Stichworte und Ergänzungen zu Mathematische Methoden der Physik
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152 14 Maxwellgleichungen Insbesondere ist nach dem Stokesschen Satz das zweidimensionale Integral über eine Fläche F über die Rotation eines Vektorfeldes ⃗B dem Umlaufintegral über ⃗B längs der Randkurve ∂F gleich. ∫ ∫ d 2 ⃗f · rot⃗B = d⃗s ·⃗B (14.7) F Die Randkurve wird, von einem benachbarten, inneren Flächenpunkt aus gesehen, wie eine Rechtsschraube mit Vortrieb in Richtung des Flächennormalenvektors durchlaufen. Nach dem Gaußschen Satz ist das Integral über ein dreidimensionales Volumen V über die Divergenz eines Vektorfeldes ⃗E dem zweidimensionalen Flächenintegral über die Randfläche ∂V mit nach außen gerichtetem Normalenvektor d 2 ⃗f mal ⃗E gleich, ∫ ∫ d 3 x div⃗E = d 2 ⃗f ·⃗E . (14.8) V Magnetfeld eines zylindersymmetrischen Stromfadens Mit dem Satz von Stokes bestimmen wir das Magnetfeld eines stromdurchflossenen Drahtes, den wir der einfachen Geometrie wegen als gerade, unendlich lang und mit kreisförmigem Querschnitt von einer homogenen Stromdichte ⃗j durchflossen vorgeben. Sie ist invariant unter Drehungen um den Draht und unter Verschiebungen längs des Drahtes und in geeigneten Koordinaten im Drahtinneren für x 2 + y 2 ≤ R 2 ⎛ ⎞ ⃗j(⃗x) = J 0 ⎝0⎠ . (14.9) πR 2 1 Außerhalb des Drahtes, für x 2 + y 2 > R 2 , verschwindet sie. Es bezeichnen hierbei J den Gesamtstrom durch den Draht und 2R seinen Durchmesser. Für diese Stromdichte suchen wir eine zeitunabhängige Lösung von div ⃗B = 0 und rot⃗B =⃗j. Da die Stromdichte zylindersymmetrisch ist, untersuchen wir den Ansatz, daß das Magnetfeld ebenfalls zylindersymmetrisch ist und in der Ebene quer zum Draht in Richtung zunehmenden Polarwinkels zeigt, ⎛ ⎞ ⃗B(⃗x) = ⃗e ϕ B( √ −y 1 x 2 + y 2 ) , ⃗e ϕ (⃗x) = √ ⎝ x⎠ . (14.10) x2 + y 2 0 Wie groß der Betrag B( √ x 2 + y 2 ) des Magnetfeldes ist, folgt mit dem Stokesschen Satz. Wenn wir ihn für konzentrische Kreisscheiben K r,z = {(x, y, z) : x 2 + y 2 ≤ r 2 } parallel zur z-Ebene verwenden, können wir die beteiligten Integrale einfach auswerten, denn die Integranden sind (stückweise) konstant. Das Flächenintegral über die Stromdichte ergibt für r > R den Gesamtstrom J und für r < R nur den Anteil J r 2 /R 2 des Stroms, der durch den Flächenanteil πr 2 des Drahtquerschnitts πR 2 fließt, ∫ ∫ { r 2 d 2 ⃗f · rot⃗B = d 2 für r ≤ R ⃗f ·⃗j = J · R 2 K r,z K r,z 1 für r > R . (14.11) ∂F ∂V
153 Nach dem Stokesschen Satz ist dies gleich dem Umlaufintegral über ⃗B längs der Randkurve ∂K r,z : ϕ ↦→ (r cosϕ, r sin ϕ, z) , 0 ≤ ϕ ≤ 2π . Nach Ansatz zeigt das Magnetfeld ⃗B in Richtung des Wegelements d⃗s = dϕ r⃗e ϕ , ihr Skalarprodukt ist das Produkt der Beträge, r B(r) . Es ist auf der Kreiskurve konstant, demnach ist das Umlaufintegral ∫ d 2 ⃗f · rot⃗B = K r,z ∫ d⃗s ·⃗B = 2π r B(r) . ∂K r,z (14.12) Für B(r) erhalten wir ⎛ ⎞ B(r) = J { r 2 2πr · für r ≤ R R 2 1 für r > R , ⃗B(⃗x) = J −y ⎝ x⎠ · 2π 0 { 1 R 2 für r ≤ R 1 für r > R . (14.13) x 2 +y 2 Nachrechnen zeigt, daß ⃗B die Maxwellgleichungen div ⃗B = 0 und rot⃗B = ⃗j erfüllt. Diese rechnerische Probe ist erforderlich, denn die Gründe für den Ansatz (14.10) sind nicht zwingend: Lösungen von Differentialgleichungen mit Symmetrien müssen nicht unbedingt invariant unter der Symmetrie sein, sondern nur in Lösungen übergehen. Der Strom im Draht wird angetrieben von einem elektrischen Feld, das, wie in einem Plattenkondensator mit unendlich fernen Platten, konstant ist, ⎛ ⎞ ⃗E = J 0 ⎝0⎠ , ⃗j = σ⃗E . (14.14) σπR 2 1 σ bezeichnet die Leitfähigkeit des Ohmschen Drahtes. Außen fließt kein Strom, weil das Vakuum nicht leitet, σ(⃗x) = 0 für x 2 + y 2 > R 2 . Der Draht ist ungeladen, ρ = 0. Der Strom kommt durch die unterschiedliche Geschwindigkeit der Ladungsträger zustande, die Elektronen sind beweglich, die Atomrümpfe sind in Kristallgitter eingebaut. Offensichtlich löst ⃗E die statischen Maxwellgleichungen div⃗E = ρ = 0 und rot⃗E = 0. Stokessche Schleife Daß der Anteil des ⃗E-Feldes in Drahtrichtung an der Oberfläche des Drahtes stetig sein muß, zeigt die Betrachtung einer sogenannten Stokesschen Schleife. Das ist ein schmales Rechteck, dessen eine Längsseite parallel zur Oberfläche im Draht verläuft, während die andere außerhalb verläuft. Macht man das Rechteck schmaler und schmaler, verschwindet mit der Länge der schmalen Rechteckseite das Flächenintegral über rot⃗E und die Beiträge der kurzen Seiten zum Umlaufintegral. Da das Umlaufintegral insgesamt verschwindet, heben sich die Beiträge der beiden in Gegenrichtung durchlaufenen Längsseiten auf, rot⃗E stetig : d⃗s ·(⃗E innen − ⃗E außen ) = 0 , ⃗E tangential, innen = ⃗E tangential, außen . (14.15)
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152 14 Maxwellgleichungen<br />
Insbeson<strong>der</strong>e ist nach dem Stokesschen Satz das zweidimensionale Integral über eine<br />
Fläche F über die Rotation eines Vektorfeldes ⃗B dem Umlaufintegral über ⃗B längs <strong>der</strong><br />
Randkurve ∂F gleich. ∫ ∫<br />
d 2 ⃗f · rot⃗B = d⃗s ·⃗B (14.7)<br />
F<br />
Die Randkurve wird, von einem benachbarten, inneren Flächenpunkt aus gesehen, wie<br />
eine Rechtsschraube mit Vortrieb in Richtung des Flächennormalenvektors durchlaufen.<br />
Nach dem Gaußschen Satz ist das Integral über ein dreidimensionales Volumen V<br />
über die Divergenz eines Vektorfeldes ⃗E dem zweidimensionalen Flächenintegral über<br />
die Randfläche ∂V mit nach außen gerichtetem Normalenvektor d 2 ⃗f mal ⃗E gleich,<br />
∫ ∫<br />
d 3 x div⃗E = d 2 ⃗f ·⃗E . (14.8)<br />
V<br />
Magnetfeld eines zylin<strong>der</strong>symmetrischen Stromfadens<br />
Mit dem Satz von Stokes bestimmen wir das Magnetfeld eines stromdurchflossenen Drahtes,<br />
den wir <strong>der</strong> einfachen Geometrie wegen als gerade, unendlich lang <strong>und</strong> mit kreisförmigem<br />
Querschnitt von einer homogenen Stromdichte ⃗j durchflossen vorgeben. Sie ist<br />
invariant unter Drehungen um den Draht <strong>und</strong> unter Verschiebungen längs des Drahtes<br />
<strong>und</strong> in geeigneten Koordinaten im Drahtinneren für x 2 + y 2 ≤ R 2<br />
⎛ ⎞<br />
⃗j(⃗x) = J 0<br />
⎝0⎠ . (14.9)<br />
πR 2 1<br />
Außerhalb des Drahtes, für x 2 + y 2 > R 2 , verschwindet sie. Es bezeichnen hierbei J den<br />
Gesamtstrom durch den Draht <strong>und</strong> 2R seinen Durchmesser.<br />
Für diese Stromdichte suchen wir eine zeitunabhängige Lösung von div ⃗B = 0 <strong>und</strong><br />
rot⃗B =⃗j. Da die Stromdichte zylin<strong>der</strong>symmetrisch ist, untersuchen wir den Ansatz, daß<br />
das Magnetfeld ebenfalls zylin<strong>der</strong>symmetrisch ist <strong>und</strong> in <strong>der</strong> Ebene quer <strong>zu</strong>m Draht in<br />
Richtung <strong>zu</strong>nehmenden Polarwinkels zeigt,<br />
⎛ ⎞<br />
⃗B(⃗x) = ⃗e ϕ B( √ −y<br />
1<br />
x 2 + y 2 ) , ⃗e ϕ (⃗x) = √ ⎝ x⎠ . (14.10)<br />
x2 + y 2 0<br />
Wie groß <strong>der</strong> Betrag B( √ x 2 + y 2 ) des Magnetfeldes ist, folgt mit dem Stokesschen Satz.<br />
Wenn wir ihn für konzentrische Kreisscheiben K r,z = {(x, y, z) : x 2 + y 2 ≤ r 2 } parallel<br />
<strong>zu</strong>r z-Ebene verwenden, können wir die beteiligten Integrale einfach auswerten, denn<br />
die Integranden sind (stückweise) konstant. Das Flächenintegral über die Stromdichte<br />
ergibt für r > R den Gesamtstrom J <strong>und</strong> für r < R nur den Anteil J r 2 /R 2 des Stroms,<br />
<strong>der</strong> durch den Flächenanteil πr 2 des Drahtquerschnitts πR 2 fließt,<br />
∫<br />
∫ { r 2<br />
d 2 ⃗f · rot⃗B = d 2 für r ≤ R<br />
⃗f ·⃗j = J · R 2<br />
K r,z K r,z<br />
1 für r > R . (14.11)<br />
∂F<br />
∂V