книги из ГПНТБ / Вайнштейн Л.А. Лекции по сверхвысокочастотной электронике
.pdfa j (со) есть комплексная амплитуда электронной плотности тока
оо |
|
|
j(/) = R e j }(а)е-ш |
das. |
(1.54) |
о |
|
|
Чтобы отличить сами физические величины от их комплексных ампли туд, у физических величин явно выписана зависимость от времени (кроме того, они зависят еще от координат).
Если электрон движется в пустоте прямолинейно и равномерно,
то, как известно, он не излучает. Если |
же он движется |
в среде, то |
||
возможно излучение — так называемое |
черенковское излучение, или |
|||
излучение |
Вавилова — Черенкова. |
|
|
|
Изложим элементарную теорию этого излучения. Пусть точечная |
||||
частица (электрон) |
движется со скоростью v вдоль оси г, |
тогда плот |
||
ность тока |
имеет |
единственную составляющую |
|
|
|
|
]\(t) =ev8(x)6(y)8(z |
— vt). |
(1.55) |
Очевидно, что в любой фиксированной точке пространства поле элект рона исчезает при t—> ± со, поэтому следует применить интегралы Фурье. В силу соотношения
оо оо
8(z — vt) = 7^ j e^(z-vt) |
d w = £ e - L ^ e ' e ( T - ' ) fa, (1.56) |
_<x> |
0 |
которое нетрудно проверить, пользуясь формулой обращения интег рала Фурье, имеем
Іг(<*) = —Чх)8(у)е1»*. |
(1.57) |
я |
|
Такая «волна тока» возбуждает в пространстве коническую волну, зависящую от координаты г так же, как сам ток (1.57); волновой век тор этой волны имеет составляющие
kz = ^-, |
^ = | A a 8 l |
i - - £ = = - f ( 1 . 5 8 ) |
поскольку должно |
быть |
|
|
kt+k2r=k*e\i, |
(1.59) |
так как поле выражается через векторный потенциал с единственной
составляющей |
Аг, удовлетворяющей волновому уравнению |
|
|
АЛг + /г2 .е^Лг = 0 |
(1.60) |
для монохроматических колебаний в среде с проницаемостями |
є и [г. |
|
В формуле |
(1.58) через |3 обозначено отношение |
|
|
Р = - ^ . |
(1.61) |
с
Если выполняется условие (при вещественном e\i)
р J єц > 1 или |
|
с |
(1.62) |
|
V > |
У |
|||
|
то от оси 2 действительно расходится коническая волна, направле ние распространения которой составляет с осью г угол Ф, определяе мый соотношением kz = кУ^ец cosu, откуда
|
|
cos |
= - |
(1.63) |
Если ( У | / є ц , < 1 , |
то |
волна |
экспоненциально убывает при |
г ~ > о о . |
Формулы (1.62) и |
(1.63) определяют основные закономерности черен- |
|||
ковского излучения |
(см. также задачу 4). |
|
Рис. |
1.2. |
Коническая |
Рис. 1.3. Излучение в плоскости у, z (у |
нормаль к |
волна |
при черенков- |
решетке). |
|
|
ском |
излучении. |
|
|
Если показатель преломления |/є(л не зависит от частоты, то излученная электроном волна заключена внутри конуса, вершина которого совпадает с мгновенным положением электрона, а образую щие составляют угол | — Ь с отрицательной осью z; волновой вектор
к с составляющими (1.58) перпендикулярен образующим конуса (рис. 1.2). Такой же конус получается при равномерном движении тел в газе со сверхзвуковой скоростью (он называется в этом случае конусом Маха); если лодка равномерно движется по поверхности воды со скоростью, превышающей скорость волн на воде, то образуется аналогичная «ударная» волна, расходящаяся от носа лодки.
Излучение возможно и тогда, когда заряженная частица проле тает в пустоте вблизи периодической структуры, которая по оси z имеет период L . В этом случае (см. задачу 5 и рис. 1.3) волна тока (1.57) возбуждает целый нгбор пространственных гармоник, зависимость
которых от координаты |
z |
определяется |
функцией e'A z >r e Z , где |
|
||
Кп = ~ л |
- |
~ |
( я = о, ± |
і, + 2 , . ; . ) . |
(1.64) |
|
Если учесть, что |
|
|
|
|
|
|
(О |
|
k = |
2я |
|
(1.65) |
|
|
|
|
|
|
V
21
и ввести угол |
с помощью |
соотношения |
|
|
(1.66) |
то соотношение (1.64) можно |
переписать в виде |
|
|
|
(1.67) |
В том случае, |
когда по этой |
формуле получается — 1 < cos •&„ < 1,. |
мы имеем излучение на п-й пространственной гармонике. Это — излу чение Смита — Парселла или варотронное излучение, его можно рас сматривать как некоторую модификацию черенковского излучения.
Неоднократно предполагалось использовать оба вида излучения для генерации коротких электромагнитных волн. Этому препятствует некогерентность того и другого излучений — излучают (со случай ными фазами) отдельные электроны, когерентное же излучение (когда фазы полей, излучаемых разными электронами, согласованы) возможно только при соответствующей группировке, приводящей к образованию сгустков. Однако в самих этих явлениях нет механизма фазовой груп пировки, а формирование сгустков с помощью внешних полей — трудная и неблагодарная задача. Мы ограничимся тем, что процити руем одну из последних работ [4], посвященных исследованию воз буждения полей релятивистскими сгустками (плотные и короткие сгу стки, полученные в микротроне, пропускались через открытый ре зонатор синхронно с возбуждаемым полем):
«На основании опытных данных и теоретических соображений можно сделать следующий существенный вывод: реализация теорети ческих возможностей, связанных с излучением электронных сгуст ков, заранее сформированных каким-то внешним устройством, тре бует довольно точного соблюдения всех условий, принятых при рас чете, — тем более точного, чем короче длина волны, на которой наблю дается излучение. В обычных электронных приборах (клистронах, маг нетронах, лампах с бегущей волной и т. д.) оба процесса — излучение и формирование сгустков — происходят одновременно: сгустки фор мируются под .действием собственного излучения, в результате чего излучение усиливается и формирование продолжается вплоть до его ограничения нелинейными эффектами».
Следует отметить, что согласно формулам (1.63) и (1.67) в окру жающем пространстве формируется волна, удовлетворяющая усло вию синхронизма: ее фазовая скорость по оси z или фазовая скорость одной из ее пространственных гармоник по оси z точно равна скорости электрона. Однако фазировки нет, потому что волна уходит, не оказы вая обратного действия на пучок. Если эта волна удерживается в си стеме и группирует электронный пучок, такой прибор будет относить ся к приборам типа лампы с бегущей или обратной волной или оротрона (о последнем см. 2-ю лекцию).
Сказанное об отсутствии механизма фазировки (обратного дей ствия волны на пучок) необходимо уточнить следующим образом. Если рассматривать задачу об электронном пучке конечной толщины в ди электрике или у периодической структуры так, как это сделано в 6-й
22
лекции, то окажется, что фазировка есть, но очень слабая. При удер жании волны в системе механизм фазировки резко усиливается и приобретает практическое значение.
Излучение происходит и тогда, когда электрон пролетает мимо какого-нибудь тела или оседает на нем — это так называемое пере ходное излучение. Простейший случай переходного излучения —
излучение |
при равномерном и прямолинейном |
движении электрона |
||||||
(z = v0t) |
в пустом полупространстве по оси z к его плоской |
проводя |
||||||
щей границе z = 0. При ^ < 0 и г < 0 |
электромагнитное поле в такой |
|||||||
системе складывается из поля самого |
электрона |
(заряд е < |
0) и его |
|||||
изображения, имеющего заряд — е > |
0 и коор |
|
|
|||||
динату z = |
— v0t > |
0 (рис. 1.4). Поле |
излуче |
|
|
|||
ния отсутствует, так |
как |
заряды движутся рав |
|
|
||||
номерно |
и |
прямолинейно, |
электрическое поле |
|
|
|||
на больших расстояниях R от начала |
коорди |
|
|
|||||
нат убывает как 1/R3. |
Последнее видно |
уже из |
|
|
||||
того, что электрон вместе со своим |
изображе |
|
|
|||||
нием образует электрический диполь с моментом |
|
|
||||||
|
|
pz=~2ev0t |
|
(t<0). |
|
(1.68) |
|
|
При t > 0 электрон и его изображение отсутст вуют и р г = 0, поэтому
pz = 2evQ б (t). |
л |
gg\ |
' |
|
^ |
' |
|
Волновое поле диполя с моментом |
p z |
= |
pz |
имеет вид |
|
|
|
Рис. 1.4. Переходное излучение (поле, ис чезновение которого дает сферическую волну).
(t), как известно,
|
Pz U — — |
Sin |
|
c2R |
|
где |
R, Ф, ф — сферические координаты |
(такие, что О = 0 соответст |
вует |
положительной полуоси z). Поэтому при t > 0 от начала коор |
динат, где электрон встретился с плоскостью, расходится со скоростью света сферическая волна.
Переходное излучение возникает при равномерном движении электрона; его следует отличать от тормозного излучения, возникаю щего при торможении или ускорении электрона. Тормозное излучение
всего легче рассчитать, исходя из уравнения движения |
(1.08); из |
|||||
него вытекает, |
что работа |
внешних сил |
удовлетворяет |
соотношению |
||
|
t2 |
t |
|
4 |
|
|
|
Fvdt |
= |
• +— |
|
(1.70) |
|
|
f V2 dt, |
|
||||
|
|
ti |
3c3 |
J |
|
|
если при |
и £ > ^ 2 скорость v постоянна. Таким образом, при пол |
|||||
ной остановке |
электрона, |
двигавшегося |
со скоростью |
v0, |
за время |
At |
выделяется |
энергия |
излучения |
|
|
|
||||
|
|
W= |
2е2 Г |
- |
|
2е2 |
vi |
(At = t2-tx). |
(1.71) |
|
|
|
) |
v*dt = |
—3-± |
|
|||||
|
|
|
t, |
|
|
|
|
|
|
|
|
Если в формуле (1.69) вместо дельта-функции взять функцию, |
|||||||||
отличную от нуля в течение |
конечного интервала |
At, т. е. предполо |
||||||||
жить, что |
электрон исчезает не мгновенно, а постепенно, за время |
At, |
||||||||
то |
энергия переходного |
излучения |
окажется того же порядка, |
что |
||||||
и энергия тормозного излучения, а |
именно 2W; |
однако физическая |
||||||||
причина |
обоих |
излучений |
различна. |
|
|
|||||
|
Переходное |
излучение |
также |
предполагали |
использовать |
для |
генерации коротких волн, но этому опять-таки препятствует некоге рентность и отсутствие механизма фазовой группировки. Если излу чение накапливать в резонаторе *и использовать для фазовой фокуси
ровки электронного пучка и для |
увеличения отбора энергии от него, |
то такой прибор будет прибором |
клистронного типа. |
Сделанный выше вывод можно сформулировать и так: в клистро нах используется вынужденное или индуцированное переходное излу чение. Индуцированное излучение является уже когерентным — коллективным, а не индивидуальным — и на его фоне некогерентное (спонтанное) излучение отдельных электронов проявляется как слабый шум. Тем не менее, иногда это слабое излучение существенно; в част ности, оно определяет предгенерационный режим в клистронных гене раторах и дает (вместе с тепловыми флюктуациями в резонаторе) то «затравочное» поле, из которого вырастают когерентные колебания.
Точно так же можно сказать, что в лампах с бегущей и обратной волной используется индуцированное излучение Вавилова — Черенкова или Смита — Парселла.
Выше мы уже говорили об излучении электронов при их торможе нии. При любом ускоренном (v=^0) движении электронов в пустоте они излучают; излучение при круговом движении электронов в постоян ном магнитном поле обычно называют синхротронным: оно реализуется в электронных синхротронах и приводит при больших энергиях к появ лению свечения («светящийся электрон»). В электронных приборах с криволинейными пучками, которые мы рассмотрим в конце лекций, по существу используется индуцированное синхротронное излучение. В этих приборах круговое движение электронов происходит со сравни тельно небольшими энергиями, однако релятивистская зависимость массы от скорости при этом оказывается существенной, поскольку только благодаря этой зависимости угловая скорость обращения зависит от энергии и возможна фазировка.
Читателю, воспитанному в духе традиционного подхода к элект ронике сверхвысоких частот, рассмотрение спонтанного и индуциро ванного излучений, вероятно, покажется искусственным и лишним. Действительно, спонтанное и индуцированное излучения — это основ ные понятия квантовой теории излучения, без которых нельзя обой тись при изложении квантовой электроники; в классической же элек-
24
тронике, оперирующей с движением электронов в вакууме, до сравни тельно недавнего времени такая трактовка фактически не применялась, поскольку содержательных и новых результатов она не давала. Си туация изменилась с появлением приборов с криволинейными пучками, теорию которых можно развивать двояким путем — в духе клас сической электроники, рассматривая движение электронов (см. 8-ю и 9-ю лекции) и в духе квантовой электроники, рассматривая электрон ный пучок как активную среду, состоящую из нелинейных осцил ляторов (см. приложение IX); последний подход оказывается плодот ворным и вместе с тем физически наглядным.
Мы рассмотрели — по необходимости очень бегло — излучение электрона, совершающего то или иное движение. Несомненно, что при наличии излучения возникает дополнительная сила, тормозящая электрон, действием которой мы, однако, пренебрегали. Для свобод ного пространства эта сила определяется вторым слагаемым в правой части (1.08), в других случаях она имеет более сложный вид. В элект ронных приборах, как уже отмечалось, электроны излучают когерент но, излучение получается (в расчете на один электрон) более интен сивным, и дополнительные силы, возникающие в результате этого, имеют решающее влияние на движение электронов.
Поэтому в электронике уравнения поля и уравнения движения нужно решать совместно, так как переменное поле возбуждается электронами и в свою очередь определяет движение электронов. Ина че говоря, все задачи электроники являются «самосогласованными»: движение электронов согласовано с полем, а поле согласовано с дви жением. Отсюда — сложность задач электроники и необходимость введения ряда аппроксимаций.
|
|
|
З А Д А Ч И |
К 1-й ЛЕКЦИИ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
|
1. Написать кинетическое уравнение и уравнение Пуассона для |
потенциала |
|||||||||||||||
Ф = Ф(^, г) |
в случае плоского |
диода, |
изображенного на рис. |
1.1. Принять, что |
|||||||||||||
f = |
f(t, z, |
v) |
и Ф(і, |
z) |
на катоде и аноде удовлетворяют |
граничным условиям |
|||||||||||
|
|
f (t, |
0, v) |
= |
e |
^- |
e |
~ W |
|
при |
у |
> 0 , |
<D(*. |
0) = |
0. |
|
|
|
|
|
|
|
kT |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
f (t, |
D, v) = |
0 |
|
|
|
|
при |
v |
< 0, |
0(t,D) |
= |
U(t), |
|
||
где |
U(t) |
— анодное |
напряжение, |
T |
— температура |
катода, |
k—постоянная |
||||||||||
Больцмана, |
а |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
оо |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
j e |
= |
е j |
vf |
(t. 0, |
v) |
dv |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
о |
|
|
|
|
|
|
|
|
— |
постоянная плотность |
тока |
эмиссии. Считать, |
что |
на |
электроны |
действует |
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
дФ |
|
|
|
|
|
только потенциальное электрическое поле — gj-. Перейти к безразмерным пере менным в этих уравнениях с тем, чтобы постоянные множители в уравнениях и граничном условии для / пропали. Проанализировать новые единицы для всех физических величин.
Р е ш е н и е . Кинетическое уравнение имеет вид
д{ |
Д |
е_ І Ф д{ |
||
dt~^~Vdz |
т dz |
dv |
||
а уравнение Пуассона |
|
|
|
|
|
д2Ф |
|
? |
, |
|
— - = — 4 я е |
|
/do, |
|
|
fc* |
|
- о с |
|
причем е < 0. Введем безразмерные величины V, z', v', Ф', /' по формулам
t = [t]t'. г=[г]г'. |
v = [v]v'. Ф = [Ф]Ф', / = [/]/'- |
где, например, [t] — новая единица времени. Для того чтобы выписанные выше уравнения приобрели наиболее простой вид
|
|
dt' |
|
дг'^~ |
|
dz' |
dv' |
' |
|
|
|
|
д2 |
Ф' |
|
|
СО |
|
|
|
|
|
= |
|
С |
f'dv', |
|||
|
|
|
dz'2 |
|
J |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|||
нужно, чтобы выполнялись соотношения |
|
|
|||||||
|
\z] |
|
|
|
|
|
|
УФІ |
|
l v ] |
= = № ' |
~ |
е [ |
ф ] |
= |
ш |
№ |
[^г = - 4 я е І / ] [ о ] . |
|
Чтобы упростить граничное условие для / на катоде, положим |
|||||||||
М = У Ж ' |
№ ] = - - • |
|
I / ] - - T V =A - 5 " |
||||||
тогда |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
/' = е |
22 |
при z = |
0 и |
у' > 0, |
||||
[2] ~ | / |
|
|
|
|
|
|
|
|
т |
4ле2 [/] |
~ |
| / |
4ле2 [/] [У] ' |
^ ~~ у 4ле\ 2 If] [v] |
|||||
Произведение |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
т |
[v]s=Jf- |
е |
~ |
= [п] |
||
|
|
|
|
|
|
[и] |
|
имеет размерность объемной концентрации электронов — числа частиц в единице объема. Пользуясь величиной [л], можно переписать выражения для [г] и [t] в виде
/~kT |
... |
_ Г |
т |
/ |
[ t ] = |
] f - 4ле2 [п] |
2. Формулы, полученные в предыдущей задаче, можно физически интер претировать следующим образом: если мы имеем однородную плазму с элект ронной концентрацией [п] и температурой Т, то [г] — дебаевское расстояние (радиус Дебая), a l/[t] — плазменная частота (круговая частота Лэнгмюра). Вычислить [z], [t] и [Ф], положив
Т = 1000° К, U = — Ю а/см2.
Взяв U = 10 в, вычислить U' — значение безразмерного потенциала Ф' на аноде.
Эти численные оценки интересны потому, что безразмерный потенциал Ф' в потенциальном минимуме и безразмерное расстояние г' минимума от катода —• порядка единицы, вследствие чего [Ф] и [г] дают представление о тех потенциалах и расстояниях, которые характеризуют «виртуальный катод».
|
Р е ш е н и е . |
Исходя из табличных |
значений |
|
|
|
|
|
||||||||||||
|
т = |
9,11 |
• 10 - 2 8 |
г, |
е = |
—1,60 . \0~19 |
к = |
—4,80 • \0~10 |
э. с. единиц, |
|||||||||||
|
k= |
|
1,38 |
• Ю - 1 |
6 эрг/град |
= |
8,62 |
. 10~5 |
эв/град, |
|
|
|
|
|||||||
получим |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
[Ф] |
= 0,086 в, |
V |
= |
116, |
[v] = |
1,2 • 107 |
см/сек, |
[п] |
= 5,1 |
. 101 2 еж" 3 , |
|||||||||
|
[г] |
= |
0,97 |
• |
10-* |
см, [t] = |
0,79 |
. 10"" сек. |
|
|
|
|
|
|||||||
|
3. Уравнение |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
v = |
v0 |
1 + |
к sin со |
t — |
г |
|
0 < |
к « |
1 |
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
\ |
|
V |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
сог |
|
|
дает в неявном виде v как функцию ( и г. Показать, что при х — |
< |
1 скорость и |
||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
сог |
|
|
|
|
|
|
|
|
есть |
однозначная |
функция |
f, |
а при х — |
> 1 — по |
крайней мере |
двухзначная |
|||||||||||||
|
|
|
|
|
t), |
|
|
|
|
|
|
v° |
|
|
|
|
|
|
зависимость v |
|
(при |
некоторых |
|
для чего при фиксированном |
г |
исследовать |
|||||||||||||||
и f от параметра |
ср = |
со \ t — — |. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
г |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Р е ш е н и е . |
В параметрической |
форме решение уравнения |
имеет вид |
||||||||||||||||
|
|
|
4 = o 0 |
( l - f xsincp), |
|
1 |
/' . |
шг |
— |
1 |
|
|
|
|||||||
|
|
|
t = — |
с р + — |
: |
|
|
|
||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ш |
\ |
v0 |
1+xsincp |
|
|
|||
Образуя |
производную |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
dt_ |
1_ |
|
шг |
|
cos ф |
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
dq> |
ш |
1 — х V о |
( l + x s i n f ) 2 |
|
|
|
|
|||||||
и учитывая |
соотношение |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
| cos ф | |
1 + 0 |
(х 2 ) |
при х « |
1, |
|
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
(1 -fx |
sin ф)г |
|
|
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dt |
шг |
видим, что -г- |
> 0 при х — < 1, т. е. t есть монотонная функция ср, а ф — |
Оф |
v0 |
значная функция t. Следовательно, при этом условии v есть однозначная ция t.
однофунк
|
Если |
шг |
|
dt |
< 0 |
при ф = 0, |
|
|
dt |
1 |
> 0 |
|
же х — ; |
> 1, то — |
в то время как — = |
— |
|||||||
|
|
v0 |
|
аф |
|
|
|
|
dtp |
со |
|
|
|
JX |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
при |
ф = |
± П о э т о м у |
функция |
г = г(ф) является |
немонотонной, |
ее |
обра |
||||
ЩЄНИЄ Ведет К МНОГОЗНачНЫМ ФУНКЦИЯМ ф = ф(^) |
и |
v = |
v(t). |
|
|
||||||
|
4. Электромагнитное |
поле, |
создаваемое током (1.57), можно вычислить, |
||||||||
зная |
единственную |
составляющую Ах векторного потенциала. Пользуясь |
урав |
||||||||
нением (1.60), найти Az в цилиндрической системе |
координат г, ф, г. Рассмотреть |
||||||||||
черенковское излучение в среде |
и поле в пустоте. |
|
|
|
|
|
|||||
|
• Р е ш е н и е . |
Из соображений |
симметрии Аг |
не зависит от ф; кроме того, |
|||||||
можно положить |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Az = A(r) |
e V \ |
поскольку зависимость Az от г естественно взять такую же, как у возбуждающего тока; тогда функция А(г) будет удовлетворять уравнению
d2 А , |
1 |
dA |
2 , |
dr* |
г |
dr |
|
где kr определяется формулой (1.58). Общее решение этого уравнения имеет вид
А=СН[Х) (krr)+DH[2)(krr),
где С и D — постоянные. Поскольку функция Ханкеля Я*2 ,' (kT г) дает волну, сходящуюся к оси г, из физических соображений (принцип излучения!) следует положить D = О, так что окончательно
|
AZ = CH[^ |
(krr)e |
• |
5L. |
|
|
|
|
|
v |
2 |
|
|
|
|||
и |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
or |
|
|
|
|
|
|
|
Постоянную С можно вычислить так: будем считать kTr |
|
0, тогда |
||||||
„, |
21І |
|
Я „ = - |
2іС |
е |
і ~ г |
||
H[x)(krr)= |
-——, |
г' |
яг |
0 |
||||
|
nkr |
• |
|
|
|
|
||
|
|
|
г — z |
|
|
|
||
|
2 п / - Я ф = |
— 4/Се 0 |
Z - |
|
|
|
е
Последняя величина согласно формуле (1.57) должна быть равна 4зх —
=4е, откуда С = ге.
При ЛГл -> оо выражение для Л 2 принимает вид
|
|
|
|
|
. / . |
, (В |
я \ |
|
|
|
|
|
|
|
2 _ е г < А ' + 7 У г - г ) |
|
|||
Это — коническая волна, о которой говорилось |
в лекции (см. также рис. 1.2). |
||||||||
Выражения |
для Я |
, Ет |
и Ez |
имеют аналогичный |
вид — они пропорциональны |
||||
e < - ( v + - N |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Коническая волна |
будет |
при вещественном |
kT, |
т. е. при условиях (1.62). |
|||||
В пустоте kT |
— i\kT |
\ и поле экспоненциально |
убывает при удалении от оси г. |
||||||
5. Рассчитать |
возбуждение |
двухмерной |
периодической структуры |
(ре |
|||||
шетки), изображенной на рис. 1.3, |
током |
|
|
|
|
||||
|
|
iz(t) = qvb(y)d(z—it), |
j x = |
j y = 0, |
|
||||
соответствующим заряженной |
нити |
с погонным |
зарядом q, параллельной |
оси х |
и движущейся в направлении оси z со скоростью v; от координаты х поле не за висит. Для этого получить, как в предыдущей задаче, выражение для поля нити, движущейся в бесконечном пустом пространстве, и показать, что на каж
дой частоте со это поле имеет вид обобщенной |
(неоднородной) плоской волны, |
падающей на решетку. Распространить основную формулу теории решеток |
|
L (cos •{>„— cos#0 ) = «^ (n = 0, |
± 1 , ± 2 , . . . ) |
на такую волну и исследовать спектр диффракционных волн, возникающих при движении заряженной нити над решеткой. Вывести формулу (1.67) для поля точечной частицы в плоскости у, г при условии, что на решетке kr > 1, причем относительное изменение г невелико. Воспользоваться решением предыдущей задачи.
Р е ш е н и е . Комплексная амплитуда плотности тока в данной задаче
равна
Я
В данной системе эта плотность тока возбуждает поле, которое имеет единствен ную составляющую векторного потенциала
. и
Аг (©)= А (у) е ° \
причем функция А(у) должна удовлетворять уравнению
d? А |
і 1 |
— + Л » Л = 0. kym*l\ky\ = ш у |
— |
dy» |
|
всюду, за исключением плоскости у = 0, в которой течет ток. Решим это урав нение сначала для нити в свободном пространстве (при отсутствии решетки). Общее решение уравнения для А имеет вид
|
|
|
А = СеІкУУ |
± D e - l k y y , |
|
|
|
|||
и поскольку поле, создаваемое нитью, должно убывать при | у | -> |
оо, полагаем |
|||||||||
D = 0 при г/ > 0 и С = |
0 при {/ < 0. Так как функция А должна быть |
непре |
||||||||
рывна при у = |
0, а составляющая магнитного поля |
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
дА2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ду |
|
|
|
|
должна терпеть |
скачок |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
и |
I |
w |
і |
|
|
? |
• w |
|
|
|
|
4 я |
' F * |
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
то при у < 0 |
будем |
иметь |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
л ж = |
2 ? |
е |
|
|
|
|
|
|
|
|
с |
|
|
|
|
|
||
Если бы величина ky |
была вещественной |
(так будет только при v > |
с, что |
|||||||
нереально), то последняя |
формула |
представляла бы плоскую волну, падающую |
||||||||
на решетку. В силу |
того, |
что v |
< |
с |
к ky= |
i\ky\, |
эта формула |
представляет |
собой обобщенную плоскую волну, которая характеризуется волновым векто ром с составляющими
со |
/ |
с о |
\ |
&sc=0, —ky, kz-= •—=fecos'd0 |
[ k—— |
, |
|
v |
\ |
|
с J |
где чисто мнимый угол йо = і I #o I определяется |
соотношением |
с |
|
cosd0 = chldo | = — |
> 1. |
V |
|
Если бы вместо диффракционной решетки была плоскость у = const < 0, ю
в результате отражения от этой плоскости возникла |
бы отраженная |
волна, вол |
|
новой вектор которой имел бы составляющие |
|
|
|
kx~0, |
ky = ksin'&0, fe2 = |
fecos#0. |
(а) |