Elektromagnetické pole je generováno elektrickými náboji a jejich pohybem. Je-li zdroj charakterizován nábojovou hustotou ( r r

Transkript

1 Záření Hertzova dipólu, kulové vlny, Rovnice elektromagnetického pole jsou vektorové diferenciální rovnice a podle symetrie bývá vhodné je řešit v křivočarých souřadnicích. Základní diferenciální operátory v kulových a válcových souřadnicích jsou shrnuty na str Elektromagnetické pole je generováno elektrickými náboji a jejich pohybem. Je-li zdroj charakterizován nábojovou hustotou ( r r ρ ', t *) a proudovou hustotou j( r ', t *) je možno úlohy r řešit za pomoci vektorového a skalárního potenciálu A ( r r, t) a φ ( r,t), které splňují vlnovou rovnici. Lze je hledat ve tvaru r r r r µ 0 j ( ) ( ', t *) A, t = dv ' 4π R V ' r r 1 ρ ( ) ( ', t *) φ, t = dv ' 4πε R r r R = ', r r E r r B 0 V ' ( r, t) = gradφ( r, t) r r ( r, t) = rota( r, t) R t* = t c r r r A - t (, t) Je-li zdroj tvořen elektrickými nebo magnetickými dipóly, je často vhodné hledat řešení za r Π r t splňuje vlnovou rovnici pomoci Hertzových vektorů. Např elektrický Hertzův vektor ( ) 2 r r 2r 1 Π e P Π e =, 2 2 c t ε r kde P ( r, t) je vektor elektrické polarizace (objemová hustota elektrického dipólového momentu), s řešením r r r r 1 P ( ) ( ', t *) Π e, t = dv ' 4πε 0 R V ' 2 r r r r r r 1 Π e (, t) E(, t) = grad div Π e (, t) 2 2 c t r r r r 1 Π e (, t) B(, t) = rot 2 c t str e,

2 Obzvlášť jednoduchým příkladem je vyzařování malinkého ( bodového ) elektrického dipólu charakterizovaného dipólovým momentem p r v počátku souřadné soustavy. Řešení v pravoúhlém souřadném systému je na str a řešení téže úlohy v kulových souřadnicích na str Přidáme-li navíc podmínku o harmonické časové závislosti p ( t), dostáváme zdroj kulové monochromatické vlny, jejíž složky v kulové souřadné soustavě ( r,θ,α ) jsou E r E B Θ α p 0 ( r, Θ, α, t) = cos Θ i exp[ i( kr ωt) ] 2πε p 4πε 0 ( r, Θ, α, t) = sin Θ i exp[ i( kr ωt) ] p ( r, Θ, α, t) = sin Θ i exp[ i( kr ωt) ] 4πε c r 1 3 r k 2 r k 2 r k 2 r 2 k r 2 k r Tato vlna splňuje Maxwellovy rovnice a vztahy z nich vyplývající. S rostoucí vzdáleností od zdroje nejpomaleji klesají příčné složky E Θ, B. str α r V oblasti kde P( r r r r r, t) = 0 lze použít k výpočtu E (, t) = rot rot Π(, t). Provedení tohoto výpočtu pro pole harmonicky kmitajícího dipólu v kulových souřadnicích je na str. 27A, 27B. Časová střední hodnota Poyntingova vektoru má pouze radiální složku < S r >= p ω sin π c ε 0 r po integraci do všech směrů pro celkový vyzařovaný výkon p0 ω p0 ω µ 0 P = = 3 12πε c 12πc 0 Θ, v souladu s obecnějším Larmorovým vztahem pro výkon vyzařovaný nábojem q pohybujícím se se zrychlením a 2 2 q a P = 3 6πε c 0 str Tato vlna představuje nejjednodušší typ vektorové vlny s kulovými vlnoplochami, která splňuje Maxwellovy rovnice v prázdném prostoru. Často bývá výhodnější pracovat s vlnami u r, t splňuje ve volném prostoru bez zdrojů skalárními. Monochromatická skalární vlna ( ) 2 2 skalární Helmholtzovu rovnici u + k u = 0. Postupné vlny šířící se z počátku souřadné soustavy lze rozložit na radiální a úhlovou závislost u m n m ( r Θ, α ) = h ( kr) Y ( Θ, α ) exp( iωt),, n n

3 kde radiální závislost je popsána Hankelovými funkcemi a úhlové závislosti kulovými funkcemi, str Mezi řešeními skalární Helmholtzovy rovnice a vektorovýmí vlnami existují vztahy typu r E = n, m a nm r H = iωε rot rot 0 n, m a nm r m r m ( un ) + iωµ 0 bnm rot( un ) n, m r m r m rot( un ) + bnm rot rot( un ), kde a nm jsou koeficienty pro rozvoj pole podle elektrických multipólů a b nm souvisí s rozvojem podle magnetických multipólů; obojí určeno náboji a proudy ve zdrojové oblasti kolem počátku. Kulově symetrické skalární vlně 0 exp( ikr) u0 = exp( iωt) kr neodpovídá žádná nenulová vektorová vlna, která by se mohla šířit volným prostorem, str. 34. n, m Záření elektrického dipólu kmitajícího ve směru, ( Θ = 0) z lze odvodit z i u ( ) ( ) 1 = h1 kr Y1 Θ, α = + ( ) Θ ( ) exp ikr cos, 2 kr kr str Kombinace kulových funkcí Y 1 Y1 a Y 1 + Y1 vedou k polím dipólů kmitajícím podél osy x a y, str exp ikr Ve velkých vzdálenostech od zdroje je v radiálních funkcích dominující člen, kr přičemž úhlové rozložení na r nezávisí. Omezíme-li se na tento člen, dostaneme v limitě m r r grad, jehož složky jsou velkých r jen členy, které obsahují vektorový součin [ ( )] r r m [ ( gradyn )] r r r m [ ( grady )] n = 0 m r r m r Y [ ( grady )] = n. n Θ α m Yn = r Θ sin Θ Po dosazení do výrazů pro elektrické a magnetické pole to znamená, že pro všechny členy multipólového rozvoje ve velké vzdálenosti od zdroje dominují příčné složky. Elektrická a magnetická komponenta jsou na sebe kolmé podobně jako je tomu v rovinné vlně, str α Y n ( )

4 V některých případech lze vlnu aproximovat např. velikostí intenzity elektrického pole a neuvažovat o jejím vektorovém charakteru. Navíc se můžeme omezit na směry v úzkém intervalu kolem nějakého význačného směru šíření (osa z). Místo vlnové rovnice 2 r 2 r (, 1 E ) (, t) E t = 0 pro velikost intenzity elektrického pole lze řešit ve skalární 2 c t 2 paraxiální aproximaci monochromatické vlny rovnici pro komplexní amplitudu E ( r 0 ), která zahrnuje opravy tvaru vlnoploch oproti rovinné vlně, 2 E0 x 2 ( x y, z) E ( x, y, z) E ( x, y, z), ik 2 2 y z = 0. str Přes výše uvedené skutečnosti se v optice v řadě případů zjednodušeně pracuje se skalární kulově symetrickou vlnou E r A r ( r, t) = exp[ i( kr ωt) ] která splňuje skalární vlnovou rovnici, ( A samozřejmě není potenciál) str , a její paraxiální aproximace se bere ve tvaru parabolické vlny E A z ik 2z 2 2 ( x, y, z) = exp ( x + y ) exp i( kz ωt), [ ] která splňuje uvedenou paraxiální aproximaci vlnové rovnice a obsahuje člen vyjadřující parabolickou opravu k rovinnému tvaru vlnoploch, str ,

5

6

7

8

9

10

11

12

13

14

15

16

17

18

19

20

21

22

23

24

25

26

27

28

29

30

31

32

33

34

35

36

37

38

39

40

41

42

43

44

45

46

47

48

49

50

51

52

53

54

55

56

57

58

59