Фейнман - 07. Физика сплошных сред (1055671), страница 14
Текст из файла (страница 14)
са (33.18) ф 3. Хриничныс условия Все что мы делали до сих пор, было описанием трех волн; теперь нам предстоит выразить параметры отраженной и преломленной волн через параметры падающей. Как зто сделать? падает плоская волна, то возникают как отраженная, так и преломленная волны. Предположим, что, кроме етого факта, нам больше ничего неизвестно, н посмотрим, что можно из него вывести.
Выберем наши оси так, чтобы плоскость уз совпадала с поверхностью раздела, а плоскость хр была перпендикулярна фронту волны (фиг. 33.3). Электрический вектор в падающей волне может быть записан в виде сз и г. ддХ Граничное условие сто= Кто нолученное ив равенства фЕ да=О. г' Три описанные нами волны удовлетворяют уравнениям Максвелла в однородном материале, но, кроме того, уравнения Максвелла должны удовлетворяться и на границе между двумя материалами.
Так что нам нужно сейчас посмотреть — что яое происходит на самой границе. Мы найдем, что уравнения Максвелла требуют, чтобы три волны определенным образом согласовывались друг с другом. Вот один из примеров того, чтб мы имеем в виду. Составляющая по осн у электрического поля Е должна быть одинакова по обеим сторонам границы. Это требуется законом Фарадея: дВ 7ХЕ д! (ЗЗЛ9) в чем нетрудно убедиться.
Рассмотрим для этого маленькую петлю Г, которая с обеих сторон охватывает границу (фиг. 33.4). Согласно уравнению (33.19), криволинейный интеграл от Е по петле Г равен скорости изменения потока В через эту петлю~ Е с(з — — ( В пс)а. Ф дг д г или (33.20) Еуе = Еугв как мы и ожидали. Это условие дает нам одно соотношение между полями в трех волнах. Вообразите теперь, что прямоугольник очень узок, так что он замыкается в бесконечно малой области. Если при этом поле В остается конечным (нет никаких причин ему быть бесконечным!), то поток через эту область будет равен нулю.
Таким образом, контурный интеграл от Е должен быть нулем. Если у-компоненты поля на двух сторонах границы равны Е т и Е, а длина прямоугольника равна 1, то мы получаем Е„! — Е,о! =О, е» рхЕ= —— дс дЕ» дЕу дВх ду дх дс дЕх дЕ» дВу дх дх дС дЕ дЕ„дВ, дх ду дС (33.22а) (33.226) (33.22в) дВ„ дВ ддх — "+ — у+==-О, дх ду дх (33.23) Процедура нахождения следствий уравнений Максвелла на границе называется «определением граничных условий». Обычно она заключается в нахождении стольких уравнений типа (33.20), сколько возможно, и выполняется она с помощью рассмотрений маленьких прямоугольников, подобных Г на фиг.
33.4, или маленьких гауссовых поверхностей, охватывающих границу с двух сторон. Хотя это совершенно правильный способ рассуждений, он создает впечатление, что в различных физических задачах с границами нужно обращаться по-разному. Как, например, в задаче о тепловом потоке через поверхность определить температуру на обеих прилежащих к ней сторонах? Конечно, вы вправе утверждать, что тепло, притекаюсцее к границе с одной стороны, должно быть равно теплу, ртепаюсцелр от нее с другой. Обычно это возмоскно и, вообще говоря, очень полезно находить граничные условия из такого рода физических рассуждений. Однако могут встретиться случаи, когда при работе над какой-то проблемой вам известны лишь уравнения и вы не можете непосредственно увидеть, какие же физические аргументы можно использовать.
Так что, хотя в данный момент мы заинтересованы только в электромагнитных явлениях, где »южно привести физические аргументы, я хочу научить вас методу, который можно применить в любой задаче: обсцехсу методу нахождения непосредственно из дифференциальных уравнений того, чтб происходит на границе. Начнем с выписывания всех уравнений Максвелла для диэлектрика, но на этот раз скрупулезно выписывая все компоненты: «дР дЕ со'(УХ В = — — +— ео дС до /дВу дВк~ с«( — — — / , дх ду,У 1 дрк дВ„ "1 ео до д« т дР дВу + У «о дС д« 1 дрх д — — + — ° «, д«д« (ЗЗ.
24а) (33.24б) (33. 24в) Эти уравнения должны быть справедливы как в области 1 (слева от границы), так и в области 2 (справа от нее). Мы уже выписывали решения в областях 1 и 2. Они должны удовлетворяться и на самой границе, которую мы можем назвать областью 3. Хотя обычно мы считаем границу чем-то абсолютно резким, на самом деле таких границ не бывает. Физические свойства, правда, изменяются очень быстро, но все же не бесконечно быстро. Во всяком случае, мы можем считать, что между областями 1 и 2 изменение показателя преломления хотя и очень быстрое, но непрерывное. Это небольшое расстояние, на котором оно происходит, мы можем назвать областью 3.
Подобный же переход в области 3 будут претерпевать и другие характеристики поля, такие, как Р„или К и т. п. Однако дифференциальные уравнения должны удовлетворяться; именно следуя за дифференциальными уравнениями в этой области, мы придем к необходимым «граничным условиямо. Предположим, например, что у нас есть граница между вакуумом (область 1) и стеклом (область 2). В вакууме нечему поляризоваться, так что Р,=О. А поляризация в стекле пусть равна Р .
Между вакуумом и стеклом существует гладкий, но быстрый переход. Если мы проследим за какой-то компонентой Р, скажем Р„, то она моя«ет изменяться так, как это показано на фиг. 33.5, а. Предположим теперь, что мы взяли первое иа наших уравнений — уравнение (33.21). В него входит производная от компонент Р по переменным х, у и з. Производные по р и г не очень интересны — в этих направлениях не происходит ничего замечательного. Но производная от Р„по х в области 3 из-за быстрого изменения Р„будет громадна.
Производная дР„/дх, как показано на фиг. 33.5,б, имеет на границе очень резкий пик. Если вы представите, что граница сжимается до еще более тонкой области, пик "вырастет еще больше. Если для интересующих нас волн граница действительно резкая, то величина дР„удх в области 3 будет больше, много больше любого вклада, который может получиться из-за изменения Р в стороне от границы, так что мы пренебрегаем любыми другими иаменениями, за исключением происходящих на границе. у Ф и е.
55.5. Поля в нереходной области 8 мехсду двумя раэличними материалами в областях л и г. дбласть э,сбеость д ~ Область с ! ! Но как теперь можно удовлетворить уравнению (33.2э), если с правой стороны у нас возвышается огромный пик? Только если существует равный ему громадный пик с другой стороны. Что-то и с левой стороны должно быть большим. Единственная возможность — это дЕ„/дх, поскольку изменения в направлениях у и г в тех волнах, о которых мы только что упомянули, дают лишь малый эффект. Таким образом, — ее(дЕ„/дх) должно быть, как это показано на фиг.
33.5,в, точной копией дР /дх. Получается дЕх дРх о дх дх Бели это уравнение проинтегрировать по х по всей области 3, то мы придем к заключению, что е,(Е.,— Е,) = — (Р— Р* ). (33.25) Другими словами, скачок е Е, при переходе от области 1 к области 2 должен быть равен скачку — Р„. Уравнение (33.25) можно переписать в виде еоЕхе+ Рхе = зеЕхь+ Рхэ,' (33.26) оно гласит, что величина (е Е„+Р„) имеет равные значения как в области 2, так и в области е. В таких случаях люди говорят, что величина (еоЕ„+Р„) непрервсяна на границе.
Таким образом, мы получили одно из наших граничных условий. Хотя в качестве иллюстрации мы взяли случай, когда значение Р, равно нулю, ибо в области э. у нас был вакуум, ясно, П что те же аргументы приложимы для любого материала в этих двух областях, так что уравнение (33.26) верно в общем случае. Давайте перейдем к остальным уравнениям Максвелла и посмотрим, что скажет нам каждое из них. Следующим мы возьмем уравнение (33.22а).
У него нет производной по х, так что оно ничего нам не говорит. (Вспомните, что на границе сами поля не особенно велики. Только их производные по х могут стать столь огромными, что будут доминировать в уравнении.) Взглянем теперь на уравнение (33.22б). Смотрите! Именно здесь у нас есть производная по х! С левой стороны имеется дЕ,/дх. Предположим, что эта производная громадна. Но минуточку терпения! С правой стороны нет ничего, способного потягаться с ней, поэтому Е, яе лщсет иметь скачка при переходе из области 1 к области 2.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
