Батыгин&co
.pdf620 |
ГлаваXIV |
где \{t) — скорость частицы в точке г = H(t). Для вычисления полного тока j(r, £) нужно умножить (5) на число частиц в объеме (dRo), обладающих начальной скоростью vo, и проинтегрировать по всем возможным значениям Ro, v0 :
j(r,t) = enJv(t)S(r-K(t))f(v0)(dv0)(dRo). |
(6) |
Начнем с интегрирования по координатам. Аргумент «^-функции зависит от Ro сложным образом, поэтому перейдем кновой переменной интегрирования R = Ro + vof +Ri(Ro,£). Вычисляя якобиан преобразования с точностью до членов, линейных по Ео , получим
O(Hx,Ky,Hz)
После этого интегрирование по (dR) не представляет труда ипроводится с помощью формулы типа (П1.4). Подставляя под интеграл (6) выражение (7) и пренебрегая снова слагаемыми к • Ri в показателях экспонент, получим
j(M) =en/{vo + |
*g + fVo(tE\2}/(vo)^vo), (8) |
|
J { |
т(и - k • vo) |
m(w - k • v0) ) |
где E = Eoexp[i(k • г — wt)]. Точка k • vo = и не является особой точ-
кой |
подынтегрального выражения, так как предполагается, что /(vo) = 0 |
|
при |
к • vo =и>. Поэтому можно произвести |
разложение по отноше- |
нию |
vo/vy = kvo/ijj, предполагая характерные |
скорости частиц малыми |
по сравнению с фазовой скоростью волны. Это позволяет представить (8) в виде
-/{•
ге(к • E)v0
+ тпш
Предполагая, что f(vo) не зависит от углов, получим
§ 2. Коллективные движения в плазме |
621 |
Здесь
Е ( к ' Е ) к Е Е Е
v2 =2n I vjf(v)v±dv±dvll. |
(11) |
В случае распределения Максвелла v2 = Т/т.
Из выражения (10) находим тензор проводимости:
те2
Он является чисто мнимым, что свидетельствует об отсутствии диссипации энергии. Вычисляя тензор диэлектрической проницаемости по формуле
', (13)
будем иметь
еа0(ш,к) = е±(ба0--^-\+е\\-^-, |
(14) |
где
,2 _ 4тгпе2
т
_
По сравнению сослучаем отсутствия теплового движения (v?, =0)возник новый важный эффект — зависимость е от к,пространственная дисперсия. В связи сэтим диэлектрическая проницаемость стала тензорной величиной. Зависимость е от к объясняется тем, что ток в некоторой точке создается частицами, приходящими из соседних областей, поле в которых не равно полю врассматриваемой точке. Пространственная неоднородность поля вместе степловым движением частиц и приводят к пространственной дисперсии диэлектрической проницаемости.
Поведение резонансных (к • v0 = ш) частиц рассмотрено в этой задаче недостаточно корректно, в связи с чем при расчете утеряна малая мнимая часть £ц, которая описывает передачу энергии от волны кчастицам (затухание Ландау, которое существует даже вбесстолкновительной плазме).
622 |
Глава Ш |
|
|
Wv |
3kvj |
Wv |
3v$ |
870. Vy, = -Z |
+ -5—^ « |
k'1"9 = |
~HT^' ® отсутствие теплового |
движения vg = 0. Таким образом, плазменные колебания распространяются
врезультате переноса электромагнитной энергии частицами.
871.а) р(г, t) = р(г,{0) cos wpt,
где 0 = %гг. В случае б), кроме плазменных колебаний плотности за-
ряда с частотой wp, происходит его релаксация из-за теплового движения частиц, р(х, t) = 0 при t —> оо.
ПРИЛОЖЕНИЯ
1. (5-ФУНКЦИЯ
(5-функция Дирака определяется равенствами:1
8{х -а) =
оо при х = а;
6(х — a)dx = 1.
Интегрирование в(П1.2) выполняется попромежутку Дпроизвольной длины, содержащему внутри себя точку о.
(5-функция удовлетворяет следующим соотношениям:
5(х) = 6(-х), |
(П1.3) |
J |
|
Jf(x)5(x-a)dx= |
|
А |
|
8(ах) = -гт8(х), |
(П1.5 |
|а| |
|
где f(x) —непрерывная функция.
Трехмерная (5-функция определяется аналогичными соотношениями:
6(т - а) = 5(х - ах)5(у - ay)S(z - az)=
//(r)J(r - a)^=(^ ( a ) ' -ли а внутри объема К,
J |
\0, |
если а внеобъема V. |
А |
|
|
Здесь /(г) —непрерывная функция.
1 Математически корректное определение 5-функции требует обобщения обычного понятия функции (см.:И.М. Гельфанд, Г.Е.Шилов «Обобщенные функции и действия над ними», т. I,Физматгиз, 1958;В.С.Владимиров «Уравнения математической физики», «Наука», 1967). {-функция относится к классу сингулярных обобщенных функций.
628 |
Приложения |
где du =sin •ddfida —элемент телесного угла, и что произвольная функция от д, а с интегрируемым квадратом модуля может быть разложена вряд
0?,a). (П2.9)
Коэффициенты a/m определяются формулами
aim = / ljm(0, <*)/(*,a) du. |
(П 2.10) |
Функции вида r~l~1Yim('d,a) иr'yjm(i9, a) называют шаровыми гармониками. Легко проверить с помощью (П2.4), что шаровые гармоники являются частными решениями уравнения Лапласа вовсех точках, кроме г = 0:
[ Г ^ а ) ] = 0 , A[rlYlm(#,a)} = 0.
Решением уравнения Лапласа является также суперпозиция шаровых гармоник с произвольнымикоэффициентами
оо |
I |
|
V = Е |
Е («Ы"'"1 + blmrl)Ylm(d, а). |
(П 2.12) |
J=0 m=-l |
|
Если г(г, i9,a) и г'(г', i9', a') — радиусы-векторы двух точек пространства, причем г > г' (см. рис. 7), то
Б = Т Ц т = |
Х |
= У -ТГГР/(СО87)- (П2.13) |
|
= У ТГГ |
R k - r ' | ^ - 2 1 ^ 0 0 8 7 + ^» ^ г
Функция 1/Д называется производящей функцией для полиномов Лежандра. Имеет место следующая теорема сложения для сферических функций:
5Z Yi{Vcc)Yf{d'cc') |
(П2.14) |
m=—l
Углы i9, a и д', а! входят в (П2.14) вполне симметричным образом. Подстановка (П2.14) в (П2.13) приводит к разложению:
1 |
Е , 0 , / ^ t + 1 ^ m ( ^ a ) ^ ( ^ , a 0 . |
(П2.15) |