. W przypadku padania fali ukośnie z próżni na jonosferę fala załamana odchyla się od normalnej (gdyż przechodzi do ośrodka rzadszego). Może też ulec całkowitemu odbiciu. 3. Fale o  >> p rozchodzą się w plazmie tak jak w próżni, ponieważ p 0. Tylko takie fale (w praktyce - mikrofale) swobodnie przechodzą przez jonosferę i mogą być użyte w telekomunikacji satelitarnej.

31 Prędkość fazowa i grupowa
Poniżej pokazano zmodulowaną w amplitudzie falę o wysokiej częstotliwości. Na rysunku prędkość fazowa vf jest związana z przesuwaniem się stałego punktu sinusoidy w. cz., a prędkość grupowa vg – z przesuwaniem się stałego punktu na obwiedni. E, H z W plazmie vf . vg = c2 W ośrodkach nie dyspersyjnych vf = vg  c

32