Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Физическая система может быть определена уравнениями движения, которым она должна удовлетворять, или же — на равных правах — ее лагранжианом. Первый случай как раз и имел место для тех систем, которые рассматривались в этой книге. Второй случай часто встречается в различных полевых теориях. В этом параграфе мы убедимся, что выбор определенного лагранжиана (или, точнее, плотности лагранжиана) приводит к определенным уравнениям движения для рассматриваемой системы, но мы не станем поступать здесь так, как поступали в предшествующих главах и даже предшествующем параграфе, — мы не станем получать лагранжиан из уравнений движения. Мы займемся сначала звуковыми волнами, а затем и уравнениями Максвелла, исходя из подходящей плотности лагранжиана. После этого проанализируем уравнения Максвелла методом компонент Фурье. может быть получено, если считать плотность лагранжиана равной В этих выражениях чсрез $\rho$ обозначена плотность рассматриваемой системы, постоянное (равновесное) значение которой равно $\rho_{0}$, через $s$-скорость звука, а через $\xi$ вектор смещения с компонентами $\xi, \eta$, $\zeta$. Плотность $\rho$ и смещение $\xi$ связаны между собой уравнением непрерывности: Из лагранжиана (8.202) мы найдем: Из этих уравнений вытекает, что и на (8.124) мы получаем уравнение которое превращается в (8.201), если взять дивергенцию обеих частей этого уравнения и учесть (8.203). Из (8.204) и (8.125) найдется вектор плотности импульса: а из (8.126) — и гамильтониан системы: Уравнения (8.129) снова приводят нас к (8.206). а также уравнениям Максвелла: где через $\rho$ и $\boldsymbol{j}$ обозначены плотности заряда и тока, через $\varepsilon_{0}$ и $\mu_{0}$ — электрическая и магнитная проницаемости вакуума. Снова вводим векторный потенциал $\boldsymbol{A}$ и скалярный $\varphi$, определяя их связь с полями уравнениями [см. (2.506)]: будем рассматривать $\varphi$ и $\boldsymbol{A}$ как $Q(\boldsymbol{x})$ системы. Плотность лагранжиана электромагнитного поля задается в виде где $о$ — скорость света в вакууме. Из (8.212) находим: причем отсюда $(8.210, \mathrm{I})$ следует в качестве уравнения движения Лагранжа. Мы получим также: где пспользованы формулы (8.211) и равенство $\varepsilon_{0} \mu_{0}=c^{-2}$. Из (8.214) и (8.124) вытекает уравнение Максвелла $(8.210, \mathrm{IV})$. Что касается уравнений (8.210, II и III), то они удовлетворяются уже самим выбором потенциалов, определяемым формулами (8.211). Так как $\mathscr{L}$ не содержит $\dot{\varphi}$, то мы не в состоянии ввести плотность импульса, соответствующую $\varphi$; поэтому невозможно, не вводя дальнейших модификаций, найти плотность гамильтониана такую, чтобы уравнения Максвелла (8.210) следовали бы из уравнений (8.129). Однако мы увидим, что уравнения Максвелла могут быть записаны в канонической форме, если воспользоваться компонентами Фурье переменных поля. Мы начнем с того, что введем комплексную переменную $\boldsymbol{F}$, определив ее следующим образом: Тогда уравнения (8.210) можно переписать в виде: Теперь мы воспользуемся разложением Фурье и одновременно разложим каждый член на три компоненты одну, параллельную волновому вектору $\boldsymbol{k}$, и две другие, нормальные вектору $k$ : Здесь через $\boldsymbol{e}_{\boldsymbol{k}}^{(i)}$ обозначены единичные векторы, образующие правую тройку (предполагается, что координатная система $x, y, z$ правая); вектор $e_{k}^{\prime 3}$ параллелен $k$, так что где $|\boldsymbol{k}|=k$; наконец, $\Omega$ — это конечный объем, на границах которого по предположению выполняются периодические граничные условия. Следует заметить, что разложение с использованием $\boldsymbol{e}_{k}^{\prime \prime}, \boldsymbol{e}_{k}^{\prime \prime \prime}, \boldsymbol{e}_{k}^{\prime 3}$ различно для различных $\boldsymbol{k}$, т. е. для различных членов, входящих в сумму по волновым векторам. мы получим из уравнений (8.216) следующие связи: где представляет собой характеристический импеданс вакуума. Из уравнения непрерывности мы найдем, что откуда ясно, что (8.222, III) следует непосредственно из (8.221). Ниже мы будем предполагать, что никаких зарядов и токов нет, так что $\rho_{k}=j_{k}^{(1)}=j_{k}^{(2)}=j_{k}^{(3)}=0$, и поэтому, также из (8.221), Электромагнитное поле в этом случае представляет собой поперечное поле (поле излучения) и описывается (комплексными) переменными $a_{k}$ и $b_{k}$. Поскольку эти переменные комплексные, мы можем взять за независимые переменные либо их действительные и мнимые части, либо принять за независимые переменные $a_{k}, b_{k}, a_{k}, b_{k}$. Ситуация здесь отличается от той, какую мы имели в начале предыдущего параграфа и которая привела нас к (8.105), потому что $\boldsymbol{F}$-величина комплексная, тогда как $\xi$ была действительной. Уравнения движения, определяющие изменение этих переменных, будут теперь [ср. (8.222, I и II)]: В качестве независимых переменных мы выберем здесь действительную и мнимую части $a_{k}$ и $b_{k}$ и запишем: так что уравнения (8.227) примут вид: Эти уравнения можно получить из канонических уравнений движения (5.108), если в качестве гамильтониана выбрать и если величины $p_{k}, q_{k}$ и $\bar{p}_{k}, q_{k}$ рассматривать как пары канонически сопряженных переменных. и если мы выберем в качестве канонических импульсов $\gamma_{k} a_{k}$ и $\gamma_{k} a_{k}^{*}$, а в качестве их сопряженных координат $\gamma_{k} b_{k}^{*}$ и $\gamma_{k} b_{k}$, где $\gamma_{k}^{*}=\varepsilon_{0} / 2 c k$, уравнения (8.227) будут следовать из (5.108). Из (8.230) ясно, что задача о поле электромагнитного излучения может быть сведена к задаче о совокупности гармонических осцилляторов. Мы отметим также, что выражение для $H$ (8.230) может быть переписано с помощью (8.228), (8.226), (8.217) и (8.215) в виде: өто-хорошо известное выражение для энергии электромагнитного поля. Случай, когда $\rho$ и $\boldsymbol{f}$ отличны от нуля, может быть рассмотрен аналогичным образом, но мы предоставим его разбор читателю. Существуют, однако, некоторые тонкости, обсуждение которых можно найти в соответствующей литературе *).
|
1 |
Оглавление
|