विद्युत-क्षेत्र अभिन्न समीकरण

विद्युत-क्षेत्र अभिन्न समीकरण एक ऐसा संबंध है जो विद्युत क्षेत्र की गणना की अनुमति देता है (E) विद्युत धारा वितरण द्वारा उत्पन्न (J).

व्युत्पत्ति

जब आवृत्ति डोमेन में सभी मात्राओं पर विचार किया जाता है, तो यह एक समय-निर्भरता है $e^{jwt}$ जो सर्वत्र दबा हुआ है, वह मान लिया गया है।

विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र से संबंधित मैक्सवेल समीकरणों से शुरुआत करते हुए, और एक रैखिक, विक्षनरी: पारगम्यता (विद्युत चुंबकत्व) के साथ सजातीय मीडिया मानते हुए $\mu$ और परावैद्युतांक $\varepsilon \,$:

$${\begin{aligned}\nabla \times \mathbf {E} &=-j\omega \mu \mathbf {H} \\[1ex]\nabla \times \mathbf {H} &=j\omega \varepsilon \mathbf {E} +\mathbf {J} \end{aligned}}$$

के विचलन से जुड़े तीसरे समीकरण के बाद H

$$\nabla \cdot \mathbf {H} =0\,$$

वेक्टर कलन द्वारा हम किसी भी विचलन रहित वेक्टर को दूसरे वेक्टर के कर्ल (गणित) के रूप में लिख सकते हैं, इसलिए

$$\nabla \times \mathbf {A} =\mathbf {H}$$

जहाँ A को चुंबकीय सदिश विभव कहा जाता है। उपरोक्त में इसे प्रतिस्थापित करने पर हमें प्राप्त होता है

$$\nabla \times (\mathbf {E} +j\omega \mu \mathbf {A} )=0$$

और इसलिए, किसी भी कर्ल-मुक्त वेक्टर को एक अदिश के ग्रेडियेंट के रूप में लिखा जा सकता है

$$\mathbf {E} +j\omega \mu \mathbf {A} =-\nabla \Phi$$

कहाँ $\Phi$ विद्युत अदिश विभव है। ये रिश्ते अब हमें लिखने की इजाजत देते हैं

$$\nabla \times \nabla \times \mathbf {A} -k^{2}\mathbf {A} =\mathbf {J} -j\omega \varepsilon \nabla \Phi$$

कहाँ $k=\omega {\sqrt {\mu \varepsilon }}$, जिसे वेक्टर पहचान द्वारा फिर से लिखा जा सकता है

$$\nabla (\nabla \cdot \mathbf {A} )-\nabla ^{2}\mathbf {A} -k^{2}2\mathbf {A} =\mathbf {J} -j\omega \varepsilon \nabla \Phi$$

जैसा कि हमने केवल कर्ल निर्दिष्ट किया है A, हम विचलन को परिभाषित करने और निम्नलिखित को चुनने के लिए स्वतंत्र हैं:

$$\nabla \cdot \mathbf {A} =-j\omega \varepsilon \Phi \,$$

जिसे लोरेन्ज़ गेज स्थिति कहा जाता है। के लिए पिछली अभिव्यक्ति A अब कम हो जाता है

$$\nabla ^{2}\mathbf {A} +k^{2}\mathbf {A} =-\mathbf {J} \,$$

जो वेक्टर हेल्महोल्ट्ज़ समीकरण है। इस समीकरण का हल A है

$$\mathbf {A} (\mathbf {r} )={\frac {1}{4\pi }}\int \mathbf {J} (\mathbf {r} ^{\prime })\ G(\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })\,d\mathbf {r} ^{\prime }$$

कहाँ $G(\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })$ द्वारा दिया गया त्रि-आयामी सजातीय ग्रीन फ़ंक्शन है

$$G(\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })={\frac {e^{-jk\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} ^{\prime }\right|}}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} ^{\prime }\right|}}$$

अब हम विद्युत क्षेत्र से संबंधित विद्युत क्षेत्र अभिन्न समीकरण (ईएफआईई) लिख सकते हैं E वेक्टर क्षमता ए के लिए

$$\mathbf {E} =-j\omega \mu \mathbf {A} +{\frac {1}{j\omega \varepsilon }}\nabla (\nabla \cdot \mathbf {A} )\,$$

हम ईएफआईई को डायडिक रूप में भी प्रस्तुत कर सकते हैं

$$\mathbf {E} =-j\omega \mu \int _{V}d\mathbf {r} ^{\prime }\mathbf {G} (\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })\cdot \mathbf {J} (\mathbf {r} ^{\prime })\,$$

कहाँ $\mathbf {G} (\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })\,$ यहां डायडिक सजातीय ग्रीन का फ़ंक्शन दिया गया है

$$\mathbf {G} (\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })={\frac {1}{4\pi }}\left[\mathbf {I} +{\frac {\nabla \nabla }{k^{2}}}\right]G(\mathbf {r} ,\mathbf {r} ^{\prime })$$

व्याख्या

EFIE एक विकिरणित क्षेत्र का वर्णन करता है E स्रोतों का एक सेट दिया गया है J, और इस तरह यह एंटीना (रेडियो) विश्लेषण और डिज़ाइन में उपयोग किया जाने वाला मूलभूत समीकरण है। यह एक बहुत ही सामान्य संबंध है जिसका उपयोग किसी भी प्रकार के एंटीना के विकिरणित क्षेत्र की गणना करने के लिए किया जा सकता है, जब उस पर वर्तमान वितरण ज्ञात हो जाता है। ईएफआईई का सबसे महत्वपूर्ण पहलू यह है कि यह हमें एक असीमित सेट क्षेत्र में विकिरण/प्रकीर्णन समस्या को हल करने की अनुमति देता है, या जिसकी सीमा अनंत पर स्थित है। बंद सतहों के लिए, चुंबकीय क्षेत्र इंटीग्रल समीकरण या संयुक्त फ़ील्ड इंटीग्रल समीकरण का उपयोग करना संभव है, जिसके परिणामस्वरूप ईएफआईई की तुलना में बेहतर स्थिति संख्या वाले समीकरणों का एक सेट प्राप्त होता है। हालाँकि, MFIE और CFIE में अभी भी प्रतिध्वनि हो सकती है।

प्रकीर्णन समस्याओं में अज्ञात प्रकीर्णित क्षेत्र का निर्धारण करना वांछनीय है $E_{s}$ यह एक ज्ञात घटना क्षेत्र के कारण है $E_{i}$. दुर्भाग्य से, ईएफआईई बिखरे हुए क्षेत्र से संबंधित है J, घटना क्षेत्र नहीं, इसलिए हम नहीं जानते क्या J है। इस प्रकार की समस्या को घटना और बिखरे हुए क्षेत्र पर सीमा शर्तों को लागू करके हल किया जा सकता है, जिससे किसी को ईएफआईई को लिखने की अनुमति मिल सके $E_{i}$ और J अकेला। एक बार यह हो जाने के बाद, अभिन्न समीकरण को सीमा तत्व विधि जैसे अभिन्न समीकरणों के लिए उपयुक्त संख्यात्मक तकनीक द्वारा हल किया जा सकता है।

टिप्पणियाँ

By the Helmholtz theorem a vector field is described completely by its divergence and curl. As the divergence was not defined, we are justified by choosing the Lorenz Gauge condition above provided that we consistently use this definition of the divergence of A in all subsequent analysis. However, other choices for $\nabla \cdot \mathbf {A}$ are just as valid and lead to other equations, which all describe the same phenomena, and the solutions of the equations for any choice of $\nabla \cdot \mathbf {A}$ lead to the same electromagnetic fields, and the same physical predictions about the fields and charges are accelerated by them.

It is natural to think that if a quantity exhibits this degree of freedom in its choice, then it should not be interpreted as a real physical quantity. After all, if we can freely choose $\nabla \cdot \mathbf {A}$ to be anything, then $\mathbf {A}$ is not unique. One may ask: what is the "true" value of $\mathbf {A}$ measured in an experiment? If $\mathbf {A}$ is not unique, then the only logical answer must be that we can never measure the value of $\mathbf {A}$. On this basis, it is often stated that it is not a real physical quantity and it is believed that the fields $\mathbf {E}$ and $\mathbf {B}$ are the true physical quantities.

However, there is at least one experiment in which value of the $\mathbf {E}$ and $\mathbf {B}$ are both zero at the location of a charged particle, but it is nevertheless affected by the presence of a local magnetic vector potential; see the Aharonov–Bohm effect for details. Nevertheless, even in the Aharonov–Bohm experiment, the divergence $\mathbf {A}$ never enters the calculations; only $\nabla \times \mathbf {A}$ along the path of the particle determines the measurable effect.

संदर्भ

• Gibson, Walton C. The Method of Moments in Electromagnetics. Chapman & Hall/CRC, 2008. ISBN 978-1-4200-6145-1
• Harrington, Roger F. Time-Harmonic Electromagnetic Fields. McGraw-Hill, Inc., 1961. ISBN 0-07-026745-6.
• Balanis, Constantine A. Advanced Engineering Electromagnetics. Wiley, 1989. ISBN 0-471-62194-3.
• Chew, Weng C. Waves and Fields in Inhomogeneous Media. IEEE Press, 1995. ISBN 0-7803-4749-8.
• Rao, Wilton, Glisson. Electromagnetic Scattering by Surfaces of Arbitrary Shape. IEEE Transactions on Antennas and Propagation, vol, AP-30, No. 3, May 1982. doi:10.1109/TAP.1982.1142818