«6a. Электродинамика»

6a. Электродинамика (fb2) - 6a. Электродинамика 5289K (книга удалена из библиотеки) скачать: (fb2) - (epub) - (mobi) - Ричард Филлипс Фейнман

6a. Электродинамика

Глава 22 ЦЕПИ ПЕРЕМЕННОГО ТОКА

§ 1. Импедансы

§ 2. Генераторы

§ 3. Сети идеальных элементов; правила Кирхгофа

S 4. Эквивалентные контуры

§ 5. Энергия

§ 6. Лестничная сеть

§ 7. Фильтры

§ 8. Другие элементы цепи

Повторить: гл.2 (вып. 2) «Алгебра»; гл. 23 (вып. 2) «Резонанс»;

гл. 25 (вып. 2) «Линейные системы и обзор»

§ 1. Импедансы

В основном наши усилия при чтении этих лекций были направлены на то, чтобы по­лучить полные уравнения Максвелла. В преды­дущих двух главах мы обсудили следствия этих уравнений. Выяснилось, что они содержат объяснение всех статических явлений, которые мы изучали раньше, и явлений электромагнит­ных волн и света — вопроса, подробно изучав­шегося в самом начале нашего курса. Урав­нения Максвелла дают и то и другое, смотря по тому, где эти поля вычисляются: побли­зости от токов и зарядов или же вдали от них. Есть и промежуточная область, но о ней ничего интересного сказать нельзя; там никаких осо­бых явлений не происходит.

Но в электромагнетизме остается еще не­сколько вопросов, которые стоит осветить. Надо будет обсудить вопрос связи относитель­ности и уравнений Максвелла, т. е. выяснить, что произойдет, если на уравнения Максвелла посмотреть из движущейся системы координат. Важен еще и вопрос о сохранении энергии в электромагнитных системах. Кроме того, существует обширная область электромагнит­ных свойств материалов; до сих пор мы рас­сматривали только электромагнитные поля в пустом пространстве, если не считать изучения свойств диэлектриков. Да и при изучении света все еще оставалось несколько вопросов, которые хотелось бы рассмотреть еще раз с точки зре­ния уравнений поля.

В частности, надо бы еще раз вернуться к вопросу о показателе преломления (особенно у плотных веществ). Наконец, интересны яв­ления, связанные с волнами, заключенными внутри ограниченной области пространства. Мы кратко косну­лись этой проблемы, когда изучали звуковые волны. Но урав­нения Максвелла тоже приводят к решениям, которые пред­ставляют волны электрических и магнитных полей, замкнутые в некотором объеме. В одной из последующих глав мы рас­смотрим этот вопрос, имеющий важные технические примене­ния. И чтобы подойти к нему, мы начнем с того, что изложим свойства электрических цепей при низких частотах. После этого мы сможем сравнить такие системы, когда к уравнениям Максвелла применимо почти статическое приближение, и системы, в которых преобладают высокочастотные эффекты.

Итак, снизойдем с величественных и труднодоступных высот последних нескольких глав и обратим свой взор на сравнительно низменную задачу — задачу об электрических цепях. Впрочем, мы убедимся в том, что даже столь мирские дела оказываются весьма запутанными, если в них вникнуть достаточно глубоко.

В гл. 23 и 25 (вып. 2) мы уже обсуждали некоторые свойства электрических цепей (контуров). Теперь мы повторим часть из­ложенного там материала, но более подробно. Мы по-прежнему будем иметь дело с линейными системами и с напряжениями и токами, которые меняются синусоидально; поэтому мы можем представить все напряжения и токи в виде комплексных чисел, пользуясь экспоненциальными обозначениями, введенными в гл. 22 (вып. 2). Так, меняющееся во времени напряжение V(t) будет записываться в виде

(22.1)

где— комплексное число, не зависящее от t. При этом, ко­нечно, подразумевается, что настоящее переменное по времени напряжение V(t) представляется действительной частью комп­лексной функции в правой части уравнения.

Подобным же образом и все другие меняющиеся во времени величины будут считаться изменяющимися синусоидально с той же частотой w. Мы будем писать

(22.2)

и т. д.

Большей частью мы будем писать уравнения, пользуясь обозначениями V, I, e, ...

(вместо...), помня при этом, что они изменяются со временем всегда так, как в (22.2).

В прежних наших рассуждениях об электрических цепях мы полагали, что такие вещи, как индуктивность, емкость и со­противление, вам знакомы. Сейчас мы немного подробнее объясним, что понимают под этими идеализированными эле­ментами схем. Начнем с индуктивности.

Фиг. 22.1. Индуктивность.

Индуктивность — это навитая в несколько рядов проволока в форме катушки, два конца которой выведены к зажимам на некотором расстоянии от катушки (фиг. 22.1). Предположим, что магнитное поле, создаваемое токами в катушке, не очень рас­пространяется на все пространство и не воздействует на другие части цепи. Обычно этого добиваются, придав катушке форму лепешки или намотав ее на подходящий железный сердечник (это сжимает магнитное поле); можно еще поместить катушку внутрь металлической коробочки: схематически это показано на фиг. 22.1. В любом случае предполагается, что во внешней области у зажимов а и b магнитным полем можно пренебречь. Кроме того, мы будем считать, что электрическое сопротивление проводов в катушке можно не учитывать. И наконец, полагают, что можно пренебречь и электрическим зарядом, возникающим на поверхности провода, когда создаются электрические поля.

С учетом всех этих приближений и возникает то, что назы­вают «идеальной» индуктивностью. (Позже мы вернемся к этому пункту и поговорим о том, что бывает в реальных индуктивностях.) Про идеальную индуктивность говорят, что напряжение на ее зажимах равно L(dl/dt). Почему? Когда через индуктив­ность идет ток, то внутри катушки создается магнитное поле, пропорциональное силе тока. Если ток во времени меняется, то меняется и магнитное поле. Вообще говоря, ротор Е равен —dB/dt; можно сказать и по-другому: контурный интеграл от Е по любому замкнутому пути равен (с минусом) быстроте изме­нения потока В через контур. Представьте теперь себе следую­щий путь: начинается он на зажиме а и тянется вдоль катушки (оставаясь все время внутри провода) к зажиму b; затем воз­вращается от зажима b к а по воздуху в пространстве вне ка­тушки. Контурный интеграл от Е по этому замкнутому пути можно записать в виде суммы двух частей:

(22.3)

Как мы уже выяснили раньше, внутри идеального проводника электрических полей существовать не может. (Малейшие поля вызвали бы бесконечно большие токи.) Поэтому интеграл от зажима а до b через катушку равен нулю. Весь вклад в кон­турный интеграл от Е приходится на путь снаружи индуктив­ности, от зажима b к зажиму а. А так как было предположено, что в пространстве вне «коробки» нет никаких магнитных полей, то эта часть интеграла не зависит от выбора пути. Значит, можно определить понятие потенциала обоих зажимов. Разность этих двух потенциалов и есть то, что называют напряжением V, так что

Полный интеграл по контуру — это то, что мы раньше назы­вали э. д. с. e. Он, естественно, равен скорости изменения магнитного поля в катушке. Мы уже знаем, что эта э. д. с. равна (со знаком минус) быстроте изменения тока, так что

где L — индуктивность катушки. Поскольку dI/dt=iwI, то мы имеем

(22.4)

Тот способ, которым мы описали идеальную индуктивность, иллюстрирует общий подход к другим идеальным элементам цепи — обычно их называют «сосредоточенными» элементами. Свойства элемента полностью описываются на языке токов и напряжений, возникающих на его зажимах. Прибегнув к под­ходящим приближениям, можно игнорировать огромную слож­ность тех полей, которые возникают внутри объекта. То, что происходит внутри, отделяется от того, что происходит сна­ружи.

Для всех элементов цепи мы намерены сейчас найти соот­ношения, подобные формуле (22.4). В ней напряжение пропор­ционально силе тока с константой пропорциональности, кото­рая, вообще говоря, есть комплексное число. Этот комплексный коэффициент пропорциональности называется импедансом, и его привыкли обозначать через z (не следует путать с координатой z). В общем случае это функция частоты w. Стало быть, для каж­дого сосредоточенного элемента мы напишем

(22.5)

Для индуктивности мы имеем

(22.6)

Фиг. 22.2. Емкость (или конденсатор).

Рассмотрим с этой точки зрения емкость . Она состоит из двух проводящих пластин (обкладок), от которых к нужным за­жимам отходят два провода. Пластины могут быть любой формы и часто отделяются друг от друга каким-нибудь диэлектриком. Это схематически изображено на фиг. 22.2. Мы снова делаем несколько упрощающих предположений. Мы считаем, что пла­стины и провода — идеальные проводники, а изоляция между пластинами тоже идеальна, так что через нее никакие заряды с пластины на пластину перейти не могут. Затем мы предпола­гаем, что проводники находятся близко друг от друга, но зато аначительно удалены ото всех остальных проводников, так что все линии поля, выйдя из одной пластины, непременно окан­чиваются на другой. И тогда заряды на пластинах всегда равны и противоположны друг другу, причем по величине намного превосходят величину заряда на поверхности проводов. И на­конец, мы считаем, что поблизости от конденсатора магнитных полей нет.

Рассмотрим теперь контурный интеграл от Е вдоль замкну­той петли, которая начинается на клемме а, проходит внутри провода до верхней обкладки конденсатора, перескакивает про­межуток между пластинами, проходит с нижней обкладки на клемму b и возвращается к клемме а по пространству снаружи конденсатора. Раз магнитного поля нет, контурный интеграл от Е по этому замкнутому пути равен нулю. Интеграл можно раз­бить на три части:

Интеграл вдоль проводов равен нулю, потому что внутри идеаль­ных проводников электрического поля не бывает. Интеграл от зажима b до а снаружи конденсатора равен разности потенциалов между клеммами со знаком минус. А поскольку мы считаем, что обкладки как-то изолированы от прочего мира, то общий заряд двух обкладок должен быть равен нулю; и если на верх­ней обкладке есть заряд Q, то на нижней имеется заряд —Q. Раньше мы уже видели, что если заряды двух проводников рав­ны и противоположны, +Q и -Q, то разность потенциалов между ними есть Q/C, где С — емкость этих проводников. Из (22.7) следует, что разность потенциалов между зажимами а и b равна разности потенциалов между обкладками. Поэтому

Электрический ток I, втекающий в конденсатор через клемму а (и покидающий его через клемму b), равен dQ/dt — быстроте изменения электрического заряда на обкладках. Записывая dV/dt в виде iwV, можно связь между током и напряжением для конденсатора дать в следующем виде:

или

(22.8)

Тогда импеданс z конденсатора равен

(22.9)

Третий элемент, который нужно рассмотреть,— это сопро­тивление. Но, поскольку мы пока еще не рассматривали элек­трических свойств реальных веществ, мы не готовы обсуждать то, что творится внутри реального проводника. Придется просто принять как факт, что внутри реальных веществ могут суще­ствовать электрические ноля, что эти поля порождают поток электрического заряда (т. е. ток) и что этот ток пропорционален интегралу электрического поля от одного конца проводника до другого. Затем надо представить себе идеальное сопротивление, сделанное так, как показано на фиг. 22.3. Два провода, которые мы считаем идеальными проводниками, тянутся от клемм а и b к двум концам бруска, сделанного из материала, оказываю­щего сопротивление току. Следуя нашей обычной линии рас­суждений, приходим к выводу, что разность потенциалов между зажимами а и b равна контурному интегралу от внешнего элек­трического поля, равному также контурному интегралу от электрического поля по пути, проходящему через брусок.

Фиг. 22.3. Сопротивление.

От­сюда следует, что ток I через сопротивление пропорционален напряжению V на зажимах:

где R называется сопротивлением. Позже мы убедимся, что связь между силой тока / и напряжением V для реальных про­водящих материалов только приближенно можно считать ли­нейной. Мы убедимся также, что считать эту приближенную пропорциональность не зависящей от частоты изменений тока и напряжения можно лишь тогда, когда частота не слишком высо­ка. И тогда для переменных токов напряжение на зажимах ока­зывается в фазе с током, а это значит, что сопротивление — число действительное:

(22.10)

Результаты наших рассуждений о трех сосредоточенных эле­ментах цепи — индуктивности, емкости, сопротивлении — по­дытожены фиг. 22.4. На этом рисунке, как и на предыдущих, напряжение отмечено стрелкой, направленной от одной клеммы к другой. Если напряжение «положительно», т. е. если на клемме а потенциал выше, чем на клемме b, то стрелка указы­вает направление «падения напряжения».

Хотя мы сейчас говорим о переменных токах, конечно, можно включить сюда и особый случай цепей постоянного тока, если перейти к пределу, когда частота w стремится к нулю.

Фиг. 22.4. Идеальные сосредо­точенные элементы цепи (пассив­ные).

При нуле­вой частоте, т. е. при постоянном токе, импеданс индуктивности стремится к нулю; между клеммами наступает короткое замыка­ние. Импеданс же емкости при постоянном токе стремится к бес­конечности; цепь между клеммами размыкается. Принимать в расчет при постоянных токах нужно только обычные сопротив­ления: они не зависят от частоты.

В описанных до сих пор элементах цепи ток и напряжение были пропорциональны друг другу. Если одно равно нулю, то и другое равно нулю. Обычно мы мыслим на таком языке: при­ложенное напряжение «ответственно» за ток или ток «создает» напряжение на клеммах. Элемент словно в некотором смысле «отвечает» на «приложенные» внешние условия. По этой причи­не такие элементы называются пассивными. Тем самым их можно противопоставить активным элементам, таким, как генераторы, которые мы рассмотрим в следующем параграфе и которые пред­ставляют собой источники колебаний токов или напряжений в цепи.

§ 2. Генераторы

Поговорим теперь об активном элементе цепи, источнике и токов и напряжений в ней, т. е. о генераторе.

Пусть у нас имеется катушка, наподобие катушки самоин­дукции, но только витков у нее немного и на магнитное поле ее собственного тока можно внимания не обращать. Эта катуш­ка, однако, находится в переменном магнитном поле, подобном тому, какое создается вращающимся магнитом (фиг. 22.5). (Мы уже видели ранее, что такое вращающееся магнитное поле мож­но также создать с помощью подходящей совокупности катушек с переменными токами.) Сделаем снова несколько упрощающих допущений. Это все те же допущения, которые мы делали, гово­ря об индуктивности. В частности, мы предполагаем, что меняю­щееся магнитное поле ограничено лишь небольшой областью поблизости от катушки и за пределами генератора, в простран­стве

между клеммами, оно не чувствуется.

Фиг. 22.5. Генератор, состоя­щий из закрепленной катушки и вращающегося магнитного поля.

Фиг. 22.6. Обозначение идеального генератора.

Повторяя опять в точности тот же анализ, что и для индук­тивности, рассмотрим контурный интеграл от Е вдоль замкну­той петли, которая начинается на зажиме а, проходит по ка­тушке до зажима b и возвращается к началу по пространству между зажимами. Снова заключаем, что разность потенциалов между зажимами а и b равна всему интегралу от Е вдоль петли:

Этот контурный интеграл равен э.д.с. в цепи, и поэтому разность потенциалов V между выводами генератора тоже равна скорости изменения магнитного потока сквозь катушку:

(22.11)

Предполагается далее, что у идеального генератора магнитный поток через катушку определяется внешними условиями (таки­ми, как угловая скорость вращающегося магнитного поля) и что на него никак не влияют токи, текущие через генератор. Таким образом, генератор (по крайней мере рассматриваемый нами идеальный) — это не импеданс. Разность потенциалов на его зажимах определяется произвольно задаваемой э.д.с. e(t). Такой идеальный генератор представляют символом, по­казанным на фиг. 22.6. Маленькая стрелка дает направление по­ложительной э.д.с. Положительная э.д.с. в генераторе, изобра­женном на фиг. 22.6, создает напряжение V=e с более высоким потенциалом на зажиме а.

Можно сделать генератор и по-другому. Внутри он будет уст­роен совершенно иначе, но снаружи, на зажимах, он ничем не будет отличаться от только что описанного. Представим катуш­ку, которая вращается в неподвижном магнитном поле (фиг.22.7).

Мы изобразили магнитную палочку, чтобы показать наличие магнитного поля, но его можно, конечно, заменить любым дру­гим источником постоянного магнитного поля, скажем добавоч­ной катушкой, по которой течет постоянный ток. Как показано на рисунке, вращающаяся катушка связана с внешним миром скользящими контактами, или «кольцами». Нас опять интересу­ет разность потенциалов, которая появляется между клеммами а и b, т. е. интеграл от электрического поля между а и b по пути снаружи генератора.

Теперь в этой системе уже нет изменяющихся магнитных по­лей и на первый взгляд кажется удивительным, откуда на зажи­мах генератора берется напряжение. Действительно, ведь нигде же внутри генератора нет никаких электрических полей. Мы, как обычно, предполагаем для наших идеальных элементов, что внутри них провода сделаны из идеально проводящего материа­ла; а, как уже неоднократно повторялось, электрическое поле внутри идеального проводника равно нулю. Но это не всегда верно. Это неверно тогда, когда проводник движется в магнитном поле. Правильное утверждение таково: общая сила, действую­щая на произвольный заряд внутри идеального проводника, должна быть равна нулю. Иначе в нем возник бы бесконечный ток свободных зарядов. Так что надо брать сумму электрическо­го поля Е и векторного произведения скорости проводника v на магнитное поле В; это есть полная сила, действующая на еди­ничный заряд, и вот она-то всегда равна нулю:

F=E+vXB=0 (в идеальном проводнике). (22.12)

А наше прежнее утверждение о том, что внутри идеальных про­водников электрических полей не бывает, верно лишь тогда, когда скорость проводника v равна нулю; в противном случае справедливо выражение (22.12).

Вернемся к нашему генератору, показанному на фиг. 22.7. Теперь мы видим, что контурный интеграл от электрического поля Е между зажимами а и b по проводящим путям генерато­ра должен быть равен контурному интегралу от vXB по тому же пути;

Фиг. 22.7. Генератор, состоящий из катушки, вращающейся в неподвиж­ном магнитном поле.

Однако по-прежнему остается верным, что контурный интеграл от Е по замкнутой петле, включая возвращение от зажима b к а вне генератора, должен быть равен нулю, потому что меняю­щиеся магнитные поля отсутствуют. Так что первый интеграл в (22.13) по-прежнему равен V — напряжению на зажимах. Ока­зывается, что интеграл в правой части (22.13) просто равен быст­роте изменения потока через катушку, а значит, по правилу по­тока, равен э.д.с. катушки. И опять получается, что разность потенциалов между зажимами равна э.д.с. цепи в согласии с уравнением (22.11). Так что все равно, какой у нас генератор: меняется ли в нем магнитное поле возле закрепленной катушки, вертится ли в закрепленном магнитном поле катушка,— внешние свойства генераторов одни и те же. На клеммах всегда сущест­вует напряжение V, которое не зависит от тока в цепи, а опреде­ляется только условиями внутри генератора, формируемыми по нашему произволу.

Поскольку мы пытаемся понять работу генератора, основы­ваясь на уравнениях Максвелла, может возникнуть вопрос об обычном химическом элементе, о батарейке для карманного фо­нарика. Это тоже генератор, т. е. источник напряжения, хотя и применяется он только в цепях постоянного тока. Проще всего разобраться в элементе, изображенном на фиг. 22.8. Представьте две металлические пластинки, погруженные в какой-то химиче­ский раствор. Пусть раствор содержит в себе положительные и отрицательные ионы. Мы предположим еще, что ионы одного сорта, ска­жем отрицательные, много массивнее ионов, имеющих противоположную полярность, так что их движение в растворе (диффузия) происходит намного медленнее.

Фиг. 22.8. Химический элемент.

Наконец, положим, что тем или иным способом удалось добиться изменения кон­центрации раствора от места к месту, так что число ионов обеих полярностей, скажем у нижней пластинки, становится намного больше концентрации ионов у верхней пластинки. Благодаря большей подвижности положительные ионы легче проникнут в область низких концентраций, так что будет наблюдаться легкий избыток положительных зарядов, достигающих верхней плас­тинки. Она зарядится положительно, а нижняя будет обладать избытком отрицательного заряда. По мере того как все боль­ше и больше зарядов диффундирует к верхней пластинке, по­тенциал ее будет расти, пока возникающее между пластинками электрическое поле не создаст силу, действующую на ионы, которая компенсирует их избыточную подвижность. Два элек­трода быстро достигают разности потенциалов, характерной для внутреннего устройства этого элемента.

Рассуждая так же, как это мы делали, когда говорили об идеальном конденсаторе, мы убедимся, что, если нет избытка диффузии ионов какого-либо знака, разность потенциалов меж­ду зажимами а и b равна просто контурному интегралу от элект­рического поля между электродами. Конечно, между конденса­тором и таким химическим элементом есть существенная разни­ца. Если на мгновение закоротить выводы конденсатора, он разрядится и разности потенциалов между выводами уже не будет. В случае же химического элемента ток с зажимов можно снимать непрерывно, никак не изменяя при этом э.д.с., пока, конечно, реактивы в элементе не израсходуются. Известно, что в реальном элементе разность потенциалов на зажимах убывает по мере возрастания снимаемого с него тока. Но при нашей идеализации задачи легко себе представить, что у нас есть идеальный элемент, в котором напряжение на электродах не зависит от силы тока. Тогда реальный элемент можно рассма­тривать как идеальный, соединенный последовательно с сопро­тивлением.

§ 3. Сети идеальных элементов; правила Кирхгофа

Как мы видели в предыдущем параграфе, очень просто опи­сывать идеальные элементы схем, говоря лишь о том, что про­исходит вне элемента. Ток и напряжение связаны линейно. Но очень сложно описать все то, что на самом деле происходит внутри элемента, и весьма трудно при этом пользоваться языком уравнений Максвелла. Представьте, что вам нужно точно опи­сать электрические и магнитные поля внутри радиоприемника, состоящего из сотен сопротивлений, емкостей и самоиндукций

Фиг. 22.9. Сумма падений напряжения вдоль любого замкнутого пути равна нулю.

Было бы непосильным делом проана­лизировать такую мешанину, поль­зуясь уравнениями Максвелла. Но, делая множество приближений, ко­торые мы описали в § 2, и переводя существенные черты реальных эле­ментов схем на язык идеализации, можно проанализировать электриче­скую цепь сравнительно просто. Сей­час мы покажем, как это делается. Пусть имеется цепь, которая со­стоит из генератора и нескольких импедансов, между собой так, как показано на фиг. 22.9. Согласно нашим приближениям, в областях между отдельными элементами цепи магнитного поля нет. Поэтому ин­теграл от Е вдоль любой кривой, которая не проходит ни через один из элементов, равен нулю. Рассмотрим кривую Г, показан­ную штрихом на фиг. 22.9, которая обходит по цепи кругом. Контурный интеграл от Е вдоль этой кривой состоит из несколь­ких частей. Каждая часть — это интеграл от одного зажима элемента цепи до следующего. Мы назвали этот контурный ин­теграл падением напряжения на элементе цепи. Тогда весь контурный интеграл равен просто сумме падений напряжения на всех элементах цепи порознь:

А поскольку контурный интеграл равен нулю, то получается, что сумма разностей потенциалов вдоль всего замкнутого кон­тура цепи равна нулю:

(22.14)

Этот результат следует из одного из уравнений Максвелла, ут­верждающего, что в области, где нет магнитных полей, криволи­нейный интеграл от Е по замкнутому контуру равен нулю. Теперь рассмотрим другую цепь (фиг. 22.10). Горизонталь­ная линия, соединяющая выводы а, b, с и d, нарисована для того, чтобы показать, что эти выводы все связаны менаду собой или что они соединяются проводами с ничтожным сопротивлением. Во всяком случае такой чертеж означает, что все выводы а, b, с, d находятся под одним потенциалом, а выводы е, f, g и h — тоже под одним. Тогда падение напряжения V на любом из четырех элементов одинаковое.

Но одна из наших идеализации состояла в том, что на вы­водах импедансов сосредоточиваются пренебрежимо малые количества электричества. Предположим теперь, что и электри­ческим зарядом, накапливаемым на соединительных проводах, тоже можно пренебречь. Тогда сохранение заряда требует, чтобы любой заряд, покинувший один из элементов цепи, не­медленно входил в какой-либо другой элемент цепи. Или, что то же самое, чтобы алгебраическая сумма токов, входящих в лю­бую из точек соединения, была равна нулю. Под точкой соеди­нения мы понимаем любую совокупность выводов, таких, как а, b, с, d, которые соединены друг с другом. Такая совокуп­ность соединенных между собой выводов обычно называется «узлом». Сохранение заряда, стало быть, требует, чтобы в цепи, показанной на фиг. 22.10, было

(22.15)

Сумма токов, входящих в узел, состоящий из четырех выводов е, f, g, h, тоже должна быть равна нулю:

(22.16)

Ясно, что это то же самое уравнение, что и (22.15). Оба эти уравнения не независимы. Общее правило гласит, что сумма то­ков, втекающих в любой узел, обязана быть равна нулю:

(22.17)

Наше прежнее заключение о том, что сумма падений напря­жений вдоль замкнутого контура равна нулю, должно выпол­няться для каждого контура сложной цепи. Точно так же наш результат, что сумма сил токов, втекающих в узел, равна нулю, тоже должен выполняться для любого узла. Эти два уравнения известны под названием пра­вил Кирхгофа.

Фиг, 22.10. Сумма токов, вхо­дящих в любой узел, равна нулю.

Фиг. 22.11. Анализ цепи с помощью правил Кирхгофа.

С их помощью можно найти силы токов и напряжения в какой угодно цепи.

Рассмотрим, например, цепь посложнее (фиг. 22.11). Как определить токи и напряжения в ней? Прямой путь решения таков. Рассмотрим каждый из четырех вспомогательных контуров цепи. (Скажем, один контур проходит через клеммы а, b, е, d и обратно к а.) Для каждого замкнутого контура напишем уравнение первого правила Кирхгофа — сумма падений напряжения вдоль вся­кого контура равна нулю. Нужно помнить, что падение напряжения считается положительным, если направление об­хода совпадает с направлением тока, и отрицательным, если на­правление обхода противоположно направлению тока; и надо еще помнить, что падение напряжения на генераторе равно от­рицательному значению э.д.с. в этом направлении. Так что для контура abeda получается

z1I1+ z3I3+z4I4-e1=0.

Прилагая те же правила к остальным контурам, получим еще три сходных уравнения.

После этого нужно написать уравнения для токов в каждом узле цепи. Например, складывая все токи в узле b, получаем

I1-I3-I2=0.

Аналогично, в узле е уравнение для токов принимает вид

I3-I4+I8-I5=0.

В изображенной схеме таких уравнений для токов пять. Ока­зывается, однако, что любое из этих уравнений можно вывести из остальных четырех, поэтому независимых уравнений только четыре. Итого в нашем распоряжении восемь независимых ли­нейных уравнений: четыре для напряжений, четыре для токов. Из них можно получить восемь независимых токов. А если станут известны токи, то определится и вся цепь. Падение напряжения на любом элементе дается током через этот элемент, умноженным на его импеданс (а для источников напряжения они вообще известны заранее).

Мы видели, что одно из уравнений для тока зависит от ос­тальных. Вообще-то уравнений для напряжения тоже можно написать больше, чем нужно. Хотя в схеме фиг. 22.11 и рас­сматривалась только четверка самых маленьких контуров, но ничего не стоило взять другие контуры и выписать для них уравнения для напряжений. Можно было взять, скажем, путь abcfeda. Или сделать обход по пути abcfehgda. Вы видите, что контуров — множество. И, анализируя сложные схемы, ничего не стоит получить слишком много уравнений. Но хоть есть пра­вила, которые подсказывают, как надо поступать, чтобы вышло наименьшее количество уравнений, обычно и так бывает сразу понятно, как выписать нужное число простейших уравнений. Кроме того, одно-два лишних уравнения вреда не приносят. К неверному ответу они не приведут, разве только немного запу­тают выкладки.

В гл. 25 (вып. 2) мы показали, что, если два импеданса z1 и z2 соединены последовательно, они эквивалентны одиночному импедансу zs, равному

zs = zl + z2. (22.18)

Кроме того, было показано, что, когда два импеданса соединены параллельно, они эквивалентны одиночному импедансу zp , равному

(22.19)

Если вы теперь оглянетесь назад, то увидите, что, выводя эти результаты, на самом деле вы пользовались правилами Кирх­гофа. Часто можно проанализировать сложную схему, повторно применяя формулы для последовательного и параллельного импедансов.

Фиг. 22.12, Цепь, которую мож­но проанализировать с помощью последовательных и параллель­ных комбинаций.

Фиг. 22,13. Цепь, кото­рую нельзя проанализи­ровать с помощью последовательных и параллельных комбинаций.

Скажем, таким способом можно проанализировать схему, показанную на фиг. 22.12. Импедансы z4 и z5 можно заменить их параллельным эквивалентом, то же можно сделать с импедансами z6 и z7. Затем импеданс z2 можно скомбинировать с параллельным эквивалентом z6 и z7, по правилу последова­тельного соединения импедансов. Так постепенно можно свести всю схему к генератору, последовательно соединенному с одним импедансом Z. И тогда ток через генератор просто равен e/Z. А действуя в обратном порядке, можно найти токи в каждом импедансе.

Однако бывают совсем простые схемы, которые этим методом не проанализируешь. Например, схема фиг. 22.13. Чтобы проанализировать эту цепь, надо расписать уравнения для токов и напряжений по правилам Кирхгофа. Давайте проделаем это. Имеется только одно уравнение для токов:

I1 + I2 + I3=0, откуда

I3=-(I1+I2).

Выкладки можно сэкономить, если этот результат сразу же подставить в уравнения для напряжений. В этой схеме таких уравнений два:

-El + I2z2-Ilzl=0 и Ј2-(Il + I2)z3-I2z2=0.

На два уравнения приходится два неизвестных тока. Решая их, получаем 11и I2:

(22.20)

и

(22.21)

А третий ток получается как сумма первых двух.

Вот еще пример цепи, которую по правилам параллель­ных и последовательных импедансов рассчитывать нельзя

Фиг. 22.14. Мостиковая схема.

(фиг. 22.14). Такую схему на­зывают «мостик». Она встре­чается во многих приборах, измеряющих импедансы. В таких схемах обычно инте­ресуются таким вопросом:

как должны соотноситься различные импедансы, чтобы ток че­рез импеданс zsбыл равен нулю? Вам предоставляется право найти те условия, при которых это действительно так,

§ 4. Эквивалентные контуры

Положим, мы подключили генератор Ј к цепи, в которой есть множество сложных переплетений импедансов (схематиче­ски это показано на фиг. 22.15, а). Все уравнения, вытекающие из правил Кирхгофа, линейны, и поэтому, вычислив из них ток I через генераторы, мы получим величину I, пропорциональную e. Можно написать

где теперь zэфф— это некоторое комплексное число, алгебраиче­ская функция всех элементов цепи. (Если в цепи нет никаких

генераторов, кроме упомянутого, то в формуле не будет добавочной части, не зависящей от e.) Но получившееся уравнение — это как раз то, которое нужно было бы написать для схемы фиг. 22.15, б. И покуда нас интересует только то, что происходит слева от за­жимов а и b, до тех пор обе схемы фиг. 22.15 эквивалентны.

Фиг. 22.15. Любая сеть пассивных элементов с двумя выводами эквивалентна эффективному импедансу.

Фиг. 22.16. Любую сеть с двумя выводами можно заменить генератором, последовательно соединенным с импедансом.

И поэтому можно сделать общее утверждение, что любую цепь пассивных элементов с двумя выводами можно заменить одним-единственным импедансом zэфф не изменив в остальной части цепи ни токов, ни напряжений. Утверждение это, естественно, всего лишь мелкое замечание о том, что следует из правил Кирхгофа, а в конечном счете — из ли­нейности уравнений Максвелла.

Идею эту можно обобщить на схемы, в которые входят как генераторы, так и импедансы. Представьте, что мы глядим на эту схему «с точки зрения» одного из импедансов, который мы обозначим zn (фиг. 22.16, а). Если бы решить уравнение для то­ка, мы бы увидели, что напряжение Vnмежду зажимами а и b есть линейная функция I, которую можно записать в виде

(22.22)

Здесь А и В зависят от генераторов и импедансов в цепи слева от зажимов. Например, в схеме, показанной на фиг. 22.13, мы находим V1=I1zl. Это можно переписать [используя (22.20)] в виде

(22.23)

Тогда полное решение мы получаем, комбинируя это урав­нение с уравнением для импеданса z1 т. е. с V1=I1z1, или в общем случае комбинируя (22.22) с

Если мы рассмотрим теперь случай, когда zn подключается к простой цепи из последовательно соединенных генератора и импеданса (см. фиг. 22.15, б), то уравнение, соответствующее (22.22), примет вид

что совпадает с (22.22), если принять Sэфф=A и zэфф=B. Значит, если нас интересует лишь то, что происходит направо от выводов а и b, то произвольную схему фиг. 22.16 можно всегда заменить эквивалентным сочетанием генератора, последовательно соеди­ненного с импедансом.

§ 5. Энергия

Мы видели, что для создания в индуктивности тока I надо из внешней цепи доставить энергию U=1/2LI2. Когда ток спадает до нуля, эта энергия уводится обратно во внешнюю цепь.

В идеальной индуктивности механизма потерь энергии нет. Когда через индуктивность течет переменный ток, энергия пере­текает то туда, то сюда — от индуктивности к остальной части цепи и обратно, но средняя скорость, с какой энергия передается в цепь, равна нулю. Мы говорим, что индуктивность — недиссипативный элемент, в ней не растрачивается (не «диссипирует») электрическая энергия.

Точно так же возвращается во внешнюю цепь и энергия кон­денсатора U=1/2СV2, когда он разряжается. Когда он стоит в цепи переменного тока, то энергия течет то в него, то из него, но полный поток энергии за каждый цикл равен нулю. Идеальный конденсатор — тоже недиссипативный элемент.

Мы знаем, что э. д. с.— это источник энергии. Когда ток I течет в направлении э.д.с., то энергия поставляется во внешнюю цепь со скоростью dU/dt=eI. Если электричество гонят против э.д.с. (с помощью других генераторов), то э. д. с. поглощает энергию со скоростью eI; поскольку I отрицательно, то и dU/dt отрицательно.

Если генератор подключен к сопротивлению R, то ток через сопротивление равен I=e/R. Энергия, поставляемая генерато­ром со скоростью eI, поглощается сопротивлением. Эта энер­гия тратится на нагрев сопротивления и для электрической энергии цепи фактически уже потеряна. Мы говорим, что электрическая энергия рассеивается, диссипирует в сопротивлении. Скорость, с какой она рассеивается, равна dU/dt=RI2.

В цепи переменного тока средняя скорость потерь энергии в сопротивлении — это среднее значение RI2 за цикл. Поскольку I=I'eiwt (что, собственно, означает, что I меняется как coswt), то среднее значение I2 за цикл равно |I'|2/2, потому что ток в максимуме — это |I'[, а среднее значение cos2 cat равно 1/2.

Фиг. 22.17. Любой импеданс эквивалентен последовательному соединению чистого сопротивле­ния и чистого реактанса.

А что можно сказать о потерях энергии, когда генератор подключен к произвольному импедансу z? (Под «потерями» мы, конечно, понимаем превращение электрической энергии в теп­ловую.) Всякий импеданс z может быть разбит на действитель­ную и мнимую части, т. е.

z = R + iX, (22.24)

где R и X — числа действительные. С точки зрения эквивалент­ных схем можно сказать, что всякий импеданс эквивалентен сопротивлению, последовательно соединенному с чисто мни­мым импедансом, называемым реактансом

(фиг. 22.17).

Мы уже видели раньше, что любая цепь, содержащая только L и C, обладает импедансом, выражаемым чисто мнимым числом. А раз в любом из L и С в среднем никаких потерь не бывает, то и в чистом реактансе, в котором имеются только L и С, по­терь энергии не бывает. Можно показать, что это должно быть верно для всякого реактанса.

Если генератор с э. д. с. e подсоединен к импедансу z (см. фиг. 22.17), то его

э. д. с. должна быть связана с током I из генератора соотношением

e = I(R + iX). (22.25)

Чтобы найти, с какой средней скоростью подводится энергия, нужно усреднить произведение eI. Но теперь следует быть ос­торожным. Оперируя с такими произведениями, надо иметь дело только с действительными величинами e(t) и I(t). (Дейст­вительные части комплексных функций изображают настоящие физические величины только тогда, когда уравнения линейны; сейчас же речь идет о произведении, а это, несомненно, вещь нелинейная.)

Пусть мы начали отсчитывать t так, что амплитуда I' оказа­лась действительным числом, скажем I0; тогда истинное изме­нение I во времени дается формулой

I=I0coswt.

.

Входящая в уравнение (22.25) э.д.с.— это действительная часть

или

(22.26)

Два слагаемых в (22.26) представляют падение напряжений на R и X (см. фиг. 22.17). Мы видим, что падение напряжения на сопротивлении находится в фазе с током, тогда как падение напряжения на чисто реактивной части находится с током в противофазе.

Средняя скорость потерь энергии <Р>ср, текущей от гене­ратора, есть интеграл от произведения eI за один цикл, делен­ный на период Т; иными словами,

Первый интеграл равен 1/2I20R, а второй равен нулю. Стало быть, средняя потеря энергии в импедансе z—R+iX зависит лишь от действительной части z и равна I20R/2. Это согласуется с нашим прежним выводом о потерях энергии в сопротивле­нии. В реактивной части потерь энергии не бывает.

§ 6. Лестничная сеть

А теперь мы рассмотрим интереснейшую цепь, которую можно выражать через параллельные и последовательные сочетания. Начнем с цепи, изображенной на фиг. 22.18, а. Сразу видно, что импеданс между зажимами а и b просто равен z1+z2. Возьмем теперь цепь потруднее (фиг. 22.18, б). Ее можно проанализиро­вать с помощью правил Кирхгофа, но нетрудно обойтись и последовательными и параллельными комбинациями. Два импе­данса на правом конце можно заменить одним z3=z1+z2 (см. фиг. 22.18, в). Тогда два импеданса z2 и z3 можно заме­нить их эквивалентным параллельным импедансом z4 (фиг. 22.18, г). И наконец, z1и z4 эквивалентны одному импедан­су z5 (фиг. 22.18, д).

А теперь можно поставить забавный вопрос: что произой­дет, если к цепи, показанной на фиг. 22.18, б, бесконечно под­ключать все новые и новые звенья (штриховая линия на фиг. 22.19, а)? Можно ли решить задачу о такой бесконечной це­пи? Представьте, это совсем не трудно. Прежде всего мы замечаем, что такая бесконечная цепь не меняется, если новое звено под­ключить к «переднему» концу. Ведь если к бесконечной цепи добавляется одно звено, она остается все той же бесконечной цепью.

Фиг. 22.18. Эффективный импеданс лестницы.

Пусть мы обозначили импеданс между зажимами а и b бесконечной цепи через z0; тогда импеданс всего того, что справа от зажимов с и d, тоже равен z0. Поэтому если смотреть с перед­него конца, то вся цепь представляется в виде, показанном на фиг. 22.19, б. Заменяя два параллельных импеданса z2 и z0 одним и складывая его с z1? сразу же получаем импеданс всего сочетания

Но этот импеданс тоже равен z0. Получается уравнение

Найдем из него z0:

(22.27)

Фиг. 22.19. Эффективный импеданс бесконечной лестницы.

Таким образом, мы нашли решение для импеданса бесконечной лестницы повторяющихся параллельных и последовательных импедансов. Импеданс z0называется характеристическим импе­дансом такой бесконечной цепи.

Рассмотрим теперь частный пример, когда последовательный элемент — всегда индуктивность L, а шунтовой элемент — емкость С (фиг. 22.20, а). В этом случае импеданс бесконечной сети получается, если положить z1=iwL и z2=1/iwС. Заметьте, что первое слагаемое z1/2 в (22.27) равно просто половине импе­данса первого элемента. Естественнее было бы поэтому (или по крайней мере проще) рисовать нашу бесконечную сеть так, как показано на фиг. 22.20, б. Глядя на бесконечную сеть из зажима a', мы бы увидали характеристический импеданс

(22.28)

Смотря по тому, какова частота w, наблюдаются два интерес­ных случая. Если w2 меньше 4/LC, то второе слагаемое под кор­нем меньше первого, и импеданс z0 станет действительным чис­лом. Если же w2 больше 4/LС, то импеданс z0 станет чисто мни­мым числом и его можно записать в виде

Раньше мы сказали, что цепь, составленная из одних только мнимых импедансов, таких, как индуктивности и емкости, будет иметь чисто мнимый импеданс. Но как же тогда выходит, что в той цепи, которую мы сейчас рассматриваем (а в ней есть толь­ко одни L и С), импеданс при частотах ниже Ц4/LC представля­ет собой чистое сопротивление?

Фиг. 22.20. Лестница L—C, изображенная двумя экви­валентными способами.

Для высоких частот импеданс чисто мнимый, в полном согласии с нашим прежним утвержде­нием. Для низких же частот импеданс — чистое сопротивление и поэтому поглощает энергию. Но как может цепь, подобно со­противлению, непрерывно поглощать энергию, если она состав­лена только из индуктивностей и емкостей? Ответ состоит в том, что этих емкостей и самоиндукций бесконечное множество, и получается, что, когда источник соединен с цепью, он обязан сперва снабдить энергией первую индуктивность и емкость, за­тем вторую, третью и т. д. В цепях подобного рода энергия непрерывно и с постоянной скоростью отсасывается из генера­тора и безостановочно течет в цепь. Энергия запасается в индуктивностях и емкостях вдоль цепи.

Эта идея подсказывает интересную мысль 0 том, что факти­чески происходит внутри цепи. Следует ожидать, что если к переднему концу цепи подключить источник, то действие этого источника начнет распространяться вдоль по цепи к бесконечно­му концу. Распространение волн вдоль линии очень похоже на излучение от антенны, которая отбирает энергию от питающего ее источника; точнее, можно ожидать, что такое распростране­ние происходит, когда импеданс действителен, т. е. когда co меньше Ц4/LC. Но когда импеданс чисто мнимый, т. е. при co, больших Ц4/LC, то такого распространения ожидать не следует.

§ 7. Фильтры

В предыдущем параграфе мы видели, что бесконечная лест­ничная сеть (см. фиг. 22.20) непрерывно поглощает энергию, если эта энергия подводится с частотой, которая ниже некоторого критического значения Ц4/LC, называемого граничной часто­той w0. У нас возникла мысль, что этот эффект можно понять, основываясь на представлении о непрерывном переносе энергии вдоль линии. С другой стороны, на высоких частотах (при w >w0) непрерывного поглощения энергии не бывает; тогда следует ожидать, что токи, видимо, не смогут «проникнуть» далеко вдоль линии. Поглядим, верны ли эти представления.

Пусть передний конец лестницы соединен с каким-то гене­ратором переменного тока, и нас интересует, как выглядит напряжение, скажем, в 754-м звене лестницы. Поскольку сеть бесконечна, при переходе от одного звена к другому происходит всегда одно и то же; так что можно просто посмотреть, что слу­чается, когда мы переходим от n-го звена к (n+1)-му. Токи In и напряжения Vn мы определим так, как показано на фиг. 22.21,а.

Фиг. 22.21. Нахождение фактора распространения лестницы.

Напряжение Vn+1можно получить из Vn, если вспомнить, что остаток лестницы (за n-м звеном) всегда можно заменить ее характеристическим импедансом z0; и тогда достаточно проана­лизировать только схему фиг. 22.21, б. Мы прежде всего заме­чаем, что каждое Vn, поскольку это напряжение на зажимах сопротивлеиия z0, должно быть равно Inz0. Кроме того, разность между Vnи Vn+lравна просто Inz1:

Получается отношение

которое можно назвать фактором распространения для одного звена лестницы; обозначим его a. Для всех звеньев

(22.29)

и напряжение за n-м звеном равно

Теперь ничего не стоит найти напряжение за 754-м звеном; оно просто равно произведению e на 754-ю степень a.

Как выглядит a для лестницы L—С на фиг. 22.20, а? Взяв z0 из уравнения (22.27) и г1 =iwL, получим

Если частота на входе ниже граничной частоты w0=Ц4/LС, то корень — число действительное, и модули комплексных чисел в числителе и знаменателе одинаковы. Поэтому значение a по модулю равно единице; можно написать

а это означает, что величина (модуль) напряжения в каждом звене одна и та же; меняется только фаза. Она меняется на число d; оно на самом деле отрицательно и представляет собой «задерж­ку» напряжения по мере того, как последнее проходит по сети. А для частот выше граничной частоты w0 лучше вынести в числителе и знаменателе (22.31) множитель i и переписать его в

(22.32)

Теперь фактор распространения a — число действительное, притом меньшее единицы. Это означает, что напряжение в неко­тором звене всегда меньше напряжения в предыдущем звене; множитель пропорциональности равен а. При частотах выше w0 напряжение быстро спадает по мере движения вдоль сети. Кри­вая модуля a как функции частоты похожа на график, приведен­ный на фиг. 22.22.

Мы видим, что поведение а как выше, так и ниже w0 согласу­ется с нашим представлением о том, что сеть передает энергию при w<w0 и задерживает ее при w>w0. Говорят, что сеть «про­пускает» низкие частоты и «отбрасывает», или «отфильтровыва­ет», высокие. Всякая сеть, устроенная так, чтобы ее характе­ристики менялись указанным образом, называется «фильтром». Мы проанализировали «фильтр низкого пропускания», или «низ­ких частот».

Вас может удивить — к чему все это обсуждение бесконечных сетей, если на самом деле они невозможны? Но вся хитрость в том и заключается, что те же характеристики вы обнаружите и в конечной сети, если заключите ее импедансом, совпадающим с характеристическим импедансом z0. Практически, конечно, не­возможно точно воспроизвести характеристический импеданс несколькими простыми элементами, такими, как R, L и С. Но в некоторой полосе частот нередко этого можно добиться в хоро­шем приближении. Этим способом можно сделать конечную фильтрующую сеть со свойствами, очень близкими к тем, кото­рые проявляются в бесконечном фильтре. Скажем, лестница L—С будет во многом вести себя так, как было описано, если на конце ее помещено чистое сопротивление R=ЦL/C.

А если в нашей лестнице L—С мы поменяем местами L и С, чтобы получилась лестница, показанная на фиг. 22.23,а, то получится фильтр, который пропускает высокие частоты и отбрасывает низкие.

Фиг. 22.22. Фактор распростра­нения одного звена лестницы.

Фиг. 22.23. Высокочастотный фильтр (а) и его фактор распро­странения как функция 1/w (б).

Пользуясь уже полученными результатами, легко понять, что происходит в этой сети. Вы уже, наверно, за­метили, что всегда, когда L заменяется на С и наоборот, то и in заменяется на 1/iw и наоборот. Значит, все, что происходило раньше с w, теперь будет происходить с 1/w. В частности, можно узнать, как меняется а с частотой, взяв фиг. 22.22 и повсюду вместо со написав 1/w (фиг. 22.23,6).

У описанных фильтров высоких и низких частот есть много­численные технические приложения. Фильтр L—С низких частот часто используется как «сглаживающий» фильтр в цепях по­стоянного тока. Если нам нужно получить постоянный ток от источника переменного тока, мы включаем выпрямитель, который позволяет течь току только в одну сторону. Из выпрямителя выходит пульсирующий ток, график которого выглядит как функция V(t), показанная на фиг. 22.24 Постоянство такого тока — никудышное: он шатается вверх и вниз, а нам нужен по­стоянный ток, чистенький, гладенький, как от батареи аккумуляторов. Этого можно добиться, включив фильтр низких частот между выпрямителем и нагрузкой.

Из гл. 50 (вып. 4) мы уже знаем, что временная функция на фиг. 22.24 может быть представлена в виде наложения постоянного напряжения на синусную волну плюс синусную волну большей частоты плюс еще более высокочастотную синусоиду и т. д., т. е. как ряд Фурье.

Фиг. 22.24. Напряжение на вы­ходе всеволнового выпрямителя.

Если наш фильтр — линейный (т. е. если, как мы предполагали, L и С при изменении токов или напряже­ний не меняются), то то, что выходит из фильтра, представляет собой тоже наложение выходов от каждой компоненты на входе. Если устроить так, чтобы граничная частота w0 нашего фильтра была значительно ниже наинизшей из частот функции V(t), то постоянный ток (у которого w=0) прекрасно пройдет через фильтр, а амплитуда первой гармоники будет крепко срезана; ну, а амплитуды высших гармоник — тем более. Значит, на выходе можно получить какую угодно гладкость, смотря по тому, на сколько звеньев фильтра у вас хватит денег.

Высокочастотный фильтр нужен тогда, когда необходимо срезать некоторые низкие частоты. Например, в граммофонном усилителе высокочастотный фильтр можно использовать, чтобы музыка не искажалась: он задержит низкочастотное громыхание моторчика и диска.

Можно еще делать и «полосовые» фильтры, отбрасывающие частоты ниже некоторой частоты w1и частоты выше некоторой другой частоты w2 (большей w1), но зато пропускающие все частоты от w1 до w2. Это можно сделать просто, совместив высо­кочастотный и низкочастотный фильтры, но обычно делают лестничную схему, в которой импедансы z1 и z2 имеют более сложный вид — они сами суть комбинации L и С. У такого поло­сового фильтра постоянная распространения может выглядеть так, как на фиг. 22.25,а. Его можно использовать, скажем, что­бы отделять сигналы, которые занимают только некоторый ин­тервал частот, например каждый из каналов телефонной связи в высокочастотном телефонном кабеле или модулированную несу­щую частоту при радиопередаче.

В гл. 25 (вып. 2) мы видели, что такое фильтрование можно производить еще, используя избирательность обычной резонансной кривой (для сравнения она приведена на фиг. 22.25,6). Но резонансный фильтр для некоторых целей подходит хуже, чем полосовой. Вы помните (это было в гл. 48, вып. 4), когда не­сущая частота wс модулирована «сигнальной» частотой ws, то общий сигнал содержит не только несущую, но и две боковые частоты wc+ws и wc-ws. В резонансном фильтре эти боковые полосы всегда как-то ослабляются, и чем выше сигнальная час­тота, тем, как видно из рисунка, больше это ослабление. Поэто­му «отклик на частоту» здесь неважный. Высшие музыкальные тоны и вовсе не проходят. Но если взять полосовой фильтр, устроенный так, что ширина w2-w1по крайней мере вдвое больше наивысшей сигнальной частоты, то отклик на частоту будет для интересующих нас сигналов плоским.

Еще одно замечание о лестничном фильтре: лестница L—С на фиг. 22.20 — это также приближенное представление переда­ющей линии (фидера). Если имеется длинный проводник, распо­ложенный параллельно другому проводнику (скажем, провод, помещенный в коаксиальном кабеле или подвешенный над зем­лей), то между ними существует какая-то емкость и некоторая индуктивность (из-за магнитного поля между ними). Если пред­ставить эту линию составленной из небольших участков Dl, то каждый участок похож на одно звено лестницы L — С с последо­вательной индуктивностью DL и шунтирующей емкостью DС. Поэтому мы вправе применять здесь наши результаты для ле­стничного фильтра. Перейдя к пределу при Dl®0, мы получим хорошее описание передающей линии. Заметьте, что, когда Dl становится все меньше и меньше, уменьшаются и DL и DС, но они уменьшаются в одной и той же пропорции, так что отноше­ние DL/DC не падает. Поэтому, перейдя в уравнении (22.28) к пределу при DL, и DС, стремящихся к нулю, мы увидим, что характеристический импеданс z0 — это чистое сопротивление, величина которого равна ЦDL/DС. Отношение DL/DС можно записать также в виде L0/С0, где L0и С0— индуктивность и емкость единицы длины линии; тогда

(22.33)

Заметьте еще, что, когда DL и D С стремятся к нулю, гранич­ная частота w0=Ц4/LC уходит в бесконечность. У идеальной передающей линии нет граничной частоты.

§ 8. Другие элементы цепи

До сих пор мы определили только идеальные импедансы це­пи — индуктивность, емкость и сопротивление, а также идеаль­ный генератор напряжения. Теперь мы хотим показать, что дру­гие элементы, такие, как взаимоиндукция, или транзисторы, или радиолампы, можно описать, пользуясь теми же основными элемен­тами.

Фиг. 22.26. Эквивалент­ная схема взаимной индук­ции.

Пусть имеются две катушки, и пусть (это сделано нарочно или как-нибудь иначе) поток от одной из кату­шек пересекает другую (фиг. 22.26,а). Тогда возникает взаимная ин­дукция М двух ка­тушек, так что, когда ток в одной катушке меняется, в другой гене­рируется напряжение. Можно ли в наших эквивалентных контурах учесть такой эффект? Можно, поступив следующим образом. Мы видели, что наведенная в каждой из двух взаимодействующих катушек э. д. с. может быть пред­ставлена в виде суммы двух частей:

(22.34)

Первое слагаемое возникает из самоиндукции катушки, а второе — из ее взаимоиндукции с другой катушкой. Перед вторым слагаемым может стоять плюс или минус, смотря по тому, как поток от одной катушки пронизывает вторую. Делая те же приближения, как и тогда, когда мы описывали идеальную индуктивность, мы можем сказать, что разность потенциалов на зажимах каждой катушки равна э. д. с. катушки. И тогда оба уравнения (22.34) совпадут с теми, которые получились бы из цепи фиг. 22.26, б, если бы э. д. с. в каждом из двух начерченных контуров зависела от тока в противоположном контуре следую­щим образом:

(22.35)

Фиг. 22.27. Эквивалентная схема взаимной емкости.

Значит, можно пред­ставить действие самоин­дукции нормальным обра­зом, а действие взаимной индукции заменить вспо­могательным идеальным генератором напряжения. Надо, конечно, иметь еще уравнение, связывающее эту з. д. с. с током в ка­кой-то другой части цепи; но, поскольку это урав­нение линейно, мы просто добавляем к нашим уравнениям цепи еще одно линейное уравнение, и все наши прежние выводы насчет эквивалентных схем и тому подобного все равно остаются правильными.

Кроме взаимной индукции, можно еще говорить и о вза­имной емкости. До сих пор, говоря о конденсаторах, мы всегда представляли, что у них только по два электрода, но во мно­гих случаях (скажем, в радиолампах) могут быть и по не­скольку электродов, расположенных вплотную друг к другу. Если на один из них поместить электрический заряд, то его электрическое поле наведет заряды на всех остальных электродах и повлияет на их потенциал. В качестве примера рассмотрим расположение четырех пластин (фиг. 22.27, а). Представим, что эти четыре пластины соединяются с внешней цепью провода­ми А, В, С и D. Так вот, пока нас интересуют только электро­статические эффекты, эквивалентную схему такого расположе­ния электродов можно считать такой, как на фиг. 22.27,6. Элект­ростатическое взаимодействие электродов (всякого со всяким) эквивалентно емкости между этой парой электродов.

И, наконец, посмотрим, как нужно представлять в цепях переменного тока такие сложные устройства, как транзисторы или радиолампы. Надо сначала подчеркнуть, что эти устройства часто действуют так, что связь между токами и напряжениями отнюдь не линейна. В этих случаях часть сделанных нами рань­ше утверждений, а именно те, которые зависят от линейности уравнений, естественно, перестают быть правильными. Но во многих приложениях рабочие характеристики в достаточной мере линейны — так что и транзисторы и лампы можно считать линейными устройствами.

Фиг. 22.28. Низкочастотная эквивалентная схема вакуум­ного триода.

Под этим подразумевается, что пере­менные токи, скажем в анодной цепи радиолампы, прямо пропорциональны разности потенциалов на других электродах, например потенциала сетки и анодного потенциала. Когда же такие линейные соотношения существуют, то к устройствам мож­но применять представление об эквивалентных схемах.

Как и в случае взаимной индукции, это описание должно включать в себя добавочные генераторы напряжения, которые описывают влияние напряжений или токов в одной части уст­ройства на токи или напряжения в другой его части. К примеру, анодный контур триода, как правило, можно представить сопротивлением, последовательно соединенным с идеальным генера­тором напряжения, у которого сила источника пропорциональна напряжению на сетке. Получится эквивалентный контур, изо­браженный на фиг. 22.28. Подобным же образом контур кол­лектора транзистора удобно представлять в виде сопротивления, последовательно соединенного с идеальным генератором напря­жения, сила источника которого пропорциональна силе тока, текущего от эмиттера к базе транзистора. Эквивалентный кон­тур тогда похож на изображенный на фиг. 22.29. До тех пор пока уравнения, описывающие их действие, остаются линейны­ми, мы имеем полное право пользоваться таким представлением для ламп или транзисторов. И тогда, даже если они входят в сложную сеть, все равно наше общее заключение об эквивалент­ном представлении любого произвольного соединения элементов остается верным.

Контур транзистора и радиолампы имеет одну замечатель­ную способность, которой лишены контуры, включающие одни импедансы: действительная часть эффективного импеданса zэфф может стать отрицательной. Мы видели, что действительная часть z представляет потери энергии.

Фиг. 22.29. Низкочастотная эквивалентная схема транзистора.

Но важная характеристи­ка транзисторов и радиоламп состоит в том, что они снабжают контур энергией. (Конечно, они ее не «вырабатывают»; они бе­рут энергию у цепи постоянного тока, у источника тока, и превращают ее в энергию переменного тока.) Стало быть, появ­ляется возможность получить контур с отрицательным сопро­тивлением. Такой контур имеет интересное свойство: если под­ключить его к импедансу с положительной действительной ча­стью, т. е. к положительному сопротивлению, и устроить все так, чтобы сумма двух действительных частей обратилась в нуль, то в этом объединенном контуре рассеяния энергии не будет. А раз нет потерь энергии, то любое переменное напряжение, стоит его однажды включить, никогда больше не исчезнет. Это основ­ная идея работы осциллятора или генератора сигналов, который можно использовать в качестве источника переменного тока какой угодно частоты.

* Кое-кто говорит, что предметы мы обязаны называть словами «катушка» и «конденсатор», а их свойства — соответственно «индуктивность» и «емкость». Но я предпочитаю пользоваться словами, какие слышу в лаборатории, где почти всегда и про физическую катушку, и про ее само­индукцию L говорят «индуктивность». Точно так же предпочитают гово­рить «емкость», «сопротивление», хотя часто можно услышать и слово «кон­денсатор».

*Эта эквивалентная схема годится только для низких частот. На высокой частоте эквивалентная схема усложняется, в нее надо включить различные, так называемые «паразитические», емкости и индуктивности.

Глава 23 ПОЛЫЕ РЕЗОНАТОРЫ

§ 1. Реальные элементы цепи

§ 2. Конденсатор на больших частотах

§ 3. Резонансная полость

§ 4. Собственные колебания полости

§ 5. Полости и резонансные контуры

Повторить; гл. 2. (вып. 2) «Резонанс»; гл. 49 (вып. 4)

«Собственные колебания».

§ 1. Реальные элементы цепи

Если посмотреть на любую цепь, состоящую из идеальных импедансов и генераторов, со стороны какой-нибудь пары клемм, то при данной частоте она будет эквивалентна генера­тору $, последовательно соединенному с импе­дансом z. Если приложить к этим клеммам на­пряжение V и вычислить из уравнений силу тока, то между током и напряжением должна получиться линейная зависимость. Поскольку все уравнения линейны, то и I должно зави­сеть от V линейно и только линейно. А самое общее линейное выражение можно записать в виде

(23.1)

Вообще-то и z и e могут как-то очень сложно за­висеть от частоты w. Однако соотношение (23.1) — это то соотношение, которое получилось бы, если бы за клеммами находился просто генера­тор e(w), последовательно соединенный с им­педансом z(w).

Можно поставить и обратный вопрос: имеет­ся какое-то электромагнитное устройство с двумя полюсами (выводами) и нам известна связь между I и V, т. е. известны e и z как функции частоты; можно ли всегда найти такую комбинацию идеальных элементов, которая даст эквивалентный внутренний импеданс z? Ответ на это таков: для любой разумной, т. е. физи­чески осмысленной функции z(w), действительно возможно построить с любой степенью точности модель с помощью контура, составленного из конечного числа идеальных элементов. Мы не собираемся изучать общую задачу, а только посмотрим, основываясь на физических соображениях, чего можно ожидать в отдельных случаях.

Фиг. 23.1. Эквивалентная схема реального сопротивления.

Известно, что ток, протекающий через реальное сопротивле­ние, создает магнитное поле. Значит, каждое реальное сопротив­ление должно обладать и некоторой индуктивностью. Далее, если к сопротивлению приложена некоторая разность потенциа­лов, то на его концах должны возникнуть заряды, создающие нужные электрические поля. При изменении напряжения про­порционально меняется и заряд, так что у сопротивления имеет­ся и какая-то емкость. Следует ожидать, что эквивалентная схе­ма реального сопротивления должна иметь такой вид, как на фиг. 23.1. Если сопротивление хорошее, то его так называемые «паразитические элементы» L и С малы, так что при тех часто­тах, для которых оно предназначено, wL много меньше R, а l/wC — много больше R. Поэтому «паразитическими» элемен­тами можно пренебречь. Когда же частота повышается, то не исключено, что значение этих элементов возрастет и сопротив­ление станет похожим на резонансный контур.

Реальная индуктивность также не совпадает с идеальной, импеданс которой равен iwL. У реальной проволочной катушки бывает какое-то сопротивление, и при низких частотах она фак­тически эквивалентна индуктивности, последовательно соеди­ненной с сопротивлением (фиг. 23.2,а). Вы можете подумать, что в реальной катушке сопротивление и индуктивность объединены, что сопротивление распределено вдоль всего провода и перемешано с его индуктивностью.

Фиг. 23.2. Эквивалентная схема реальной индуктивности на ма­лых частотах.

Фиг. 23.3. Эквивалентная схема реальной индуктивности на больших частотах.

Может быть, надо пользоваться контуром, смахиваю­щим скорее на фиг. 23.2,6, где по­следовательно расставлено несколько маленьких R и L? Однако общий

импеданс такого контура просто равен SR+SiwL, а это то же самое, что дает более простая диаграмма, изображенная на фиг. 23.2, а.

Когда же частота повышается, то уже нельзя представлять реальную катушку в виде индуктивности плюс сопротивление. Начинают играть роль заряды, которые возникают на проводах, чтобы создать напряжение. Дело выглядит так, как будто меж­ду витками провода нанизаны маленькие конденсаторчики (фиг. 23.3, а). Можно попробовать приближенно представить реальную катушку в виде схемы фиг. 23.3, б. На низких ча­стотах эту схему очень хорошо имитирует более простая (фиг. 23.3, в); это опять тот же резонансный контур, который давал нам высокочастотную модель сопротивления. Однако для бо­лее высоких частот более сложный контур фиг. 23.3, б подходит лучше. Так что чем точнее вы хотите представить истинный импеданс реальной физической индуктивности, тем больше надо взять идеальных элементов для построения искусственной мо­дели.

Посмотрим теперь повнимательнее на то, что происходит в реальной катушке. Импеданс индуктивности изменяется как wL, значит, он на низких частотах обращается в нуль — «замы­кается накоротко», и мы замечаем только сопротивление прово­да. Если частота начинает расти, то wL вскоре становится боль­ше R и катушка выглядит почти как идеальная индуктивность. А если подняться по частоте еще выше, то начнут играть роль и емкости. Их импеданс пропорционален 1/wС; он велик на низких частотах. На достаточно низких частотах конденсатор выглядит как «разрыв в цепи», и если его с чем-нибудь запараллелить, то ток через него не пойдет. Но на высоких частотах ток предпочитает течь через емкости между витками, а не через индуктив­ность. Оттого-то ток в катушке прыгает с одного витка на дру­гой, вовсе не помышляя крутить петлю за петлей там, где ему приходится преодолевать э. д. с. Хоть нам, может быть, и хоте­лось бы, чтобы ток шел по виткам катушки, но сам-то он выби­рает путь полегче, переходя на дорогу наименьшего импеданса. Если это было бы нужно, то такой эффект можно было бы назвать «высокочастотным барьером» или чем-нибудь в этом роде. Похожие вещи происходят и в других науках. В аэродина­мике, скажем, если вы захотите заставить что-то двигаться бы­стрее звука, а движение рассчитано на малые скорости, то у вас ничего не выйдет. Это не значит, что возник какой-то непрохо­димый «барьер»; просто надо изменить конструкцию. Точно так же наша катушка, которую первоначально сконструировали как «индуктивность», на очень высоких частотах работает не как индуктивность, а как что-то другое. Для больших частот надо изобретать уже новое устройство.

§ 2. Конденсатор на больших частотах

А теперь обсудим подробнее поведение конденсатора — гео­метрически идеального конденсатора,—когда частота становится все выше и выше. Мы проследим за изменением его свойств. (Мы предпочли рассматривать конденсатор, а не индуктивность, по­тому что геометрия пары обкладок много проще геометрии ка­тушки.) Итак, вот конденсатор (фиг. 23.4, а), состоит он из двух параллельных круговых обкладок, соединенных с внешним ге­нератором парой проводов. Если зарядить конденсатор посто­янным током, то на одной из обкладок появится положительный заряд, на другой — отрицательный, а между обкладками будет однородное электрическое поле.

Фиг. 23.4. Электрическое и магнитное поля между обкладками конденсатора.

Представим теперь, что вместо постоянного тока к обкладкам приложено переменное напряжение низкой частоты. (После мы увидим, какая частота «низкая», а какая «высокая».) Конденса­тор, скажем, соединен с низкочастотным генератором. Когда напряжение меняется, то с верхней обкладки положительный заряд убирается и прикладывается отрицательный. В момент, когда это происходит, электрическое поле исчезает, а потом восстанавливается, но уже в обратную сторону. Заряд медленно плещется туда-сюда, и поле поспевает за ним. В каждый момент электрическое поле однородно (фиг. 23.4, б); есть, правда, не­большие краевые эффекты, но мы намерены ими пренебречь. Ве­личину электрического поля можно записать в виде

(23.2)

где Е0— постоянно. Но останется ли это справедливым, когда частота возрастет? Нет, потому что при движении электрического поля вверх и вниз через произвольную петлю Г1 проходит поток электрического поля (фиг. 23.4, а). А, как вам известно, изменяющееся элект­рическое поле создает магнитное. Согласно одному из уравнений Максвелла, при наличии изменяющегося электрического поля (как в нашем случае) обязан существовать и криволинейный ин­теграл от магнитного поля. Интеграл от магнитного поля по замкнутому кругу, умноженный на с2, равен скорости измене­ния во времени электрического потока через поверхность внутри круга (если нет никаких токов):

(23.3)

Итак, сколько же здесь этого магнитного поля? Это узнать не­трудно. Возьмем в качестве петли Г1 круг радиуса r. Из симмет­рии ясно, что магнитное поле идет так, как показано на рисун­ке. Тогда интеграл от В равен 2prВ. А поскольку электрическое поле однородно, то поток его равен просто Е, умноженному на pr2, на площадь круга:

(23.4)

Производная Е по времени в нашем переменном поле равна iwE0eiwt, Значит, в нашем конденсаторе магнитное поле равно

(23.5)

Иными словами, магнитное поле тоже колеблется, а его величи­на пропорциональна w и r.

К какому эффекту это приведет? Когда существует магнит­ное поле, которое меняется, то возникнут наведенные электри­ческие поля, и действие конденсатора станет слегка похоже на индуктивность. По мере роста частоты магнитное поле усилива­ется: оно пропорционально скорости изменения Е, т. е. w. Им­педанс конденсатора больше не будет просто равен 1/iwС.

Будем увеличивать частоту и посмотрим повниматель­нее, что происходит. У нас есть магнитное поле, которое пле­щется то туда, то сюда. Но тогда и электрическое поле не может, как мы раньше предполагали, остаться однородным! Если имеет­ся изменяющееся магнитное поле, то по закону Фарадея должен существовать и контурный интеграл от электрического поля. Так что если существует заметное магнитное поле (а так и бы­вает на высоких частотах), то электрическое поле не может быть на всех расстояниях от центра одинаковым. Оно должно так меняться с r, чтобы криволинейный интеграл от него мог быть равен изменяющемуся потоку магнитного поля.

Посмотрим, сможем ли мы представить себе правильное электрическое поле. Это можно сделать, подсчитав «поправку» к тому, что было на низких частотах,— к однородному полю. Обозначим поле при низких частотах через Е1, и пусть оно по-прежнему равно Е0еiwt, а правильное поле запишем в виде

где E2— поправка из-за изменения магнитного поля. При любых w мы будем задавать поле в центре конденсатора в виде E0eiwt(тем самым определяя Е0), так что в центре поправки не будет: E2=0 при r=0.

Чтобы найти Е2, можно использовать интегральную форму закона Фарадея

Интегралы берутся просто, если вычислять их вдоль линии Г2, показанной на фиг. 23.4,б и идущей сперва по оси, затем по радиусу вдоль верхней обкладки до расстояния r, потом вер­тикально вниз на нижнюю обкладку и обратно к оси по радиусу. Контурный интеграл от Е1вдоль этой кривой, конечно, равен нулю; значит, в интеграл дает вклад только Е2, и интеграл равен просто —Ez(r)h, где h — зазор между обкладками. (Мы считаем Е положительным, когда оно направлено вверх.) Это равно скорости изменения потока В, который получится, если вычислить интеграл по заштрихованной площади S внутри Г2 (фиг. 23.4,6). Поток через вертикальную полосу шириной dr равен B(r)hdr, а суммарный поток

Полагая — d/dt от потока равным контурному интегралу от E2, получаем

Фиг. 23.5. Электрическое по­ле между обкладками конден­сатора на высоких частотах. Краевыми аффектами пренебрегли.

Заметьте, что h выпало: поля не зависят от величины зазора между обкладками.

Используя для В(r) формулу (23.5), получаем

Дифференцирование по времени даст нам просто еще один множитель iw:

(23.7)

Как и ожидалось, наведенное поле стремится свести на нет первоначальное электрическое поле. Исправленное поле Е = Е1+Е2тогда равно

(23.8)

Электрическое поле в конденсаторе больше уже не однород­но; оно имеет параболическую форму (штриховая линия на фиг. 23.5). Вы видите, что наш простенький конденсатор уже слегка усложняется.

Наши результаты можно использовать для того, чтобы под­считать импеданс конденсатора на больших частотах. Зная электрическое поле, можно подсчитать заряд обкладок и узнать, как ток через конденсатор зависит от частоты оз. Но эта задача нас сейчас не интересует. Нас больше интересует другое: что станется, если частота будет продолжать повышаться, что про­изойдет на еще больших частотах? Но разве мы уже не кончили наш расчет? Нет, потому что раз мы исправили электрическое поле, то, значит, магнитное поле, которое мы раньше подсчи­тали, больше уже не годится. Приближенно магнитное поле (23.5) правильно, но только в первом приближении. Обозначим его В1, а (23.5) перепишем в виде

(23.9)

Вспомните, что это поле появилось от изменения Е1 . А правиль­ное магнитное поле будет создаваться изменением суммарного электрического поля Е1+Е2 . Если магнитное поле представить в виде В=В1+В2 , то второе слагаемое — это просто добавочное поле, создаваемое полем Ег. Чтобы узнать В2 , надо повторить все те же рассуждения, которые приводились, когда подсчиты­вали В1: контурный интеграл от B2 вдоль кривой Г1 равен ско­рости изменения потока Е2 через Г1. Опять получится то же уравнение (23.4), но В в нем надо заменить на В2 , а Е — на E2:

Поскольку Е2 с радиусом меняется, то для получения его пото­ка надо интегрировать по круговой поверхности внутри Г1 . Беря в качестве элемента площади 2prdr, напишем этот интеграл в виде

Значит, В2(r) выразится так:

(23.10)

Подставляя сюда Е2(r) из (23.7), получаем интеграл от r3dr, который равен, очевидно, r4/4. Наша поправка к магнитному полю окажется равной

(23.11)

Но мы еще не кончили! Раз магнитное поле В вовсе не такое, как мы сперва думали, то мы, значит, неверно подсчитывали Е2. Надо найти еще поправку к Е, вызываемую добавочным магнит­ным полем В2. Эту добавочную поправку к электрическому по­лю назовем Е3. Она связана с магнитным полем В2 так же, как E2 была связана с В1. Можно опять прибегнуть к тому же самому соотношению (23.6), изменив в нем только индексы:

(23.12)

Подставляя сюда наш новый результат (23.11), получаем новую поправку к электрическому полю:

(23.13)

Если теперь наше дважды исправленное поле записать в виде Е=Е1+Е2+Е3, то мы получим

(23.14)

Изменение электрического поля с радиусом происходит уже не по параболе, как было на фиг. 23.5; на больших радиусах значе­ние поля лежит чуть выше кривой (E1+E2).

Мы пока еще не дошли до конца. Новое электрическое поле вызовет новую поправку к магнитному полю, а заново под­правленное магнитное поле вызовет необходимость дальнейшей поправки к электрическому и т. д. и т. д. Но у нас уже есть все нужные формулы. Для В3можно использовать (23.10), изменив индексы при В и Е с 2 до 3.

Очередная поправка к электрическому полю равна

С этой степенью точности все электрическое поле дается, стало быть, формулой

где численные коэффициенты написаны в таком виде, что стано­вится ясно, как продолжить ряд.

Окончательно получается, что электрическое поле между обкладками конденсатора на любой частоте дается произведением E0eiwt на бесконечный ряд, который содержит только перемен­ную wr/с. Можно, если мы захотим, определить специальную функцию, обозначив ее через J0(x), как бесконечный ряд в скоб­ках формулы (23.15):

Тогда искомое решение есть произведение E0eiwt на эту функцию при x=wr/c:

(23.17)

Мы обозначили нашу специальную функцию через J0 по­тому, что, естественно, не мы первые с вами занялись задачей колебаний в цилиндре. Функция эта появилась давным-давно, и ее уже привыкли обозначать J0. Она всегда возникает, когда вы решаете задачу о волнах, обладающих цилиндрической сим­метрией. Функция J0 по отношению к цилиндрическим волнам — это то же, что косинус по отношению к прямолинейным волнам. Итак, это очень важная функция. И изобретена она очень давно. Затем с нею связал свое имя математик Бессель. Индекс нуль означает, что Бессель изобрел целую кучу разных функций, а наша — самая первая из них.

Другие функции Бесселя — J1? J2 и т. д.— относятся к цилиндрическим волнам, сила которых меняется при обходе вокруг оси цилиндра.

Полностью скорректированное электрическое поле между обкладками нашего кругового конденсатора, даваемое формулой (23.17), изображено на фиг. 23.5 сплошной линией. Для не очень больших частот нашего второго приближения вполне хватает. Третье приближение было бы еще лучше — настолько хорошо, что если его начертить, то вы бы не заметили разницы между ним и сплошной линией. В следующем параграфе вы уви­дите, однако, что может понадобиться и весь ряд, чтобы получи­лось аккуратное описание поля на больших радиусах или на больших частотах.

§ 3. Резонансная полость

Посмотрим теперь, что даст наше решение для электрическо­го поля между обкладками конденсатора, если продолжать увеличивать частоту все выше и выше. При больших w параметр х=wr/с тоже становится большим, и первые несколько слагае­мых ряда для J0 от х быстро возрастают. Это означает, что па­рабола, которую мы начертили на фиг. 23.5, на больших часто­тах изгибается книзу круче.

В самом деле, она выглядит так, как будто поле на высокой частоте все время старается обратиться в нуль где-то при с/w, примерно равном половине а. Давайте посмотрим, действитель­но ли функция J0 проходит через нуль и становится отрицатель­ной. Сперва испытаем х=2:

Это еще не нуль; но попробуем число побольше, скажем x=2,5. Подстановка дает

В точке x=2,5 функция J0 уже перешла через нуль. Результаты при х=2 и при х=2,5 выглядят так, как будто J0 прошла через нуль на одной пятой пути от 2,5 до 2. Поэтому надо проверить число 2,4:

Фиг. 23.6. Функция Бесселя J0(x).

С точностью до двух знаков после запятой получился нуль. Если рассчитывать точнее (или, поскольку функция J0 извест­на, если разыскать ответ в книжке), то обнаружится, что J0 " проходит через нуль при x=2,405. Мы провели расчет собствен­норучно, чтобы показать вам, что вы тоже способны открывать подобные вещи, а не заимствовать их из книг.

А если уж вы посмотрели про J0 в книжке, то интересно выяс­нить, как она идет при больших значениях х; она напоми­нает кривую на фиг. 23.6. Когда х возрастает, J0(x) колеблется от положительных значений к отрицательным и обратно, по­степенно уменьшая размах колебаний.

Мы получили интересный результат: если достаточно увели­чить частоту, то электрические поля в центре конденсатора и у его края могут быть направлены в противоположные стороны. Например, пусть w так велико, что x=wr/с на внешнем краю кон­денсатора равно 4; тогда на фиг. 23.6 краю конденсатора отве­чает абсцисса x=4. Это означает, что наш конденсатор работает при частоте w=4с/а. И на краю обкладок электрическое поле будет довольно велико, но направлено не туда, куда можно было ожидать, а в обратную сторону. Эта ужасная вещь может про­изойти с конденсатором на больших частотах. При переходе к очень большим частотам электрическое поле по мере удаления от центра конденсатора много раз меняет свое направление. Кроме того, имеется еще связанное с этими электрическими по­лями магнитное поле. Не удивительно, что наш конденсатор при высоких частотах уже не напоминает идеальной емко­сти. Можно даже задуматься над тем, на что похож он силь­нее: на емкость или на индуктивность. Надо к тому же под­черкнуть, что на краях конденсатора происходят и более сложные эффекты, которыми мы пренебрегли. Например, там проис­ходит еще излучение волн за края конденсатора, так что настоя­щие поля куда сложнее тех, которые мы рассчитали. Впрочем, мы не будем сейчас заниматься этими эффектами.

Можно было бы, конечно, попробовать представить себе для конденсатора эквивалентную цепь, но, вероятно, будет лучше, если мы просто примем, что тот конденсатор, который мы сконструировали для низко­частотных полей, больше не го­дится, когда частоты слишком велики.

Фиг. 23.7. Электрическое и магнит­ное поля в закрытой цилиндрической банке.

И если мы хотим изу­чить, как действует такой объект на высоких частотах, нам нужно оставить те приближения к уравнениям Максвелла, которые мы делали, изучая цепи, и вер­нуться к полной системе уравне­ний, полностью описывающей поля в пространстве. Вместо того чтобы манипулировать о идеализированными элементами цепи, надо оперировать с реаль­ными проводниками, с такими, какие они есть на самом деле, учитывая все поля в пространстве между ними. Например, если нам нужен резонансный контур на высокие частоты, то не нужно пытаться его сконструировать с помощью одной катушки и плоского конденсатора.

Мы уже упомянули, что плоский конденсатор, который мы рассматривали, похож, с одной стороны, на емкость, а с другой— на индуктивность. От электрического поля возникают заряды на поверхностях обкладок, а от магнитного — обратные э.д.с. Не может ли оказаться, что перед нами уже готовый резонанс­ный контур? Оказывается, да. Представьте, что мы выбрали такую частоту, при которой картина электрического поля падает до нуля на каком-то расстоянии от края диска; иначе говоря, мы выбрали wa/с большим, чем 2,405. Всюду на окружности, центр которой лежит на оси обкладок, электрическое поле об­ратится в нуль. Возьмем кусок жести и вырежем полоску такой ширины, чтобы она как раз поместилась между плоскими обкладками конденсатора. Затем изогнем ее в форме цилиндра та­кого радиуса, на котором электрическое поле равно нулю. Раз там нет электрического поля, то по вставленному в конден­сатор цилиндру никаких токов не потечет, и ни электрические, ни магнитные поля не изменятся. Мы, стало быть, смогли закоротить друг на друга обкладки конденсатора, ничего не из­менив в нем. И посмотрите, что получилось: вышла настоящая цилиндрическая банка с электрическим и магнитным полями внутри, причем никак не связанная с внешним миром. Поля внутри не изменятся, даже если отрезать выступающие края обкладок и провода, ведущие к конденсатору. Останется только закрытая банка с электрическим и магнитным полями внутри нее (фиг. 23.7,а). Электрические поля колеблются то вперед, то назад с частотой w, которая, не забывайте, определила собою диаметр банки. Амплитуда колеблющегося поля Е меняется с расстоянием от оси банки так, как показано на фиг. 23.7,6. Кривая эта — просто первая дуга функции Бесселя нулевого порядка. В банке есть еще и круговое магнитное поле, которое колеблется во времени со сдвигом по фазе на 90° относительно электрического поля.

Магнитное поле можно тоже разложить в ряд и изобразить на графике, как это сделано на фиг. 23.7,е.

Но как же это получается, что внутри банки могут существо­вать электрические и магнитные поля, не соединенные с внешним миром? Оттого, что электрическое и магнитное поля сами себя поддерживают: изменение Е создает В, а изменение В создает Е,— все в согласии с уравнениями Максвелла. Магнитное поле ответственно за индуктивность, электрическое — за емкость; вместе они создают нечто, похожее на резонансный контур. За­метьте, что описанные нами условия возникают лишь тогда, когда радиус банки в точности равен 2,405 с/w. В банке задан­ного радиуса колеблющиеся электрическое и магнитное поля бу­дут поддерживать друг друга (описанным способом) лишь при этой определенной частоте. Итак, цилиндрическая банка радиу­са r резонирует при частоте

(23.18)

Мы сказали, что если банка совершенно закрыта, то поля продолжают колебаться так же, как и раньше. Это не совсем так. Это было бы так, если бы стенки банки были идеальными проводниками. В реальной банке, однако, колеблющиеся токи, текущие по стенкам, могут из-за сопротивления материала те­рять энергию. Колебания полей постепенно замрут. Из фиг. 23.7 ясно, что там должны существовать сильные токи, связанные с электрическими и магнитными полями внутри полости. Из-за того, что вертикальное электрическое поле внезапно исчезает на верхнем и нижнем торцах банки, у него возникает там силь­ная дивергенция; значит, на внутренней поверхности банки должны появляться положительные и отрицательные заряды (фиг. 23.7, а). Когда электрическое поле меняет направление на обратное, должны менять знак и заряды, так что между верхним и нижним торцами банки должен течь переменный ток.

Фиг. 23.8. Подключение резонансной полости.

Он будет течь по боковой поверхности банки, как показано на рисунке. То, что по бокам банки должны течь токи, можно понять ещё, рассмотрев то, что происходит в магнитном поле. Кривая на фиг. 23.7, в сообщает нам, что магнитное поле на краю банки внезапно обращается в нуль. Такое внезапное изменение маг­нитного поля может произойти лишь оттого, что по стенке течет ток. Этот ток как раз и создает переменные электрические заря­ды на верхней и нижней обкладках банки.

Вас может удивить наше открытие — обнаружение токов на боковых сторонах банки. А как же с нашим прежним утвержде­нием, что ничего не изменится, если в области, где электриче­ское поле равно нулю, поставить эти боковые стенки? Вспомни­те, однако, что, когда мы впервые вставляли в конденсатор эти боковые стенки, верхняя и нижняя обкладки выступали за них, так что магнитные поля оказывались и снаружи нашей банки. И только когда мы отрезали выступающие за края банки части конденсатора, на внутренней части боковых стенок появи­лись какие-то токи.

Хоть электрические и магнитные поля в абсолютно закры­той банке из-за потерь энергии постепенно исчезнут, можно сделать так, чтобы этого не было. Для этого надо провертеть в банке сбоку дырочку и понемножку подбавлять энергию, чтобы возмещать потери. Надо взять проволочку, просунуть ее через дырочку в банке и припаять ее к внутренней части стенки, чтобы получилась петля (фиг. 23.8). Если подсоединить эту проволоч­ку к источнику высокочастотного переменного тока, то этот ток будет снабжать энергией электрическое и магнитное поля по­лости и поддерживать колебания. Это произойдет, конечно, лишь в том случае, если частота источника энергии совпадет с резонансной частотой банки.

Фиг. 23.9. Устройство для наблюдения резонанса в полости.

Фиг. 23.10. Кривая отклика, на частоту для резонансной полости.

Если частота у источника не та, то электрические и магнитные поля резонировать не будут и поля в банке окажутся слабенькими.

Резонансное поведение легко наблюдать, если в банке про­делать другую дырку и продеть в нее другую петлю (фиг. 23.8). Изменяющееся магнитное поле, проходящее через эту вто­рую петлю, будет генерировать в ней э. д. с. индукции. Если теперь эту петлю соединить с внешним измерительным контуром, то токи в нем будут пропорциональными напряженно­сти полей в полости. Представьте теперь, что входная петля на­шей полости соединена с радиочастотным сигнал-генератором (фиг. 23.9). Сигнал-генератор состоит из источника перемен­ного тока, частоту которого можно менять, поворачивая ручку на панели генератора. Соединим затем выходную петлю полости с «детектором» — прибором, измеряющим ток от выходной пет­ли. Отсчеты на его шкале пропорциональны этому току. Если затем измерить ток на выходе как функцию частоты сигнал-ге­нератора, то получится кривая, похожая на изображенную на фиг. 23.10. Ток на выходе невелик на всех частотах, кроме тех, которые близки к w0— резонансной частоте полости. Резонанс­ная кривая очень похожа на ту, о которой говорилось в гл. 23 (вып. 2). Однако ширина резонанса меньше, нежели обычно по­лучается в резонансных контурах, составленных из индуктивностей и емкостей; иначе говоря, Q (добротность) полости очень высока. Зачастую встречаются даже Q порядка 100 000 и выше, особенно если внутренние стенки полости сделаны из очень хорошо проводящего материала, например из серебра.

§ 4. Собственные колебания полости

Предположим, что мы пытаемся проверить свою теорию и де­лаем измерения с настоящей банкой. Мы берем банку в форме цилиндра диаметром 7,5 см и высотой около 6,3 см. К ней при­делываются входная и выходная петли (см. фиг. 23.8). Если рассчитать ожидаемую для этой банки резонансную частоту по формуле (23.18), то получится f0=w0/2p=3010 Мгц. Мы берем сигнал-генератор с частотой около 3000 Мгц и начинаем слегка ее варьировать, пока не появляется резонанс; мы замечаем, что наибольший ток на выходе возникает, скажем, при частоте 3050 Мгц. Это очень близко к предсказанной резонансной час­тоте, но до конца не совпадает. Можно привести несколько мыс­лимых причин расхождения. Может быть, резонансная частота немного изменилась, потому что мы прорезали несколько дырок, чтобы вставить соединительные петли. Но это вряд ли: дырки должны были бы слегка понизить резонансную частоту, так что причина не в этом. Тогда, может быть, в калибровке частоты сигнал-генератора допущена небольшая ошибка или измерения диаметра полости недостаточно точны. Во всяком случае, согла­сие довольно хорошее.

Но гораздо важнее то, что произойдет, когда частота нашего сигнал-генератора уже значительно удалится от 3000 Мгц. Тогда мы получим такой результат, как на фиг. 23.11. Если на­чать сильнее менять частоту, то получится, что, кроме ожидавшегося резонанса близ 3000 Мгц, имеется еще другой резонанс возле 3300 Мгц и третий возле 3820 Мгц. Что означают эти до­бавочные резонансы? Разгадку дает фиг. 23.6. Там мы предполо­жили, что на край банки приходится первый нуль функции Бес­селя. Но ведь не исключено, что краю банки отвечает второй нуль функции Бесселя, так что в промежутке от центра банки до ее края происходит одно полное колебание электрического поля (фиг. 23.12, а). Такой тип колебаний полей вполне допустим, и естественно ожидать, что банка начнет резонировать на такой частоте. Но заметьте: второй нуль функции Бесселя наблюдает­ся при x=5,52 (фиг. 23.12,6), т. е. более чем вдвое дальше, чем первый нуль. Значит, резонансная частота колебаний этого типа превышала бы 6000 Мгц. Ее, без сомнения, можно заметить, но это не объясняет нам резонанса при 3300 Мгц.

Все дело в том, что в своем анализе поведения резонансной полости мы рассмотрели лишь одно возможное геометрическое расположение электрических и магнитных полей. Мы считали,

Фиг. 23.11. Наблюдаемые резонансные частоты цилиндрической полости.

Фиг. 23.12. Более высокочастотный тип колебаний.

что электрическое поле верти­кально, а магнитное расположено горизонтальными кругами. Но мыслимы и другие поля. От них требуется лишь, чтобы они удовле­творяли уравнениям Максвелла и чтобы электрическое поле входило в стенки под прямым углом к ним. Мы взяли случай, когда верх и низ банки плоские, но все не очень бы изменилось, если бы верх и низ были изогнутыми. Да и вообще, от­куда банке «знать», где у нее верх,

где низ, а где бока? И действительно, можно доказать, что суще­ствует такой тип колебаний полей внутри банки, при котором электрическое поле идет более или менее вдоль ее диаметра (фиг. 23.13).

И не так уж трудно понять, почему собственная частота ко­лебаний этого типа не будет сильно отличаться от собственной частоты первого рассмотренного нами типа колебаний. Пред­ставьте, что вместо цилиндрической полости мы взяли бы полость в виде куба со стороной 7,5 см. Ясно, что у нее будет три разных типа колебаний, но с одной и той же частотой. Тип колебаний, при котором электрическое поле направлено примерно верти­кально, будет иметь ту же частоту, что и тип колебаний, при ко­тором электрическое поле направлено вправо и влево. Если те­перь этот куб переделать в цилиндр, то частоты как-то изменятся. Но все же можно ожидать, что изменение не будет большим, если размеры полости изменятся очень мало.

Фиг. 23.13. Поперечный тип колебаний цилиндрической поло­сти.

Фиг. 23.14. Еще один тип коле­баний цилиндрической полости.

Значит, частота того типа колебаний, что на фиг. 23.13, не должна сильно отличаться от частоты на фиг. 23.8. Можно было бы подробно рассчи­тать собственную частоту того типа колебаний, который показан на фиг. 23.13, но мы этого сейчас делать не будем. Если бы вы­числения были проделаны, мы обнаружили бы, что при предпо­ложенных размерах резонансная частота получается совсем близко от наблюденного резонанса при 3300 Мгц. С помощью подобных расчетов можно показать, что должен существовать еще другой тип колебаний при другой замеченной нами ре­зонансной частоте — 3800 Мгц. Электрические и магнитные поля, характерные для этого типа колебаний, показаны на фиг. 23.14. Электрическое поле здесь больше не пытается тя­нуться через всю полость. Оно направлено от боков к торцам.

Теперь, надеюсь, вы уже поверите мне, что при дальнейшем повышении частоты следует ожидать появления все новых и но­вых резонансов. Существует множество различных типов коле­баний; у каждого из них своя частота, отвечающая какому-то частному расположению электрических и магнитных полей. Каждое такое расположение полей называют собственным колебанием (или модой). Резонансную частоту каждого типа колеба­ний можно подсчитать, найдя из уравнений Максвелла электри­ческие и магнитные поля в полости.

Как можно узнать, наблюдая резонанс при некоторой опре­деленной частоте, что за тип колебаний при этом возбуждается? Один способ такой: надо в полость через отверстие просунуть проволочку.

Фиг. 23.15. Небольшая проволочка, введенная в полость, если она парал­лельна к Е, сильней исказит ревонанс, чем та, которая расположена поперек Е.

Если электрическое поле направлено вдоль проволочки (фиг. 23.15, а), в ней возникнут сравнительно сильные то­ки. Они начнут сильно сосать энергию из полей, и резонанс бу­дет подавлен. Если же электрическое поле будет такое, как на фиг. 23.15,6, то проволочка создаст гораздо меньший эффект. В какую сторону в этом месте направлено поле при этом типе ко­лебаний, можно узнать, согнув проволочку так, как показано на фиг. 23.15,в. Поворачивая проволочку, вы увидите, что она сильно изменяет силу резонанса, когда ее конец параллелен Е, и мало влияет на резонанс, если он повернут поперек Е.

§ 5. Полости и резонансные контуры

Хотя описанная нами резонансная полость с виду очень не­похожа на обычный, состоящий из катушки и конденсатора резонансный контур, однако обе резонансные системы тесно между собой связаны. Обе они — члены одной семьи; это всего лишь два крайних примера электромагнитных резонаторов, и между ними можно поместить немало промежуточных стадий. Начнем, скажем, с того, что подключим конденсатор в параллель с индуктивностью и образуем резонансный контур (фиг. 23.16, а). Этот контур будет резонировать на частоту w0=ЦLC. Если мы захотим поднять частоту в этом контуре, то этого можно дос­тичь, понизив индуктивность L, например уменьшив число вит­ков в катушке. Но далеко на таком пути мы не уйдем. Мы дой­дем до последнего витка и тогда останется просто кусок провода, соединяющий верх и низ конденсатора. Можно было бы продол­жать повышать резонансную частоту, уменьшая емкость; однако можно и дальше уменьшать индуктивность, запараллеливая рядом несколько индуктивностей. Две одновитковые индук­тивности, включенные в параллель друг у друга, приведут к половине индуктивности одного витка. Так что, даже доведя катушку до одного витка, можно продолжать повышать резо­нансную частоту, добавляя отдельные петли, соединяющие верхнюю обкладку конденсатора с нижней. На фиг. 23.16, б показаны обкладки конденсатора, соединенные шестью подоб­ными «одновитковыми индуктивностями». Продолжая прибав­лять новые куски провода, мы постепенно перейдем к совершен­но замкнутой резонансной системе. Такая система (вернее, ее осевое сечение) показана на фиг. 23.16,в. Теперь индуктивность— это пустотелый цилиндр, припаянный к краям обкладок конденсатора. Электрические и магнитные поля будут иметь направление, показанное на рисунке. Такой предмет — это, в сущности, уже резонансная полость. Ее называют «нагружен­ной» полостью. Но можно ее также все еще рассматривать как L—С-контур, в котором емкостная часть — область, где находится большая часть электрического поля, а индуктивная — где помещается большая часть магнитного поля.

Фиг. 23.16. Резонаторы с возрастающей резонансной частотой.

Если мы захотим повысить частоту резонатора на фиг. 23.16,в сильнее, то надо еще уменьшить индуктивность L. Чтобы этого добиться, следует уменьшить геометрические размеры индук­тивной секции, скажем, уменьшить на чертеже высоту h. При уменьшении h резонансная частота растет. И в конце концов можно, конечно, дойти до такого положения, при котором высота h сравняется с промежутком между обкладками. Получится обычная цилиндрическая банка; наш резонансный контур пре­вратится в полый резонатор, показанный на фиг. 23.7.

Заметьте теперь, что в первоначальном резонансном L—С-контуре (фиг. 23.16) электрические и магнитные поля были со­вершенно разделены. Когда мы постепенно видоизменяли резо­нансную систему, все повышая ее частоту, то магнитное поле теснее и теснее сближалось с электрическим, пока в полом резонаторе окончательно не перемешалось с ним.

Хотя все полые резонаторы, о кото­рых в этой главе говорилось, были ци­линдрическими, ничего волшебного в самой цилиндрической форме нет. Банка любого вида все равно будет обладать резонансными частотами, отвечающими различным допустимым типам колеба­ний электрических и магнитных полей. К примеру, у «полости» на фиг. 23.17 будет своя личная совокупность резонансных частот, хотя их и трудно рас­считать.

Фиг, 23.17. Еще одна резонансная полость.

Глава 24 ВОЛНОВОДЫ

§ 1. Передающая линия

§ 2. Прямоугольный волновод

§ 3. Граничная частота

§ 4. Скорость волн в волноводе

§ 5. Как наблюдать волны в волноводе

§ 6. Сочленение волноводов

§ 7. Типы волн в волноводе

§ 8. Другой способ рассмотрения волн в волноводе

§ 1. Передающая линия

В предыдущей главе мы выяснили, что слу­чится с сосредоточенными элементами цепи, если на них подать очень высокую частоту. Мы пришли к выводу, что резонансный контур мож­но заменить полостью, внутри которой поля вступают друг с другом в резонанс. Но есть и другой интересный технический вопрос: как связать между собой два предмета, чтобы можно было передать электрическую энергию от одного к другому? В цепях низкой частоты эта связь осуществляется по проводам, но этот способ на высоких частотах не очень хорош, потому что энергия рассеивается во все стороны и трудно контролировать, куда она потечет. От проводов во все стороны разбегаются поля; к тому же то­ки и напряжения высокой частоты не очень хорошо «проводятся» проводами. В этой главе мы и хотим разобраться в том, как можно со­единять между собой предметы на большой частоте. Таков по крайней мере один подход к теме нашей лекции.

Но можно к ней подойти и по-другому, мож­но сказать, что мы пока обсуждали поведение волн в пустом пространстве, а теперь пришло время посмотреть, что случится, если колеблю­щиеся поля ограничить в одном или двух изме­рениях. Мы обнаружим новое интересное яв­ление: если поля ограничить в двух измерениях и дать им свободу в третьем, они распространя­ются в виде волн. «Волны в волноводе» и будут предметом нашей лекции.

Начнем с разработки общей теории линии передачи. Обычная линия электропередачи, ко­торая тянется от мачты к мачте по полям и ле­сам, тратит часть своей мощности на излучение, но частота здесь так мала (50—60 гц), что эти потери почти не­заметны.

Фиг. 24.1. Коаксиальная передающая линия.

От излучения можно избавиться, поместив провод в металлическую трубу, но это непрактично, потому что при та­ких токах и напряжениях в сети без больших, тяжелых и доро­гих труб не обойтись. Так что в ходу обычно «открытые линии».

На частотах чуть повыше (порядка нескольких килогерц) излучение уже вполне заметно. Но его можно уменьшить, поль­зуясь «двухжильной» линией передачи, как это делается при те­лефонной связи на малые расстояния. Однако при дальнейшем повышении частоты излучение вскоре становится нетерпимо сильным либо за счет потерь энергии, либо из-за того, что энер­гия перетекает в другие контуры, где она совсем не нужна. На частоте от нескольких килогерц до нескольких тысяч мегагерц электромагнитные сигналы и электромагнитная энергия обычно передаются по коаксиальным линиям, т. е. по проводу, помещен­ному внутрь цилиндрического «внешнего проводника», или «за­щиты». Хотя дальнейшие рассуждения годятся для линии пере­дачи из двух параллельных проводников любого сечения, речь будет идти о коаксиальном кабеле.

Возьмем простейшую коаксиальную линию, состоящую из центрального проводника (пусть это будет тонкостенный полый цилиндр) и внешнего проводника — тоже тонкостенного цилин­дра, ось которого совпадает с осью внутреннего проводника (фиг. 24.1). Для начала представим себе, как примерно ведет себя эта линия при относительно низких частотах. Мы уже кое-что говорили о поведении при низких частотах, когда утверж­дали, что у двух таких проводников на каждую единицу длины приходится сколько-то там индуктивности и сколько-то емкости. И действительно, поведение любой передающей линии при низ­ких частотах можно описать, задав ее индуктивность на едини­цу длины L0 и ее емкость на единицу длины С0. Тогда линию можно было бы рассматривать как предельный случай фильтра L—С (см. гл. 22, § 7). Можно создать такой фильтр, который будет имитировать линию, если последовательно соединить меж­ду собой маленькие элементы индуктивности L0Ax и зашунтировать их маленькими емкостями С0Dx; (где Dx; — элемент длины линии). Применяя к бесконечному фильтру наши прежние ре­зультаты, мы бы увидали, что вдоль линии должны распростра­няться электрические сигналы. Но поступим иначе и вместо этого изучим свойства линии, опираясь на дифференциальные уравнения.

Фие. 24.2. Токи и напряже­ния в передающей линии.

Предположим, мы наблюдаем за происходящим в двух сосед­них точках передающей линии, скажем, на расстояниях х и х+Dx от начала линии. Обозначим напряжение между провод­никами через V(x), а ток в верхнем проводнике I(х} (фиг. 24.2). Если ток в линии меняется, то индуктивность вызовет падение напряжения вдоль небольшого участка линии от х до x+Dx

Или, беря предел при Dx®0, получаем

(24.1)

Изменение тока приводит к перепаду напряжения.

Теперь еще раз взгляните на рисунок. Если напряжение в х меняется, то должны появляться заряды, которые на этом участке передаются емкости. Если взять небольшой участок ли­нии от х до x+Dx, то заряд на нем равен q = C0DxV. Скорость изменения этого заряда равна C0DxdV/dt, но заряд меняется только тогда, когда ток I(х), входящий в элемент, отличается от выходящего тока I(х+Dx), Обозначая разность через DI,

Если перейти к пределу при Dx®0, получается

(24.2)

Так что сохранение заряда предполагает, что градиент тока про­порционален скорости изменения напряжения во времени. Уравнения (24.1) и (24.2) — это основные уравнения линии передачи. При желании их можно видоизменить так, чтобы они учитывали сопротивление проводников или утечку зарядов че­рез изоляцию между проводниками, но пока нам достаточно са­мого простого примера.

Оба уравнения передающей линии можно объединить, про­дифференцировав первое по t, а второе по x; и исключив V или I. Получится либо

(24.3)

либо

(24.4)

Мы снова узнаем волновое уравнение по х. В однородной передающей линии напряжение (и ток) распространяется вдоль линии как волна. Напряжение вдоль линии будет следовать за­кону V(x, t)=f(x-vt) или V(x, t)=g(x+vt) или их сумме. А что такое здесь v? Мы знаем, что коэффициент при d2/dt2 — это просто 1/v2. так что

(24.5)

Покажите самостоятельно, что напряжение для каждой волны в линии пропорционально току этой волны и что коэффи­циент пропорциональности — это просто характеристический импеданс z0. Обозначив через V+ и I+ напряжение и ток для вол­ны, бегущей в направлении +x, вы должны будете получить

(24.6)

Равным образом, для волны, бегущей в направлении -х, полу­чится

Характеристический импеданс, как мы уже видели из наших уравнений для фильтра, дается выражением

(24.7)

и поэтому есть чистое сопротивление.

Чтобы найти скорость распространения v и характеристиче­ский импеданс z0 передающей линии, нужно знать индуктив­ность и емкость единицы длины линии. Для коаксиального ка­беля их легко подсчитать. Поглядим, как это делается. При рас­чете индуктивности мы будем следовать идеям, изложенным в гл. 17, § 8, и положим 1/2 LI2равным магнитной энергии, в свою очередь получаемой интегрированием e0с2B2/2 по объему. Пусть по внутреннему проводнику течет ток I; тогда мы знаем, что B=I/2pe0с2r, где r — расстояние от оси. Беря в качестве эле­мента объема цилиндрический слой толщины dr и длины l,

получаем для магнитной энергии

где а и b — радиусы внутреннего и внешнего проводников, Интегрируя, получаем

(24.8)

Приравниваем эту энергию к 1I2LI2и находим

(24.9)

Как и следовало ожидать, L пропорционально длине l линии, поэтому L0(индуктивность на единицу длины) равна

(24.10)

Мы уже рассчитывали заряд на цилиндрическом конден­саторе [гл. 12, § 2 (вып. 5)]. Деля теперь этот заряд на раз­ность потенциалов, получаем

Емкость же на единицу длины С0— это С/l. Сопоставляя этот результат с (24.10), мы убеждаемся, что произведение L0C0равно просто 1/с2, т. е. v=1ЦL0C0равно с. Волна бежит по линии со скоростью света. Нужно подчеркнуть, что этот результат зави­сит от сделанных предположений: а) что в промежутке между проводниками нет ни диэлектриков, ни магнитных материалов; б) что все токи текут только по поверхности проводников (как это бывает в идеальных проводниках). Позже мы увидим, что на высоких частотах все токи распределяются на поверхности хоро­ших проводников, словно они идеальные проводники, так что это предположение правильно.

Любопытно, что в этих двух предположениях произведение L0C0равно 1/с2для любой параллельной пары проводников, да­же в том случае, если, скажем, внутренний шестигранный про­водник тянется как-то вдоль эллиптического внешнего. Пока сечение постоянно и между проводниками нет ничего, волны рас­пространяются со скоростью света.

Подобных общих утверждений по поводу характеристиче­ского импеданса сделать нельзя. Для коаксиальной линии он равен

(24.11)

Множитель 1/e0c имеет размерность сопротивления и равен 120p ом. Геометрический фактор In(b/a) только логарифмически зависит от размеров, так что коаксиальная линия (и большинст­во других линий), как правило, обладает характеристическим импедансом порядка 50 ом или что-то около этого, до нескольких сот ом.

§ 2. Прямоугольный волновод

То, о чем мы сейчас будем говорить, на первый взгляд ка­жется поразительным явлением: если из коаксиального кабеля убрать внутреннюю жилу, он все равно будет проводить элект­ромагнитную энергию. Иными словами, на достаточно высокой частоте полая труба действует ничуть не хуже, чем труба, внут­ри которой имеется провод. Связано это с другим таинственным явлением, о котором мы уже знаем,— на высоких частотах ре­зонансный контур (конденсатор с катушкой) можно заменить простой банкой.

Это выглядит очень странно, если пользоваться представле­нием о передающей линии, как о распределенных индуктивности и емкости. Но ведь все мы знаем, что внутри пустой металличе­ской трубы могут распространяться электромагнитные волны. Если труба прямая, через нее все видно! Значит, электромаг­нитные волны через трубу бесспорно проходят. Но мы знаем также, что нет возможности передавать волны низкой частоты (переменный ток или телефонные сигналы) через одну-единственную металлическую трубу. Выходит, электромагнитные вол­ны проходят через нее только тогда, когда их длина волны дос­таточно мала. Поэтому мы рассмотрим предельный случай самых длинных волн (или самых низких частот), способных про­ходить через трубу данного размера. Эту трубу, служащую для прохождения волн, называют волноводом.

Начнем с прямоугольной трубы, ее проще всего анализи­ровать. Сперва изложим все математически, а потом еще раз вернемся назад и рассмотрим вопрос более элементарно. Но этот более элементарный подход легко применить лишь к прямо­угольным трубам. Основные же явления в любой трубе одни и те же, так что математические доводы звучат более основа­тельно.

Поставим перед собой следующий вопрос: какого типа волны могут существовать в прямоугольной трубе? Выберем сначала удобные оси координат: ось z направим вдоль трубы, а оси х и у — вдоль стенок (фиг. 24.3).

Известно, что когда волны света бегут по трубе, их электри­ческое поле поперечно; поэтому начнем с поиска таких решений, в которых Е перпендикулярно z, скажем решений с одной толь­ко y-компонентой Еy (фиг. 24.4,а). Это электрическое поле должно как-то меняться поперек волновода; действительно, ведь оно должно обратиться в нуль на сторонах, параллельных оси у: токи и заряды в проводнике устраиваются всегда так, чтобы на его поверхности не осталось никаких касательных составляющих электрического поля.

Фиг, 24.3. Выбор осей коорди­нат для прямоугольного волно­вода.

Значит, график Еy от х должен напоминать некоторую дугу (фиг. 24.4,6). Может быть, это найденная нами для полости функция Бесселя? Нет, функции Бесселя появляются только в задачах с цилиндрической сим­метрией. При прямоугольных сечениях волны — это обычные гармонические функции, что-нибудь вроде sinkxx.

Раз мы ищем волны, которые бегут вдоль трубы, то следует ожидать, что поле как функция z будет колебаться между по­ложительными и отрицательными значениями (фиг. 24.5) и что должно как-то меняться поперек волновода; действительно, ведь оно должно обратиться в нуль на сторонах, параллельных оси у: токи и заряды в проводнике устраиваются всегда так, чтобы на его поверхности не осталось никаких касательных составляющих электрического поля.

Фиг. 24.4. Электрическое поле в волноводе при некотором зна­чении z.

Фиг. 24.3. Выбор осей коорди­нат для прямоугольного волно­вода.

Значит, график Еy от х должен напоминать некоторую дугу (фиг. 24.4,6). Может быть, это найденная нами для полости функция Бесселя? Нет, функции Бесселя появляются только в задачах с цилиндрической сим­метрией. При прямоугольных сечениях волны — это обычные гармонические функции, что-нибудь вроде sinkxx.

Раз мы ищем волны, которые бегут вдоль трубы, то следует ожидать, что поле как функция z будет колебаться между по­ложительными и отрицательными значениями (фиг. 24.5) и что

Фиг. 24,4. Электрическое поле в волноводе при некотором зна­чении z.

Фиг. 24.5. Зависимость поля в волноводе от z.

эти колебания будут бежать вдоль трубы с какой-то скоростью v. Если имеются колебания с определенной частотой w, то надо испытать, может ли волна меняться по z как cos(wt—kzz) или, в более удобной математической форме, как еi(wt-k2z). Такая зависимость от z представляет волну, бегущую со скоростью v=w/kz [см. гл. 29 (вып. 3)].

Значит, можно допустить, что волна в трубе имеет следую­щую математическую форму:

(24.12)

Давайте-ка поглядим, можно ли при таком допущении удов­летворить правильным уравнениям поля. Во-первых, электри­ческое поле не должно иметь составляющих, касательных к про­воднику. Для этого наше поле подходит; вверху и внизу оно на­правлено поперек стенок, а с боков равно нулю. Впрочем, для последнего необходимо, чтобы полволны sin kxx как раз укла­дывалось на всей ширине волновода, т. е. чтобы было

(24.13)

Это условие определяет kx. Есть и иные возможности, например kxa=2p, Зp, ... или в общем случае

(24.14)

где n — целое. Все они представляют различные сложные рас­положения полей, но мы дальше будем говорить о самом прос­том, когда kx=p/a, a a — внутренняя ширина трубы.

Далее, дивергенция Е в пустом пространстве внутри трубы должна быть равна нулю, потому что в трубе нет зарядов. У нашего Е есть только y-компонента, но по у она не меняется, так что действительно V·Е=0.

Наконец, наше электрическое поле должно согласовываться с остальными уравнениями Максвелла для пустого пространст­ва внутри трубы. Это все равно, что потребовать, чтобы оно удовлетворяло волновому уравнению

(24.15)

Нам надо проверить, подойдет ли сюда выбранная нами форма (24.12). Вторая производная Еy по х просто равна —k2хЕу. Вторая производная по у равна нулю, потому что от у ничего не зависит. Вторая производная по z есть —k2zEy, а вторая про­изводная по t это —w2Еy . Тогда уравнение (24.15) утверждает, что

Если Еyне обращается всюду в нуль (этот случай нас не очень интересует), то это уравнение выполняется всегда, если

(24.16)

Число kxмы уже закрепили, так что это уравнение говорит нам, что волны предположенного нами типа возможны лишь тогда, когда kzсвязано с частотой w условием (24.16), т. е. когда

(24.17)

Волны, которые мы описали, распространяются в направлении z с таким значением kz.

Волновое число kz, которое мы получили из (24.17), дает нам при данной частоте w скорость, с которой бегут вдоль трубы узлы волны. Фазовая скорость равна

(24.18)

Вспомните теперь, что длина l, бегущей волны дается форму­лой l=2pv/w, так что kzтакже равняется 2p/lg, где lg— длина волны осцилляции в направлении z — «длина волны в волново­де». Длина волны в волноводе, конечно, отличается от длины электромагнитных волн той же частоты, но в пустом простран­стве. Если длину волны в пустом пространстве обозначить l0 (что равно 2pс/w), то (24.17) можно переписать в таком виде:

(24.19)

Фиг. 24.6. Магнитное по­ле в волноводе.

Кроме электриче­ских полей, существуют и магнитные поля, кото­рые тоже движутся вол­нообразно. Мы не будем сейчас заниматься выво­дом выражений для них. Ведь c2СXВ = dE/dt, и линии В циркулируют вокруг областей, где dE/dt — наибольшее, т. е. на полпути между максимумом и миниму­мом Е. Петли В лежат параллельно плоскости xz и между гребнями и впадинами Е (фиг. 24.6).

§ 3. Граничная частота

Уравнение (24.16) для kz на самом деле имеет два корня — один с плюсом, другой с минусом. Ответ следует писать так:

(24.20)

Смысл этих двух знаков просто в том, что волны в волноводе мо­гут бежать и с отрицательной фазовой скоростью (в направлении —z), и с положительной. Волны, естественно, должны иметь возможность бежать в любую сторону. И раз одновременно мо­гут существовать оба типа волн, то решение в виде стоячих волн тоже возможно.

Наше уравнение для kzсообщает нам также, что высшие час­тоты приводят к большим значениям kg, т. е. к более коротким волнам, пока в пределе больших w величина k не станет равной w/с — тому значению, которое бывает, когда волна бежит в пусто­те. Свет, который мы «видим» сквозь трубу, все еще бежит со ско­ростью с. Но посмотрите зато, какая странная вещь получается, когда частота убывает. Сперва волны становятся все длиннее и длиннее. Но если частота w станет чересчур малой, то под кор­нем в (24.20) внезапно появится отрицательное число. Это произойдет, когда w перевалит через pс/а или когда l0 станет боль­ше 2а. Иначе говоря, когда частота становится меньше некото­рой критической частоты wc=pс/а, волновое число kz(а также lg) становится мнимым и никакого решения у нас не остается. Или остается? Кто, собственно, сказал, что kzдолжно быть действи­тельным? Что случится, если оно станет мнимым? Уравнения-то поля по-прежнему ведь будут удовлетворяться. Может быть, и мнимые kzтоже представляют какую-то волну?

Предположим, что w действительно меньше wc; тогда можно написать

(24.21)

где k' — действительное положительное число

(24.22)

Если теперь вернуться к нашей формуле (24.12) для Еy, то надо будет написать

(24.23)

что можно также представить в виде

(24.24)

Это выражение приводит к полю Е, которое во времени колеб­лется как eiwt, a no z меняется как e±k'z. Оно плавно убывает или возрастает с z, как всякая действительная экспонента. В нашем выводе мы не думали о том, откуда взялись волны, где их источник, но, конечно, где-то в волноводе он должен быть. И знак, который стоит при k', должен быть таков, чтобы поле убывало при удалении от источника волн.

Итак, при частотах ниже wс—pс/а волны вдоль трубы не рас­пространяются; осциллирующее поле проникает в трубу лишь на расстояние порядка i/k'. По этой причине частоту wсназы­вают «граничной частотой» волновода. Глядя на (24.22), мы ви­дим, что для частот чуть пониже wc число k' мало, и поля могут проникать в трубу довольно далеко. Но если со намного меньше wс, коэффициент k' в экспоненте равняется p/а, и поле отмирает чрезвычайно быстро (фиг. 24.7). Поле убывает в е раз на расстоя­нии а/p, т. е. на трети ширины волновода. Поля проникают в волновод на очень малое расстояние от источника.

Мы хотим еще раз подчеркнуть эту характерную черту на­шего анализа прохождения волн по трубе — появление мнимого волнового числа kz. Когда, решая уравнение в физике, мы полу­чаем мнимое число, то это обычно ничего физического не озна­чает. Для волн, однако, мнимое волновое число действительно нечто означает. Волновое уравнение по-прежнему удовлетво­ряется; оно только означает, что решение приводит к экспоненциально убывающему полю вместо распространяющихся волн

Фиг. 24.7. Изменение Еy с ро­стом z при w<<wc.

Итак, если в любой задаче на волны k при какой-то частоте ста­новится мнимым, это означает, что форма волны меняется — синусоида переходит в экспоненту.

§ 4. Скорость волн в волноводе

Та скорость волн, о которой мы пока говорили,— это фа­зовая скорость, т. е. скорость узлов волны; она есть функция частоты. Если подставить (24.17) в (24.18), то можно написать

(24.25)

Для частот выше граничной (для которых бегущая волна суще­ствует) wc/w меньше единицы, vфаз— действительное число, боль­шее скорости света. Мы уже видели в гл. 48 (вып. 4), что фазовые скорости, большие скорости света, возможны, потому что это просто движутся узлы волн, а не энергия и не информация. Чтобы узнать, как быстро движутся сигналы, надо подсчитать быстроту всплесков или модуляций, вызываемых интерферен­цией волн одной частоты с одной или несколькими волнами слегка иных частот [см. гл. 48 (вып. 4)]. Скорость огибающей такой группы волн мы назвали волновой скоростью; это не w/k, a dw/dk:

(24.26)

Дифференцируя (24.17) по w и переворачивая, чтобы полу­чить dw/dk, получаем

(24.27)

Это меньше скорости света.

Среднее геометрическое между vфази vгр в точности равно с — скорости света:

(24.28)

Это любопытно, ведь сходное соотношение мы встречали и в квантовой механике. У частицы с любой скоростью (даже у релятивистской) импульс р и энергия U связаны соот­ношением

(24.29)

Но в квантовой механике энергия — это hw, а импульс —это h/l’, или hk; значит, (24.29) можно записать так:

(24.30)

или

(24.31)

а это очень похоже на (24.17). . . Интересно, не правда ли? Групповая скорость волн — это также скорость, с какой энергия передается по трубе. Если вам нужно найти поток энер­гии сквозь волновод, надо умножить плотность энергии на груп­повую скорость. Если среднее квадратичное электрическое поле равно Е0, то средняя плотность электрической энергии равна e0Е20/2. Кроме этого, часть энергии связана с магнитным полем. Мы не будем здесь это доказывать, но в любой полости или трубе магнитная и электрическая энергии равны между собой, так что полная плотность электромагнитной энергии равна e0Е20. А мощность dU/dt, передаваемая волноводом, поэтому равна

(24.32)

(Позже мы рассмотрим другой, более общий способ вычисления потока энергии.)

§ 5. Как наблюдать волны в волноводе

Энергию в волновод можно ввести своего рода «антенной», воспользовавшись для этого, например, вертикальной прово­лочкой, или «штырем». В наличии волн в волноводе можно убедиться, отведя из него часть электромагнитной энергии с помо­щью приемной «антенки» — тоже какого-нибудь проволочного штыря или петельки. На фиг. 24.8 показан волновод, часть сте­нок на рисунке выхвачена, чтобы были видны входной штырь и приемный «пробник».

Фиг. 24.8. Волновод с входным штырем и пробником.

Входной штырь можно подключить через коаксиальный кабель к генератору сигналов, а приемный проб­ник таким же кабелем можно соединить с детектором. Обычно удобнее вводить пробник через длинную прорезь в стенке волно­вода. Тогда можно им водить вдоль волновода и замерять поле в разных местах.

Если подать с сигнал-генератора частоту w, большую, чем граничная частота wс, то по волноводу от штыря побегут волны. Если волновод бесконечной длины, то никаких волн, кроме этих, не будет (чтобы сделать его бесконечным, надо на конце его поставить тщательно сконструированный поглотитель, который не допустит отражения от этого конца). Тогда поскольку детектор измеряет поле близ пробника, усредненное по вре­мени, то он будет воспринимать сигнал, не зависящий от поло­жения в волноводе; на выходе будет регистрироваться величина, пропорциональная передаваемой мощности.

Если же сделать так, чтобы от дальнего конца волновода от­ражалась волна (предельный случай: если закрыть его металли­ческой пластинкой), то вдобавок к первоначальной волне по­явится отраженная. Эти две волны будут интерферировать и создадут в волноводе стоячую волну, похожую на стоячие волны в струне, о которых говорилось в гл. 49 (вып. 4). В этом случае, по мере того как пробник передвигается вдоль трубы, отсчеты детектора будут периодически повышаться и падать; максимум поля будет отмечать подъемы волны, а минимум — узлы. Рас­стояние между двумя последовательными узлами (или гребнями) равно lg/2. Это дает нам удобный способ измерять длину волны в волноводе. Если сдвигать частоту ближе к wс, то расстоя­ние между узлами увеличится, показывая тем самым, что длина волны в волноводе изменяется по закону (24.19).

Пусть теперь наш сигнал-генератор включен на частоту, чуть-чуть меньшую, чем wс. Тогда показания детектора будут постепенно падать по мере того, как пробник удаляется вдоль волновода. Если еще понизить частоту, напряженность поля начнет убывать быстрее, следуя кривой фиг. 24.7 и показывая, что волны не распространяются.

§ 6. Сочленение волноводов

Важное практическое применение волноводов состоит в пере­даче высокочастотной мощности. Ими, например, соединяют высокочастотный осциллятор или выходной усилитель радио­локатора с антенной. Сама же антенна обычно состоит из пара­болического рефлектора, в фокус которого подается энергия от волновода, расширяющегося на конце в виде «рога», который излучает волны, приходящие по волноводу. Хотя высокую ча­стоту можно передавать и по коаксиальному кабелю, волновод все же лучше — по нему можно передавать большую мощность. Во-первых, передаваемая по кабелю мощность ограничена опас­ностью пробоя изоляции (твердой или газообразной) между проводниками. Напряженности полей в волноводе при данной мощности обычно не столь велики, как в кабеле, так что можно передавать большие мощности, не опасаясь пробоя. Во-вторых, потери мощности в коаксиальном кабеле обычно больше, чем в волноводе. В кабель приходится ставить изоляционный мате­риал, чтобы поддержать внутренний проводник, и в этом мате­риале возникают потери энергии, особенно при высоких часто­тах. Кроме того, плотности тока во внутреннем проводе весьма высоки, а поскольку потери пропорциональны квадрату плот­ности тока, то чем слабее ток в стенках волновода, тем меньше потери энергии. Чтобы свести эти потери к минимуму, внутрен­нюю поверхность волновода часто покрывают хорошо проводя­щим материалом, скажем серебром.

Проблема соединения «контуров» с волноводами резко отли­чается от аналогичной задачи при низких частотах. Ее часто называют микроволновым «сочленением». Для этой цели было придумано много приборов. Например, две секции волновода обычно связываются при помощи фланцев (фиг. 24.9), но такое соединение может повлечь за собой серьезные потери энергии, потому что через соединение потекут поверхностные токи, а их сопротивление довольно велико. Один из способов избежать по­терь — это сделать фланцы так, как показано на фиг. 24.10. Между соседними секциями волновода оставляют неболь­шой зазор, а на торце одного из фланцев делается желобок. Получается небольшая полость (ср. с фиг. 23.16,в), размеры ко­торой выбирают так, чтобы ее резонансная частота совпадала с частотой волн в волноводе. У такой резонансной полости «им­педанс» очень высок, поэтому через металлическое соединение (точка а на фиг. 24.10) идет сравнительно слабый ток. Сильные токи в волноводе попросту заряжают и разряжают «емкость» щели (в точке b), где энергия рассеивается слабо.

Теперь представьте, что вам нужно закрыть волновод так, чтобы не возникло никаких отраженных волн. Значит, надо в конце поставить что-нибудь такое, что сможет имитировать бесконечность волновода.

Фиг. 24.9. Секции волновода, соединенные фланцами.

Нужно такое «конечное» устройство, которое действовало бы на волновод так, как действует на пере­дающую линию ее характеристический импеданс — что-то, что только поглощает набегающие волны, но не отражает их. Тогда волновод будет действовать так, будто он бесконечный. Такие окончания получаются, если поставить внутрь трубы тщательно изготовленные клинья из проводящего материала. Они только поглощают энергию и почти не генерируют отраженных волн. Если вам нужно соединить между собой три элемента, ска­жем один источник и две антенны, то для этого годится устрой­ство в виде «Т», как показано на фиг. 24.11. Мощность, подво­димая центральной секцией этого «Т», расщепляется и расхо­дится по двум рукавам (здесь еще может произойти и отражение волн). Из схемы, представленной на фиг. 24.12, можно качест­венно увидеть, что поля на конце входной секции могут разой­тись и создать электрические поля, которые дадут начало вол­нам, разбегающимся по рукавам. Смотря по тому, перпендику­лярны ли электрические поля «верхушке» нашего «Т» или параллельны ей, поля в месте сочленения могут оказаться либо такими, как на фиг. 24.12, а, либо как на фиг. 24.12, б.

Фиг. 24.10. Сочленение двух секций волновода, да­ющее малые потери.

Фиг. 24.11.Волновод «Т». На фланцы надеты пластмассовые колпачки, предохраняющие внут­реннюю часть «Т» от загрязнения в неработающем состоянии.

Наконец, хотелось бы описать прибор, именуемый «направ­ленным ответвителем». Это очень полезное устройство, когда нужно узнать, что получилось после того, как вы сочленили между собой какое-то сложное расположение волноводов. На­пример, нужно узнать, в какую сторону бегут волны в той или иной секции трубы; скажем, необходимо представить себе, на­сколько сильна в ней отраженная волна. Направленный ответвитель отбирает немножко мощности у волновода, если по нему бежит волна в одну сторону, и не отбирает ничего, если она бе­жит в другую. Подключив выход соединителя к детектору, можно измерить «одностороннюю» мощность в волноводе. Нап­равленный ответвитель (фиг. 24.13) — это кусок волновода АВ, к одной из сторон которого припаян другой кусок волновода CD. Труба CD отогнута в сторону так, чтобы поместился соединительный фланец. Прежде чем спаять трубы, через соседние их стенки насквозь просверлили пару (или несколько) отвер­стий, чтобы через них часть полей в главном волноводе АВ могла пройти во вторичный вол­новод CD. Каждое отверстие действует как антенна — генерирует волны во вторичном волно­воде.

Фиг. 24.12. Электрические поля в волноводе «Т» при двух возможных ориентациях поля.

Фиг. 24.13. Направленный ответвитель.

Если бы отверстие было одно, то волны расходились бы в обе стороны и были бы одинаковы независимо от того, куда направлены волны в первичном волноводе. Но когда отверстий два и когда расстояние между ними равно четверти длины волны в волноводе, то они представляют собой два источника, сдви­нутые по фазе на 90°. А вы помните, мы рассматривали в гл. 29 (вып. 3) интерференцию волн от двух антенн, раздвинутых на Х/4 и возбуждаемых со сдвигом 90° по фазе? Мы установили тог­да, что в одном направлении волны вычитаются, а в другом скла­дываются. То же самое происходит и здесь. Волна, генерируе­мая в CD, будет бежать в ту же сторону, что и АВ.

И если волна в первичном волноводе бежит от А к В, то на выходе D вторичного волновода мы тоже заметим волну. Если же волна в первичном волноводе бежит от В к А, то во вто­ричном волноводе волна побежит к С. А на этом конце стоит такое окончание, что эта волна в нем поглотится и на выходе ответвителя волн вообще не будет.

§ 7. Типы воли в волноводе

Выбранная нами для анализа волна — всего лишь одно из решений уравнений поля. Их на самом деле куда больше. Каж­дое решение представляет собой свой «тип волны» в волноводе. Скажем, в нашей волне вдоль направления х укладывалось только полсинусоиды. Ничуть не хуже решение, в котором вдоль х укладывается вся синусоида; изменение Еy с х тогда показано на фиг. 24.14. У этого типа волн kxвдвое больше и граничная частота много выше. Кроме того, изученная нами волна Е име­ет лишь y-компоненту, но бывают и типы волн с более сложными электрическими полями. Если у электрического поля есть только х- и y-компоненты, так что оно всегда перпендикулярно к оси z, то такой тип волн называется «поперечным электриче­ским» (или сокращенно ТЕ) типом волн. Магнитное поле в вол­не такого типа всегда обладает z-компонентой. Далее, оказы­вается, что когда у Е есть z-компонента (вдоль направления рас­пространения), то у магнитного поля есть только поперечные

Фиг. 24.14. Еще одна возмож­ная зависимость Еу от х.

компоненты. Такие поля называются «поперечными магнитны­ми» (сокращенно ТМ) типами волн. В прямоугольном волно­воде все типы обладают более высокой граничной частотой, чем описанный нами простой TE-тип. Поэтому всегда возможно (и так обычно делают) использовать такой волновод, в котором частота немного превышает граничную частоту этого наиниз­шего типа колебаний, но находится ниже граничных частот всех других типов. В таком волноводе распространяется волна толь­ко одного типа. В противном случае поведение волн услож­няется и его трудно контролировать.

§ 8. Другой способ рассмотрения волн в волноводе

Теперь я хочу по-другому объяснить вам, почему волновод так сильно ослабляет поля, частота которых ниже граничной частоты wс. Я хочу, чтобы вы получили более «физическое» пред­ставление о том, почему так резко меняется поведение волно­вода при низких и при высоких частотах. Для прямоугольного волновода это можно сделать, анализируя поля на языке отра­жений (или изображений) в стенках волновода. Такой подход годится, однако, только для прямоугольных волноводов; вот почему мы начали с математического анализа, который в прин­ципе годится для волноводов любой формы.

Для описанного нами типа колебаний вертикальные размеры (по у) не имели никакого значения, поэтому можно не обращать внимания на верх и низ волновода и представлять себе, что волновод в вертикальном направлении простирается бесконечно. Пусть он просто состоит из двух вертикальных пластин, удален­ных друг от друга на расстояние а.

Давайте возьмем в качестве источника полей вертикальный провод между пластинами; по нему течет ток, который меняется

Фиг. 24.15, Линейный источ­ник S0 между проводящими плоскими стенками W1 и W2 . Стенки можно заменить бесконеч­ной последовательностью изобра­жений источников.

с частотой w. Если бы волновод не имел стенок, то от такого про­вода расходились бы цилиндрические волны.

Представим, что стенки волновода сделаны из идеального про­водника. Тогда, в точности как в электростатике, условия на поверхности будут выполнены, если к полю провода мы доба­вим поле одного или нескольких правильно подобранных его изображений. Представление об изображениях работает в элек­тродинамике ничуть не хуже, чем в электростатике, при усло­вии, конечно, что мы учитываем запаздывание. Мы знаем, что это так, потому что мы много раз видели в зеркале изображение источника света. А зеркало — это и есть «идеальный» проводник для электромагнитных волн оптической частоты.

Рассечем наш волновод горизонтально, как показано на фиг. 24.15, где W1и W2 — стенки волновода, a S0 — источник (провод). Обозначим направление тока в проводе знаком плюс. Будь у волновода лишь одна стенка, скажем Wl, , ее можно было бы убрать, поместив изображение источника (с про­тивоположной полярностью) в точке S1 . Но при двух стенках по­явится также изображение Suв стенке W2; обозначим его S2. Этот источник также будет обладать своим изображением в W1; обозначим его S3 . Дальше, сами S1и S3изобразятся в W2 точками S4 и S6и т. д. И для нашей пары плоских проводников с источником посредине поле между проводниками совпадет с нолем, генерируемым бесконечной цепочкой источников на рас­стоянии а друг от друга. (Это на самом деле как раз то, что вы увидите, посмотрев на провод, расположенный посредине между двумя параллельными зеркалами.) Чтобы поля обращались в нуль на стенках, полярности токов в изображениях должны меняться от одного изображения к следующему. Иначе говоря, их фаза меняется на 180°. Поле волновода — это просто суперпозиция полей всей этой бесконечной совокупности ли­нейных источников.

Известно, что вблизи от источников поле очень напоминает статические поля. В гл. 7, § 5 (вып. 5) мы рассматривали статиче­ское поле сетки линейных источников и нашли, что оно похоже на поле заряженной пластины, если не считать членов ряда, убывающих по мере удаления от сетки экспоненциально. У нас средняя сила источников равна нулю, потому что у каждой пары соседних источников знаки противоположны. Любые поля, су­ществующие здесь, должны с расстоянием убывать экспоненци­ально. Вплотную к источнику мы в основном воспринимаем поле этого ближайшего источника; на больших расстояниях уже воздействует несколько источников, и их суммарное влия­ние дает нуль. Мы теперь понимаем, отчего волновод ниже граничной частоты дает экспоненциально убывающее поле. При низких частотах годится статическое приближение, и оно предсказывает быстрое ослабление полей с расстоя­нием.

Теперь зато возникает противоположный вопрос: отчего же в таком случае волны вообще распространяются? Теперь уже это выглядит таинственно! А причина-то в том, что при высоких частотах запаздывание полей может внести в фазу добавочные изменения, которые могут привести к тому, что поля источников с противоположной фазой будут усиливать, а не гасить друг друга. В гл. 29 (вып. 3) мы уже изучали как раз для этой задачи поля, создаваемые системой антенн или оптической ре­шеткой. Тогда мы обнару­жили, что соответствующее

расположение нескольких радиоантенн может привести к такой интерференционной

^ картине, что в одном направ­лении сигнал будет очень сильный, а в других сигна­лов вообще не будет.

Вернемся к фиг. 24.15

и посмотрим на поля на большом расстоянии от линии изображений источников.

Фиг. 24.16. Одна совокупность когерентных волн от вереницы

линейных источников.

Ф us. 24.17. Поле в волноводе можно рассматривать как на­ложение двух верениц плоских волн.

Поля будут велики лишь в некоторых направлениях, зависящих от частоты, именно в тех направлениях, в каких поля всех источни­ков попадают в фазу друг к другу и складываются. На заметном расстоянии от источников поле в этих специальных направле­ниях распространяется как плоские волны. Мы изобразили та­кую волну на фиг. 24.16, где сплошными линиями даны гребни волн, а штрихом — впадины. Направление волны должно быть таким, чтобы разность запаздываний от двух соседних источни­ков до гребня волны отвечала полупериоду колебания. Иными словами, разность между r2 и r0на рисунке равна половине дли­ны волны в пустом пространстве:

Тогда угол q дается условием

(24.33)

Имеется, конечно, и другая совокупность волн, бегущих вниз под симметричным углом по отношению к линии источников. А полное поле в волноводе (не слишком близко к источнику) является суперпозицией этих двух совокупностей волн (фиг. 24.17). Конечно, в действительности картина истинных полей совпадает с изображенной лишь в пространстве между стенками волновода.

В таких точках, как А к С, гребни двух волновых картин совпадут, и у поля будет максимум; в точках же наподобие В пики обеих волн направлены в отрицательную сторону, и поле обладает минимумом (наименьшим отрицательным значением). С течением времени поле в волноводе будет двигаться вдоль него. Длина волны будет равна lg — расстоянию от A go С. Она свя­зана с q формулой

(24.34)

Подставляя (24.33) вместо q, получаем

(24.35)

что в точности совпадает с (24.19).

Теперь нам становится понятно, почему волны распростра­няются только выше граничной частоты wс. Если длина волн в пустом пространстве больше 2а, то не существует угла, под которым может появиться волна, показанная на фиг. 24.16. Необходимая для этого конструктивная интерференция возни­кает внезапно, едва X0 оказывается меньше 2а, или, что то же самое, когда w0=pс/а.

А если частота достаточно высока, то может появиться два

или больше возможных направления распространения волн.

2 В нашем случае это произойдет при l0 <2/3 а. Но вообще-то это может происходить и при l0<а. Эти добавочные волны отве­чают высшим типам волн, о которых мы говорили.

После нашего анализа становится также ясно, отчего фазо­вая скорость волн, бегущих по трубе, превышает с и зависит от со. Когда w меняется, меняется и угол на фиг. 24.16, под ко­торым в пустом пространстве распространяются волны, а вместе с этим меняется и скорость вдоль трубы.

Хотя мы описали волны в волноводе в виде суперпозиции по­лей бесконечной совокупности линейных источников, но можно убедиться в том, что тот же результат можно было бы получить, представив себе две совокупности волн в пустом пространстве, многократно отражаемых от двух идеальных зеркал вперед и назад, и вспоминая, что подобное отражение означает перемену знака фазы. Эти совокупности отражаемых волн гасили бы друг друга под всеми углами, кроме угла q [см. (24.33)]. Одну и ту же вещь можно рассматривать многими способами.

Глава 25 ЭЛЕКТРОДИНАМИКА В РЕЛЯТИВИСТСКИХ ОБОЗНАЧЕНИЯХ

§ 1. Четырехвекторы

§ 2. Скалярное произведение

§ 3. Четырехмерный градиент

§ 4. Электродинамика в четырехмерных обозначениях

§ 5. Четырехмерный потенциал движущегося заряда

§ 6. Инвариантность уравнений электродинамики

В этой главе с=1

Повторить: гл. 15 (вып. 2) «Специ­альная теория от­носительности» ; гл. 16 (вып. 2) «Релятивистская энергия и им­пульс»;

гл. 17 (вып. 2} «Пространство - время»; гл. 13 (вып. 5) «Магнитостатика»

§ 1. Четырехвекторы

В этой главе мы рассмотрим применение спе­циальной теории относительности к электроди­намике. Мы изучали теорию относительности довольно давно (гл. 15—17, вып. 2), поэтому я здесь коротко напомню основные идеи.

Экспериментально установлено, что законы физики при равномерном движении не изме­няются. Если вы находитесь внутри звездо­лета, летящего с постоянной скоростью по пря­мой линии, то не можете установить самого фак­та движения корабля: для этого надо выглянуть наружу или по крайней мере провести какие-то наблюдения, связанные с внешним миром. Лю­бой написанный нами истинный закон физики должен быть сформулирован так, чтобы этот факт природы был «встроен» в него.

Соотношение между пространством и време­нем в двух системах координат (одна из которых 6" равномерно движется относительно другой 5 в направлении оси х со скоростью v) опреде­ляется преобразованиями Лоренца

(25.1)

Законы физики должны быть таковы, чтобы после преобразований Лоренца они в новой фор­ме выглядели абсолютно так же, как и раньше. Это в точности напоминает принцип независи­мости законов физики от ориентации нашей системы координат. В гл. 11 (вып. 1) мы видели, что способом математического описания этой инвариантности относительно вращения являет­ся запись уравнений в векторном виде.

Там мы обнаружили, что если, скажем, взять два вектора

то комбинация

при повороте системы координат не меняется. Таким образом, если с обеих сторон уравнения мы видим скалярное произведе­ние, подобное А·В, то уравнение будет иметь в точности ту же форму в любой повернутой системе координат. Кроме того, мы открыли оператор (см. гл. 2)

который, будучи применен к скалярной функции, дает три вели­чины, преобразующиеся в точности как вектор. С помощью это­го оператора был определен градиент, а в комбинации с дру­гими векторами — дивергенция и лапласиан. И, наконец, мы обнаружили, что, составляя суммы некоторых попарных произ­ведений компонент двух векторов, можно получить три вели­чины, которые ведут себя подобно новому вектору. Мы назвали это векторным произведением двух векторов. Используя затем векторное произведение с оператором V, мы определили ротор вектора. В дальнейшем нам часто придется ссылаться на то, что было нами сделано в векторном анализе, поэтому все важнейшие векторные операции в трехмерном пространстве, которые использовались в прошлом, мы собрали в табл. 25.1.

Пользуясь ею, можно так записать любое уравнение физики, что обе его части преобразуются при вращениях одинаковым образом. Если одна его часть — вектор, то вектором должна быть и другая часть, и обе они при вращении системы коор­динат изменяются в точности одинаково. Аналогично, если одна часть скаляр, то скаляром должна быть и другая часть, так что ни та, ни другая не изменяется при вращении системы координат и т. д.

В теории относительности пространство и время неразде­лимо связаны друг с другом, поэтому то же самое придется про­делать и для четырех измерений. Мы хотим, чтобы наши уравне­ния оставались неизменными не только при вращениях, но и при переходе в любую инерциальную систему. Это означает, что наши уравнения должны быть инвариантными относительно преобразований Лоренца (25.1). Цель настоящей главы — пока­зать, как этого можно добиться. Но прежде чем начать, примем соглашение, которое значительно облегчит нашу ра­боту (и к тому же поможет избежать путаницы). Заключается оно в таком выборе единиц измерения длины и времени, чтобы скорость света с оказалась равной единице. Вы можете считать, например, что в качестве единицы времени взят интервал, за который свет проходит отрезок в один метр (это составляет около 3·10-9 сек). Можно даже так и назвать эту единицу вре­мени: «один световой метр». Использование этой единицы еще ярче оттеняет симметрию пространства и времени. Кроме того, из наших релятивистских уравнений исчезнут все с. (Если это почему-либо вас смущает, то вы можете в любом уравнении вос­становить их или заменить каждое t на ct, а еще лучше вставить с повсюду, где это необходимо для правильной размерности уравнения.) Теперь, после такой подготовки, мы можем дви­нуться дальше.

Наша программа состоит в том, чтобы повторить в четырех­мерном пространстве-времени все то, что мы делали с векто­рами в трех измерениях. Дело это нехитрое — мы просто будем действовать аналогично. Единственное затруднение встретится только при обозначениях (символ вектора у нас уже занят трех­мерными векторами), и несколько изменятся знаки в скалярном произведении.

Прежде всего, по аналогии с векторами в трехмерном про­странстве, введем четырехвектор как набор четырех величин at, ах, ауи аz, которые при переходе в движущуюся систему коор­динат преобразуются подобно t, x, у и z. Для обозначения четырехвектора используется несколько различных способов. Мы же будем писать просто аm, понимая под этим группу четырех ве­личин (at, ax, ay, az); другими словами, значок m принимает ка­кое-либо из четырех «значений»: t, x, у и г. Иногда нам будет удобно обозначать три пространственные компоненты в виде трехмерного вектора, т. е. писать am=(at, а).

Мы уже сталкивались с одним таким четырехвектором, со­стоящим из энергии и импульса частицы (см. гл. 17, вып. 2). В наших новых обозначениях он запишется так:

pm=(Е, p), (25.2)

т. е. четырехвектор pmсостоит из энергии Е и трех компонент трехмерного импульса частицы р.

Похоже, что игра действительно оказывается нехитрой: единственное, что мы должны сделать,— это найти для каждого трехмерного вектора недостающую компоненту и получить четырехвектор. Однако все же эта задача потруднее, чем кажется на первый взгляд. Возьмем, например, вектор скорости с компонентами

Что будет его временной компонентой? Инстинкт подсказывает нам, что поскольку четырехвектор подобен t, x, у, z, то времен­ной компонентой как будто должно быть

Но это неверно. Дело в том, что время t в каждом знаменателе не инвариантно при преобразованиях Лоренца. Числитель имеет правильное поведение, a dt в знаменателе портит все дело: оно не одинаково в двух различных системах.

Оказывается, что четыре компоненты «скорости», которые нам нужно выписать, превратятся в компоненты четырехвектора, если мы попросту поделим их на Ц(1-v2). В правильности этого можно убедиться, взяв

четырехвектор импульса

(25.3)

и поделив его на массу покоя, которая в четырехмерном прост­ранстве является скаляром. Мы получим при этом

(25.4)

что по-прежнему должно быть четырехвектором. (Деление на скаляр не изменяет трансформационных свойств.) Так что четырехвектор скорости vmможно определить так:

(25.5)

Это очень полезная величина; мы можем теперь написать, например,

(25.6)

Таков типичный вид, который должен иметь правильное реляти­вистское уравнение: каждая сторона его должна быть четырехвектором. (В правой части стоит произведение инварианта на четырехвектор, которое по-прежнему есть четырехвектор.)

§ 2. Скалярное произведение

То, что расстояние от некоторой точки до начала координат не изменяется при повороте, если хотите,— счастливая случай­ность. Математически это означает, что r2=x2+y2+z2 является инвариантом. Другими словами, после поворота r'2=r2 или

Возникает вопрос: существует ли подобная величина, которая инвариантна при преобразованиях Лоренца? Да, существует. Из (25.1) вы видите, что

Она была бы всем хороша, если бы только не зависела от наше­го выбора оси х. Но этот недостаток легко исправить вычита­нием y/2 и z2. Тогда преобразование Лоренца плюс вращение оставляют ее неизменной. Таким образом, роль величины, ана­логичной трехмерному r2 в четырехмерном пространстве, играет комбинация

Она является инвариантом так называемой «полной группы Лоренца», которая включает как перемещения с постоянной скоростью, так и повороты.

Далее, поскольку эта инвариантность представляет собой алгебраическое свойство, зависящее только от правил преобра­зования (25.1) плюс вращение, то она справедлива для любого четырехвектора. (Все они, по определению, преобразуются оди­наковым образом.) Так что для любого четырехвектора аm

Эту величину мы будем называть квадратом «длины» четырехвектора ам. (Будьте внимательны! Иногда берут обратные зна­ки у всех слагаемых и квадратом длины называют число a2x+a2y+a2z -a2t)

Если теперь у нас есть два вектора аm и bm, то их одноименные компоненты преобразуются одинаково, поэтому комбинация

также будет инвариантной (скалярной) величиной. (Фактически мы доказали это уже в гл. 17, вып. 2.) Получилась величина, совершенно аналогичная скалярному произведению векторов. Мы так и будем называть ее скалярным произведением двух четырехвекторов. Логично, казалось бы, и записывать его аm·bm, чтобы оно даже выглядело похожим на скалярное произведение. Но обычно, к сожалению, так не делают и пишут его без точки.

И мы тоже будем придерживаться этого порядка и записывать скалярное произведение просто ambm. Итак, по определению,

(25.7)

Помните, что повсюду, где вы видите два одинаковых значка (вместо m мы иногда будем пользоваться v или другими бук­вами), необходимо взять четыре произведения и сложить их, не забывая при этом о знаке минус перед произведениями про­странственных компонент. С учетом такого соглашения инва­риантность скалярного произведения при преобразованиях Ло­ренца можно записать как

Поскольку последние три слагаемых в формуле (25.7) пред­ставляют просто трехмерное скалярное произведение, то часто удобнее принять такую запись:

Очевидно, что введенную выше четырехмерную длину можно записать как аmаm:

(25.8)

Но иногда удобно эту величину записать как а2m:

Продемонстрируем теперь плодотворность четырехмерного скалярного произведения. Антипротоны (р') получают на боль­ших ускорителях из реакции

Иначе говоря, высокоэнергетический протон сталкивается с по­коящимся протоном (например, с помещенной в пучок водород­ной мишенью), и если падающий протон обладает достаточной энергией, то вдобавок к двум первоначальным протонам может родиться пара протон—антипротон.

Какой энергией должен обладать падающий протон, чтобы эта реакция стала энергетически возможной?

Ответ легче всего получить, рассмотрев эту реакцию в систе­ме центра масс (ц. м.) (фиг. 25.1). Назовем падающий протон протоном а, а его четырехимпульс обозначим через рam. Анало­гично, протон мишени назовем b, а его четырехимпульс обозна­чим через рbm. Если энергии падающего протона как раз достаточ­но для реакции, то в конечном состоянии (т. е. в состоянии после соударения) образуется система, содержащая три протона и ан­типротон, покоящиеся в системе ц. м. Если энергия падающего протона будет несколько выше, то частицы в конечном состоя­нии вылетят с некоторой кинетической энергией и будут разле­таться в стороны; если же она немного ниже, то ее будет недо­статочно для образования четырех частиц.

Пусть рсm — полный четырехимпульс всей системы в конеч­ном состоянии, тогда, согласно закону сохранения энергии и

а комбинируя эти два выражения, можно написать

(25.9)

Теперь еще одно важное обстоятельство: поскольку мы по­лучили уравнение для четырехвекторов, то оно должно выпол­няться в любой инерциальной системе. Этим фактом можно вос­пользоваться для упрощения вычислений. Напишем длины каждой из частей (25.9), которые, разумеется, тоже должны быть равны друг другу, т. е.

(25.10)

Так как рсm рсm — инвариант, то можно вычислить его в ка­кой-то одной системе координат. В системе ц. м. временная компонента рсm равна энергии покоя четырех протонов, т. е. 4М, а пространственная часть р равна нулю, так что рсm=(4М, 0). При этом мы воспользовались равенством масс протона и антипротона, обозначив их одной буквой М.

Таким образом, уравнение (25.10) принимает вид

(25.11)

Произведения раmраm и pbmpbm, вычисляются очень быстро: «дли­на» четырехвектора импульса любой частицы равна просто квадрату ее массы:

Это можно доказать прямыми вычислениями или, несколько бо­лее эффектно, простым замечанием, что в системе покоя ча­стицы рm=(М, 0), а следовательно, рmрm=М2. А так как это инвариант, то он равен М2 в любой системе отсчета. Подставляя результаты в уравнение (25.11), мы получаем

или

(25.12)

Теперь можно вычислить раmрbmв лабораторной системе. В этой системе четырехвектор рам= (Еа, ра), а рbm=(М, 0), ибо он описывает покоящийся протон. Итак, раmрbmдолжно быть рав­но МЕа, а мы знаем, что скалярное произведение — это инвари­ант, поэтому оно должно быть равно значению, найденному нами в (25.12). В результате получается

Полная энергия падающего протона должна быть по мень­шей мере равна 1М (что составляет около 6,6 Гэв, так как М=938 Мэв) или после вычитания массы покоя М получаем, что кинетическая энергия должна быть равна по меньшей мере 6 М (около 5,6 Гэв). Именно с тем, чтобы иметь возможность производить антипротоны, бетатрон в Беркли проектировался на кинетическую энергию ускоренных протонов около 6.2 Гэв.

Скалярное произведение — инвариант, поэтому полезно знать его величину. Что, например, можно сказать о «длине» четырехвектора скорости umum?

т. е. um — единичный четырехвектор.

§ 3. Четырехмерный градиент

Следующей величиной, которую нам следует обсудить, яв­ляется четырехмерный аналог градиента. Напомним (см. гл. 14, вып. 1), что три оператора дифференцирования д/дх, д/ду, d/dz преобразуются подобно трехмерному вектору и назы­ваются градиентом. Та же схема должна работать и в четырех измерениях; по простоте вы можете подумать, что четырехмер­ным градиентом должны быть (d/dt, д/дх, д/ду d/dz), но это неверно.

Чтобы обнаружить ошибку, рассмотрим скалярную функ­цию, которая зависит только от х и t. Приращение j при малом изменении t на Dt и постоянном х равно

(25.13)

С другой стороны, с точки зрения движущегося наблюда­теля

Используя уравнение (25.1), мы можем выразить Dх' и Dt' через Dt. Вспоминая теперь, что величина х постоянна, так

что Dx=0, мы пишем

Таким образом,

Сравнивая этот результат с (25.13), мы узнаем, что

(25.14)

Аналогичные вычисления дают

(25.15)

Теперь вы видите, что градиент получился довольно странным. Выражения для х и t через х' и t' [полученные решением уравнений (25.1)] имеют вид

Именно так должен преобразовываться четырехвектор. Но в уравнениях (25.14) и (25.15) знаки получились неправильными! Выход в том, что надо заменить неправильное определение четырехмерного оператора градиента (d/dt,С) правильным:

Мы его обозначим Сm . Для такого Сm трудности исчезают, и он ведет себя так, как подобает настоящему четырехвектору. (Ужасно неприятно наличие минусов, но так уж устроено в мире.) Разумеется, говоря, что Сm «ведет себя как четырехвектор», мы подразумеваем, что четырехмерный градиент ска­лярной функции есть четырехвектор. Если j — настоящее ска­лярное (лоренц-инвариантное) поле, то Сmj будет четырехвекторным полем.

Итак, все уладилось. Теперь у нас есть векторы, градиенты и скалярное произведение. Следующий на очереди — инвари­ант, аналогичный дивергенции в трехмерном векторном ана­лизе. Ясно, что аналогом его должно быть выражение Сmbm, где bm — векторное поле, компоненты которого являются функ­циями пространства и времени. Мы определим дивергенцию четырехвектора bm=(bt, b) как скалярное произведение Сm на bm:

где С·b — обычная трехмерная дивергенция вектора b. Не забы­вайте внимательно следить за знаками. Один знак минус свя­зан с определением скалярного произведения [формула (25.7)1, а другой возникает от пространственных компонент Сm [форму­ла (25.16)]. Дивергенция, определяемая формулой (25.7), есть инвариант, и для всех систем координат, отличающихся друг от друга преобразованием Лоренца, применение ее приводит к одинаковой величине.

Остановимся теперь на физическом примере, в котором появ­ляется четырехмерная дивергенция. Ею можно воспользоваться при решении задачи о полях вокруг движущегося проводника. Мы уже видели (гл. 13, § 7, вып. 5), что плотность электрического заряда r и плотность тока j образуют четырехвектор jm=(p, j). Если незаряженный провод переносит ток jx, то в системе от­счета, движущейся относительно него со скоростью v (вдоль оси х), в проводнике наряду с током появится и заряд [который возникает согласно закону

преобразований Лоренца (25.1)1:

Но это как раз то, что мы нашли в гл. 13. Теперь нужно под­ставить эти источники в уравнение Максвелла в движущейся системе и найти поля.

Закон сохранения заряда в четырехмерных обозначениях тоже принимает очень простой вид. Рассмотрим четырехмерную дивергенцию вектора jm :

(25.18)

Закон сохранения заряда утверждает, что утекание тока из еди­ницы объема должно быть равно отрицательной скорости уве­личения плотности заряда. Иными словами,

Подставляя это в (25.18), получаем очень простую форму за­кона сохранения заряда:

(25.19)

Благодаря тому, что Сmjm — инвариант, равенство его нулю в одной системе отсчета означает равенство нулю и во всех дру­гих. Таким образом, если заряд сохраняется в одной системе, он будет сохраняться и во всех других системах координат, дви­жущихся относительно нее с постоянной скоростью.

В качестве последнего примера рассмотрим скалярное про­изведение оператора градиента Сm на себя. В трехмерном про­странстве такое произведение дает лапласиан

Что получится для четырех измерений? Вычислить это очень просто. Следуя нашему правилу скалярного произведения, на­ходим

Этот оператор, представляющий аналог трехмерного лапласиа­на, называется даламбертианом и обозначается специальным

символом

(25.20)

По построению он является скалярным оператором, т. е., если подействовать им, скажем, на четырехвекторное поле, возникает новое четырехвекторное поле. [Иногда даламбертиан определяется с противоположным по отношению к (25.20) зна­ком, так что при чтении литературы будьте внимательны!]

Итак, для большинства величин, перечисленных нами в табл. 25.1, мы нашли их четырехмерные эквиваленты. (У нас еще нет эквивалента векторного произведения, но его нахождение мы оставим до следующей главы.) А теперь соберем в одно место все важнейшие результаты и определения и составим еще одну таблицу (табл. 25.2); она поможет вам лучше запомнить, что во что переходит.

§ 4. Электродинамика в четырехмерных обозначениях

В гл. 18, § 6, мы уже сталкивались с оператором Даламбера, хотя и не знали, что он так называется. Мы нашли там дифферен­циальное уравнение для потенциалов, которое в новых обозна­чениях выглядит так:

(25.21)

С правой стороны (25.21) стоят четыре величины r, jx, j , jz, поделенные на e0 — универсальную постоянную, одинаковую во всех системах координат, если во всех системах для измере­ния заряда используется одна и та же единица. Таким обра­зом, четыре величины r/jе0, jх/e0, jy/e0, jz/e0 тоже преобразуются как четырехвектор. Их можно записать в виде jz/е0. Оператор Даламбера не изменяется при переходе к другим системам коор­динат, так что четыре величины j, Ах, Ауи Az тоже должны преобразоваться как четырехвектор, т. е. должны быть компо­нентами четырехвектора. Короче говоря, величина

есть четырехвектор. То, что мы называли скалярным и вектор­ным потенциалами, оказывается только разными частями от од­ной и той же физической величины. Они неотделимы друг от друга. А если это так, то релятивистская инвариантность мира очевидна. Вектор Аmмы называем четырехмерным потенциалом (4-потенциалом).

В четырехмерных обозначениях (25.21) приобретает очень простой вид:

(25.22)

Физика этого уравнения та же, что и уравнений Максвелла. Но есть своя прелесть в том, что можно переписывать их в столь элегантной форме. Впрочем, эта красивая форма содержит и кое-что более значительное — из нее непосредственно видна ин­вариантность электродинамики относительно преобразований Лоренца.

Напомним, что уравнение (25.21) можно получить из урав­нений Максвелла только тогда, когда наложено дополнитель­ное условие градиентной инвариантности:

(25.23)

что означает просто СmAm =0, т. е. условие градиентной инвари­антности говорит, что дивергенция четырехмерного вектора Аmравна нулю. Это требование носит название условия Лоренца. Такая форма его записи очень удобна, ибо она инвариантна, а поэтому уравнения Максвелла во всех системах отсчета сохра­няют вид (25.22).

§ 5. Четырехмерный потенциал движущегося заряда

Теперь выпишем законы преобразования, выражающие j и А в движущейся системе через j и А в неподвижной, хотя неяв­но мы уже говорили о них. Поскольку Аm = (j, А) является четырехвектором, это уравнение должно выглядеть подобно (25.1), за исключением того, что t нужно заменить на j, а x — на А. Таким образом,

(25.24)

При этом предполагается, что штрихованная система координат движется по отношению к нештрихованной со скоростью v в направлении оси х.

Рассмотрим один пример плодотворности идеи 4-потенциала. Чему равны векторный и скалярный потенциалы заряда q, движущегося со скоростью v в направлении оси х! Задача очень упрощается в системе координат, движущейся вместе с заря­дом, ибо в этой системе заряд покоится. Пусть заряд находится в начале координат системы S', как это показано на фиг. 25.2.

Фиг. 23.2. Система отсчета S' движется со ско­ростью v (в направлении оси х) по отношению к системе S.

Заряд, покоящийся в начале системы координат S', нахо­дится в системе S в точке x=vt. Потенциалы в точке Р могут быть найдены для любой системы отсчета.

Скалярный потенциал в движущейся системе задается выраже­нием

(25.25)

причем r' — расстояние от заряда q до точки в движущейся си­стеме, где производится измерение поля. Векторный же потен­циал А', разумеется, равен нулю.

Теперь без особых хитростей можно найти потенциалы j и А в неподвижной системе координат. Соотношениями, обрат­ными к уравнениям (25.24), будут

(25.26)

Используя далее выражение для j'[см. (25.25)] и равенство А'=0, получаем

Эта формула дает нам скалярный потенциал j, который мы уви­дели бы в системе S, но он, к сожалению, записан через коорди­наты штрихованной системы. Впрочем, это дело легко попра­вимо; с помощью (25.1) можно выразить t', х', у', z' через t, x, у, z и получить

(25.27)

Повторяя ту же процедуру для вектора А, вы можете показать,

что

А = vj. (25.28)

Это те же самые формулы, которые мы вывели в гл. 21, но там они были получены другим методом.

§ 6. Инвариантность уравнений электродинамики

Итак, потенциалы j.и А, оказывается, образуют в совокупно­сти четырехвектор, который мы обозначили через Аm, а вол­новое уравнение (полное уравнение, выражающее Аmчерез jm) можно записать в виде (25.22). Это уравнение вместе с сохране­нием заряда (25.19) составляют фундаментальный закон электромагнитного поля:

(25.29)

И вот, пожалуйста, все уравнения Максвелла просто и красиво записываются всего в одной строке. Достигли ли мы чего-ни­будь, записав их в таком виде, кроме, разумеется, красоты и простоты? Прежде всего, есть ли здесь какое-нибудь отличие от того, что было раньше, когда мы выписывали их во всем разнообразии компонент? Можно ли из этих уравнений получить не­что, чего нельзя получить из волновых уравнений для потенциа­лов, содержащих заряды и токи? Ответ вполне определенный — конечно, нельзя. Единственное, что мы сделали — это изменили названия, т. е. использовали новые обозначения. Мы нарисо­вали квадратик для обозначения производных, но это по-преж­нему не более и не менее как вторая производная по t минус вторая производная по х, минус вторая производная по у, ми­нус вторая производная по z. А значок m, говорит, что у нас есть четыре уравнения, по одному для каждого из значений m=t, х, у или z. Какой же тогда смысл того, что уравнения можно записать в столь простой форме? С точки зрения получения чего-то нового — никакого. Хотя, возможно, про­стота уравнений и выражает определенную простоту природы. Сейчас я покажу вам нечто интересное, чему мы понемногу научились. Можно сказать, что все законы физики описываются

одним уравнением:

U=0. (25.30)

Не правда ли, удивительно простое уравнение! Конечно, нуж­но еще знать, что обозначает символ U. Это физическая ве­личина, которую мы будем называть «несообразностью» ситуации. У нас даже есть для нее формула. Вот как вычисляется эта несообразность: вы берете все физические законы и записы­ваете их в особой форме. Например, вы взяли закон механики F=ma и записали его в виде F-ma=0.

Теперь вы можете ве­личину (F-mа), которая, разумеется, в нашем мире должна быть нулем, назвать «несообразностью» механики. Затем вы бе­рете квадрат этой несообразности, обозначаете его через U1 и называете ее «механической несообразностью». Другими сло­вами, вы берете

(25.31)

который можно назвать «гауссовой электрической несообраз­ностью». Продолжая этот процесс, вы можете ввести U3, U4 и т. д. для каждого из физических законов.

Наконец, полной несообразностью мира U вы называете сумму Ui,- для каждого из различных явлений, т. е. U=2Ui .

И тогда «великий закон природы» гласит:

(25.32)

Этот «закон», разумеется, утверждает лишь, что сумма квад­ратов всех отдельных отклонений равна нулю, однако един­ственный способ сделать сумму квадратов множества членов равной нулю — это приравнять нулю каждое из ее слагаемых.

Таким образом, «удивительно простой закон» (25.32) экви­валентен целому ряду уравнений, которые вы писали первона­чально. Поэтому совершенно очевидно, что простые обозначе­ния, скрывающие сложности за определением символов,— это еще не истинная простота. Это только трюк. Так и в выражении (25.32) за кажущейся простотой скрывается несколько уравне­ний; это снова не более чем трюк. Развернув их, вы снова полу­чите то, что было раньше.

Однако закон электродинамики, написанный в форме урав­нения (25.29), содержит нечто большее, чем простую запись; в векторном анализе, кроме простоты записи, также есть нечто большее. Тот факт, что уравнения электромагнетизма можно за­писать в особых обозначениях, которые специально приспособ­лены для четырехмерной геометрии преобразований Лоренца, иначе говоря, как векторные уравнения в четырехмерном мире, означает, что они инвариантны относительно преобразований Лоренца. Именно потому, что уравнения Максвелла инвариантны относительно этих преобразований, их можно записать в столь красивом виде.

В том, что законы электродинамики можно записать в форме элегантного уравнения (25.29), нет ничего случайного. Теория относительности была развита именно потому, что эксперимен­тально подтвердилась неизменность предсказанных уравнением Максвелла явлений в любой инерциальной системе. Именно при изучении трансформационных свойств уравнений Максвелла Лоренц открыл свои преобразования как преобразования, ос­тавляющие инвариантными эти уравнения.

Однако есть и другая причина записывать уравнения в та­ком виде. Было обнаружено, что все законы физики должны быть инвариантными относительно преобразований Лоренца (первый об этом догадался Эйнштейн). Таково содержание прин­ципа относительности. Поэтому если вы изобрели обозначения, которые сразу же показывают, инвариантен ли выписанный нами закон, то можно гарантировать, что при попытке соз­дать новую теорию вы будете писать только уравнения, согла­сующиеся с принципом относительности.

В простоте уравнений Максвелла в этих частных обозначе­ниях никакого чуда нет. Обозначения специально были приду­маны именно для них. Самая интересная с физической точки зрения вещь состоит в том, что любой физический закон (будь то распространение мезонных волн, или поведение нейтрино в b-распаде, или что-то другое) должен иметь ту же самую инвариантность относительно тех же преобразований. Так что если ваш звездолет движется с постоянной скоростью, то все законы природы вместе преобразуются так, что никаких новых явлений не возникает. Именно благодаря тому, что принцип относитель­ности является законом природы, уравнения нашего мира в четырехмерных обозначениях должны выглядеть гораздо проще.

*Вас может удивить, почему же мы не пользуемся реакцией

Или даже

для которой, несомненно, требуется меньшая энергия? Все дело в прин­ципе, называемом сохранением барионного заряда, согласно которому вели­чина, равная числу протонов минус число антипротонов, не может изме­ниться. В левой стороне нашей реакции эта величина равна 2. Следова­тельно, если мы хотим справа иметь антипротон, то ему должны сопут­ствовать еще три протона (или других бариона).

* В английском оригинале «unworldliness». — Прим. ред.

Глава 26 ЛОРЕНЦЕВЫ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ПОЛЕЙ

§ 1. Четырехмерный потенциал дви­жущегося заряда

§ 2. Поля точечного заряда, движу­щегося с посто­янной скоростью

§ 3. Релятивистское преобразование полей

§ 4. Уравнение движения в релятивистских обозначениях

В этой главе c=1

Повторить: гл. 20 «Решение урав­нений Максвелла в пустом пространстве»

§ 1. Четырехмерный потенциал движущегося заряда

В предыдущей главе мы видели, что потен­циал Am =(j, А) является четырехвектором. Его временной компонентой служит скалярный по­тенциал j, а тремя пространственными компо­нентами— векторный потенциал А. Используя преобразования Лоренца, мы нашли также потенциал частицы, движущейся прямолинейно с постоянной скоростью. (В гл. 21 то же самое было сделано несколько иным методом.) Для точечного заряда, координаты которого в мо­мент t равны (vt, 0, 0), потенциалы в точке (х, у, z) имеют вид

(26.1)

Уравнения (26.1) дают потенциалы в точке х, у, z в момент t, возникающие от движуще­гося заряда, «истинное» положение которого (имеется в виду положение в момент времени t) x=vt. Заметьте, что в уравнение входят координаты (x-vt), у и z, которые являются коор­динатами относительно переменного положения Р движущегося заряда (фиг. 26.1). Но, как вы знаете, истинное влияние распространяется на самом деле со скоростью с, так что поле в точке определяется на самом деле запаздывающим положением заряда Р', координата х которого равна vt' (где t'=t-r'/с — «запаздывающее» время».)

Фиг. 26.1. Определение полей в точке P от заряда q, движущегося вдоль оси x с постоянной скоростью v. (Поле в точке (x, y, z) в «настоящий момент» можно выразить как через «истинное» положение P так и через «запаздывающее» положение P’ (т. е. положение в момент t’=t-r’/c).

Нам, однако, известно, что заряд двигался с постоянной скоростью по прямой линии, поэтому естественно, что поведение в точке Р' непосредственно связано с переменным положением заряда. Фактически, если мы добавим предположение, что потен­циалы зависят только от положения и скорости в запаздывающий момент, тогда уравнение (26.1) будет представлять собой полную формулу для потенциалов заряда, движущегося любым обра­зом. Вот как все это работает. Пусть у вас имеется заряд, дви­жущийся каким-то произвольным образом, скажем, по траекто­рии, изображенной на фиг. 26.2, и вы пытаетесь найти потен­циал в точке (х, у, z). Прежде всего вы находите запаздывающее положение Р' и скорость v' в этой точке. Вообразите затем, что заряд сохраняет свое движение с этой скоростью на весь период запаздывания (t'-t), так что он появился бы затем в воображае­мом положении Рпр, которое мы будем называть «проекци­онным», причем двигаясь с той же скоростью v'. (На самом деле он, конечно, не делает этого; в момент t он находится в точке Р.) Тогда потенциалы в точке (х, у, z) будут как раз такими, кото­рые дали бы уравнения (26.1) для воображаемого заряда в про­екционном положении Рпр. Мы хотим здесь сказать, что, по­скольку потенциалы зависят только от того, что делает заряд в запаздывающий момент, они будут одинаковы, независимо от того, продолжает ли заряд свое движение с постоянной скоро­стью или изменяет его после момента t', т. е. после того, как по­тенциалы, которые возникнут в момент t в точке (х, у, z), уже определены.

Вы понимаете, конечно, что в тот момент, когда получены формулы для потенциалов произвольно движущегося заряда, мы имеем полную электродинамику; из принципа суперпози­ции мы можем получить потенциалы для любого распределения зарядов.

Фиг. 26.2. Движение за­ряда по произвольной тра­ектории.

Потенциалы в точке (х, у, z) в момент t определяются положением Р' и скоростью v' в за­паздывающий момент t'— t-r' /с. Их удобно выражать через коор­динаты относительно «проек­ционного» положения Pпр (ис­тинным положением в момент t является точка Р).

Следовательно, все явления электродинамики можно вывести либо из уравнений Максвелла, либо из следующего ряда замечаний. (Запомните их на случай, если вы вдруг очу­титесь на необитаемом острове. Исходя из них, можно восста­новить все. Преобразования Лоренца вы, конечно, помните. Не забывайте их ни на необитаемом острове, ни в каком-либо другом месте.)

Во-первых, Аm — четырехвектор. Во-вторых, кулонов по­тенциал любого покоящегося заряда равен q/4pe0r. В-тре­тьих, потенциал, созданный зарядом, движущимся произволь­ным образом, зависит только от положения в запаздывающий момент времени. Из этих трех фактов вы можете получить все. Из того, что Аm ~ четырехвектор, мы преобразованием кулонова потенциала, который известен, получим потенциал за­ряда, движущегося с постоянной скоростью. Затем из послед­него утверждения, что потенциал зависит только от скорости в запаздывающий момент, мы, используя проекционное положе­ние, можем их найти. Правда, это не очень-то удобный способ рассмотрения, но интересно убедиться в том, что законы физики можно сформулировать множеством самых различных способов.

Иногда кое-кто безответственно заявляет, что вся электро­динамика может быть получена только из преобразований Ло­ренца и закона Кулона. Это, конечно, совершенно неверно. Мы прежде всего должны предположить, что у нас имеются скаляр­ный и векторный потенциалы, которые в совокупности образуют четырехвектор. Это говорит нам, как преобразуются потен­циалы. Затем, откуда нам известно, что необходимо учитывать только эффект в запаздывающий момент? Или, еще лучше, по­чему потенциал зависит только от положения и скорости и не зависит, например, от ускорения? Ведь поля Е и В зависят все-таки и от ускорения. Если вы попытаетесь применить те же рассуждения к ним, то будете вынуждены признать, что они за­висят только от положения и скорости в запаздывающий мо­мент. Но тогда поле ускоряющегося заряда было бы таким же, как и поле от заряда в проекционном положении, а это неверно. Поля зависят не только от положения и скорости вдоль траек­тории, но и от ускорения. Так что в «великом» утверждении, что все можно получить из преобразования Лоренца, содержится еще несколько неявных дополнительных предположений. (Всегда, когда вы слышите подобное эффектное утверждение, что нечто большое можно построить на основе малого числа предположений,— ищите ошибку. Обычно неявно принимается довольно много такого, что оказывается далеко не очевидным, " если посмотреть внимательнее.)

§ 2. Поля точечного заряда, движущегося с постоянной скоростью

Итак, мы нашли потенциалы точечного заряда, движущегося с постоянной скоростью. Для практических целей нам нужно найти поля. Равномерно движущиеся заряды попадаются бук­вально на каждом шагу, скажем проходящие через камеру Вильсона космические лучи или даже медленно движущиеся электроны в проводнике. Так что давайте хотя бы посмотрим, как выглядят эти поля для любых скоростей заряда, даже для скоростей, близких к скорости света, но предположим при этом, что ускорение вообще отсутствует. Это очень интересный вопрос.

Поля мы будем находить по обычным правилам, исходя из потенциалов

Возьмем сначала Ez:

Но компонента Azравна нулю, а дифференцирование выра­жения (26.1) для j дает

(26.2)

Аналогичная процедура для Еуприводит к

(26.3)

Немного больше работы с x-компонентой. Производная от j более сложна, да и Ахне равна нулю. Давайте сначала вычислим —дj/дх:

(26.4)

А затем продифференцируем Ахпо t:

(26.5)

И, наконец, складывая их, получаем

(26.6)

Бросим на минуту заниматься полем Е, а сначала найдем В. Для его z-компоненты мы имеем

Но, поскольку Аyравна нулю, у нас остается только одна производная. Заметьте, однако, что Ахпросто равна vj, а производная (d/dy)vjравна —vEy . Так что

(26.7)

Аналогично,

или

(26.8)

Наконец, компонента Вхравна нулю, поскольку равны нулю и Ауи Аг. Таким образом, магнитное поле можно запи­сать в виде

(26.9)

Теперь посмотрим, как выглядят наши поля. Мы попытаемся нарисовать картину поля вокруг положения заряда в настоящий момент. Конечно, влияние заряда в каком-то смысле происхо­дит из запаздывающего положения, но, поскольку мы имеем дело со строго заданным движением, запаздывающее положение однозначно определяется положением в настоящий момент. При постоянной скорости заряда поля лучше связывать с теку­щими координатами, ибо компоненты поля в точке х, у, z за­висят только от (х-vt), у и z, которые являются компонентами вектора перемещения rpиз постоянного положения заряда в точку (х, у, z) (фиг. 26.3).

Фиг. 26.3. Электрическое поле заряда, движущегося с постоянной скоростью, направ­лено по радиусу от истинного положения заряда.

Рассмотрим сначала точки, для которых z= 0. Поле Е в этих точках имеет только х- и y-компоненты. Из уравнений (26.3) и (26.6) видно, что отношение этих компонент как раз равно отно­шению х- и y-компонент вектора перемещения. Это означает, что направление Е совпадает с направлением rp, как это пока­зано на фиг. 26.3. Тот же результат остается справедливым и для трех измерений, поскольку Ezпропорционально z. Короче говоря, электрическое поле заряда радиально и силовые линии расходятся от заряда так же, как и в стационарном случае. Конечно, вследствие наличия дополнительного фактора (1-v2) поле не будет тем же самым, что в стационарном случае. Но здесь мы можем увидеть нечто очень интересное. Дело обстоит так, как будто вы пишете закон Кулона в особой системе коорди­нат, «сжатой» вдоль оси x множителем Ц(1-v2) Если вы сделаете это, то силовые линии впереди и позади заряда разойдутся, а по бокам сгустятся (фиг. 26.4).

Если мы связываем обычным образом напряженность поля Е с плотностью силовых линий, то видим, что поле впереди и по­зади заряда ослабевает, но зато по бокам становится сильнее, т. е. как раз то, о чем говорит нам уравнение. Когда вы изме­ряете напряженность поля под прямыми углами к линии дви­жения, т. е. при (x-vt) = 0, расстояние от заряда будет равно y2+z2, а полная напряженность Ц(E2x+E2y) в этих точках равна

(26.10)

Она, как и в случае кулонова поля, пропорциональна квад­рату расстояния, но еще усиливается постоянным множителем 1/Ц(1-v2), который всегда больше единицы. Таким образом, по бокам движущегося заряда электрическое поле сильнее, чем это следует из закона Кулона. Фактически увеличение по срав­нению с кулоновым потенциалом равно отношению энергии частицы к ее массе покоя.

Впереди заряда (или позади него) у и z равны нулю, а поэ­тому

(26.11)

Снова поле обратно пропорционально расстоянию от заряда, но теперь оно зарезается множителем (1-v2), что согласуется с картиной силовых линий. Если v/c мало, то v2/c2еще меньше, и действие (1-v2) почти незаметно, поэтому мы снова возвра­щаемся к закону Кулона. Но если частица движется со скоро­стью, близкой к скорости света, то поле перед частицей сильно уменьшается, а поле сбоку чудовищно возрастает.

Наш результат, относящийся к электрическому полю заря­да, можно представить и так. Предположим, что вы на клочке бумаги нарисовали силовые линии покоящегося заряда, а за­тем эту картину запустили со скоростью v2. Тогда благодаря лоренцеву сокращению рисунок сожмется, т. е. частички гра­фита на бумаге будут казаться нам расположенными в других местах. Но чудо состоит в том, что в результате на про­летающем мимо листочке вы увидите точную картину си­ловых линий точечного дви­жущегося заряда. Лоренцево сокращение сблизит их по бокам, раздвинет перед заря­дом и позади него как раз настолько, чтобы получить нужную плотность. Мы уже отмечали, что силовые ли­нии — это не реальность, а лишь способ представить себе электрическое поле. Однако здесь они ведут себя как самые настоящие реальные линии. В этом частном случае, если вы и сделали ошибку, рассматривая силовые ли­нии как нечто реальное и преобразуя их как реальные линии в пространстве, поле в результате все равно получилось бы пра­вильным.

Фиг. 26.4. Электрическое поле заряда.

а — неподвижного, б — летящего с по­стоянной скоростью v=0,9 с.

Однако от этого силовые линии не станут более реаль­ными. Вспомните об электрическом поле, создаваемом зарядом вместе с магнитом; когда магнит движется, он создает новое электрическое поле и разрушает всю нашу прекрасную кар­тину. Так что простая идея сокращающейся картинки, вообще говоря, не годится. Но все же это очень удобный способ запом­нить, как выглядит поле быстро движущегося заряда.

Магнитное поле [из уравнения (26.9)] равно vXE. Когда вы векторно помножите скорость на радиальное поле Е, то полу­чите поле В, силовые линии которого представляют окружности вокруг линии движения (фиг. 26.5). Если же теперь мы подста­вим обратно все с, то вы убедитесь, что результат получился тот же, что и для медленно движущихся зарядов. Хороший способ установить, куда должны войти с, — это вспомнить фор­мулу для силы:

Вы видите, что произведение скорости на магнитное поле имеет ту же размерность, что и электрическое поле, так что в правой части (26.9) должен стоять множитель 1/с2, т. е.

(26.12)

Для медленно движущегося заряда (v << с) поле можно считать кулоновым, и тогда

(26.13)

Эта формула в точности соответствует магнитному полю тока, которое было найдено в гл. 14 (вып. 5).

Попутно мне хотелось бы отметить кое-что весьма интерес­ное просто для того, чтобы вы об этом подумали. (К обсуждению этого мы еще вернемся, но несколько позже.) Представьте себе два электрона, скорости которых перпендикулярны, так что пути их пересекаются, однако электроны не сталкиваются; один из них успевает проскочить перед другим. В какой-то момент их относительное положение будет таким, как изображено на фиг. 26.6, а.

Фиг. 26.5. Магнитное поле вблизи движущегося заряда равно vXE (ср. с фиг. 26.4).

Фиг. 26.6. Силы между двумя движущимися заря­дами не всегда равны и противоположны. «Действие», оказывается, не равно «противодействию».

Рассмотрим теперь силы, с которыми q2дей­ствует на q1, и наоборот. На q2 со стороны q1 действует только электрическая сила, ибо q1на линии своего движения не соз­дает магнитного поля. Однако на q1кроме электрического поля, действует еще и магнитное, так что он движется и в магнитном поле, создаваемом зарядом q2. Все эти силы показаны на фиг. 26.6, б. Электрические силы, действующие на q1и q2, равны по величине и противоположны по направлению. Однако на q1еще действует и боковая (магнитная) сила, которой и в помине нет у q2. Равно ли здесь действие противодействию? Поломайте голову над этим вопросом.

§ 3. Релятивистское преобразование полей

В предыдущем параграфе мы вычисляли электрическое и маг­нитное поля, исходя из трансформационных свойств потенциа­лов. Но, несмотря на приведенные ранее аргументы в пользу физического смысла и реальности потенциалов, поля все же важ­нее. Они тоже реальны, и для многих задач было бы удобно иметь способ вычисления полей в движущейся системе, если поля в некоторой «покоящейся» системе уже известны. Мы име­ем законы преобразования для j и А, поскольку Аmпредставляет собой четырехвектор. Теперь нам хотелось бы найти законы преобразования Е и В. Пусть мы знаем векторы Е и В в одной системе отсчета. Как же они выглядят в другой системе, движущейся относительно первой? Здесь-то нам и понадобятся преобразования. Конечно, мы всегда можем сделать это через потенциал, но иногда удобно уметь преобразовывать поля непосредственно. Сейчас мы увидим, как это делается.

Как можно найти закон преобразования полей? Нам изве­стны законы преобразования j и А, и мы знаем, как выражаются поля через j и А, так что отсюда нетрудно найти преобра­зования для Е и В. (Вы можете подумать, что у каждого вектора есть нечто, дополняющее его до четырехвектора, так что, напри­мер, с вектором Е можно связать некую величину, которая сде­лает его четырехвектором. То же самое относится и к В. Увы, это не так. Все оказывается совершенно непохожим на то, что можно было бы ожидать.) Для начала возьмем магнитное поле В, которое, конечно, равно СXА. Теперь мы знаем, что х -, у- и z-компоненты векторного потенциала — это только одна часть, помимо них есть еще и t-компонента. Кроме того, мы знаем, что у аналога оператора С наряду с производными по х, у и z есть также производная по t. Давайте же попытаемся найти, что получится, если мы произведем замену у на t, или z на t, или еще что-нибудь в этом духе.

Прежде всего обратите внимание на форму слагаемых, об­разующих компоненты В:

В слагаемые, образующие x-компоненту В, входят только z- и y-компоненты А. Предположим, мы назвали эту комби­нацию производных и компонент «zy-штукой», или сокращенно Fzy . Мы просто имеем в виду, что

(26.15)

Подобной же «штуке» равна и компонента В, но на сей раз это будет «xz-штука», а Вz, разумеется, равна «yx-штуке». Таким образом,

(26.16)

Посмотрим теперь, что получится, если мы попытаемся смастерить «штуки» типа «t», т. е. Fxtили Ftz(ведь природа дол­жна быть красива и симметрична по х, у, z и t). Что такое, например, Ftz? Разумеется, она равна

Но вспомните, ведь At=j, поэтому предыдущее выражение равно

Такое выражение нам уже встречалось раньше. Это почти z-компонента поля Е. Почти, за исключением неверного знака. Впрочем, мы забыли, что в четырехмерном градиенте произ­водная по t идет со знаком, противоположным производным по х, у и z. Так что на самом деле нам следует взять более умное обобщение, т. е. считать

(26.17)

Теперь она в точности равна — Ег. Так же можно построить Ftxи Ftvи получить три выражения:

А что, если оба индекса внизу будут t? Или оба будут х? Тогда мы получим выражения типа

т. е. просто нуль.

Итак, у нас есть шесть таких «F-штук». Кроме них, есть еще шесть полученных перестановкой индексов, но они не дают ни­чего нового, ибо

Fxy= -Fyx

и т. п. Таким образом, из шести возможных попарных комбина­ций четырех значений индексов мы получили шесть различных физических объектов, которые представляют компоненты В и Е.

Чтобы записать члены F в общем виде, мы воспользуемся обобщенными индексами m и v, каждый из которых может быть 0, 1, 2 или 3, обозначающих соответственно (как и в обычных четырехвекторах) t, x, у или z. Кроме того, все будет прекрасно согласовываться с нашими четырехмерными обозначениями, если Fmvопределить как

Fmv =СmAv-СvAm, (26.19)

помня при этом, что

То, что мы нашли, можно сформулировать так: в природе су­ществуют шесть величин, которые представляют различные сто­роны чего-то одного. Электрическое и магнитное поля, кото­рые в нашем обычном медленно движущемся мире (где нас не беспокоит конечность скорости света) рассматривались как со­вершенно отдельные векторы, в четырехмерном пространстве уже не будут ими. Они — часть некоторой новой «штуки».

Наше физическое «поле» на самом деле шестикомпонентный объект Fmv . Вот как обстоит дело в теории относительности. По­лученные результаты для Fmvсобраны в табл. 26.1.

Таблица 26.1 · компоненты fmv

Вы видите, что мы сделали фактически обобщение векторного произведения. Мы начали с ротора и с того факта, что его свой­ства преобразования в точности такие же, как свойства преобра­зования двух векторов — обычного трехмерного вектора А и оператора градиента, который, как нам известно, ведет себя подобно вектору. Возвратимся на минуту к обычному вектор­ному произведению в трехмерном пространстве, например к мо­менту количества движения частицы. При движении частицы в плоскости важной характеристикой оказывается комбина­ция (xvy—yvx), а при движении в трехмерном пространстве появляются три подобные величины, которые мы назвали мо­ментом количества движения:

Затем (хотя сейчас вы, может быть, об этом и забыли) мы сотво­рили в гл. 20 (вып. 2) чудо: эти три величины превратились в компоненты вектора. Чтобы сделать это, мы приняли искус­ственное соглашение: правило правой руки. Нам просто повезло. И повезло потому, что момент Ltj (i и j равны х, у или z) ока­зался антисимметричным объектом, т. е.

Lij= - Lji, Lii=0.

Из девяти возможных его величин независимы лишь три. И вот оказалось, что при изменении системы координат эти три опе­ратора преобразуются в точности, как компоненты вектора.

То же свойство позволяет записать в виде вектора и элемент поверхности. Элемент поверхности имеет две части, скажем dx и dy, которые можно представить вектором da, ортогональным к поверхности. Но мы не можем сделать этого же для четырех измерений. Что будет нормалью к элементу dxdy? Куда она направлена — по оси z или по t?

Короче говоря, для трех измерений оказывается, что ком­бинацию двух векторов типа Lij, к счастью, снова можно пред­ставить в виде вектора, поскольку возникают как раз три члена, которые, выходит, преобразуются подобно компонен­там вектора. Для четырех измерений это, очевидно, невоз­можно, поскольку независимых членов шесть, а шесть ве­личин вы никак не представите в виде четырех.

Однако даже в трехмерном пространстве можно составить такую комбинацию векторов, которую невозможно представить в виде вектора. Предположим, мы взяли какие-то два вектора a=(ах, ay, az) и b=(bx, by, bz) и составили всевозможные различ­ные комбинации компонент типа axbx, axbyи т. д. Всего получается девять возможных величин:

Эти величины можно назвать Т' ij.

Если теперь перейти в повернутую систему координат (скажем, относительно оси z), то при этом компоненты а и b изменяются. В новой системе ахдолжно быть заменено на

Аналогичные вещи происходят и с другими компонентами. Девять компонент изобретенной нами величины Tij., разу­меется, тоже изменяются. Например, Txy =ахbупереходит в

или

Каждая компонента Tij — это линейная комбинация ком­понент tij.

Итак, мы обнаружили, что из векторов можно сделать не только векторное произведение aXb, три компоненты которого преобразуют подобно вектору. Искусственно мы из двух векто­ров tij . можем сделать «произведение» другого сорта. Девять его компонент преобразуются при вращении по сложным правилам, которые можно выписать. Подобный объект, требующий для своего описания вместо одного индекса два, называется тензо­ром. Мы построили тензор «второго ранга», но так же можно поступить и с тремя векторами и получить тензор третьего ранга, а из четырех векторов — тензор четвертого ранга и т. д. Тензором первого ранга является вектор.

Суть всего этого разговора в том, что наше электромагнитное поле Fmv— тоже тензор второго ранга, так как у него два индек­са. Однако это уже тензор в четырехмерном пространстве. Он преобразуется специальным образом, и через минуту мы найдем его. Это просто произведение векторных преобразований. Если у тензора F mv вы переставите индексы, то он изменит свой знак. Это особый вид тензора, и называется он антисимметричным. Иначе говоря, электрическое и магнитное поля являются частью антисимметричного тензора второго ранга в четырех­мерном пространстве.

Вот какой мы прошли длинный путь. Помните, мы начали с определения, что такое скорость? А теперь мы уже рассуждаем о «тензоре второго ранга в четырехмерном пространстве».

Теперь нам нужно найти закон преобразования Fmv. Сделать это нетрудно — мороки только много,— шевелить мозгами особенно не нужно, а вот потрудиться все же придется. Един­ственное, что мы должны найти,— это преобразование Лоренца величины Сm Av— СvAm . Так как Сm — просто специальный слу­чай вектора, то мы будем работать с общей антисимметричной

комбинацией векторов, которую можно назвать Gmv :

(26.20)

(Для наших целей амследует, в конце концов, заменить на Сm, а bm —на потенциал Аm .) Компоненты аm и bmпреобразуются по формулам Лоренца:

(26.21)

Теперь преобразуем компоненты Gm v . Начнем с Gtx:

Но ведь это просто Gtx. Таким образом, мы получили простой

результат G’tx=Gtx.

Возьмем еще одну компоненту:

Итак, получается

И, конечно, точно таким же образом

А теперь ясно, как ведут себя все остальные компоненты. Давайте составим таблицу преобразований всех шести членов; только теперь мы будем все писать для величин Fmv:

(26.22)

Разумеется, по-прежнему у нас Fmv=—f'mv, a F'mm=0.

Итак, мы имеем преобразования электрических и магнитных полей. Единственное, что нам нужно сделать,— это заглянуть в табл. 26.1 и узнать, что означает для векторов Е и В преобра­зование, записанное для Fмv. Речь идет о простой подстановке. Чтобы можно было видеть, как это все выглядит в обычных сим­волах, перепишем наши преобразования компонент поля в виде табл. 26.2.

Таблица 26.2 · ЛОРЕНЦЕВЫ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ

ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ И МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ

Уравнения в этой таблице говорят нам, как изменяются Е и В при переходе от одной инерциальной системы к другой. Если известны Е и В в одной системе, то мы можем найти, чему они равны в другой, движущейся относительно нее со скоростью v.

Можно переписать эти уравнения в форме, более легкой для запоминания. Для этого заметьте, что поскольку скорость v направлена по оси х, то все компоненты с v представляют собой векторные произведения vXE и vXB. Так что преобразования можно записать в виде табл. 26.3.

Таблица 26.3 · ДРУГАЯ ФОРМА ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ПОЛЕЙ

Теперь легко запомнить, какая компонента куда идет. Фак­тически эти преобразования можно записать даже еще проще, если ввести компоненты поля, направленные по оси х, т. е. «параллельные» компоненты E║ и В║(которые параллельны относительной скорости систем S и S') и полные поперечные или «перпендикулярные» компоненты Е┴ и В┴, т. е. векторную сумму у- и z-компонент. В результате мы получим уравнения, сведенные в табл. 26.4. (Для полноты мы восстановили все с.)

Таблица 26.4 · ЕЩЕ ОДНА ФОРМА ЛОРЕНЦЕВЫХ ПРЕОБРАЗОВАНИЙ ПОЛЕЙ Е И В

Преобразования поля позволяют по-другому решить задачи, которыми мы занимались прежде, например найти поле дви­жущегося точечного заряда. Раньше мы вычисляли поля, диф­ференцируя потенциалы. Но теперь то же самое можно сделать, преобразуя кулоново поле. Если у нас в системе S находится покоящийся заряд, то он создает только простое радиальное поле Е. В системе S', движущейся относительно системы S со скоростью v=-u, точечный заряд будет казаться нам летя­щим со скоростью и. Покажите сами, что преобразования табл. 26.3 и 26.4 дают те же самые электрические и магнитные поля, которые мы получили в § 2.

Преобразования табл. 26.2 дают нам очень интересный и простой ответ на вопрос: что мы видим, если движемся мимо любой системы фиксированных зарядов?

Фиг. 26.7. Система коор­динат S' движется в стати­ческом электрическом поле.

Пусть нам хочется узнать поля в нашей системе S', если мы движемся между пла­стинами конденсатора вдоль него, как показано на фиг. 26.7. (Но, разумеется, все равно, если бы заряженный конденсатор двигался мимо нас.) Что же мы увидим? Преобразования в этом случае облегчаются тем, что в первоначальной системе поле В отсутствует. Предположим сначала, что наше движение пер­пендикулярно к направлению Е, при этом мы увидим поле Е'=Е/Ц(1-v2/с2), которое остается полностью поперечным. Но мы еще увидим и магнитное поле В'=-vXE'/c2. (He удивляй­тесь, что в этой формуле нет Ц(1-v2); ведь мы записали ее через Е', а не через Е; так тоже можно делать.) Итак, когда мы дви­жемся в направлении, перпендикулярном к статическому полю, то видим измененное Е и вдобавок еще поперечное поле В. Если наше движение не перпендикулярно вектору Е, то мы разбиваем Е на Е║ и Е┴. Параллельная часть остается неизмен­ной, е'║=е┴, а что происходит с перпендикулярной компонен­той, мы уже описали.

Давайте разберем противоположный случай и вообразим, что мы движемся через чисто статическое магнитное поле. На этот раз мы бы увидели электрическое поле Е', равное vXB', и магнитное поле, усиленное множителем 1/Ц(1-v2/с2) (предполагая, что оно поперечное). До тех пор, пока v много меньше с, изменением магнитного поля можно пренебречь, и основным эффектом будет появление электрического поля. В качестве примера этого эффекта рассмотрим некогда знаме­нитую проблему определения скорости самолета. Сейчас она уже больше не знаменита, поскольку для определения скорости можно использовать отражение от Земли сигналов радиолока­тора. Но раньше в плохую погоду скорость самолета было очень трудно определить. Ведь вы не видите Землю и не можете ска­зать куда вы летите. А знать, насколько быстро вы движетесь относительно Земли, было важно. Как же это можно сделать, не видя ее? Те, кому были знакомы уравнения преобразования, считали, что нужно использовать тот факт, что самолет движется в магнитном поле Земли. Предположим, что самолет летит там, где магнитное поле нам более или менее известно. Возьмем простейший случай, когда магнитное поле вертикально. Если мы летим через него с горизонтальной скоростью v, то в соот­ветствии с нашей формулой должны наблюдать электрическое поле vXB, т. е. перпендикулярное к направлению движения. Если поперек самолета подвесить изолированный провод, то электрическое поле на его концах будет индуцировать заряды. Ну в этом ничего нового нет. С точки зрения наблюдателя на Земле, мы просто передвигаем провод в магнитном поле, а сила q(vXB) заставляет заряд двигаться к концу провода. Уравнения преобразования говорят то же самое, но другими словами. (То, что одну и ту же вещь можно получить не одним, а несколькими способами, вовсе не означает, что один способ лучше другого. Мы овладели столькими методами и приемами, что один и тот же результат можем получать какими хотите способами!)

Итак, единственное, что мы должны сделать для определения скорости v,— это измерить напряжение между концами про­вода. Хотя для этой цели мы не можем воспользоваться вольт­метром, ибо то же самое поле будет действовать и на провода внутри вольтметра, способы измерения таких полей все же существуют. О некоторых из них мы уже говорили в гл. 9 (вып. 5), когда рассказывали об атмосферном электричестве. Так что измерить скорость самолета, казалось бы, можно.

Однако эта важная проблема не была решена таким методом. Дело в том, что величина электрического поля, которое при этом развивается,— порядка нескольких милливольт на метр. Измерить такие поля, конечно, можно, но вся беда в том, что они ничем не отличаются от любых других электрических полей. Поля, создаваемые движением через магнитное поле, нельзя отличить от электрических полей, возникающих в воздухе по каким-то другим причинам (скажем, от электростатических зарядов в воздухе или на облаках). В гл. 9 мы говорили, что обычно над поверхностью Земли существуют электрические поля с напряженностью около 100 в/м, но они совершенно нере­гулярные. Так что самолет во время полета будет наблюдать флуктуации атмосферных электрических полей, которые огром­ны по сравнению со слабенькими полями, возникающими из-за множителя vXB. Ввиду этих чисто практических причин изме­рить скорость самолета, используя его движение в магнитном поле Земли, невозможно.

§ 4. Уравнения движения в релятивистских обозначениях

Полученные из уравнений Максвелла электрические и маг­нитные поля сами по себе не представляют особой ценности, если мы не знаем, что эти поля могут делать, на что они способны.

Вы, вероятно, помните, что поля нужны для нахождения действующих на заряды сил и что именно эти силы определяют их движение. Так что связь движения зарядов с силами, разу­меется, тоже есть часть электродинамики.

На отдельный заряд, находящийся в полях Е и В, действует

(26.23)

При небольших скоростях эта сила равна произведению массы на ускорение, но истинный закон, справедливый при любых скоростях, гласит: сила равна dp/dt. Подставляя p=m0v/Ц(1-v2/c2), находим релятивистское уравнение движения заряда:

(26.24)

Теперь мы хотим обсудить это уравнение с точки зрения тео­рии относительности. Поскольку уравнения Максвелла запи­саны у нас в релятивистской форме, интересно посмотреть, как в релятивистской же форме выглядят уравнения движения. Посмотрим, можно ли переписать уравнения движения в четы­рехмерных обозначениях.

Мы знаем, что импульс есть часть четырехмерного вектора pm с энергией m0/Ц(1-v2/с2) в качестве временной компоненты, так что мы надеемся заменить левую часть уравнения (26.24) на dpm/dt. Теперь нам нужно найти только четвертую компоненту силы F. Эта компонента должна быть равна скорости изменения энергии или скорости совершения работы, т. е. F·v. Так что правую часть уравнения (26.24) желательно было бы записать в виде четырехвектора типа (F·v, Fx, Fy , Fz), Однако эти вели­чины не составляют четырехвектора.

Производная четырехвектора по времени не будет больше четырехвектором, так как d/dt требует для измерения t неко­торой специальной системы отсчета. С этой трудностью мы уже сталкивались раньше, когда пытались сделать четырехвектор из скорости v. Тогда мы попытались считать, что роль временной компоненты скорости играет cdt/dt=c. Но на самом деле величины

(26.25)

не образуют четырехвектора. После этого мы обнаружили, что их можно превратить в компоненты четырехвектора, если помножить каждую на 1

/Ц(1-v2/с2). «Четырехмерной ско­ростью» umоказался вектор

(26.26)

Вот в чем фокус! Нужно умножать производную d/dt на 1/Ц(1-v2/с2), если мы хотим превратить ее компоненту в четырехвектор.

Итак, вторая гипотеза: четырехвектором должна быть ве­личина

(26.27)

Но что такое v? Это уже скорость частицы, а не скорость системы координат! Таким образом, обобщением силы на четырехмерное пространство будет величина fm:

(26.28)

которую мы назовем «4-силой». Она уже четырехвектор, и ее пространственными компонентами будут уже не F, а

F/Ц(1-v2/c2).

Почему же fm четырехвектор? Неплохо бы понять, что это за таинственный множитель 1/Ц(1-v2/с2). Так как мы встре­чаемся с ним уже второй раз, то самое время посмотреть, почему производная d/dt всегда должна входить с одним и тем же

множителем. Ответ заключается вот в чем. Когда мы берем производную по времени некоторой функции х, то подсчитываем приращение Dx за малый интервал Dt переменной t. Но в другой

системе отсчета интервал At может соответствовать изменению как t', так и х', так что при изменении только t' изменение х будет другим. Для наших дифференцирований следовало бы найти такую переменную, которая была бы мерой «интервала» в пространстве-времени и оставалась бы той же самой во всех системах отсчета. Когда в качестве этого интервала мы принимаем приращение Dx, то оно будет тем же во всех системах отсчета. Когда частица «движется» в четырехмерном пространстве, то возникают приращения как Dt, так и Dx, Dy, Dz. Можно ли из них сделать интервал? Да, они образуют компоненты приращения четырехвектора хm=(сt, х, у, г), так что, если определить величину Ds через

что представляет четырехмерное скалярное произведение, то в ней мы приобретаем настоящий скаляр и можем пользоваться им для измерения четырехмерного интервала. Исходя из вели­чины As или ее предела ds, мы можем определить параметр

Хорошим четырехмерным оператором будет и производ­ная по s, т. е. d/ds, так как она инвариантна относительно пре­образований Лоренца.

Для движущейся частицы ds легко связывается с dt. Для точечной частицы

(26.30)

а

Таким образом, оператор

есть инвариантный оператор. Если подействовать им на любой четырехвектор, то мы получим другой четырехвектор. Например, если мы действуем им на (ct, x, у, z), то получаем четырехвектор скорости

Теперь мы видим, почему Ц(l-v2/c2)поправляет дело.

Инвариантная переменная s — очень полезная физическая величина. Ее называют «собственным временем» вдоль траекто­рии частицы, ибо в системе, в любой момент движущейся вместе с частицей, ds просто равно интервалу времени. (В этой системе Dx=Dy=Dz=0, a Ds=Dt.) Если вы представите себе часы, скорость хода которых не зависит от ускорения, то, двигаясь вместе с частицей, такие часы будут показывать время s.

Теперь можно вернуться назад и записать закон Ньютона (подправленный Эйнштейном) в изящной форме:

(26.32)

где fm определяется формулой (26.28). Импульс же рmможет быть записан в виде

(26.33)

где координаты xm=(ct, х, у, z) описывают теперь траекторию частицы. Наконец, четырехмерные обозначения приводят нас к очень простой форме уравнений движения:

(26.34)

напоминающей уравнения F=ma. Важно отметить, что урав­нения (26.34) и F=ma — вещи разные, ибо четырехвекторная форма уравнения (26.34) содержит в себе релятивистскую ме­ханику, которая при больших скоростях отличается от механики Ньютона. Это абсолютно непохоже на случай уравнений Максвелла, где нам нужно был о переписать уравнения в реляти­вистской форме, совершенно не изменяя их смысла, а изменяя лишь обозначения.

Вернемся теперь к уравнению (26.24) и посмотрим, как в четырехвекторных обозначениях записывается правая часть.

Три компоненты F, поделенные на Ц(1-v2/c2), составляют про­странственные компоненты fm , так что

Теперь мы должны подставить все величины в их релятивистских обозначениях. Прежде всего c/Ц(1-v2/c2), vy/Ц(1-v2/c2) и vz/Ц(1-v2/c2) представляют t-, у- и z-компоненты 4-скорости um. Компоненты же Е и В входят в электромагнитный тензор вто­рого ранга Fmv. Отыскав в табл. 26.1 компоненты Fmv, соответ­ствующие Ех, Вги Вv , получим

здесь уже начинает вырисовываться что-то интересное. В каж­дом слагаемом есть индекс х, и это разумно, ибо мы находим х-компоненту силы. Все же остальные индексы появляются в парах tt, yy, zz — все, кроме слагаемого с хх, которое куда-то делось. Давайте просто вставим его и запишем

Этим мы ничего не изменили, так как благодаря антисимметрии Fmvслагаемое Fxxравно нулю. Причиной же нашего желания восстановить его является возможность сокращенной записи уравнения (26.36):

(26.37)

Это по-прежнему уравнение (26.36), если предварительно мы примем соглашение: когда какой-то индекс встречается в произ­ведении дважды (подобно v), нужно автоматически суммировать все слагаемые с одинаковыми значениями этого индекса точно так же, как и в скалярном произведении, т. е. пользуясь тем же самым правилом знаков.

Нетрудно поверить, что уравнение (26.37) так же хорошо работает и для m=y, и для m=z. Но как обстоит дело с m=t? Посмотрим для забавы, что дает формула

Теперь мы снова должны перейти к Е и В. После этого получается

или

Но в (26.28) ftбралось равным

А это одно и то же, что (26.38), ибо v·(vXB) равно нулю. Так что все идет как нельзя лучше.

В результате наше уравнение движения записывается в элегантном виде:

(26.39)

Как ни приятно видеть столь красиво записанное уравнение, форма эта не особенно полезна. При нахождении движения частицы обычно удобнее пользоваться первоначальным урав­нением (26.24), что мы и будем делать в дальнейшем.

*Штрих используется здесь для обозначения запаздывающего поло­жения и времени; не путайте его со штрихом в предыдущей главе, обозначавшим систему отсчета, подвергнутую преобразованиям Лоренца.

*В этом параграфе мы не будем принимать с за единицу.

Глава 27 ЭНЕРГИЯ ПОЛЯ И ЕГО ИМПУЛЬС

§ 1. Локальные законы сохранения

§ 2. Сохранение энергии и электромагнитное поле

§ 3. Плотность энергии и поток энергии в электромагнитном поле

§ 4. Неопределенность энергии поля

§ 5. Примеры потоков энергии

§ 6. Импульс поля

§ 1. Локальные законы сохранения

То, что энергия вещества не всегда сохра­няется, ясно как день. При излучении света объект теряет энергию. Однако потерянную энергию можно представить в какой-то другой форме, скажем, в форме энергии света. Поэтому закон сохранения энергии не полон, если не рассмотреть энергию, связанную со светом, в частности, и с электромагнитным полем вооб­ще. Сейчас мы подправим его, а заодно и закон сохранения импульса с учетом электромагнит­ного поля. Мы, разумеется, не можем обсуждать их порознь, ибо, согласно теории относитель­ности, это различные проявления одного и того же четырехвектора.

С сохранением энергии мы познакомились еще в начале нашего курса; тогда мы просто сказали, что полная энергия в мире остается постоянной. Теперь же мы хотим сделать очень важное обобщение идеи закона сохранения энергии, которое скажет нам нечто о деталях того, как это происходит. Новый закон будет говорить, что если энергия уходит из какой-то области, то это может происходить только за счет ее вытекания через границы рассматрива­емой области. Это утверждение сильнее, чем просто сохранение энергии без подобных огра­ничений.

Чтобы легче понять смысл этого утверждения, посмотрим, как работает закон сохранения заряда. У нас есть плотность тока j и плотность заряда r, а сохранение заряда описывается тем, что если в каком-то месте заряд уменьшается, то оттуда должен происходить отток зарядов. Мы называем это сохранением заряда. Математически закон сохранения записывается в виде

(27.1)

Как следствие этого закона полный заряд всего мира остается постоянным. Заряды никогда не рождались и не уничтожались; в мире как целом нет никакой чистой прибыли зарядов, как нет и никаких потерь. Однако полный заряд мира можно сде­лать постоянным и другим способом. Пусть вблизи точки (1) находится заряд Q1 , а вблизи точки (2), расположенной от нее на некотором расстоянии, никакого заряда нет (фиг. 27.1). Предположим теперь, что с течением времени заряд Q1посте­пенно исчезает, но что одновременно с уменьшением Q1 вблизи точки (2) появляется заряд Q2, причем так, что в любой момент сумма Qtи Q2остается постоянной. Другими словами, в любой промежуточный момент количество заряда, теряемое Q1 , при­бавляется к Q2. При этом в мире полное количество заряда сох­раняется. Хотя это тоже «всемирное» сохранение заряда, мы не будем его называть «локальным» сохранением, ибо для того, чтобы заряд перебрался из точки (1) в точку (2), ему не обяза­тельно появляться где-то в пространстве между этими точками. Локально заряд просто «теряется».

Однако такой «всемирный» закон сохранения встречает в теории относительности большие трудности. Понятие «одно­временно» для точек, разделенных расстоянием, неэквивалентно для разных систем. Два события, происходящие одновременно в одной системе, не будут одновременными в системе, движу­щейся относительно нее. Для «всемирного» сохранения только что описанного типа требуется только одно—чтобы заряд, те­ряемый Q1, одновременно появлялся в Q2. В противном случае будут такие моменты, когда заряд не сохраняется. По-видимому, способа сделать закон сохранения заряда релятивистски инвариантным, не делая его «локальным», не существует.

Фиг. 27.1. Два способа описания сохранения заряда

Суть в том, что требование лоренцевой инвариантности, как оказы­вается, удивительнейшим образом ограничивает возможные законы природы. В современной квантовой теории поля, на­пример, теоретики часто пытаются изменить теорию, допустив то, что мы называем «нелокальным» взаимодействием, когда нечто, находящееся здесь, непосредственно влияет на нечто, находящееся там, но мы всегда наталкиваемся на трудности, связанные с принципами относительности.

«Локальные» же законы сохранения основаны на другой идее. Они утверждают, что заряд может перейти из одного места в другое только при том условии, что нечто такое происходит в пространстве между ними. Чтобы описать такой закон, нам нужна не только плотность заряда r, но и величина другого сор­та, именно вектор j, задающий скорость потока заряда через поверхность. При этом поток связан со скоростью изменения заряда уравнением (27.1). Это более сильная формулировка закона сохранения. Она говорит, что заряд сохраняется особым образом, сохраняется «локально».

Сохранение энергии, оказывается, тоже локальный процесс. В мире существует не только плотность энергии в данной об­ласти, но и вектор, представляющий скорость потока энергии через поверхность. Например, когда источник излучает свет, мы можем найти энергию света, излучаемого им. Если мы вообра­зим некую математическую поверхность, окружающую источ­ник света, то потеря энергии этого источника равна потоку энергии через окружающую его поверхность.

§ 2. Сохранение анергии и электромагнитное поле

Нам надо теперь описать сохранение энергии в электромаг­нитном поле количественно. Для этого нужно выяснить, сколько энергии находится в единице объема, а также какова скорость ее потока. Рассмотрим сначала энергию только электромагнит­ного поля. Пусть и обозначает плотность энергии поля, т. е. количество энергии в единице объема пространства, а вектор S — поток энергии поля (т. е. количество энергии, прошедшее в единицу времени через единичную поверхность, перпендику­лярную к потоку). Тогда, аналогично сохранению заряда (27.1), можно написать «локальный» закон сохранения энергии поля в виде

(27.2)

Конечно, этот закон, вообще говоря, не верен; энергия поля не сохраняется. Представьте, что вы находитесь в темной комнате, а затем поворачиваете выключатель. Комната внезапно наполняется светом, т. е. в ней оказывается энергия поля, ко­торой раньше не было. Уравнение (27.2) не составляет полного закона сохранения, ибо энергия одного только поля не сохра­няется, а существует еще энергия вещества; сохраняется лишь полная энергия во всем мире. Энергия поля будет изменяться, если оно производит работу над веществом или вещество произ­водит работу над полем.

Однако если внутри интересующего нас объема находится вещество, то мы знаем, сколько энергии оно несет в себе: энергия каждой частицы равна m0c2/Ц(l-v2/c2). Полная же энергия вещества равна просто сумме энергий всех частиц, а поток ее через поверхность равен просто сумме энергий, переносимой каждой частицей, пересекающей эту поверхность. Но сейчас мы будем иметь дело только с энергией электромагнитного поля: Так что мы должны написать уравнение, которое говорит, что Г полная энергия поля в данном объеме уменьшается либо в ре­зультате вытекания ее из объема, либо потому, что поле передает свою энергию веществу (или приобретает ее, что означает просто отрицательную потерю). Энергия поля в объеме V равна

а скорость ее уменьшения равна производной этого интеграла по времени со знаком минус. Поток энергии поля из объема V равен интегралу от нормальной компоненты S по поверхности 2, ограничивающей объем V:

Таким образом,

Раньше мы видели, что над каждой единицей объема вещества поле в единицу времени производит работу Е·j. [Сила, действу­ющая на частицу, равна F=q(E+vXB), а мощность равна F-v=qE·v. Если в единице объема содержится N частиц, то эта мощность в единице объема равна NqE·v, a Nqv=j·I Таким образом, величина Е·j должна быть равна энергии, теряемой полем в единице объема за единицу времени. Уравнение (27.3) при этом приобретает вид

(27.4)

Вот как выглядит наш закон сохранения энергии в поле. Его можно записать как дифференциальное уравнение, подобное (27.2); для этого второе слагаемое нужно превратить в интеграл по объему, что легко делается с помощью теоремы Гаусса. По­верхностный интеграл от нормальной компоненты S равен интегралу от дивергенции S по объему, ограниченному этой поверхностью, так что уравнение (27.3) эквивалентно следую­щему:

где производную по времени от первого слагаемого мы внесли под интеграл. Поскольку это уравнение верно для любого объема, то интегралы можно отбросить и получить уравнение для энергии электромагнитного поля:

(27.5)

Однако это уравнение не даст нам ничего хорошего, пока мы не узнаем, что такое u и S. Быть может, мне следовало бы просто сказать вам, как они выражаются через Е и В, поскольку это единственное, что нам, собственно, нужно. Однако мне очень хочется изложить вам все те рассуждения, которыми в 1884 г. воспользовался Пойнтинг, чтобы получить формулы для S и u, с тем, чтобы вы понимали, откуда они взялись. (Для дальнейшей работы, впрочем, вам этот вывод не потребуется.)

§ 3. Плотность энергии и поток энергии в электромагнитном поле

Идея заключается в том, что должны существовать плот­ность энергии u и поток S, которые зависят только от полей Е и В. [В электростатике, например, плотность энергии, как мы знаем, можно записать в виде 1/2e0(Е·Е).] Разумеется, u и S могут зависеть от потенциалов и чего-то другого, но давайте лучше посмотрим, что мы можем написать. Попытаемся перепи­сать величину Е·j в таком виде, чтобы она стала суммой двух слагаемых, одно из которых было бы производной по времени от некоторой величины, а второе — дивергенцией. Тогда первую величину мы бы назвали и, а вторую — S (разумеется, с надле­жащими знаками). Обе величины должны быть выражены только через поля, т. е. мы хотим записать наше равенство в виде

(27.6)

причем левая часть уравнения должна выражаться только через поля. Как это сделать? Разумеется, нужно воспользоваться уравнениями Максвелла. Из уравнения для ротора В имеем

Подставляя это в (27.6), получаем выражение его только через Е и В:

(27.7)

Работа частично нами уже закончена. Последнее слагаемое есть производная по времени — это (д/дt)(1/2e0Е·Е).

Итак, 1/2e0Е·Е должно быть по крайней мере частью u. Такое же выражение получалось у нас и в электростатике. А теперь единственное, что нам остается сделать,— это превра­тить в дивергенцию чего-то второе слагаемое.

Заметьте, что первое слагаемое в правой части (27.7) пере­писывается в виде

(27.8)

вы знаете из векторной алгебры, что (aXb)·c равно а·(bXc), поэтому первое слагаемое принимает вид

(27.9)

т. е. получилась дивергенция «чего-то», к которой мы так стре­мились. Получилась, но только все это неверно! Я предупреждал вас, что оператор С только «похож» на вектор, а на самом деле он не «настоящий» вектор. Вспомните, что в дифференциальном исчислении существует дополнительное соглашение: когда опе­ратор производной стоит перед произведением, он действует на все стоящее правее него. В уравнении (27.7) оператор С дей­ствует только на В и не затрагивает Е. Но если бы мы записали его в форме уравнения (27.9), то общепринятое соглашение гово­рило бы, что Сдействует как на В, так и на Е. Так что это не одно и то же. В самом деле, если расписать С·(ВXЕ) по ком­понентам, то можно убедиться, что оно равно E· (СXB) плюс какие-то другие слагаемые. Это напоминает взятие производной от произведения в обычном анализе. Например,

Вместо того чтобы выписать все компоненты С· (BXE), мне бы хотелось показать вам один трюк, очень полезный в за­дачах такого рода. Он позволит вам всюду в выражениях, содер­жащих оператор С, пользоваться правилами векторной алгебры, не попадая впросак. Трюк состоит в отбрасывании (по крайней мере на время) правил дифференциального исчисления относи­тельно того, на что действует оператор производной. Вы знаете, что порядок сомножителей важен в двух различных случаях. Во-первых, в дифференциальном исчислении: f(d/dx)g не то же самое, что g(d/dx)f; и, во-вторых, в векторной алгебре: aXb отличается от bXа. Мы можем, если захотим, на минуту отка­заться от правил дифференциального исчисления. Вместо того чтобы говорить, что производная действует на все стоящее правее от нее, мы примем новое правило, избавляющее нас от порядка, в котором записаны сомножители. После этого мы можем крутить ими, как хотим, без всяких помех.

Вот наше новое правило: с помощью индекса мы будем ука­зывать, на что же именно действует дифференциальный опера­тор; при этом порядок сомножителей не имеет никакого значе­ния. Допустим, что оператор д/дх мы обозначили через D. Тогда символ Dfговорит, что берется производная только функции

Но если мы имеем выражение Dffg, то оно означает

Заметим теперь, что, согласно нашему новому правилу, fDfg означает то же самое. Одно и то же выражение можно записать любым из следующих способов:

Вы видите, что Dfможет стоять даже после всего. (Странно, почему такому удобному обозначению обычно не учат в книгах по математике и физике.)

Вы, пожалуй, удивитесь: а что, если я хочу написать произ­водную от fg? Если мне нужна производная от обоих членов? Это очень легко: вы пишете Df(fg)+Dg(fg),т.e.g(df/dx)+f(dg/dx), что в старых обозначениях как раз равно d(fg)/dx.

Вы сейчас увидите, как просто теперь получить новое выра­жение для С·(ВXЕ). Начнем с перехода к новому обозначению и напишем

(27.10)

Как только мы сделали это, уже нет больше нужды придержи­ваться строгого порядка. Мы всегда знаем, что СE действует только на Е, a СB действует только на В. При этих обстоятель­ствах оператором С можно пользоваться как обычным вектором. (Разумеется, после того как все будет окончено, нам захочется вернуться к «стандартным» обозначениям, которые обычно используются.) Таким образом, теперь мы можем делать различ­ные перестановки сомножителей. Так, средний сомножитель в уравнении (27.10) можно переписать как Е·(СBXВ). [Надеюсь, вы помните, что a·(bXc) = b·(cXa).] А последний — как В·(EXСE). Хотя это выглядит несколько странно, но тем не менее здесь все в порядке. Если же мы теперь попытаемся вер­нуться к старым обозначениям, то должны будем расположить операторы С так, чтобы они действовали на свои «собственные» переменные. В первом из них все в порядке, так что мы можем просто опустить индекс у С. Второй же требует некоторой реорганизации, чтобы оператор С поставить перед Е. Этого можно

добиться, переставляя сомножители в векторном произ­ведении и меняя знак:

Теперь все стоит на своем месте и можно вернуться к обычным обозначениям. Формула (27.10) эквивалентна следующему равенству:

(В этом специальном случае быстрее было бы использовать ком­поненты, но, право же, стоило потратить время ради того, чтобы показать вам математический трюк. Может случиться, что вы больше нигде его не встретите, а он очень удобен тогда, когда в векторной алгебре нужно освободиться от правила порядка членов при дифференцировании.)

Вернемся теперь к нашему закону сохранения энергии, при­чем для преобразования СXB в (27.7) мы используем новый результат — равенство (27.11). Вот что оно дает:

Теперь вы видите, что мы почти у цели. Одно из наших сла­гаемых — настоящая производная no t, ее мы используем при образовании и, а другое (превосходная дивергенция) войдет в S. К несчастью, справа в середине осталось еще одно слагаемое, ко­торое не является ни дивергенцией, ни производной по t. Так что пока еще не все закончено. После некоторых размышле­ний мы опять обращаемся к уравнениям Максвелла и, к счастью, обнаруживаем, что (СXE) равно —dB/dt.

Это позволяет превратить дополнительный член в чистую производную чего-то по времени:

Вот теперь у вас получилось то, что нужно. Уравнение для энергии переписывается в виде

А это, если мы определим u и S как

(27.14)

и

(27.15)

в точности напоминает уравнение (27.6). (Перестановкой со­множителей в векторном произведении мы добиваемся правиль­ного знака.)

Итак, наша программа успешно выполнена. Из выражения для плотности энергии мы видим, что она представляет сумму «электрической» и «магнитной» плотностей энергии, которые в точности равны выражениям, полученным нами в статике, когда мы находили выражение для энергии через поля. Кроме того, мы получили выражение для вектора потока энергии электромагнитного поля. Этот новый вектор S=e0c2EXB по имени своего первооткрывателя называется «вектором Пойнтинга». Он говорит нам о скорости, с которой энергия движется в пространстве. Энергия, протекающая в секунду через малую поверхность da, равна S·nda, где n — вектор, перпендикуляр­ный к поверхности da. (Теперь, когда у нас есть формулы для u и S, можете, если хотите, забыть все выкладки.)

§ 4. Неопределенность энергии поля

Прежде чем заняться некоторыми приложениями формул Пойнтинга [т. е. выражений (27.14) и (27.15)], я хотел бы заме­тить, что на самом деле мы их не «доказали». Все, что мы сде­лали,— это нашли только возможное u и возможное S. Но откуда же нам известно, что, покрутив формулами, мы не придем к дру­гому выражению для u и другому выражению для S? Новое S и новое и будут отличаться от старых, но по-прежнему будут удовлетворять уравнению (27.6). Такое вполне может случиться. Однако в формулы, которые получаются при этом, всегда входят различные производные полей (причем это всегда члены второго порядка типа второй производной или квадрата первой произ­водной). Для u и S можно фактически написать бесконечное число различных выражений, и до сих пор никто не думал над экспериментальной проверкой того, которое же из них истинное. Люди полагают, что простейшее выражение, по-видимому, и должно быть истинным, но надо сознаться, что мы так и не знаем, как же на самом деле распределена энергия в электромагнитном поле. Пойдем по тому же легчайшему пути и постулируем, что энергия поля определяется выражением (27.14). При этом вектор потока S должен задаваться уравнением (27.15).

Самое интересное то, что единого способа избавиться от неопределенности энергии поля, по-видимому, вообще нет. Иног­да утверждают, что эту проблему можно разрешить, используя теорию гравитации; при этом приводятся такие доводы. В теории гравитации источником гравитационного притяжения является вся энергия. Поэтому если нам известно, какие гравитационные силы действуют на свет, то можно правильно определить плот­ность энергии электричества. До сих пор, однако, такими тон­кими экспериментами, которые позволили бы точно определить гравитационное влияние на электромагнитное поле, никто не занимался. Впрочем, установлено, что свет при прохождении около Солнца отклоняется, поэтому мы можем говорить, что Солнце притягивает к себе свет. Во всяком случае, найденные нами выражения для электромагнитной энергии и потока всегда всеми признавались. И хотя иногда результаты, полученные с их использованием, казались странными, никто никогда не обна­ружил в них чего-то невероятного, какого-то расхождения с экспериментом. Согласимся со всеми и будем считать, что, по-видимому, здесь все в порядке.

Мне хотелось бы сделать еще одно замечание о формуле для энергий. Прежде всего формула для энергии поля в единице объема очень проста — это сумма электрической и магнитной энергий, если электрическую энергию мы определим как Е2, а магнитную — как В2. Эти выражения были найдены нами как возможные выражения для энергии при рассмотрении статиче­ских задач. Кроме него, мы нашли для энергии электростати­ческого поля и несколько других выражений, например j, которое в электростатическом случае равно интегралу от Е·Е. Однако в электродинамическом случае это равенство нарушает­ся, и нет критерия, позволяющего установить, которая из фор­мул правильна. Но теперь мы это знаем. Аналогично, мы нашли выражение для магнитной энергии, которое верно в самом общем случае.

§ 5. Примеры потоков энергии

Наша формула для вектора потока энергии S представляет нечто новое. Теперь следует посмотреть, насколько она годится в некоторых специальных случаях, а также проверить ее на том, что мы знали раньше. Первым нашим примером будет свет. В световой волне векторы Е и В направлены под прямым углом друг к другу и направлению распространения волны (фиг. 27.2). В электромагнитной волне величина В равна (1/с)Е, а поскольку они направлены под прямым углом, то величина (ЕXE) равна просто Е2/с. Таким образом, для света поток энергии в секунду через единичную поверхность равен

(27.16)

Фиг. 27.2. Векторы Е, В и S световой волны.

В световой волне, где E=E0cosw(t-х/с), средняя скорость потока энергии через единичную площадь <S>ср, которая на­зывается «интенсивностью» света, равна среднему значению электрического поля, помноженному на eас:

(27.17)

Этот результат, как ни странно, мы уже получали в гл. 31, § 5 (вып. 3), когда изучали свет. Мы получили его совсем другим путем и поэтому можем сейчас в него поверить. Когда у нас есть пучок света, то плотность энергии в пространстве задается урав­нением (27.14). Воспользовавшись теперь тем, что в световой волне сВ=Е, получаем

Однако вектор Е изменяется в пространстве, поэтому средняя плотность энергии равна

(27.18)

Далее, свет распространяется со скоростью с, поэтому можно думать, что энергия, проходящая в секунду через квадратный метр, равна произведению с на количество энергии в кубическом метре, т. е.

Все в порядке. Мы снова получили выражение (27.17).

Возьмем теперь другой пример, на этот раз очень любопыт­ный. Рассмотрим поток энергии в медленно заряжающемся кон­денсаторе. (Мы не хотим сейчас иметь дело со столь высокими ча­стотами, при которых конденсатор становится похожим на резо­нансную полость, но нам не нужен и постоянный ток.) Возьмем обычный конденсатор с круглыми параллельными пластинами (фиг. 27.3). Между ними создается почти однородное электри­ческое поле, которое изменяется с течением времени. Полная электромагнитная энергия внутри конденсатора в любой момент равна произведению плотности энергии и на объем. Если радиус пластин равен а, а расстояние между ними h, то полная энергия, заключенная между пластинами, будет

(27.19)

С изменением напряженности Е эта энергия тоже меняется. Когда конденсатор заряжается, внутренний объем приобретает энергию со скоростью

(27.20)

Так что должен существовать поток энергии, направленный откуда-то со стороны внутрь объема. Вы, конечно, думаете, что он идет от проводов, заряжающих конденсатор,— а вот и нет! Поток внутрь никоим образом не может идти с этой стороны, так как Е перпендикулярно к пластинам, а поэтому ЕXВ должно быть параллельно им.

Вы, вероятно, помните, что при зарядке конденсатора воз­никает магнитное поле, которое направлено по окружности вокруг оси. Об этом говорилось в гл. 23. Воспользовавшись последним уравнением Максвелла, мы там нашли, что магнитное поле на краю конденсатора определяется выражением

или

Направление его показано на фиг. 27.3. Таким образом, на краях конденсатора, как видно из рисунка, возникает поток энергии, пропорциональный ЕXВ. Так что энергия на самом деле втекает в конденсатор не со стороны проводов, а со стороны окружаю­щего его пространства.

Фиг. 27.3. Вблизи заряженного конденсатора вектор Пойнтинга S направлен внутрь него

Фиг. 27.4. Поле вне конденсатора, заряженного двумя очень удален­ными зарядами.

Давайте проверим, согласуется ли полный поток через всю поверхность между краями пластин со скоростью изменения внутренней энергии. Для этого лучше всего повторить весь путь, проделанный нами при выводе выражения (27.15). Посмотрим, к чему он приведет. Площадь поверхности равна 2pah, а абсолютная величина S=e0c2(EXB) равна

так что полный поток энергии будет

Это совпадает с уравнением (27.20). Удивительная вещь! Ока­зывается, при зарядке конденсатора энергия идет туда не через провода, а через зазор между краями пластин. Вот что говорит нам эта теория!

Как это может быть? Вопрос не из легких, но вот вам один из способов рассуждения. Предположим, у нас есть заряды, расположенные над и под конденсатором вдали от него. Когда такие заряды расположены вдалеке, то конденсатор окружает хотя и слабое, но необычайно протяженное поле (фиг. 27.4). Затем, когда заряды подходят все ближе и ближе, поле стано­вится все сильнее и сильнее и все теснее «обнимает» конденсатор. Так что энергия поля, которая вначале была далеко, движется «по направлению» к конденсатору и в конце концов входит в про­странство между пластинами.

В качестве следующего примера давайте посмотрим, что происходит с кусочком провода (с ненулевым сопротивлением), по которому течет ток. Поскольку провод обладает каким-то сопротивлением, то вдоль него действует электрическое поле, которое порождает ток, а в результате падения потенциала вдоль провода существует также параллельное его поверхности электрическое поле вне провода (фиг. 27.5). Кроме того, наличие тока порождает также магнитное поле, направленное по окружности вокруг провода.

Фиг. 27.5. Вектор Пойнтинга S вблизи провода с током.

Векторы Е и В направлены под прямым углом, а поэтому вектор Пойнтинга направлен радиально, как это показано на рисунке. Внутрь проводника со всех сторон втекает энергия. Она, разумеется, должна быть равна энергии, теряемой проводником в виде тепла.

Таким образом, наша «сумасшедшая» теория говорит, что электроны получают свою энергию, растрачиваемую ими на создание теплоты извне, от потока энергии внешнего поля внутрь провода. Интуиция нам подсказывает, что электрон пополняет свою энергию за счет «давления», которое толкает его вдоль провода, так что энергия как будто должна течь вниз (или вверх) по проводу. А вот теория утверждает, что на самом деле на электрон действует электрическое поле, создаваемое очень да­лекими зарядами, и электроны теряют свою энергию, расходуе­мую на тепло именно из этих полей. Энергия отдаленных заря­дов каким-то образом растекается по большой области простран­ства и затем втекает внутрь провода.

Наконец, чтобы окончательно убедить вас в том, что это явно ненормальная теория, возьмем еще один пример, когда электрический заряд и магнит покоятся — сидят себе рядышком и не шевелятся. Представьте, что мы взяли точечный заряд, по­коящийся вблизи центра магнитного бруска (фиг. 27.6). Все находится в покое, так что энергия тоже не изменяется со вре­менем; Е и В постоянны. Но вектор Пойнтинга утверждает, что здесь есть поток энергии, так как ЕXВ не равно нулю. Если вы понаблюдаете за потоком энергии, то убедитесь, что он циркули­рует вокруг этой системы. Но никакого изменения энергии не происходит; все, что втекает в любой объем, снова вытекает из него.

Фиг. 27.6. Заряд и магнит дают вектор Пойнтинга. циркулирую­щий по замкнутой петле.

Это напоминает круговой поток несжимаемой воды. Итак, в такой, казалось бы, статической ситуации есть поток энергии. Выглядит, прямо скажем, абсурдно!

А, может быть, это все-таки не так уж удивительно, если вспомнить, что так называемый «статический» магнит представ­ляет на самом деле непрерывно циркулирующий ток. Внутри постоянного магнита электроны все время крутятся. Так что, может быть, циркуляция энергии не так уж удивительна.

У вас, без сомнения, начинает создаваться впечатление, что теория Пойнтинга, по крайней мере частично, опровергает вашу интуицию относительно того, где находится энергия электро­магнитного поля. Вам может показаться, что необходимо за­няться «починкой» своей интуиции, отработкой ее на множестве примеров. Однако в этом, по-видимому, никакой необходимости нет. Не думаю, чтобы вы оказались в большом затруднении, забыв на время, что энергия втекает внутрь провода извне, а не течет вдоль него. Не так уж важно, используя идею сохра­нения энергии, указать во всех деталях, какой путь избирает энергия. Циркуляция энергии вокруг магнита и заряда в боль­шинстве случаев, по-видимому, совершенно несущественна. Хотя это и не так уж важно, однако ясно, что повседневная интуиция нас обманывает.

§ 6. Импульс поля

Теперь мне бы хотелось поговорить об импульсе поля. Поле обладает энергией; точно так же в единице объема оно обладает каким-то импульсом. Обозначим плотность импульса через g. Импульс, разумеется, может иметь различные направления, по­этому g должно быть вектором. Временно мы будем говорить об одной компоненте и для начала возьмем x-компоненту. По­скольку любая компонента импульса сохраняется, то мы можем сразу написать закон примерно такого вида:

Левая часть тривиальна. Скорость изменения импульса веще­ства равна просто действующей на него силе. Для частиц F=q(E+vXB), а для распределенных зарядов на единицу объема действует сила F=(rE+jXB). Однако слагаемое «поток импульса» несколько странно. Оно не может быть дивергенцией какого-то вектора, ибо это не скаляр, а скорее x-компонента некоторого вектора. Но как бы то ни было оно должно иметь вид

поскольку x-компонента импульса должна течь в каком-либо из трех направлений. Во всяком случае, каковы бы ни были а, b и с, такая комбинация предполагается равной потоку x-ком­поненты импульса.

Дальше по правилам той же самой игры напишем rЕ+jXB только через Е и В, исключив плотность заряда r и плотность тока j и затем жонглируя слагаемыми и произведя подстановку, получаем

Сопоставляя затем разные слагаемые, мы должны найти выра­жения для gx, a, b и с. В общем, здесь масса работы, но мы не собираемся заниматься ею. Вместо этого мы найдем только выражение для плотности импульса g и притом совсем другим способом.

В механике есть очень важная теорема, которая говорит: каков бы ни был поток энергии любого вида (энергия поля или какой-то другой сорт энергии), произведение ее количества, прошедшего через единицу площади в единицу времени, на 1/с2 равно импульсу в единице объема пространства. В случае электродинамики эта теорема говорит, что g равно вектору Пойнтинга, поделенному на с2:

(27.21)

Так что вектор Пойнтинга дает нам не только поток энергии, но после деления на с2 и плотность импульса. Этот же результат получился бы из анализа, который мы только что предполагали проделать, однако более заманчиво воспользоваться общей теоремой. Сейчас мы рассмотрим несколько интересных приме­ров и рассуждений, призванных убедить вас в справедливости этой общей теоремы.

Первый пример: возьмем множество заключенных в ящик частиц. Пусть, скажем, их будет N штук на кубический метр, и пусть они движутся вдоль ящика со скоростью v. Рассмотрим теперь воображаемую плоскость, перпендикулярную к v. Поток энергии через единицу площади этой плоскости в секунду равен Nv (т. е. числу частиц, пересекающих плоскость за се­кунду), умноженному на энергию каждой частицы. Энергия же каждой частицы будет m0c2/Ц(l-v2/c2). Так что поток энергии равен

Но импульс каждой частицы равен m0vЦ(1-v2/c2), откуда плотность импульса будет

Фиг. 27.7. Порция энергии U, двигаясь со скоростью с, несет импульс, равный U/c.

что в полном согласии с теоремой как раз равно 1/с2 на поток энер­гии. Таким образом, для пучка частиц теорема оказывается вер­ной.

Верна она и для света. При изучении света (см. вып. 3) мы установили, что, когда происхо­дит поглощение света, поглоти­телю передается некоторое коли­чество импульса. Действительно, в гл. 34 (вып. 3) мы видели, что импульс равен поглощенной энер­гии, деленной на с [уравнение (34.24)]. Пусть U0будет энергией, падающей в секунду на единичную площадь, тогда переданный той же поверхности за то же время импульс равен U0/c. Но импульс распространяется со скоростью с, так что его плотность перед поглотителем должна быть равна U0/с2. Теорема снова справедлива.

Наконец, я приведу рассуждение Эйнштейна, которое еще раз продемонстрирует то же самое утверждение. Предположим, у нас есть вагон с какой-то большой массой М, который может без трения катиться по рельсам. В одном его конце расположено устройство, способное «выстреливать» какие-то частицы или световой импульс (совершенно безразлично, чем оно стреляет), которые ударяются о противоположный конец вагона. Следо­вательно, некоторое количество энергии, скажем U, находив­шееся первоначально на одном конце (фиг. 27.7,а), перелетает на противоположный конец (фиг. 27.7,в). Таким образом, энергия U перемещается на расстояние, равное длине вагона L. Этой энергии U соответствует масса U/с2, так что если вагон вначале стоял, то его центр масс должен передвинуться. Эйнштейну не понравилось заключение о том, что центр масс предмета можно переместить какими-то манипуляциями внутри него. Он считал, что никакие внутренние действия не могут изменить центр масс. Но если это так, то при перемещении энергии U с одного конца на другой сам вагон должен откатиться на расстояние х

(фиг. 27.7,в). В самом деле, нетрудно убедиться, что полная масса вагона, умноженная на х, должна быть равна произведе­нию перемещенной энергии U/c2на длину L (при условии, что U/C2много меньше М), т. е.

(27.22)

Теперь рассмотрим конкретный случай, когда энергия пере­носится вспышкой света. (Все рассуждения можно повторить и для частиц, но мы будем следовать за Эйнштейном, который интересовался проблемами света.) Что заставляет вагон дви­гаться? Эйнштейн рассуждал так: при испускании света должна быть отдача, какая-то неизвестная отдача с импульсом р. Именно она заставляет вагон откатиться назад. Скорость ва­гона v при такой отдаче должна быть равна импульсу отдачи, поделенному на массу М:

Вагон движется с этой скоростью до тех пор, пока свет не достигнет противоположного конца. Ударяясь, свет отдает импульс вагону и останавливает его. Если х мало, то время, в течение которого вагон движется, равно l/c, так что мы

Подставляя х в (27.22), находим

Снова получилось соотношение между энергией и импульсом света. Деля это на с, находим плотность импульса g=p/c, и опять

(27.23)

Вас может удивить, так ли уж важна теорема о центре масс. Может быть, она нарушается? Возможно, но тогда вы теряете и закон сохранения момента количества движения. Предполо­жим, что наш вагончик движется по рельсам с некоторой ско­ростью и, и мы «выстреливаем» какое-то количество световой энергии от потолка к полу, например из точки А в точку В (фиг. 27.8). Посмотрим теперь на момент количества движения относительно точки Р. До того как порция энергии U покинула точку А, у нее была масса m=U2/c и скорость v, так что ее мо­мент количества движения был равен mvra. Когда же она приле­тела в точку В, масса ее остается прежней, и если импульс всего вагона не изменился, то она по-прежнему должна иметь скорость v.

Фиг. 27.8. Для сохранения мо­мента количества движения отно­сительно точки Р порция энергии U должна нести импульс U/c.

Однако момент количества движения относительно точки Р будет уже mvrB. Таким образом, если вагону при излу­чении света не передается никакого импульса, т. е. если свет не переносит импульса U/c, то момент количества движения должен измениться. Оказывается, что в теории относительности сохранение момента количества движения и теорема о центре масс тесно связаны между собой. И если неверна теорема, то нарушается и закон сохранения момента количества движения. Во всяком случае, общий закон должен быть справедлив и для электродинамики, так что им можно воспользоваться для полу­чения импульса поля.

Упомянем еще о двух примерах импульса в электромаг­нитном поле. В гл. 26, §2, мы говорили о нарушении закона дей­ствия и противодействия для двух заряженных частиц, движу­щихся перпендикулярно друг другу. Силы, действующие на эти частицы, не уравновешивают друг друга, так что действие и противодействие оказываются неравными, а полный импульс вещества поэтому должен изменяться. Он не сохраняется. Но в такой ситуации изменяется и импульс поля. Если вы рас­смотрите величину импульса, задаваемую вектором Пойнтинга, то она оказывается непостоянной. Однако изменение импульса частицы в точности компенсируется импульсом поля, так что полный импульс частиц и поля все же сохраняется.

Второй наш пример — система заряда и магнита, изобра­женная на фиг. 27.6. К своему огорчению, мы обнаружили, что в этом примере энергия «бегает по кругу», но, как нам теперь известно, поток энергии и импульса пропорциональны друг дру­гу, поэтому здесь мы имеем дело с циркуляцией импульса. Но циркуляция импульса означает наличие момента количества движения. Поле обладает моментом количества движения. Пом­ните парадокс с соленоидом и зарядами на диске, описанный в гл. 17, § 4? Казалось, что при включении тока весь диск должен начать крутиться.

Остается загадка, откуда возникает этот момент количества движения? Ответ на этот вопрос такой: если у вас есть магнитное поле и какие-то заряды, то поле имеет и момент количества движения. Он возник еще при создании самого поля. Когда же поле выключается, момент количества движения отдается обратно. Так что диск в этом парадоксе начнет крутиться. Таинственный циркулирующий поток энергии, который сна­чала кажется чем-то непонятным, на самом деле абсолютно необходим. Ведь существует реальный поток импульса. Он необходим для выполнения закона сохранения момента коли­чества движения в целом.

Глава 28 ЭЛЕКТРОМАГНИТНАЯ МАССА

§ 1. Энергия поля точечного заряда

§ 2. Импульс поля движущегося заряда

§ 3. Электромагнитная масса

§ 4. С какой силой электрон действует сам на себя?

§ 5. Попытки изме­нения теории Максвелла

§ 6. Поле ядерных сил

§ 1. Энергия поля точечного заряда

Синтез теории относительности и уравне­ний Максвелла в основном завершает наше изу­чение теории электромагнетизма. Разумеется, по дороге мы перескочили через некоторые дета­ли и оставили незатронутой довольно большую область, к которой, однако, мы еще вернемся в будущем, когда займемся взаимодействием электромагнитного поля с веществом. И все же, если еще задержаться на минуту и посмотреть на фасад этого удивительного сооружения,

имевшего столь громадный успех в объяснении столь многих явлений, то можно обнаружить, что оно вот-вот завалится и рассыплется на куски.

·- Если вы поглубже вгрызетесь почти в любую из наших физических теорий, то обнаружите, что в конце концов попадаете в какую-нибудь неприятную историю. Сейчас нам предстоит обсудить серьезную трудность — несостоятель­ность классической электромагнитной теории. Может показаться, что это нарушение, естествен­но, связано с падением всей классической теории под ударами квантовомеханических эффектов. Возьмите классическую механику. Математи­чески это вполне самосогласованная теория, хотя она и отвергается опытом. Однако самое интересное, что классическая теория электро­магнетизма неудовлетворительна сама по себе. В ней до сих пор есть трудности, которые связаны с самими идеями теории Максвелла и которые не имеют непосредственного отношения к кван­товой механике. Вы можете подумать: «А зачем нам заранее беспокоиться об этих трудностях. Ведь квантовая механика все равно изменит законы электродинамики. Не лучше ли подо­ждать и посмотреть, во что превратятся эти трудности после изменений?» Однако трудности остаются и после соединения электродинамики с квантовой механикой, так что рассмотрение их сейчас не будет напрасной тратой вре­мени; вдобавок они очень важны с исторической точки зрения. Кроме того, если вы в силах столь глубоко проникнуть в теорию, чтобы увидеть в ней все, не исключая и трудностей, то это дает вам известное чувство завершенности.

Трудность, о которой я собираюсь говорить, связана с при­ложением понятий электромагнитного импульса и энергии к электрону или другой заряженной частице. Понятия простых заряженных частиц и электромагнитного поля как-то не согла­суются друг с другом. Описание этой трудности мы начнем с не­которых примеров вычисления энергии и импульса. Найдем сначала энергию заряженной частицы. Представьте, что мы взяли простейшую модель электрона, когда весь его заряд q равномерно распределен по поверхности сферы радиусом а. В специальном случае точечного заряда мы можем положить его равным нулю. Теперь вычислим энергию электромагнитного поля. Если заряд неподвижен, то никакого магнитного поля вокруг нет, и энергия в единице объема будет пропорциональна квадрату напряженности электрического поля. Величина же напряженности электрического поля равна q/4pe0r2, поэтому плотность энергии

Чтобы получить полную энергию, нужно эту плотность проинтегрировать по всему пространству. Используя элемент объема 4pr2/dr, найдем полную энергию, которую мы обозначим через Uэл:

Это выражение интегрируется очень просто. Нижний предел интегрирования равен а, а верхний — бесконечности, поэтому

(28.1)

Если вместо q подставить заряд электрона qeи обозначить сим­волом e2комбинацию qe2/4pe0, то получим

(28.2)

Все идет хорошо до тех пор, пока мы не переходим к точечному заряду, т. е. пока мы не положим а = 0. Но как только мы пере­ходим к точечному заряду, начинаются все наши беды. И все потому, что энергия поля изменяется обратно пропорционально четвертой степени расстояния, интеграл по объему становится расходящимся, а количество энергии, окружающей точечный заряд, оказывается бесконечным.

Но чем, собственно, плоха бесконечная энергия? Есть ли какая-то реальная трудность в том, что энергия никуда не может уйти от заряда и обречена навсегда оставаться около него? Досадно, конечно, что величина оказалась бесконечной, но главный вопрос в том — есть ли здесь какой-нибудь наблюдаемый физический эффект? Чтобы ответить на него, нужно обратиться не к энергии, а к чему-то другому. Нас может, ска­жем, заинтересовать, как изменяется энергия, когда заряд движется. Если при этом окажется бесконечным изменение, то дело совсем плохо.

§ 2. Импульс поля движущегося заряда

Возьмем равномерно движущийся электрон и предположим на минуту, что скорость его мала по сравнению со скоростью света. С таким движущимся электроном всегда связан какой-то импульс — даже если у электрона до того, как он был заряжен, не было никакой массы — это импульс электромагнитного поля. Мы покажем, что для малых скоростей он пропорционален скорости v и совпадает с ней по направлению. В точке Р, нахо­дящейся на расстоянии r от центра заряда и под углом 6 к ли­нии его движения (фиг. 28.1), электрическое поле радиально, а магнитное, как мы видели, равно vXE/c2. Плотность же им­пульса, в соответствии с формулой (27.21), будет

Она обязательно направлена по линии движения, как это видно из рисунка, и по величине равна

Поле симметрично относительно линии движения заряда, по­этому поперечные компоненты дадут в сумме нуль, и полученный в результате импульс будет параллелен скорости v.

Фиг. 28.1. Поля Е и В и плотность импульса g для положительного электрона.

Для отрицательного электрона поля Е и В повернуты в обратную сторону, но g остается тем же.

Фиг. 28.2. Элемент объема 2pr2sinqdqdr, используе­мый при вычислении импульса поля.

Величину составляющей вектора g в этом направлении, равную gsinq, нужно проинтегрировать по всему пространству. В качестве элемента объема возьмем кольцо, плоскость которого перпен­дикулярна v (фиг. 23.2). Объем его равен 2pr2sinqdqdr. Пол­ный импульс будет при этом

Поскольку Е не зависит от угла q (для v<<c), то по углу можно немедленно проинтегрировать:

Интегрирование по q ведется в пределах от 0 до p, так что этот интеграл дает просто множитель 4/3, т. е.

А такой интеграл (для v<<с) мы только что вычисляли, чтобы найти энергию; он равен q2/16p2e02a, так что

или

(28.3)

Импульс поля, т. е. электромагнитный импульс, оказался пропорциональным v. В частности, тоже самое выражение полу­чилось бы для частицы с массой, равной коэффициенту пропор­циональности при v. Вот почему этот коэффициент пропорциональности мы можем назвать электромагнитной массой mэм, т. е. положить

§ 3. Электромагнитная масса

Откуда же вообще возникло понятие массы? В наших зако­нах механики мы предполагали, что любому предмету присуще некое свойство, называемое массой. Оно означает пропорцио­нальность импульса предмета его скорости. Теперь же мы обнаружили, что это свойство вполне понятно — заряженная частица несет импульс, который пропорционален ее скорости. Дело можно представить так, как будто масса — это просто электродинамический эффект. Ведь до сих пор причина возник­новения массы оставалась нераскрытой. И вот, наконец, в элект­родинамике нам представилась прекрасная возможность понять то, чего мы никогда не понимали раньше. Прямо как с неба (а точнее, от Максвелла и Пойнтинга) свалилось на нас объяс­нение пропорциональности импульса любой заряженной ча­стицы ее скорости через электромагнитные свойства.

Но давайте все-таки встанем на более консервативную точку зрения и будем говорить, по крайней мере временно, что имеется два сорта масс и что полный импульс предмета должен быть суммой механического и электромагнитного импульсов. Причем механический импульс равен произведению «механической» массы mмех на скорость v. В тех экспериментах, где масса частицы измеряется, например, определением импульса или «кручением на веревочке», мы находим ее полную массу. Им­пульс равен произведению именно полной массы (mмех+mэм) на скорость. Таким образом, наблюдаемая масса может состоять из двух (а может быть, и из большего числа, если мы учтем другие поля) частей: механической и электромагнитной. Мы знаем, что наверняка имеется электромагнитная часть; для нее у нас есть даже формула. А сейчас появилась увлекательная возможность выбросить механическую массу совсем и считать массу полностью электромагнитной.

Посмотрим, каков должен быть размер электрона, если «механическая» часть массы полностью отсутствует. Это можно выяснить, приравнивая электромагнитную массу (28.4) наблю­даемой массе электрона, т. е. mе. Получаем

(28.5)

Величина

(28.6)

называется «классическим радиусом электрона» и равна она 2,82X10=13 см,

т. е. одной стотысячной диаметра атома.

Почему радиусом электрона названа величина r0, а не а? Потому что мы можем провести те же самые расчеты с другим распределением заряда. Мы можем взять его равномерно размазанным по всему объему шара или наподобие пушистого шарика. Например, для заряда, равномерно распределенного по всему объему сферы, коэффициент 2/3 заменяется коэффициентом 4/5. Вместо того чтобы спорить, какое распределение правильно, а какое нет, было решено взять в качестве «номинального» ра­диуса величину r0. А разные теории приписывают к ней свой коэффициент.

Давайте продолжим наше обсуждение электромагнитной теории массы. Мы провели расчет для v<<с, а что произойдет при переходе к большим скоростям? Первые попытки вычисления привели к какой-то путанице, но позднее Лоренц понял, что при больших скоростях заряженная сфера должна сжиматься в эллипсоид, а поля должны изменяться согласно полученным нами для релятивистского случая в гл. 26 формулам (26.6) и (26.7). Если вы проделаете все вычисления для р в этом слу­чае, то получите, что для произвольной скорости v импульс умножается еще на 1/Ц(1-v2/c2), т. е.

(28.7)

Другими словами, электромагнитная масса возрастает с увеличением скорости обратно пропорционально Ц(1-v2/c2). Это открытие было сделано еще до создания теории относительности.

Тогда предлагались даже эксперименты по определению зависимости наблюдаемой массы от скорости, чтобы установить, какая часть ее электрическая по своему происхождению, а какая — механическая. В те времена считали, что электромаг­нитная часть массы должна зависеть от скорости, а ее механи­ческая часть — нет.

Но пока ставились эксперименты, теоретики тоже не дремали. И вскоре была развита теория относительности, которая дока­зала, что любая масса, независимо от своего происхождения, должна изменяться как m0/Ц(1-v2/c2). Таким образом, уравнение (28.7) было началом теории, согласно которой масса зависит от скорости.

А теперь вернемся к нашим вычислениям энергии поля, которые привели к выводу выражения (28.2). Энергия U в соот­ветствии с теорией относительности эквивалентна массе U/с2, поэтому (28.2) говорит, что поле электрона должно обладать массой

(28.8)

которая не совпадает с электромагнитной массой mэм, опреде­ленной формулой (28.4). В самом деле, если бы мы просто скомбинировали выражения (28.2) и (28.4), то должны были бы написать

Эта формула была получена еще до теории относительности, и когда Эйнштейн и другие физики начали понимать, что U всегда должно быть равно mc2, то замешательство было очень велико.

§ 4. С какой силой электрон действует сам на себя?

Разница между двумя формулами электромагнитной массы особенно обидна, потому что совсем недавно мы доказали согла­сованность электродинамики с принципами относительности. Кроме того, теория относительности неявно и неизбежно пред­полагает, что импульс должен быть равен произведению энергии на v/c2. Неприятная история! По-видимому, мы где-то допустили ошибку. Конечно, не алгебраическую ошибку в наших расчетах, а где-то проглядели что-то существенное.

При выводе наших уравнений для энергии и импульса мы предполагали справедливость законов сохранения. Мы считали, что учтены все силы, учтена любая работа и любой импульс, порождаемый другими «неэлектрическими» механизмами. Но если мы имеем дело с заряженной сферой, то, поскольку все электрические силы — это силы отталкивающие, электрон стремится разорваться. А раз в системе не учтены уравновеши­вающие силы, то в законах, связывающих импульс и энергию, возможны любые ошибки. Чтобы картина была самосогласован­ной, нужно предположить, что нечто удерживает электрон от разрыва. Заряды должны удерживаться на сфере чем-то вроде «резинок», которые препятствуют их стремлению разлететься в стороны. Пуанкаре первый заметил, что подобные «резинки» или нечто в этом роде, связывающие электрон, необходимо учи­тывать при вычислении энергии и импульса. По этой причине дополнительные неэлектрические силы известны под именем «напряжений Пуанкаре». Если включить их в расчет, то это сразу изменит массы, полученные в обоих случаях (характер изменения зависит от детальных предположений), и результат будет согласовываться с теорией относительности, т. е. масса, полученная из вычислений импульса, становится той же самой, что и масса, полученная из энергии. Однако теперь массы будут состоять из двух частей: электромагнитной и происходящей от «напряжений Пуанкаре». И только когда обе части складыва­ются вместе, мы получаем согласованную теорию.

Итак, наши надежды не оправдались, мы не можем всю массу сделать чисто электромагнитной. Теория, содержащая только электродинамику, незаконна. К ней необходимо приба­вить что-то еще. Как бы мы ни назвали это «что-то» — «резин­ками» или «напряжениями Пуанкаре» или как-то по-другому,— оно все равно должно порождать новые силы, обеспечивающие согласованность теории такого рода.

Но совершенно ясно, что, как только мы вынуждены поса­дить внутрь электрона посторонние силы, красота всей картины тотчас исчезает. Все становится слишком сложным. Сразу же возникает вопрос: насколько сильны эти напряжения? Что про­исходит с электроном? Осциллирует ли он или нет? Каковы все его внутренние свойства? И т. д. и т. п. Возможно, что какие-то внутренние свойства электрона все-таки очень сложны. И если мы начнем строить электрон, следуя этому рецепту, то придем к каким-нибудь странным свойствам наподобие собственных гармоник, которые, по-видимому, еще не наблюдались. Я сказал «по-видимому», ибо в природе мы наблюдаем множество стран­ных вещей, которым еще не можем придать никакого смысла. Возможно, что когда-нибудь в один прекрасный день окажется, что какое-то явление, из тех, что непонятны нам сегодня m-ме­зон, например), можно на самом деле объяснить как осцилляции «напряжений Пуанкаре». Сейчас это не кажется правдоподоб­ным, но кто может гарантировать? Ведь мы еще столького не понимаем в мире элементарных частиц! Во всяком случае, сложная структура, предполагаемая этой теорией, весьма нежелательна, и попытка объяснить все массы только через электромагнетизм, по крайней мере описанным нами способом, завела в тупик.

Мне еще хотелось бы порассуждать немного о том, почему при пропорциональности импульса поля скорости мы говорили о массе. Очень просто! Ведь масса — это и есть коэффициент между импульсом и скоростью. Однако возможна и другая точка зрения. Можно говорить, что частица имеет массу, если для ускорения ее мы вынуждены прилагать какую-то силу. Посмот­рим повнимательней на то, откуда берутся силы; это может помочь нашему пониманию. Откуда мы узнаем, что здесь должно проявиться действие сил? Да просто потому, что мы доказали закон сохранения импульса для полей. Если у нас есть заряжен­ная частица и мы некоторое время «нажимаем» на нее, то у электромагнитного поля появится импульс. Каким-то образом он был передан электромагнитному полю. Следовательно, чтобы разогнать электрон, к нему нужно приложить силу, дополни­тельную к той, которая требуется механической инерцией, связанную с его электромагнитным взаимодействием. При этом должна возникнуть соответствующая обратная реакция со стороны «толкаемого» нами электрона. Но откуда берется эта сила? Картина примерно такова. Можно считать электрон за­ряженной сферой. Когда он покоится, то каждый его заряженный участок отталкивает любой другой, но все силы уравновешены попарно, так что результирующая равна нулю (фиг. 28. 3, а).

Фиг 28.3. Сила действия ускоряющегося электрона благодаря запаздыванию не равна нулю.

Под dF мы подразумеваем силу, действующую на элемент поверхности da, а под d2F — силу, действующую на элемент поверхности daa со стороны заряда, расположенного на элементе поверхности dab .

Однако при ускорении электрона силы больше не уравновеши­ваются, так как, чтобы электромагнитное влияние дошло от одного места до другого, нужно некоторое время. Например, сила, действующая на участок а (фиг. 28.3, б) со стороны участ­ка b, расположенного на противоположной стороне, зависит от положения b в запаздывающий момент. И величина и направ­ление силы определяются движением заряда. Если он ускоряет­ся, то силы, действующие на разные части электрона, могут быть такими, как это показано на фиг. 28.3, в. Теперь при сло­жении всех этих сил они не сокращаются. Для постоянной ско­рости эти силы уравновешивались бы, хотя на первый взгляд кажется, что даже при равномерном движении запаздывание приведет к неуравновешенным силам. Тем не менее оказывается, что в тех случаях, когда электрон не ускоряется, равнодейст­вующая сила равна нулю. Если же мы рассмотрим силы между различными частями ускоряющегося электрона, то действие и противодействие не компенсируют в точности друг друга и электрон действует сам на себя, стараясь уменьшить ускорение. Он тянет сам себя «за шиворот» назад.

Можно, хотя и не легко, вычислить эту силу самодействия, однако здесь мы не будем заниматься такими трудоемкими рас­четами. Я просто скажу вам, что получается в специальном сравнительно простом случае движения в одном измерении, скажем вдоль оси х. Самодействие в этом случае можно записать в виде ряда. Первый член этого ряда зависит от ускорений х, следующий — пропорционален х и т. д.

Так что в результате

(28.9)

где a и g — числовые коэффициенты порядка единицы. Коэффи­циент ос при слагаемом x зависит от предположенного распреде­ления зарядов; если заряды равномерно распределены по сфере, то a=2/3. Таким образом, слагаемое, пропорциональное ускоре­нию, изменяется обратно пропорционально радиусу электрона а, что в точности согласуется с величиной, полученной для mэм в (28.4). Если взять другое распределение, то а изменится, но в точности так же изменится и величина 2/3 в (28.4). Слагаемое с х не зависит ни от радиуса а, ни от предположенного распре­деления заряда; коэффициент при нем всегда равен 2/3. Следую­щее слагаемое пропорционально радиусу а и коэффициент g при нем определяется распределением заряда. Обратите внима­ние, что если устремить радиус электрона к нулю, то последнее слагаемое (равно как и все высшие члены) обратится в нуль, второе остается постоянным, но первое — электромагнитная масса — становится бесконечным. Видно, что бесконечность возникает из-за действия одной части электрона на другую; по-видимому, мы допустили глупость — возможность «точеч­ного» электрона действовать на самого себя.

§ 5. Попытки изменения теории Максвелла

Теперь мне бы хотелось обсудить, как можно изменить электродинамику Максвелла, но изменить так, чтобы сохранить понятие простого точечного заряда. В этом направлении было сделано немало попыток, а некоторые теории сумели даже так представить дело, что вся масса электрона оказалась полностью электромагнитной. Однако ни одной из этих теорий не суждено было выжить. И все же интересно обсудить некоторые из пред­ложенных возможностей хотя бы для того, чтобы оценить борь­бу человеческого разума.

Наша теория электромагнетизма началась с разговоров о взаимодействии одного заряда с другим. Затем мы построили теорию этих взаимодействующих зарядов и закончили наше изу­чение теорией поля. Мы настолько уверовали в нее, что пытались с ее помощью определить, как одна часть электрона действует на другую. Все трудности, возможно, происходят из-за того, что электрон не действует сам на себя; экстраполяция закона вза­имодействия между отдельными электронами на взаимодействие электрона самого с собой, возможно, ничем не оправдана. По­этому некоторые из предложенных теорий совсем исключают возможность самодействия электрона. Из-за этого в них уже не возникает бесконечностей. И никакой электромагнитной массы при этом у частиц нет, а ее масса снова полностью механическая. Однако в такой теории возникают новые трудности.

Нужно сразу же вам сказать, что такие теории требуют из­менения и понятий электромагнитного поля. Как вы помните, мы говорили, что сила, действующая на частицу в любой точке, определяется просто двумя величинами: Е и В. Если мы отказываемся от идеи самодействия, то это утверждение становится уже несправедливым, ибо силы, действующие на электрон в некотором месте, больше не определяются полями Е и В, а только теми их частями, которые создаются другими зарядами. Так что мы всегда должны помнить о том, какие поля Е и В создает тот заряд, для которого вычисляется действующая сила, а какие — все остальные заряды. Это делает теорию гораздо более запутанной, хотя и позволяет избежать трудностей с бесконечностями.

Итак, если нам очень хочется, мы можем выбросить весь набор сил в уравнении (28.9), приговаривая при этом, что такое явление, как действие электрона на себя, отсутствует. Но вместе с водой мы выплескиваем и ребенка! Ведь второе-то слагаемое в (28.9), слагаемое с х, совершенно необходимо. Эта сила приво­дит к вполне определенному эффекту. Если вы ее выбросите — беды не миновать. Когда вы разгоняете заряд, он излучает элек­тромагнитные волны, т. е. теряет энергию. Поэтому ускорение заряда требует большей силы, чем ускорение нейтрального объекта той же массы; в противном случае энергия не будет со­храняться. Скорость, с которой мы затрачиваем работу на уско­рение заряда, должна быть равна скорости потери энергии на излучение. Мы уже говорили об этом эффекте; он был назван радиационным сопротивлением. Снова перед нами вопрос: от­куда берутся те дополнительные силы, на преодоление которых затрачивается эта работа? Когда излучает большая антенна, то эти силы возникают под влиянием токов одной ее части на токи в другой. Но у отдельного ускоряющегося электрона, излуча­ющего в пустое пространство, возможен только один источник таких сил — действие одной части электрона на другую.

В гл. 32 (вып. 3) мы обнаружили, что осциллирующий заряд излучает энергию со скоростью

(28.10)

Давайте посмотрим, какая мощность необходима для преодоле­ния силы самодействия (28.9). Мощность, как известно, равна силе, умноженной на скорость, т. е. Fx:

(28.11)

Первый член пропорционален dx2/dt и поэтому соответствует скорости изменения кинетической энергии 1/2mv2, связанной с электромагнитной массой. А второй соответствует излучению мощности (28.10). Однако он отличается от (28.10). Разница состоит в том, что (28.11) справедливо в общем случае, тогда как (28.10) верно только для осциллирующего заряда. Мы можем доказать, что эти два выражения для периодического движения заряда эквивалентны. Перепишем для этого второй член выра­жения (28.11) в виде

что будет просто алгебраическим преобразованием. Если дви­жение электрона периодическое, то величина хх периодически возвращается к одному и тому же значению. Так что если мы возьмем среднее значение ее производной по времени, то получим нуль. Однако второй член всегда положителен (как квадрат величины), так что его производная тоже положительна. Соот­ветствующая ему мощность как раз равна выражению (28.10).

Итак, слагаемое с x"'; в выражении для силы самодействия необходимо для сохранения энергии излучающей системы и не может быть выброшено. Это было одним из триумфов теории Лоренца, доказавшего возникновение такого слагаемого в результате воздействия электрона самого на себя. Мы вынуж­дены поверить в идею самодействия и необходимость слагаемого с х"'. Проблема в том, как сохранить его, избавившись при этом от первого слагаемого в выражении (28.9), которое портит все дело. Этого мы не знаем. Как видите, классическая теория электрона сама себя завела в тупик.

Были предприняты и другие попытки выправить положение. Один путь был предложен Борном и Инфельдом. Состоит он в очень сложном изменении уравнений Максвелла, так что они перестают быть линейными. При этом можно сделать так, чтобы энергия и импульс оказались конечными. Но предложенные ими законы предсказывают явления, которые никогда не на­блюдались. Их теория страдает еще и другим недостатком, к которому мы придем позднее и который присущ всем попыткам избежать описанную трудность.

Следующая интересная возможность была предложена Дира­ком. Он рассуждал так: давайте допустим, что действие электро­на на себя описывается не первым слагаемым выражения (28.9), а вторым. И тогда ему пришла заманчивая идея избавиться ог первого слагаемого, сохранив при этом второе. Смотрите — сказал он,— когда мы брали только запаздывающие решения уравнений Максвелла, это условие выступало как дополни­тельное предположение; если бы вместо запаздывающих мы взяли опережающие волны, то ответ получился бы несколько другим. Выражение для силы самодействия приобрело бы вид

Это выражение в точности такое же, как и (28.9), за исключе­нием знака перед вторым и некоторыми высшими членами ряда. [Замена запаздывающих волн опережающими означает просто смену знака запаздывания, что, как нетрудно видеть, эквива­лентно изменению знака t. В выражении (28.9) это приводит только к изменению знака всех нечетных производных.] Итак, Дирак предложил: давайте примем новое правило, что электрон действует на себя полуразностью создаваемых им запаздываю­щих и опережающих полей. Полуразность выражений (28.9) и (28.12) дает

Во всех высших членах радиус а входит в числитель в положи­тельной степени. Поэтому, когда мы переходим к пределу точеч­ного заряда, остается только один член — как раз тот, который нам нужен. Таким путем Дирак сохранил радиационное сопро­тивление и избавился от силы инерции. Электромагнитная мас­са исчезла, классическая теория спасена, но благополучие это достигнуто ценой насилия над самодействием электрона.

Произвол дополнительных предположений Дирака был устранен, по крайней мере до некоторой степени, Уилером и Фейнманом, которые предложили еще более странную теорию. Они предположили, что точечный заряд взаимодействует только с другими зарядами, но взаимодействие идет наполовину через запаздывающие, наполовину через опережающие волны. Самое удивительное, как оказалось, что в большинстве случаев вы не видите эффекта опережающих волн, но они дают как раз нужную силу радиационного сопротивления. Однако радиационное со­противление возникает не как самодействие электрона, а в ре­зультате следующего интересного эффекта. Когда электрон ускоряется в момент t, то он влияет на все другие заряды в мире в поздний момент t'=t+r/c (где r — расстояние до других зарядов) из-за запаздывающих волн. Но затем эти другие за­ряды действуют снова на первоначальный электрон с помощью опережающих волн, которые приходят к нему в момент t", равный t' минус r/c, что как раз равно t. (Они, конечно, воздей­ствуют и с помощью запаздывающих волн, но это просто соот­ветствует обычным «отраженным» волнам.) Комбинация опере­жающих и запаздывающих волн означает, что в тот момент, когда электрон ускоряется, осциллирующий заряд испытывает воздействие силы со стороны всех зарядов, которые «приготовились» поглотить излученные им волны. Вот в какой петле запутались физики, пытаясь спасти теорию электрона!

Я расскажу вам еще об одной теории, чтобы показать, до каких вещей додумываются люди, когда они увлечены. Это несколько другая модификация законов электродинамики, ко­торую предложил Бопп.

Вы понимаете, что, решившись изменить уравнения электро­магнетизма, можно делать это в любом месте. Вы можете изме­нить закон сил, действующих на электрон, или можете изме­нить уравнения Максвелла (как это будет сделано в теории, которую я собираюсь описать) или еще что-нибудь. Одна из возможностей — изменить формулы, определяющие потенциал через заряды и токи. Возьмем формулу, которая выражает по­тенциалы в некоторой точке через плотности токов (или зарядов) в любой другой точке в ранний момент времени. С помощью четырехвекторных обозначений для

потенциалов мы можем за­писать ее в виде

(28.13)

Удивительно простая идея Боппа заключается в следующем. Может быть, все зло происходит от множителя 1/r под интегра­лом. Предположим с самого начала, что потенциал в одной точке зависит от плотности зарядов в любой точке как некоторая функция расстояния между точками, скажем как f(r12). Тогда полный потенциал в точке 1 будет определяться интегралом по всему пространству от произведения jm на эту функцию

Вот и все. Никаких дифференциальных уравнений, ничего больше. Есть только еще одно условие. Мы должны потребо­вать, чтобы результат был релятивистски инвариантным. Так что в качестве «расстояния» мы должны взять инвариантное «расстояние» между двумя точками в пространстве-времени. Квадрат этого расстояния (с точностью до знака, который несуществен) равен

Так что для релятивистской инвариантности теории функция должна зависеть от s12 или, что то же самое, от s212. Таким об­разом, в теории Боппа

(Интеграл, разумеется, должен браться по четырехмерному объему dtzdxzdy2dz2.)

Фиг. 28,4. Функция F(s2), ис­пользуемая в нелокальной теории Боппа.

Теперь остается только выбрать подходящую функ­цию F. Относительно нее мы предполагаем только одно, что она повсюду мала, за исключением области аргу­мента вблизи нуля, т. е. что график F ведет себя подобно кривой, изображенной на фиг. 28.4. Это узкий пик в окрестности s2=0, шириной которого грубо можно считать величину а2. Если вычисляется потенциал в точке 1, то при­ближенно можно утверждать, что заметный вклад дают только те точки 2, для которых s212 = с2(t2-t1)2-r212 отличается от нуля на ±a2. Это можно выразить, сказав, что F важно только для

(28.16)

Если понадобится, можно проделать все математически более строго, но идея вам уже ясна.

Предположим теперь, что а очень мало по сравнению с размерами обычных объектов типа электромоторов, генераторов и тому подобное, поэтому для обычных задач г12>>а. Тогда вы­ражение (28.16) говорит, что в интеграл (28.15) дают вклад только те токи, для которых t1-t2 очень мало:

Но поскольку а2/r212<<1, то квадратный корень приближенно равен 1 ±а2/2r212, так что

В чем здесь суть? Полученный результат говорит, что для Аm. в момент t1важны только те времена t2, которые отличаются от него на запаздывание r12/c с пренебрежимо малой поправкой, ибо r12>>а. Другими словами, теория Боппа переходит в теорию Максвелла при удалении от зарядов в том смысле, что она при­водит к эффекту запаздывания.

Мы можем приближенно увидеть, к чему нас приведет инте­грал (28.15). Если, зафиксировав r12, провести интегрирование по t2в пределах от -Ґ до +Ґ,то s212 тоже будет изменяться от -Ґ до +Ґ. Но основной вклад даст участок по t2шириной At2=2·а2/2r12с с центром в момент t1-r12/c.Пусть функция F(s2) при s2=0 принимает значение К, тогда интегрирование по t2дает приблизительно KjmDt2, или

Разумеется, величину jm следует взять в момент t2=t1-r12/c, так что (28.15) принимает вид

Если выбрать K=q2с/4pe0а2, то мы придем прямо к запаздыва­ющему решению уравнений Максвелла для потенциалов, при­чем автоматически возникает зависимость 1/r! И все это получи­лось из простого предположения, что потенциал в одной точке пространства-времени зависит от плотности токов во всех других точках пространства-времени с весовым множите­лем, в качестве которого взята некая функция четырехмерного расстояния между двумя точками. Эта теория тоже дает конеч­ную электромагнитную массу электрона, а соотношение между энергией и массой как раз такое, какое требуется в теории относительности. Ничего другого не могло и быть, ибо теория релятивистски инвариантна с самого начала.

Однако и этой теории и всем другим описанным нами тео­риям можно предъявить тяжкое обвинение. Все известные нам частицы подчиняются законам квантовой механики, поэтому необходима квантовомеханическая форма электродинамики. Свет ведет себя подобно фотонам. Это уже не

100-процентная теория Максвелла. Следовательно, электродинамика должна быть изменена. Мы уже говорили, что упорное старание испра­вить классическую теорию может оказаться напрасной тратой времени, ибо в квантовой электродинамике трудности могут исчезнуть или будут разрешены другим образом. Однако и в квантовой электродинамике трудности не исчезают. В этом кроется одна из причин, почему люди потратили столько времени, пытаясь преодолеть классические трудности и надеясь, что если они смогут преодолеть их, то после квантового обоб­щения уравнений Максвелла все будет в порядке. Однако и после такого обобщения трудности не исчезают.

Квантовые эффекты, правда, приводят к некоторым измене­ниям. Изменяется формула для масс, появляется постоянная Планка h, но ответ по-прежнему выходит бесконечным, если вы не обрезаете как-то интегрирование, подобно тому как мы обре­зали интеграл при r=а в классической теории. Ответ при этом зависит от характера обрезания. К сожалению, я не могу вам показать, что трудности в основном те же самые, ибо вы еще слишком мало знаете о квантовой механике, а о квантовой элек­тродинамике — и того меньше. Поэтому вам придется поверить мне на слово, что и квантовая электродинамика Максвелла при­водит к бесконечной массе точечного электрона.

Оказывается, однако, что до сих пор никому не удалось даже приблизиться к самосогласованному квантовому обобще­нию на основе любой из модифицированных теорий. Идее Борна и Инфельда никогда не суждено было стать квантовой теорией. Не привели к удовлетворительной квантовой теории опережа­ющие и запаздывающие волны Дирака и Уилера — Фейнмана. Не привела к удовлетворительной квантовой теории и идея Боппа. Так что и до сего дня нам не известно решение этой проблемы. Мы не знаем, как с учетом квантовой механики по­строить самосогласованную теорию, которая не давала бы бес­конечной собственной энергии электрона или какого-то другого точечного заряда. И в то же время нет удовлетворительной тео­рии, которая описывала бы неточечный заряд. Так эта проблема и осталась нерешенной.

Если вы вздумаете попытать счастья и построить теорию, полностью удалив действие электрона на себя, так чтобы электромагнитная масса не имела смысла, а затем будете делать из нее квантовую теорию, то могу вас заверить — трудностей вы не избежите. Экспериментально доказано существование электромагнитной инерции и тот факт, что часть массы заряжен­ных частиц — электромагнитная по своему происхождению.

В старых книгах часто утверждалось, что поскольку при­рода не подарила нам двух одинаковых частиц, из которых одна нейтральная, а другая заряженная, то мы никогда не сможем сказать, какая доля массы является электромагнитной, а какая механической. Однако оказалось, что природа все же была достаточна щедра и подарила нам именно два таких объекта, так что, сравнивая наблюдаемую массу заряженной частицы с мас­сой нейтральной, мы можем сказать, существует ли электромаг­нитная масса. Возьмем, например, нейтрон и протон. Они взаи­модействуют с огромной силой — ядерной силой, детали происхождения которой нам неизвестны. Однако, как мы уже говорили, ядерные силы обладают одним замечательным свой­ством. По отношению к этим силам нейтрон и протон в точности одинаковы. Насколько мы сейчас можем судить, ядерные силы между двумя нейтронами, нейтроном и протоном и двумя протонами совершенно одинаковы. Отличаются эти частицы только сравнительно слабыми электромагнитными силами; по отноше­нию к ним протон и нейтрон отличаются, как день и ночь. Вот это нам как раз и нужно. Итак, мы имеем две частицы, одина­ковые с точки зрения сильных взаимодействий и различных с точки зрения электрических. И они имеют небольшую разницу в массах. Разница масс между протоном и нейтроном, выражен­ная в единицах энергии покоя mc2, составляет 1,3 Мэв, что со­ответствует 2,6 электронным массам. Классическая теория пред­сказывает для радиуса протона величину между 1/3 и 1/2ра­диуса электрона, или около 10-13 см. Конечно, на самом деле следует пользоваться квантовой теорией, но по какой-то стран­ной случайности все константы, 2p, h, и т. д., комбинируются так, что приблизительно дают тот же самый результат, что и классическая теория. Одна беда: знак оказывается неверным! Нейтрон на самом деле тяжелее протона.

Природа дала нам еще несколько других пар и троек частиц, которые, за исключением электрического заряда, во всех осталь­ных отношениях оказываются в точности одинаковыми. Они взаимодействуют с протонами и нейтронами посредством так называемого «сильного» взаимодействия. В таких взаимодей­ствиях все частицы данного сорта, скажем p-мезон, ведут себя во всех отношениях как одна и та же частица, за исключением их электрического заряда.

В табл. 28.1 мы приводим список таких частиц вместе с их массами. Заряженные p-мезоны имеют массу 139,6 Мзв, а ней­тральный p0-мезон на 4,6 Мэв легче. Эту разность масс мы счи­таем электромагнитной. Она соответствовала бы частице с ра­диусом от 3 до 4·10-14 см. Вы видите из таблицы, что разницы масс других частиц того же масштаба.

Фиг. 28.5. В некоторые моменты нейтрон может представлять со­бой протон, окруженный облаком отрицательного p-мезона.

Однако размеры этих частиц можно определить и другими методами, например по кажущемуся диаметру при высокоэнер­гетических соударениях. Таким образом, электромагнитная масса, по-видимому, находится в согласии с электромагнитной теорией, если мы обрезаем интеграл от энергии поля на радиусе, полученном этими другими методами. Вот почему мы верим, что разница все же обусловлена электромагнитной массой.

Вас, конечно, беспокоят разные знаки разности масс в таблице. Нетрудно понять, почему заряженная частица должна быть тяжелее нейтральной. Но что можно сказать о таких па­рах, как нейтрон и протон, где наблюдаемая разность масс оказывается совсем другой? Эти частицы оказываются довольно сложными, и вычисление их электромагнитной массы более хи­тро. Например, хотя нейтрон в целом нейтрален, у него все же есть внутреннее распределение заряда и равен нулю только суммарный заряд. Мы думаем, что нейтрон, по крайней мере в некоторые моменты времени, выглядит как протон, окруженный «облаком» отрицательного p-мезона (фиг. 28.5). И несмотря на то, что нейтрон «нейтрален», т. е. полный его заряд равен нулю, у него все же есть какая-то электромагнитная энергия (например, у него есть магнитный момент), так что без деталь­ной теории внутренней структуры судить о знаке электромаг­нитной разности масс нелегко.

Мне хотелось бы подчеркнуть лишь следующие особенности:

1. Электромагнитная теория предсказывает существование электромагнитной массы, но она тут же терпит фиаско, ибо оказывается несамосогласованной. Это в равной мере относится и к квантовым модификациям.

2. Существует экспериментальное подтверждение электро­магнитной массы.

3. Все разности масс по порядку величины такие же, как и масса электрона.

Итак, мы снова возвращаемся к первоначальной идее Ло­ренца, что масса электрона вполне может быть целиком электро­магнитной, т. е. все его 0,511 Мэв обусловлены электродинами­кой. Так это или нет? У нас нет теории и по сей день, поэтому мы ничего не можем сказать с уверенностью.

Мне хочется упомянуть еще об одном досадном обстоятель­стве. В природе существует еще одна частица, называемая m-мезоном, или мюоном, которая, насколько нам известно се­годня, решительно ничем не отличается от электрона, за исклю­чением своей массы (равной 206,77 электронных масс). Она во всем ведет себя так же, как электрон: взаимодействует с нейт­рино и электромагнитным полем, но на нее не действуют ядер­ные силы. С ней не происходит ничего такого, чего не происхо­дит с электронами, по крайней мере ничего такого, чего нельзя было бы объяснить, как простое следствие большей массы. Поэтому, если в конце концов кому-то и удается объяснить массу электрона, для него остается загадкой, откуда же берет свою массу m-мезон. Почему? Да потому, что все, что делает электрон, может делать и m-мезон, так что массы их должны получиться одинаковыми. Есть люди, которые непоколебимо верят, что m-мезон и электрон — это одна и та же частица, что в окончательной будущей теории масс формула, из которой они должны определяться, будет представлять собой квадратное уравнение с двумя корнями, один из которых даст массу m-мезона, а другой — электрона. Есть и такие, которые полагают, что это будет трансцендентное уравнение с бесконечным числом корней; они занимаются гаданием, какими должны быть массы других частиц этого ряда и почему они не открыты до сих пор.

§ 6. Поле ядерных сил

Мне бы хотелось сделать еще несколько замечаний о неэлек­тромагнитной части массы ядерных частиц. Откуда берется большая доля их массы? Кроме электродинамических сил, су­ществуют еще силы другого рода — ядерные силы, у которых есть своя собственная теория поля, хотя никому неизвестно, правильна она или нет. Эта теория также предсказывает энер­гию поля, которая для ядерных частиц дает массу, аналогич­ную электромагнитной. Ее можно называть «p-мезополевой массой». Она, по-видимому, очень велика, так как ядерные силы чрезвычайно мощны, и возможно, что именно они являются при­чиной массы тяжелых частиц. Однако теории мезонных полей находятся в весьма зачаточном состоянии. Даже в сравнительно хорошо развитой теории электромагнетизма мы видели, что, кроме первоначальных намеков, невозможно получить объяс­нение массы электрона. В мезонных же теориях мы в этом месте тоже терпим неудачу.

Однако мезонная теория очень интересно связана с электро­динамикой, и поэтому стоит все же уделить некоторое время из­ложению ее основ. Поле в электродинамике можно описать четырехвектором потенциала, удовлетворяющим уравнению

Мы видели, что поле может быть излучено, после чего оно су­ществует независимо от источника. Это фотоны, и они описы­ваются дифференциальным уравнением без источника:

Некоторые физики утверждают, что поле ядерных сил тоже должно иметь свои собственные «фотоны», роль которых, по-видимому, играют p-мезоны, и что они должны описываться аналогичным дифференциальным уравнением. (До чего же бес­силен человеческий разум! Мы не можем придумать чего-то действительно нового и беремся рассуждать только по аналогии с тем, что знаем.) Таким образом, возможным уравнением для мезонов будет

где j может быть каким-то другим четырехвектором или, возможно, скаляром. Далее выяснилось, что у p-мезона никакой поляризации нет, поэтому j должно быть скаляром. Согласно этому простому уравнению, мезонное поле должно изменяться с расстоянием от источника как 1/r2, т. е. в точности как элект­рическое. Однако мы знаем, что радиус действия ядерных сил гораздо меньше, чего не может обеспечить нам это простое урав­нение. Есть только один способ изменить положение вещей, не разрушая релятивистской инвариантности,— добавить или вы­честь из даламбертиана произведение константы на поле j. Итак, Юкава предположил, что свободные кванты ядерных сил могут подчиняться уравнению

(28.17)

где m2 — некоторая постоянная, т. е. какой-то скаляр. (Посколь­ку 2 является скалярным дифференциальным оператором, то инвариантность не нарушится, если мы добавим к нему дру­гой скаляр.)

Давайте посмотрим, что дает уравнение (28.17), когда ядер­ные силы не изменяются с течением времени. Мы хотим найти решение уравнения

которое было бы сферически симметрично относительно неко­торой точки, скажем относительно начала координат. Если j зависит только от r, то мы знаем, что

Таким образом, получается уравнение

или

Рассматривая теперь произведение (rj) как новую функцию, мы имеем для нее уравнение, которое встречалось нам уже много раз. Решение ее имеет вид

Ясно, что при больших r поле j не может быть бесконеч­ным, поэтому нужно отбросить знак плюс в показателе экспо­ненты, после чего решение примет вид

(28.18)

Эта функция называется потенциалом Юкавы. Для сил притя­жения К должно быть отрицательным числом, величина которо­го подбирается так, чтобы удовлетворить экспериментально наблюдаемой величине ядерных сил.

Потенциал Юкавы благодаря экспоненциальному множителю угасает быстрее, чем 1/r. Как это видно из фиг. 28.6, для рас­стояний, превышающих 1/m, потенциал, а следовательно, и ядерные силы приближаются к нулю гораздо быстрее, чем 1/r. Поэтому «радиус действия» ядерных сил гораздо меньше «радиуса действия» электростатических. Экспериментально дока­зано, что ядерные силы не простираются на расстояния свыше 10-13 см, поэтому

m»1015 м-1.

Фиг. 28.6. Сравнение потенциала Юкавы. е-mr/r с кулоновым потен­циалом 1/r.

И, наконец, давайте рассмотрим волновое решение уравне­ния (28.17). Если мы подставим в него

то получим

Связывая теперь частоту с энергией, а волновое число с импуль­сом, как это делалось в конце гл. 34 (вып. 3), мы найдем соот­ношение

которое говорит, что масса «фотона» Юкавы равна mh/с. Если в качестве m взять величину ~1015м-1, которую дает наблюдаемый радиус действия ядерных сил, то масса оказывается равной 3·10-25 г, или 170 Мэв, что приблизительно равно наблюдаемой массе p-мезона. Таким образом, по аналогии с электродинами­кой мы бы сказали, что p-мезон — это «фотон» поля ядерных сил. Однако теперь мы распространили идеи электродинамики в такую область, где они на самом деле могут оказаться и не­верными. Мы вышли далеко за рамки электродинамики и очутились перед проблемой ядерных сил.

* Мы пользуемся такими обозначениями x=dx/dt, x=d2x/dt2, x=d3x/dt3 и т. д.

Глава 29 ДВИЖЕНИЕ ЗАРЯДОВ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ

§ 1. Движение в однородных электрическом я магнитном полях

§ 2. Анализатор импульсов

§ 3. Электростатиче­ская линза

§ 4. Магнитная линза

§ 5. Электронный микроскоп

§ 6. Стабилизирую­щие поля ускори­телей

§ 7. Фокусировка чередующимся градиентом

§ 8. Движение в скрещенных электрическом и магнитном полях

Повторить: гл. 30 (вып. 3) «Дифракция».

§ 1. Движение в однородных электрическом и магнитном полях

Мы теперь перейдем к описанию в общих чер­тах движения зарядов в различных условиях. Наиболее интересные явления возникают тогда, когда зарядов движется много и все они взаимо­действуют друг с другом. Так обстоит дело, когда электромагнитные волны проходят через кусок вещества или плазму; тогда легионы за­рядов взаимодействуют друг с другом. Но это очень сложная картина. Позднее мы поговорим и о таких проблемах; пока же мы обсудим не­сравненно более простую задачу о движении отдельного заряда в заданном поле. При этом можно пренебречь всеми другими зарядами, за исключением, разумеется, тех зарядов и токов, которые создают предполагаемое нами поле.

Начать, по-видимому, нужно с движения частицы в однородном электрическом поле. Движение при небольших скоростях не пред­ставляет особенного интереса — это просто рав­номерно ускоренное движение в направлении поля. А вот когда частица, набрав достаточно энергии, превращается в релятивистскую, дви­жение ее становится более сложным. Решение для этого случая я оставляю вам — потруди­тесь и отыщите его сами.

Мы же рассмотрим движение в однородном магнитном поле, когда электрического поля нет. Эту задачу мы уже решали. Одним из ре­шений было движение частиц по окружности. Магнитная сила

qv X В всегда действует под прямым углом к направлению движения, так что производная dp/dt перпендикулярна р и равна по величине vp/R, где R — радиус окружности, т. е.

Фиг. 29.1. Движение частицы в однородном магнитном поле.

Таким образом, радиус круговой орбиты равен

(29.1)

Это одно из возможных движений. Если движущаяся час­тица имеет только одну составляющую в направлении поля, то она не изменяется, ибо у магнитной силы отсутствует компо­нента в направлении поля. Общее же движение частицы в од­нородном магнитном поле — это движение с постоянной ско­ростью в направлении В и круговое движение под прямым углом к В, т. е. движение по цилиндрической спирали (фиг. 29.1). Радиус спирали определяется равенством (29.1) с заменой р на р┴ — компоненту импульса, перпендикулярную к направ­лению поля.

§ 2. Анализатор импульсов

Однородное магнитное поле часто применяется в «анализа­торе», или «спектрометре импульсов» высокоэнергетических частиц. Предположим, что в точке А (фиг. 29.2, а) в однородное магнитное поле влетают заряженные частицы, причем магнит­ное поле перпендикулярно плоскости рисунка. При этом каж­дая частица будет лететь по круговой орбите, радиус которой пропорционален ее импульсу. Если все частицы влетают в поле перпендикулярно его краю, то они покидают его на расстоянии х от точки А, пропорциональном их импульсу р. Помещенный в некоторой точке С счетчик будет регистрировать только та­кие частицы, импульс которых находится где-то в интервале Dp величин p=qBx/2.

Фиг. 29.2. 180-градусный спек­трометр импульсов с однородным магнитным полем.

а — траектории частиц с разными импульсами; 6 — траектории частиц, влетающих под равными углами. Маг­нитное поле направлено перпендикулярно плоскости рисунка.

Нет необходимости, разу­меется, чтобы перед регист­рацией частица поворачива­лась на 180°, но такой «180-градусный спектрометр» обладает особым свойством: для него совсем необяза­тельно, чтобы частицы вхо­дили под прямым углом к краю поля. На фиг. 29.2, б показаны траектории трех частиц с одинаковым импульсом, но входящих в поле под различными углами. Вы видите, что траектории у них разные, но все они покидают поле очень близко к точке С. В подобных случаях мы говорим о «фокусировке». Преимущество такого способа фо­кусировки в том, что она позволяет допускать в точку А частицы, летящие под большими углами, хотя обычно, как видно из рисунка, углы эти в какой-то степени ограничены. Большое угловое разрешение обычно означает регистрацию за данный промежуток времени большего числа частиц и сокращения, следовательно, времени измерения.

Изменяя магнитное поле, передвигая счетчик вдоль оси х или же покрывая с помощью многих счетчиков целую область по оси х, можно измерить «спектр» падающего пучка [«спектр» им­пульсов f(p) означает, что число частиц с импульсами в интер­вале между р и (p+dp) равно f(p)dp]. Такие измерения про­водятся, например, при определении распределения по энер­гиям в b-распаде различных ядер.

Имеется еще много других типов импульсных спектрометров, но я расскажу вам только об одном из них, характерном особен­но большим разрешением по пространственному углу. В основе его лежат винтовые орбиты в однородном поле, как это показано на фиг. 29.1. Представьте себе цилиндрическую систему коорди­нат r, q, z, причем ось z выбрана по направлению магнитного поля. Если частица испускается из начала координат под углом

Фиг. 29.3. Спектро­метр с аксиальным полем.

а к направлению оси z, то она будет двигаться по спиральной линии, описываемой выражением

входящие туда параметры а, b и k нетрудно выразить через r, a и магнитное ноле В. Если для данного импульса, но разных начальных углов отложить расстояние r от оси как функцию z, то мы получим кривые, подобные сплошным кривым на фиг. 29.3. (Вы помните — ведь это своего рода проекция винтовой траек­тории.) Когда угол между осью и начальным направлением велик, максимальное значение r тоже будет большим, а продоль­ная скорость при этом уменьшается, так что выходящие под раз­личными углами траектории стремятся собраться в своего рода фокус (точка А на рисунке). Если на расстоянии А поставить узкое кольцевое отверстие, то частицы, летящие в некоторой области углов, могут пройти через отверстие и достигнуть оси, где для их регистрации мы приготовим протяженный детектор D. Частицы, вылетающие из начала координат под тем же са­мым углом, но с большим импульсом, летят по пути, обозначен­ному нами пунктирной линией, и не могут пройти через отвер­стие А. Итак, прибор выбирает небольшой интервал импульса. Преимущество такого спектрометра по сравнению с описанным ранее состоит в том, что отверстия А и А' можно сделать коль­цевыми, так что могут быть зарегистрированы частицы в до­вольно большом телесном угле. Это преимущество особенно важно для слабых источников и при очень точных измерениях, когда необходимо использовать возможно большую долю испу­щенных источником частиц.

Фиг. 29.4. Внутри эллип­соидальной катушки, ток которой на любом интер­вале оси Dx одинаков, воз­никает однородное поле.

Но за это преимущество приходится расплачиваться, ибо метод требует большого объема однородного магнитного поля, и он практически пригоден только для частиц с небольшой энергией. Если вы помните, один из способов получения одно­родного поля — это намотать провод на сферу так, чтобы поверх­ностная плотность тока была пропорциональна синусу угла. Вы можете доказать, что то же самое справедливо и для эллипсо­ида вращения. Поэтому очень часто такой спектрометр изготов­ляют, просто наматывая эллипсоидальные витки на деревянный или алюминиевый каркас. Единственное, что при этом требует­ся,— это чтобы ток на любом интервале оси Ах (фиг. 29.4) был одним и тем же.

§ 3. Электростатическая линза

Фокусировка частицы имеет множество применений. Напри­мер, в телевизионной трубке электроны, вылетающие из катода, фокусируются на экране в маленькое пятнышко. Делается это для того, чтобы отобрать электроны одинаковой энергии, но летящие под различными углами, и собрать их в небольшую точ­ку. Эта задача напоминает фокусировку света с помощью линз, поэтому устройства, которые выполняют такие функции, тоже называются линзами.

В качестве примера электронной линзы здесь приведена фиг. 29.5. Это «электростатическая» линза, действие которой зависит от электрического поля между двумя соседними электро­дами. Работу ее можно понять, проследив за тем, что она делает с входящим слева параллельным пучком частиц. Попав в об­ласть а, электроны испытывают действие силы с боковой ком­понентой, которая прижимает их к оси. В области b электроны, казалось бы, должны получить равный по величине, но проти­воположный по знаку импульс, однако это не так. К тому вре­мени, когда они достигнут области b, энергия их несколько увеличится, и поэтому на прохождение области b они затратят меньше времени.

Фиг. 29.5. Электростатическая линза. Показаны силовые линии, т. е. линии вектора qE.

Силы-то те же самые, но время их действия меньше, поэтому и импульс будет меньше. А полный импульс силы при прохождении областей а и b направлен к оси, так что в результате электроны стягиваются к одной общей точке. По­кидая область высокого напряжения, частицы получают доба­вочный толчок по направлению к оси. В области с сила направ­лена от оси, а в области d — к оси, но во второй области час­тица остается дольше, так что снова полный импульс направлен к оси. Для небольших расстояний от оси полный импульс силы на протяжении всей линзы пропорционален расстоянию от оси (понимаете почему?), и это как раз основное условие, необхо­димое для обеспечения фокусировки линз такого типа.

С помощью этих же рассуждений вы можете убедиться, что фокусировка будет достигнута во всех случаях, когда потенциал в середине электрода по отношению к двум другим либо положи­телен, либо отрицателен. Электростатические линзы такого типа обычно используются в катоднолучевых трубках и некоторых электронных микроскопах.

§ 4. Магнитная линза

: Есть еще один сорт линз — их часто можно встретить в электронных микроскопах — это магнитные линзы. Схемати­чески они изображены на фиг. 29.6. Цилиндрически симметрич­ный электромагнит с очень острыми кольцевыми наконечниками полюсов создает в малой области очень сильное неоднородное магнитное поле. Оно фокусирует электроны, летящие вертикаль­но через эту область. Механизм фокусировки нетрудно понять; посмотрите увеличенное изображение области вблизи наконеч­ников полюсов на фиг. 29.7. Вы видите два электрона а и b, которые покидают источник S под некоторым углом по отноше­нию к оси. Как только электрон а достигнет начала поля, го­ризонтальная компонента поля отклонит его в направлении от вас. Он приобретет боковую скорость и, пролетая через сильное вертикальное поле, получит импульс в направлении к оси. Бо­ковое же движение убирается магнитной силой, когда электрон покидает поле, так что оконча­тельным эффектом будет им­пульс, направленный к оси, плюс «вращение» относительно нее.

Фиг. 29.6. Магнитная линза.

Фиг. 29.7. Движение электрона в магнитной линзе.

На частицу b действуют те же силы, но в противоположном направлении, поэтому она тоже отклоняется по направлению к оси. На рисунке видно, как расходящиеся электроны соби­раются в параллельный пучок. Действие такого устройства подобно действию линзы на находящийся в ее фокусе объект. Если бы теперь вверху поставить еще одну такую же линзу, то она бы сфокусировала электроны снова в одну точку и по­лучилось бы изображение источника S.

§ 5. Электронный микроскоп

Вы знаете, что в электронный микроскоп можно «увидеть» предметы, которые недоступно малы для оптического микроско­па. В гл. 30 (вып. 3) мы обсуждали общие ограничения любой оптической системы, вызываемые дифракцией на отверстии линзы. Если отверстие объектива видно из источника под углом 2q (фиг. 29.8), то две соседние точки, расположенные около источника, будут неразличимы, если расстояние между ними

Фиг. 29.8. Разрешение микроскопа ограничивается угловым размером объектива относительно фокуса.

Фиг. 29.9. Сферическая аберрация линзы.

по порядку величины меньше

где l — длина волны света. Для лучших оптических микроско­пов угол 6 приближается к тео­ретическому пределу 90°, так что б приблизительно равно l, или около 5000 Е.

Тe же самые ограничения применимы и к электронному ми­кроскопу, но только длина волн в нем, т, е. длина волны электро­нов с энергией 50 кв, составляет 0,05 Е. Если бы можно было использовать объектив с отверстием около 30°, то мы способны были бы различить объекты величиной в 1/5 А. Атомы в молекулах обычно расположены на расстоянии 1—2 Е, следователь­но, тогда вполне можно было бы получать фотографии молекул. Биология стала бы куда проще; мы бы могли сфотографировать структуру ДНК. Как это было бы замечательно! Ведь все сегод­няшние исследования в молекулярной биологии — это попытки определить структуру сложных органических молекул. Если бы мы были способны их видеть!

Но к несчастью, самая лучшая разрешающая способность электронных микроскопов приближается только к 20 Е. А все потому, что до сих пор никому не удалось построить линзу с большой светосилой. Все линзы страдают «сферической абер­рацией». Это означает вот что: лучи, идущие под большим углом к оси, и лучи, идущие близко к ней, фокусируются в раз­ных точках (фиг. 29.9). С помощью специальной технологии из­готовляются линзы для оптических микроскопов с пренебрежимо малой сферической аберрацией, но никому до сих пор не уда­лось получить электронную линзу, лишенную сферической абер­рации. Можно показать, что для любой электростатической или магнитной линзы описанных нами типов сферическая аберра­ция неизбежна. Наряду с дифракцией аберрация ограничивает разрешающую способность электронных микроскопов ее со­временным значением.

Ограничения, о которых мы упоминали, не относятся к электрическим и магнитным полям, не имеющим осевой симмет­рии или не постоянным во времени. Вполне возможно, что в

один прекрасный день кто-нибудь придумает новый тип электрон­ных линз, свободных от аберрации, присущей простым электрон­ным линзам. Тогда можно будет непосредственно фотографиро­вать атомы. Возможно, что когда-нибудь химические соедине­ния будут анализироваться просто визуальным наблюдением за расположением атомов, а не по цвету какого-то осадка!

§ 6. Стабилизирующие поля ускорителей

Магнитные поля используются в высокоэнергетических уско­рителях еще для того, чтобы заставить частицу двигаться по нужной траектории. Такие устройства, как циклотрон и синхро­трон, ускоряют частицу до высоких энергий, заставляя ее много­кратно проходить через сильное электрическое поле. А на своей орбите частицу удерживает магнитное поле.

Мы видели, что путь частицы в однородном магнитном поле проходит по круговой орбите. Но это справедливо только для идеального магнитного поля. А представьте себе, что поле В в большой области только приблизительно однородно: в одной части оно немного сильнее, чем в другой. Если в такое поле мы запустим частицу с импульсом р, то она полетит по примерно круговой орбите с радиусом R=p/qB. Однако в области более сильного поля радиус кривизны будет несколько меньше. При этом орбита уже не будет замкнутой окружностью, а возникнет «дрейф», подобный изображенному на фиг. 29.10. Если угодно, можно считать, что небольшая «ошибка» в поле приводит к толчку, который сдвигает частицу на новую траекторию. В ускорителе же частица делает миллионы оборотов, поэто­му необходима своего рода «радиальная фокусировка», кото­рая удерживала бы траектории частиц на близкой к желаемой орбите.

Другая трудность, связанная с однородным полем, состоит в том, что частицы не остаются в одной плоскости. Если они начинают движение под небольшим углом или небольшой угол создается неточностью поля, то частицы идут по спираль­ному пути, который в конце концов приведет их либо на полюс магнита, либо на по­толок или пол вакуумной камеры.

Фиг. 29.10. Движение частицы в слабо неоднородном поле.

Фиг. 29.11. Радиальное движение частицы в магнитном поле.

а — с большим положительным «наклоном»; б — с малым отрицательным «наклоном»; в — с большим отрицательным «наклоном».

Чтобы избежать такого вертикального дрейфа, нужны какие-то устройства; магнитное поле должно обеспечивать как радиальную, так и «вертикальную» фокусировки.

Сразу же можно догадаться, что радиальную фокусировку обеспечивает созданное магнитное поле, которое увеличивается с ростом расстояния от центра проектируемого пути. Тогда, если частица выйдет на больший радиус, она окажется в более сильном поле, которое вернет ее назад на нужную орбиту. Если она перейдет на меньший радиус, то «загибание» будет меньше и она снова вернется назад на желаемый радиус. Если частица внезапно начала двигаться под углом к идеальной орбите, она начнет осциллировать относительно нее (фиг. 29.И, а) и радиаль­ная фокусировка будет удерживать частицу вблизи кругового пути.

Фактически радиальная фокусировка происходит даже при противоположном «наклоне». Это может происходить в тех слу­чаях, когда радиус кривизны траектории увеличивается не быстрее, чем расстояние частицы от центра поля. Орбиты частиц будут подобны изображенным на фиг. 29.11,6. Но если градиент поля слишком велик, то частицы не вернутся на желаемый ра­диус, а будут по спирали выходить из поля либо внутрь, либо наружу (фиг. 29.11,в).

«Наклон» поля мы обычно характеризуем «относительным градиентом», или индексом поля n

(29.2)

Направляющее поле создает радиальную фокусировку, если относительный градиент будет больше -1.

Радиальный градиент поля приведет также к вертикальным силам, действующим на частицу. Предположим, мы имеем поле, которое вблизи центра орбиты сильнее, а снаружи слабее. Вертикальное поперечное сечение магнита под прямым углом к орбите может иметь такой вид, как показано на фиг. 29.12. (Причем протоны летят на нас из страницы.) Если нам нужно, чтобы поле было сильнее слева и слабее справа, то магнитные силовые линии должны быть искривлены подобно изображен­ным на рисунке. То, что это должно быть так, можно уви­деть из закона равенства нулю циркуляции В в пустом прос­

транстве. Если выбрать систему координат, показанную на рисунке, то

или

(29.3)

Фиг. 29.12. Вертикаль­но фокусирующее поле.

Вид в поперечном сечении, перпендикулярном к орбите.

Поскольку мы предполагаем, что дВz/дх отрицательно, то рав­ным ему и отрицательным должно быть и дВх/дz. Если «номиналь­ной» плоскостью орбиты является плоскость симметрии, где Вх=0, то радиальная компонента Вхбудет отрицательной над плоскостью и положительной под ней. При этом линии должны быть искривлены так, как это изображено на рисунке.

Такое поле должно обладать вертикально фокусирующими свойствами. Представьте себе протон, летящий более или менее параллельно центральной орбите, но выше нее. Горизонтальная компонента В будет действовать на протон с силой, направлен­ной вниз. Если же протон находится ниже центральной орбиты, то сила изменит свое направление. Таким образом, возникает эффективная «восстанавливающая сила», направленная к центру орбиты. Из наших рассуждений получается, что при условии уменьшения вертикального поля с увеличением радиуса должна происходить вертикальная фокусировка. Однако если градиент поля положительный, то происходит «вертикальная дефоку­сировка». Таким образом, для вертикальной фокусировки индекс поля n должен быть меньше нуля. Выше мы нашли, что для ра­диальной фокусировки значение n должно быть больше -1. Комбинация этих двух условий требует для удержания частиц на стабильных орбитах, чтобы

-1<n<0.

В циклотронах обычно используется величина n, приблизитель­но равная нулю, а в бетатронах и синхротронах типичной вели­чиной является n=-0,6.

§ 7. Фокусировка чередующимся градиентом

Столь малые величины n дают довольно «слабую» фокусиров­ку. Ясно, что гораздо большую радиальную фокусировку можно было бы получить для большого положительного градиента (n>>1), но при этом вертикальные силы будут сильно дефокусирующими. Подобным же образом большой отрицательный наклон (n<<-1) давал бы большие вертикальные силы, но при этом вызывал бы сильную радиальную дефокусировку. Однако примерно 10 лет назад было установлено, что чередующееся дей­ствие областей с сильной фокусировкой и область с сильной дефокусировкой в целом приводят к фокусирующему эффекту.

Чтобы объяснить, как работает такая фокусировка, разбе­рем сначала действие квадрупольной линзы, которая устроена по тому же принципу. Представьте себе, что к магнитному полю, изображенному на фиг. 29.12, добавлено однородное отрицатель­ное магнитное поле, сила которого подобрана так, чтобы поле на орбите было равно нулю. Результирующее поле при малых смещениях от нейтральной точки будет напоминать изображенное на фиг. 29.13. Такой четырехполюсный магнит называется «квадрупольной линзой». Положительная частица, которая вхо­дит (со стороны читателя) справа или слева от центра, снова втягивается в центр. Если же частица входит сверху или снизу от центра, то она выталкивается из него. Это горизонтально-фокусирующая линза. Если теперь обратить горизонтальный градиент, что может быть сделано переменой всех полюсов на противоположные, то знак всех сил изменится на обратный и мы получим вертикально-фокусирующую линзу (фиг. 29.14). Напряженность поля у таких линз, а следовательно, и фокуси­рующая сила возрастают линейно с удалением от оси линзы.

Представьте себе теперь, что мы поставили подряд две такие линзы. Если частица входит с некоторым горизонтальным сме­щением относительно оси (фиг. 29.15, а), то она отклонится по направлению к оси первой линзы. Когда же она подходит ко второй линзе, то оказывается ближе к оси, где выталкивающая сила меньше, поэтому меньшим будет и отклонение от оси.

Фиг. 29.13. Горизонтально фокусирующая квадрупольная линза.

Фиг. 29.14. Вертикально-фокусирующая квадрупольная линза.

В ре­зультате же получится наклон к оси, т. е. в среднем их действие окажется горизонтально-фокусирующим. С другой стороны, если мы возьмем частицу, которая отклоняется от оси в верти­кальном направлении, то путь ее будет таким, как показано на фиг. 29.15, б. Частица сначала отклоняется от оси, а затем вхо­дит во вторую линзу с большим смещением, испытывая дейст­вие большей силы, в результате чего отклоняется к оси. В целом эффект снова будет фокусирующим. Таким образом, действие па­ры квадрупольных линз, действующих независимо в горизонталь­ном и вертикальном направлениях, очень напоминает действие оптической линзы. Квадрупольные линзы используются для формирования пучка частиц и контроля над ним в точности так же, как оптические линзы используются для светового пучка.

Нужно подчеркнуть, что переменно-градиентная система не всегда приводит к фокусировке. Если градиент слишком велик (по сравнению с импульсом частиц или с расстоянием между линзами), то результирующее действие будет дефокусирующим. Вы поймете, как это получается, если вообразите, что простран­ство между двумя линзами на фиг. 29.15 увеличилось в три или четыре раза.

А теперь вернемся к синхротронному направляющему маг­ниту. Можно считать, что он состоит из чередующейся последо­вательности «положительных» и «отрицательных» линз с нало­женным поверх них однородным полем. Однородное поле служит для удержания частиц в среднем на горизонтальной окружности (на вертикальное движение оно не влияет), а переменные линзы действуют на любую частицу, которая норовит сбиться с пути, подталкивая ее все время к центральной орбите (в среднем).

Существует очень хороший механический аналог, который демонстрирует, как переменная «фокусирующая и дефокусирующая» сила может привести в результате к «фокусирующему» эффекту. Представьте себе механический «маятник», состоящий из твердого стержня с грузиком, подвешенным на оси, которая с помощью кривошипа, связанного с мотором, может быстро

Фиг. 29.15. Горизонтальная и вертикальная фокусировка парой квадрупольных линз.

Фиг. 29.16. Маятник с осциллирую­щей осью имеет устойчивое положение с грузиком, находящимся наверху.

раскачиваться вверх и вниз. У такого маятника есть два поло­жения равновесия. Кроме нор­мального положения, когда маят­ник свешивается вниз, у него есть еще положение равновесия, когда он торчит кверху,— грузик при этом находится над точкой опоры (фиг. 29.16).

Простые рассуждения показывают, что вертикальное дви­жение стержня эквивалентно переменной фокусирующей силе. Когда стержень ускоряется вниз, грузик стремится двигаться по направлению к вертикали, как это показано на фиг. 29.17, а когда грузик ускоряется вверх,— все происходит в обратном порядке. Но несмотря на то, что сила все время изменяет свое направление, в среднем она действует к вертикали. Таким об­разом, маятник будет качаться туда и сюда около нейтрального положения, которое прямо противоположно нормальному.

Существует, конечно, более простой способ удержать маят­ник «вверх ногами» — например сбалансировать его на пальце. А вот попробуйте-ка так удержать два независимых маятника на одном пальце. Или даже один, но с закрытыми глазами. Балан­сирование означает внесение небольших поправок в то, что не­верно. А если одновременно неверны несколько параметров, то балансирование в большинстве случаев невозможно. Однако в синхротроне по орбите одновременно движутся миллиарды частиц, каждая из которых имеет свою собственную «ошибку», и тем не менее описанный нами способ фокусировки действует сразу на все эти частицы.

Фиг. 29.17. Ускорение оси маятника вниз

приводит к движению его по направлению к вертикали.

§ 8. Движение в скрещенных электрическом и магнитном полях

До сих пор мы говорили о частицах, находящихся только в электрическом или только в магнитном поле. Но есть интересные эффекты, возникающие при одновременном действии обоих по­лей. Пусть у нас имеется однородное магнитное поле В и направ­ленное к нему под прямым углом электрическое поле Е. Тогда частицы, влетающие перпендикулярно полю В, будут двигаться по кривой, подобной изображенной на фиг. 29.18. (Это плоская кривая, а не спираль.) Качественно это движение понять не­трудно. Если частица (которую мы считаем положительной) движется в направлении поля Е, то она набирает скорость, и магнитное поле загибает ее меньше. А когда частица движется против поля Е, то она теряет скорость и постепенно все больше и больше загибается магнитным полем. В результате же полу­чается «дрейф» в направлении (ЕXВ).

Мы можем показать, что такое движение есть по существу суперпозиция равномерного движения со скоростью vd=E/B и кругового, т. е. на фиг. 29.18 изображена просто циклоида. Представьте себе наблюдателя, который движется направо с постоянной скоростью. В его системе отсчета наше магнитное поле преобразуется в новое магнитное поле плюс электрическое поле, направленное вниз. Если его скорость подобрана так, что полное электрическое поле окажется равным нулю, то наблю­датель будет видеть электрон, движущийся по окружности. Таким образом, движение, которое мы видим, будет круговым движением плюс перенос со скоростью дрейфа vd=E/B. Движе­ние электронов в скрещенных электрическом и магнитном полях лежит в основе магнетронов, т. е. осцилляторов, применяемых при генерации микроволнового излучения.

Есть еще немало других интересных примеров движения частиц в электрическом и магнитном полях, например орбиты электронов или протонов, захваченных в радиационных поясах в верхних слоях стратосферы, но, к сожалению, у нас не хва­тает времени, чтобы заниматься сейчас еще и этими вопросами.

Фиг. 29.18. Путь частицы в скрещенных электрическом и маг­нитном полях.

Оглавление

Глава 22 ЦЕПИ ПЕРЕМЕННОГО ТОКА

Глава 23 ПОЛЫЕ РЕЗОНАТОРЫ

Глава 24 ВОЛНОВОДЫ

Глава 25 ЭЛЕКТРОДИНАМИКА В РЕЛЯТИВИСТСКИХ ОБОЗНАЧЕНИЯХ

Глава 26 ЛОРЕНЦЕВЫ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ПОЛЕЙ

Глава 27 ЭНЕРГИЯ ПОЛЯ И ЕГО ИМПУЛЬС

Глава 28 ЭЛЕКТРОМАГНИТНАЯ МАССА

Глава 29 ДВИЖЕНИЕ ЗАРЯДОВ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ Fueled by Johannes Gensfleisch zur Laden zum Gutenberg