Поверхность идеального проводника

Две встречные волны могут возникать различными способами. Наиболее простой и часто встречающийся случай — это отражение при нормальном палении электромагнитной волны от плоской поверхности идеального проводника (см. 2.5) или диэлектрика с большим показателем преломления. [c.76]

Известно, что на поверхности идеального проводника электрическая сила направлена по нормали этого достаточно для того, чтобы поверхность <Т2 не вносила ничего в А. Что же касается шаровой поверхности fji, то следует заметить следующее мы принимаем во внимание [c.131]

В этом случае граничные условия на поверхности идеального проводника записываются в виде [c.392]

I. В областях )Qа находится одинаковый материал с термическими коэффициентами К, р> с, ж. При x = 0 тепловой поток равен нулю. При X — а обе области соприкасаются с массой М (на единицу поверхности) идеального проводника с удельной теплоемкостью с. Начальная температура идеального проводника равна Ко, а окружающих областей — нулю. [c.392]

Мы установили, что граничное условие для поля Н сводится к следующему производная по нормали от г-компоненты полного магнитного поля должна равняться нулю на поверхности идеального проводника, если эта поверхность не зависит от координаты г, параллельно которой направлен вектор магнитного поля в падающей волне. В общем случае можно показать, что все производные по нормали от ковариантных компонент магнитного поля должны равняться нулю на поверхности идеального проводника, если форма его поверхности совпадает с координатной поверхностью криволинейной ортогональной системы координат. [c.37]

В этом случае (3.25) дает / =1, т. е. отражение от поверхности идеального проводника полное. Наложение отраженной волны на падающую приводит к образованию стоячей волны, в то время как в металле напряженность поля убывает в е раз на расстоянии /=Ящ/(2лх) от поверхности (см. задачу). [c.164]

Отражение от поверхности идеального проводника будет полным даже при нормальном падении. Напряженность электрического поля в вакууме находится сложением напряженностей полей падающей и отраженной волн [c.166]

Поверхность идеального проводника. Формулы (2.5) и [c.21]

Таким образом, второй предельный переход —е - оо приводит к тому, что нарушено условие (2.16), выполнявшееся при первом предельном переходе. На поверхности идеального проводника тангенциальная компонента магнитного поля испытывает скачок. Причина этого состоит в том, что при переходе к идеальному проводнику толщина скин-слоя - 0 й одновременно объемная плотность индуцированного тока (2.7), содержащая множитель становится бесконечной. Появляется поверхностный ток, т. е. ток с конечной ненулевой поверхностной плотностью. Он разделяет внутренние точки, в которых Я = 0, от наружных, в которых Я 0. Точнее, при —в" оо [c.22]

Для получения интегрального уравнения первого рода для плотности электрического тока на поверхности идеального проводника будем считать, что вектор х принадлежит поверхности. Умножим соотношение (3.60) на вектор нормали в точке х и учтем граничное условие для идеального проводника, тогда получим [c.152]

Волны на поверхности идеального проводника [c.427]

Электрическое и магнитное поля в любой точке над поверхностью идеального проводника будут определяться как падающей, так отраженной волнами, достигшими этой точки. В результате при сложении этих двух волн в разных точках плоскости рисунка получается различная величина электрического и магнитного полей (рис. 4). Напряженность электрического поля при удалении от поверхности отражения постепенно увеличивается, пока не достигнет своего максимального значения, лотом снова уменьшается до нуля, меняет направление, снова увеличивается до максимума и т. д. [c.11]

Плотность высокочастотного тока на поверхности идеального проводника, а практически во всех металлах, численно равна напряженности магнитного поля у его поверхности. Например, если Н = 1=2 А/см у поверхности центрального проводника, то это значит, что через один сантиметр окружности центрального проводника, расположенной в поперечной плоскости, протекает ток 2 А. [c.53]

На поверхности идеального проводника =0 и Zj =0, что эквивалентно короткозамкнутой электрич. цепи на идеальной магн. поверхности Я =0, [c.216]

Докажем теперь лемму, необходимую для нашего доказательства. Рассмотрим пространство S, ограниченное, с одной стороны, поверхностью (Ti беспредельно растущего шара радиуса т и, с другой стороны, поверхностью гг2 идеального проводника. Пусть S — материальная система конечных размеров, расположенная в пространстве S вблизи центра О поверхности (Т. [c.130]

Е. Контакт с хорошо перемешиваемой, жидкостью или с идеальным проводником. В калориметрии и в других методах измерения, связанных с теплопередачей, часто оказывается, что поверхность твердого тела соприкасается с жидкостью, перемешиваемой настолько хорошо, что температура жидкости всюду одинакова. Пусть твердое тело имеет теплопроводность К, площадь поверхности 5 и температуру поверхности V, причем v сохраняет постоянное значение на всей поверхности. Пусть, далее, хорошо перемешиваемая жидкость, соприкасающаяся с твердым телом, имеет массу М и удельную теплоемкость с, и пусть ее температура равна V. Для общности предположим, что в жидкость с массой М поступает в единицу времени от внешнего источника количество тепла Q и что потеря тепла вследствие излучения в среду с температурой г/о (отнесенная к единице площади в единицу времени) составляет //j(K — Uq). Если SV — увеличение температуры жидкости с массой М за время о , то мы можем написать [c.29]

Задачи подобного типа приобретают в технике все большее и большее значение. Они делятся на два типа. В задачах первого типа тепло поступает от плоского подогревателя, погруженного в твердое тело. Б этом случае потери тепла на границе отсутствуют и граничное условие точно удовлетворяется, если теплоемкость подогревателя пренебрежимо мала в противном случае его можно считать идеальным проводником, как и в 13 данной главы. В задачах второго типа, которые возникают при индукционном нагреве поверхности металла, эта поверхность может выделять тепло, и если постулируется линейный перенос тепла с коэффициентом теплообмена в среду с нулевой температурой, равным Н, то из соотношения (9.4) гл. I следует, что граничное условие запишется в виде [c.115]

Пластина, одна из поверхностей которой соприкасается со слоем идеального проводника или хорошо перемешиваемой жидкости [c.128]

Более сложные задачи, например задачи, приведенные в 9 гл. I с граничными условиями, соответствующими контакту с хорошо перемешиваемой жидкостью или идеальным проводником на одной или обеих поверхностях ), могут рассматриваться точно таким же образом. Случай периодического изменения температуры поверхности рассмотрен в [13]. Задача о выделении тепла в изолированной проволоке, по которой протекает электрический ток [14], по существу представляет собой задачу для цилиндра с конечными размерами, но, кроме того, при ее рассмотрении можно пользоваться различными приближенными решениями, полученными из анализа теплового потока в полом цилиндре. [c.329]

III. В области О < г < а находится идеальный проводник с массой М и удельной теплоемкостью с,. Он окружен неограниченной областью с теплопроводностью К и температуропроводностью /.. На поверхности, г = а контактное сопротивление на единицу плои ади равно XjH. Начальная температура равна нулю. Внутри области г = а в единицу времени выделяется количество тепла Q. [c.343]

Пластина О < х < а. В плоскости л = О тепловой поток отсутствует. Плоскость х = а соприкасается с хорошо перемешиваемой жидкостью или идеальным проводником с массой М (на единицу поверхности) и удельной теплоемкостью с, к которой при t > О в единицу времени подводится постоянное количество тепла. На поверхности х = а контактное сопротивление равно 1/Л/(. (1 = Л1с /арс. [c.397]

Дэвис предполагал, что вещество является идеальным проводником, распределение высот неровностей поверхности яв- [c.83]

В ЭТИХ выражениях производные/ = df /dx берутся в точках поверхности решетки г = В частности, если среда 2 представляет собой идеальный проводник, то записанные выше условия принимают более простой вид [c.443]

Отсюда следует, что для идеального проводника (сг оо) оо, к = 1. Проанализируем теперь поведение волны, отраженной от поверхности метал ла. Воспользуемся формулами Френеля для нормального падения (11.6), заме- [c.192]

Несущая поверхность является идеальным проводником (х->-схэ) [c.75]

При дальнейшем рассмотрении процесса отражения будем пренебрегать потерями энергии падающей волны, расходуемой на нагрев металла токами, ею возбужденными. Эти потери обычно невелики. Другими словами, вместо металла будем рассматривать идеально проводящую плоскую поверхность, т. е. будем считать, что омическое сопротивление отражающей поверхности электрическому току равно нулю. Следошателыю, при прохождении по такой поверхности тока падение напряжения равно нулю, т. е потенциалы всех точек проводника одинаковы. А так как электрические силовые линии всегда соединяют точки с разными потенциалами, то тангенциальная составляюи ая электрического поля, параллельная границе раздела металла и диэлектрика (воздуха), долзта быть равна нулю. Это — первое граничное условие на поверхности идеального проводника. [c.10]

Подобными рассуждениями можно показать, что вектор напряженности магнитиого поля на границе идеального проводника не должен иметь нормальной (т. е. перпендикулярной) к металлу составляющей. Другими словами, у поверхности идеального проводника вектор напряженности магнитного поля параллелен ей. Это — второе граничное условие. [c.10]

Отыскание нормальных колебаний (колебат. мод) эл.-магн. поля внутри замкнутой полости состоит в решении Максвелла уравнений при определённых грашгчных условиях на стенках в частности, на поверхности идеального проводника долнша обращаться в нуль тангенциальная компонента электрич. поля Ef. Бесконечное, но счётное йшожество собств. значений этой задачи образует спектр собств. частот О. р., а соответствующие им решения дают пространств, распределения электрич. Е и магн. Н полей (л оЗю). [c.482]

Взаимодействие света с металлом приводит к возникновению вынужденных колебаний свободных электронов, находящихся внутри металлов. Такие колебания вызывают вторичные волны, приводящие к сильному отражению света от металлической поверхности и сравнительно слабой волне, идущей внут])ь металла. Чем больше электропроводность металлов, тем сильнее происходит отражение света от нх поверхности. В идеальном проводнике, для которого а -> оо, поглощение полностью отсутствует н весь падающий на его поверхность свет отражается. Поэтому заметный слой металла является непрозрачным для видимого света. Сильное поглощение проникающей внутрь металла световой волны обусловлено превращением энергии волны в джоулево тепло благодаря взаимодействию почти свободных электро1Юв, испытываюидих вынужденные колебания под действием световой волны. [c.61]

В настоящей главе при помощи классического метода разделения переменных (см. (1.3)) будет решен ряд важных задач для шара, полого шара и области, ограниченной изнутри сферической поверхностью. Для полноты изложения мы приведем без доказательства ряд решений, которые легче получить методами, изложенными в гл. XIII и XIV. Задачи о составных шарах, сферических или неограниченных областях со сферическим сердечником иа идеального проводника и задачи о выделении тепла в неограниченной среде будут изложены в 9 гл. XIII. [c.227]

Волны, обусловленные JXВ (рис. 3), являются волнами сжатия и распространяются в среде со скоростью С. Напряжения в волне ограничены величиной 5o/2pio. Этот предел имеет определенный смысл. В идеальном проводнике (а->-оо) наведенные токи ограничены поверхностью и объемные силы [c.106]

Идеальный проводник, плоская поверхность которого перпендикулярна оси Z, движется в положительном направлении оси Z со скоростью V. в том же направлении распространяется плоская электромагнитная волна, вектор напряженноста электрического поля которой коллинеарен бел У (Ех = 0, Ey = = Ео os o(i —- z/ ),. Е = 0). Найти напряжен- [c.115]

Луч, падающий на хорошо отполированную поверхность, частично проникает внутрь нее и там поглощается, а частично отражается. Глубина проникновения луча определяется электрическими свойствами материала — его электропроводностью и диэлектрической пострянной. В материалы с высокой электропроводностью (металлы) луч проникает на- небольшую глубину. Они характеризуются высокой отражательной способностью. Для идеального проводника отражательная способность должна быть равна единице. [c.72]

До новерхности Мохоровичича, если исключить поверхностные слои земли, удельное сопротивление земли очень высокое. Затем оно значительно снижается. Для слоев между осадочными породами и с поверхностью Мохоровичича удельное сопротивление можно принять от 10 до 10 ом м. Недра земли считаются идеальным проводником. [c.34]

Это ур-ие носит название ф-лы идеальной радиопередачи, т. к. в ее основу положены следующие допущения 1) земля является идеальным проводником, 2) воздух над землей является идеальным диэлектриком и 3) поверхность земли мошно считать плоскостью. Так как в действительности эти условия не выполняются на практике при передаче на сколько-нибудь большие расстояния, то практически ф-лы радиопередачи отличаются от уравнения (3), однако во всех остается пропорциональность напряшенности поля произведению которое носит название момента силы тока Р. и вы-рашается обыкновенно в метрамперах (см.). Необходимо однако заметить, что эквивалентность радиосети диполю и понятие о действующей высоте мошно допустить лишь тогда, когда размеры антенны малы по сравнению с длиной волны. Предельной длиной заземленной антенны, для к-рой возмошно применение понятия о действующей высоте, является половина длины волны, но лишь при длине антенны меньше четверти длины волны применение величины действующей высоты в ф-лах мощности излучения дает ошибку менее 10%. Заземленная антенна длиною в четверть рабочей длины волны является наиболее простой Р.—в этом случае собственная длина волны совпадает с рабочей. Симметричная незаземленная Р., состоящая из [c.387]

В связи с этим возникает новая проблема. Мы знаем, что как на освещенной, так и на теневой сторонах для идеального проводника выполняются обычные граничные условия (разд. 9.14). В действительности пластина имеет ненулевую толщину и закругляется на краях, так что вдоль всей поверхности края также выполняются те же условия. Однако в пределе при исчезающей толщине никакой поверхности края не будет, и должна выполняться новая систе.ма граничных условий, которая предписывает определенное поведение полей в свободном пространстве вблизи края. В прошлом эти условия на ребре вызывали значительные трудности. Авторитетное изложение этого вопроса дано Баукампом (1954), который пишет [c.389]

Уравнения для поверхностной волны для поляризации в направлении 1 (Е параллельно поверхности) также решены Францем и Депперманом. Численно эта волна имеет меньшее значение. При Я->оо она исчезает, как и следовало ожидать из тех соображений, что граничные условия для идеального проводника (разд. 9.14) не допускают распространения вдоль его поверхности плоской волны с Е, параллельным поверхности. [c.430]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...