Asia on periaatteessa tuttua peruskurssilta, mutta laskennallinen

Luku 2 taattinen sähkökenttä Tässä luvussa tutustutaan sähkövarausten aiheuttamaan staattiseen sähkökenttään. Asia on periaatteessa tuttua peruskurssilta, mutta laskennallinen käsittely on huomattavasti järeämpää. Kannattaa olla kärsivällinen, sillä hyvin opittu sähköstatiikka helpottaa magnetostatiikan omaksumista. Tässä luvussa opitaan myös ratkaisemaan potentiaaliongelmia menetelmillä, joista on hyötyä muillakin fysiikan aloilla. amoilla yhtälöillä on samat ratkaisut, esiintyivätpä ne sitten sähköopissa, virtausmekaniikassa, lämpöopissa tai kvanttifysiikassa! 2. ähkövaraus ja Coulombin laki Maailmankaikkeudessa on tietty määrä positiivisia ja negatiivisia sähkövarauksia. Nykytietämyksen mukaan niitä ei voida hävittää eikä luoda. Minkään suljetun systeemin varausten määrä ei siis voi muuttua. Käytännössä useimmat systeemit ovat neutraaleja, eli niissä on yhtä paljon positiivisia ja negatiivisia varauksia. Makroskooppisen kokonaisuuden varauksella tarkoitetaan yleensä sen nettovarausta eli poikkeamaa neutraalisuudesta. Nettovaraus säilyy, ellei systeemi ole vuorovaikutuksessa ympäristönsä kanssa. 700-luvun lopulla oli opittu, että varauksia on vain kahta lajia, joita nykyisin kutsutaan positiivisiksi ja negatiivisiksi. Charles Augustin de Coulomb muotoili kokeisiinsa perustuen lain: Kaksi pistevarausta vaikuttavat toisiinsa voimilla, joiden suunta on niitä yhdistävän suoran suuntainen ja kääntäen verrannollinen varausten välisen etäisyyden neliöön. Voimat ovat verrannollisia varausten tuloon siten, että samanmerkkiset varaukset hylkivät toisiaan ja erimerkkiset vetävät toisiaan puoleensa. Fyysikkoslangissa puhutaan varauksista, vaikka parempi termi olisi varauksellinen hiukkanen.

2 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ Nykyaikaisin merkinnöin kirjoitettuna Coulombin laki kertoo, että varaus q 2 vaikuttaa varaukseen q sähköstaattisella voimalla F = k q q 2 r2 3 r 2, 2.) missä r 2 = r r 2 on varauksesta q 2 varaukseen q osoittava vektori. ähköstaattinen vuorovaikutus noudattaa voiman ja vastavoiman lakia. Jos varaukset liikkuvat, tilanne muuttuu ratkaisevasti, mutta siihen palataan myöhemmin. Jos varauksia on useita, varaukseen q i vaikuttaa voima F i = k N j i q i q j rij 3 r ij. 2.2) Tämä laki ilmaisee myös voimien kokeellisesti oikeaksi todetun yhteenlaskuperiaatteen eli superpositioperiaatteen. Coulombin laki edellyttää vuorovaikutuksen välittymistä äärettömän nopeasti koko avaruuteen. Tämä on approksimaatio, koska mikään tieto ei etene tyhjiössä valoa nopeammin. Toisaalta valonnopeuden suuren arvon vuoksi staattisuus on aivan kelvollinen oletus monissa käytännön tilanteissa. Verrannollisuuskerroin k riippuu käytetystä yksikköjärjestelmästä. ähköopissa käytetään yhä usein cgs-yksiköitä Gaussin yksiköitä), joissa k =. Tällöin varauksen yksikkö määritellään siten, että se aiheuttaa cm etäisyydellä dynen voiman dyn = 0 5 N) toiseen yksikkövaraukseen. Me käytämme I-yksiköitä eli MKA-järjestelmää, jossa k = 4πɛ 0, 2.3) missä ɛ 0 8, 854 0 2 F/m on tyhjiön permittiivisyys. Täten kertoimen numeroarvo on k 8, 9874 0 9 Nm 2 C 2 muistisääntö: 9 0 9 I-yksikköä). Näissä yksiköissä sähkövirta on perussuure. Palataan siihen tuonnempana, mutta todettakoon tässä, että virran I-yksikkö on ampeeri A) ja varauksen yksikkö coulombi C = As). ɛ 0 :n yksikkö on faradi/metri F/m = C 2 N m 2 ). Coulombin laki perustuu kokeellisiin havaintoihin ja voisi siten olla esimerkiksi /r 2 -riippuvuuden osalta vain likimääräinen tulos. Modernin fysiikan teoreettiset perusteet ja erittäin tarkat mittaukset viittaavat siihen, että /r 2 -riippuvuus on täsmällinen luonnonlaki. Myös painovoima riippuu etäisyydestä kuten /r 2, mutta on olemassa vain yhdenmerkkistä massaa. Vektoreita merkitään lihavoiduilla symboleilla. Myös käsin kirjoitettaessa kuuluu hyviin tapoihin erottaa selvästi vektorit skalaareista vaikka piirtämällä viiva symbolin yläpuolelle tai mato sen alle.

2.. ÄHKÖVARAU JA COULOMBIN LAKI 3 Lisäksi se on paljon sähköstaattista voimaa heikompi. HT: Vertaa kahden elektronin välistä sähköstaattista ja gravitaatiovoimaa toisiinsa. Tarkastellaan sitten varausta itseään. Mitattavissa oleva varaus on kvantittunut yhden elektronin varauksen suuruisiin kvantteihin. Makroskooppisessa mielessä alkeisvaraus on erittäin pieni e, 609 0 9 C). Kvarkeilla on ±/3 ja ±2/3 e:n suuruisia varauksia, mutta ne näyttävät olevan aina sidottuja toisiinsa siten, että kaikkien alkeishiukkasten varaukset ovat ±e:n monikertoja ja elektronin varaus on siten pienin luonnossa vapaana esiintyvä varaus. HT: Kertaa peruskurssilta Millikanin koe. Yksikkövarauksen pienuudesta johtuen makroskooppinen varausjakautuma muodostuu yleensä suuresta joukosta alkeisvarauksia kts. taulukko 2.). Näinollen varaustiheys on hyödyllinen käsite. Kolmiulotteisessa avaruudessa se määritellään muodollisesti ρ = lim V 0 q V 2.4) ja pintavaraustiheys vastaavasti σ = lim 0 q, 2.5) missä V on tarkasteltava tilavuus ja tarkasteltava pinta. Jos tilavuudessa V on varausjakautuma ρ ja pinnalla 2 pintavarausjakautuma σ, niin pisteessä r olevaan varaukseen q vaikuttaa voima F q = q 4πɛ 0 V r r r r 3 ρr ) dv + q r r 4πɛ 0 r r 3 σr ) d. 2.6) varaus [C] elektroni, 609 0 9 pieni kondensaattori 0 7 A virta sekunnissa salamaniskun kuljettama varaus -00 auton akusta saatavan virran kuljettama varaus 0 5 maanpinta 0 6 Taulukko 2.: ähkövarausten suuruuksia ja suuruusluokkia. HT: Mieti, mikä ylläpitää maanpinnan varausta. 2 Tilavuutta V rajoittavaa pintaa tilavuuden reunaa) merkitään usein V. Muista aina, että tärkeämpää kuin käytetyt merkinnät on yhtälöiden kuvaama fysiikka!

4 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ 2.2 ähkökenttä ähköstaattinen vuorovaikutus on luontevaa ajatella kaksivaiheiseksi: staattinen systeemi aiheuttaa kentän Er), joka vaikuttaa pisteessä r olevaan varaukselliseen hiukkaseen varaus q) voimalla Fr) = qer), 2.7) joka voidaan mitata. ähköstatiikalle tyypillinen kokeellinen ongelma on se, että kenttään tuodaan tällöin ylimääräinen varattu kappale. e voi vaikuttaa huomattavasti siihen varausjakaumaan, joka aiheuttaa kentän: kappaleet polarisoituvat. Tämän vuoksi useat oppikirjat puhuvat pienistä testivarauksista, jotka eivät vaikuta kentän aiheuttajaan. ähkökentän voimakkuuden määritelmä ei kuitenkaan edellytä testivarauksen käsitettä. HT: Kuinka painovoima eroaa tässä suhteessa sähköstaattisesta voimasta? Yksittäisten varausten ja varausjakautumien yhteenlaskettu sähkökenttä on voimien yhteenlaskuperiaatteen nojalla Er) = + N r r i q i 4πɛ 0 r r i= i 3 + 4πɛ 0 V 4πɛ 0 r r r r 3 ρr ) dv r r r r 3 σr ) d. 2.8) Tässä vaiheessa on syytä tehdä itselleen kristallinkirkkaaksi lausekkeessa esiintyvien vektorimuuttujien merkitykset. Vektori r on kentän Er) havaintopiste. Vektori r käy puolestaan läpi kaikki jatkuvan varausjakauman pisteet eli se on integroimismuuttuja; r i on yksittäisen pistevarauksen paikka. Yksittäiset pistevaraukset voidaan käsitellä samalla tavalla kuin varausjakautumat ottamalla käyttöön Diracin deltafunktio δr), jolloin pisteessä r i olevaan varaukseen q i liittyvä varaustiheys on ρr) = q i δr r i ). Deltafunktion tutuiksi oletettuja perusominaisuuksia ovat δr) = 0, jos r 0 2.9) F r)δr r 0 ) dv = F r 0 ). 2.0) Periaatteessa sähkökenttä voidaan siis määrittää laskemalla kaikkien varausjakautumien ja yksittäisten hiukkasten aiheuttamat kentät. Käytännössä tämä on usein täysin ylivoimainen tehtävä. Faraday otti käyttöön kenttäviivan käsitteen. Vektorikentän kenttäviiva on matemaattinen käyrä, joka on jokaisessa pisteessä kyseisen vektorin suuntainen. Kenttäviiva on määritelty, kun sen aloituspiste on valittu, ja se jatkuu äärettömän kauas, ellei

2.3. ÄHKÖTAATTINEN POTENTIAALI 5 sitä ennen törmätä pistevaraukseen joka on kenttäviivan päätepiste. Parhaiten se soveltuu divergenssittömän kentän kuten magneettikentän kuvaamiseen, koska silloin kenttäviivojen tiheys kuvaa myös kentän voimakkuutta, jos kenttäviivojen aloituspisteet valitaan sopivasti. ähkökentänkin tapauksessa kenttäviivaesitystä voi käyttää, jos haluaa. On kuitenkin muistettava, että kenttäviiva ei ole itsenäinen fysikaalinen olio vaan ainoastaan tapa havainnollistaa vektorikenttää, joka on varsinainen fysikaalinen suure. HT: Kuinka kuvailisit sähkökenttää tai magneettikenttää) henkilölle, joka ei ole fyysikko? Pohdi asiaa uudestaan kurssin loppuvaiheissa, kun dynamiikka on tullut tutuksi. HT: Kuinka selittäisit jonkin arkipäiväisen sähköstaattisen ilmiön pienelle lapselle? Kokeile samaa myöhemmin magnetostatiikassa. 2.3 ähköstaattinen potentiaali Vektorianalyysin alkeista tiedetään, että joten staattisen sähkökentän roottori häviää: r r r r 3 = 0, 2.) Er) = 0. 2.2) ähkökenttä voidaan siis esittää sähköstaattisen potentiaalin ϕ avulla: Er) = ϕr). 2.3) Pisteessä r sijaitsevan hiukkasen aiheuttama potentiaali on siten ϕr) = 4πɛ 0 q r r, 2.4) kun sovitaan, että äärettömyydessä potentiaali häviää. Vastaavasti mielivaltaiselle varausjoukolle ϕr) = 4πɛ 0 N i= q i r r i + 4πɛ 0 V ρr ) r r dv + 4πɛ 0 σr ) r r d. 2.5) ähköstaattinen kenttä on esimerkki konservatiivisesta voimakentästä. HT: Kertaa konservatiivisen voiman käsite mekaniikan kurssilta.) Tämä merkitsee, että potentiaalienergia U eli voiman F viivaintegraali annetusta vertailupisteestä r 0 tarkastelupisteeseen r Ur) = r r 0 Fr ) dr 2.6)

6 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ on riippumaton integrointitiestä. Koska itse fysikaalinen suure sähkökenttä riippuu vain potentiaalin derivaatasta, potentiaalin nollakohdan voi valita mieleisekseen. tandardivalinta on, että potentiaali häviää äärettömyydessä, mutta joskus esimerkiksi ärettömän pitkän langan tapauksessa) tätä valintaa ei voi käyttää, koska potentiaali saattaa divergoida äärettömyydessä. Asettamalla ϕr 0 ) = 0 saadaan Ur) = qϕr). Potentiaalin käsitteestä on suurta hyötyä erilaisissa sähkökenttään liittyvissä ongelmissa. Tämä johtuu osaksi siitä, että sähkökentän vektorikenttä) integroiminen varausjakautumista on monimutkaisempi tehtävä kuin yksinkertaisemman potentiaalin skalaarikenttä) laskeminen. Potentiaali on vielä derivoitava, mutta se on helpompaa kuin integrointi. Merkittävä syy potentiaalin käyttökelpoisuudelle on myös se, että matematiikan potentiaaliteoria tarjoaa koko joukon hyödyllisiä apuneuvoja. I-järjestelmässä voiman yksikkö on newton N) ja varauksen yksikkö on coulombi C), joten sähkökentän yksikkö on N/C. Energian yksikkö on puolestaan joule J = Nm) eli sähköstaattisen potentiaalin yksikkö on siten J/C. ähköopissa potentiaalin yksikköä kutsutaan voltiksi V = J/C) ja sähkökentän yksikkö ilmaistaan yleensä muodossa V/m. 2.4 Gaussin laki 2.4. Maxwellin ensimmäinen yhtälö Tarkastellaan origossa olevan pistevarauksen q kenttää Er) = q r 4πɛ 0 r 3. 2.7) Olkoon V jokin tilavuus varauksen ympärillä ja sen reuna. Integroidaan sähkökentän normaalikomponentti reunan yli: E d = E n d = q 4πɛ 0 r n r 3 d, 2.8) missä n on pinnan yksikköulkonormaali. Nyt r/r) n d on pinta-alkiovektorin d = d n projektio r:ää vastaan kohtisuoralle tasolle. Tämä pintaala jaettuna r 2 :lla on avaruuskulma-alkio dω, joka pallokoordinaatistossa on sin θ dθ dφ. Valitaan V :n sisäpuolelta origokeskinen pallo, jonka reuna on. Infinitesimaalinen pinta-alkio d kattaa yhtä suuren avaruuskulman dω kuin elementti d, joten r n r 3 d = r n r 3 d = dω = 4π, 2.9)

2.4. GAUIN LAKI 7 mistä seuraa E n d = q/ɛ 0. 2.20) Jos varaus on tilavuuden V ulkopuolella, se ei vaikuta pintaintegraaliin. Tämän näkee tarkastelemalla varauksen kohdalta kohti tilavuutta V avautuvaa avaruuskulmaelementin dω suuruista kartiota. Tämä kartio läpäisee tilavuuden V sekä sisään- että ulospäin ja pinta-alkioiden integraalit summautuvat nollaan HT: piirrä kuva). Tulos yleistyy N:n varauksen parvelle: E n d = ɛ 0 N i= q i. 2.2) Jos suurta varausjoukkoa tarkastellaan varausjakautumana, voidaan ρ dv ajatella alkioksi, joka tuo osuuden ρ dv/ɛ 0 eli integroituna tilavuuden V yli E n d = ɛ 0 V ρ dv, 2.22) mikä on peruskurssilta tuttu Gaussin laki integraalimuodossa. Vektorianalyysin divergenssiteoreeman eli Gaussin lauseen mukaan riittävän siistille vektorikentälle u pätee u n d = u dv, 2.23) missä n on tilavuutta V ympäröivän pinnan ulkonormaalivektori. ovelletaan tätä Gaussin lain vasemmalle puolelle, jolloin V V E dv = ɛ 0 V ρ dv. 2.24) Tämän täytyy olla riippumaton tilavuuden V valinnasta, eli E = ρ/ɛ 0. 2.25) Tämä on Gaussin laki differentiaalimuodossa eli Maxwellin ensimmäinen yhtälö. 3 2.4.2 Gaussin lain soveltamisesta Gaussin laki on kätevä esimerkiksi tilanteessa, jossa voidaan päätellä kentän olevan vakio jollain koordinaatiston tasa-arvopinnalla. Lisäksi on tiedettävä kenttävektorin suunta. 3 Maxwellin yhtälöitä kutsutaan usein myös Maxwellin laeiksi.

8 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ Pallosymmetrinen varausjakautuma Pallosymmetrisessä tapauksessa varaustiheys on muotoa ρ = ρr), jolloin sähkökenttä on radiaalinen ja riippuu ainoastaan etäisyydestä origosta: E = Er)e r, mikä on helppo päätellä suoraan Coulombin laista. Tarkastellaan Gaussin lakia pallokoordinaateissa, kun pinnaksi valitaan r-säteinen pallo: π 2π E d = Er)e r r 2 sin θ dθ dφ e r ) = 4πr 2 Er). 2.26) 0 0 Toisaalta pallon sisään jää varaus r π 2π ρdv = ρr )r 2 sin θdr dθdφ) = 4π 0 0 0 r 0 ρr )r 2 dr, 2.27) joten pallosymmetrisen varausjakautuman sähkökenttä on Er) = r ɛ 0 r 2 ρr )r 2 dr. 2.28) 0 ovelletaan tätä tasaisesti varatulle R-säteiselle pallolle, jonka sisällä varaustiheys on ρ 0 ja ulkopuolella nolla. Pallon kokonaisvaraus on Q = 4πR 3 ρ 0 /3. Integrointi antaa sähkökentäksi r R : Er) = Q r 4πɛ 0 R 3 r > R : Er) = Q 4πɛ 0 r 2. 2.29) Varausjakautuman ulkopuolella sähkökenttä on siis sama kuin origossa olevan pistevarauksen Q kenttä. Viivavaraus Esimerkkinä sylinterisymmetrisestä tapauksesta tarkastellaan pitkää tasaisesti varattua ohutta lankaa, jonka varaustiheys pituusyksikköä kohti on λ. ymmetrian perusteella sähkökenttä on radiaalinen ja riippuu ainoastaan radiaalisesta etäisyydestä. Tarkastellaan langan ympärillä olevaa r-säteistä sylinteriä, jonka pituus on l. Integroitaessa sähkökentän normaalikomponenttia sylinterin pinnan yli sylinterin päät eivät tuota mitään. Vaipan pintaala on 2πrl ja sylinterin sisällä oleva varaus λl, joten Gaussin laki antaa 2πrlE r = λl/ɛ 0 eli E r = λ 2πɛ 0 r. 2.30)

2.4. GAUIN LAKI 9 Viivavarauksen kenttä pienenee siis kuten r. Kentän potentiaali on ϕ = λ 2πɛ 0 lnr/r 0 ), 2.3) missä r 0 on vakio. Tässä tapauksessa ei siis voi valita potentiaalia nollaksi äärettömän kaukana. Johdekappale Kappaletta, jolla voi olla sisäistä varausta, kutsutaan eristeeksi engl. dielectric). Johteissa on puolestaan tarpeeksi liikkuvia varauksia, jotka jatkavat liikettään, kunnes sähkökenttä kappaleen sisällä on nolla. Varaukset joutuvat tällöin kappaleen pinnalle, eli sisällä varaustiheys on nolla ja kappaleen mahdollinen nettovaraus on pintavarausta. Jotta tilanne olisi staattinen, pinnalla olevan sähkökentän täytyy olla pinnan normaalin suuntainen: E n = E n n, koska muuten varaukset liikkuisivat pitkin pintaa. E h σ E = 0 Kuva 2.: Pillerirasia johdekappaleen reunalla. ovelletaan Gaussin lakia sylinterinmuotoiseen pillerirasiaan korkeus h), jonka ulompi pinta yhtyy tarkasteltavan kappaleen pintaan ja jonka tilavuus on h d d = n d, d pohjan pinta-ala) kuva 2.). aadaan E d = E n n d E i n d + E d, 2.32) vaippa missä E i on kenttä pillerirasian sisemmällä pinnalla, siis 0. Rajalla h 0 integraali vaipan yli menee myös nollaksi ja E n n d = ɛ 0 V ρ dv = σ d ɛ 0. 2.33)

20 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ Koska tämän täytyy päteä kaikilla pinta-alkioilla, on sähkökenttä johdekappaleen pinnalla suoraan verrannollinen pintavaraukseen: E = σ ɛ 0 n. 2.34) Harjoitustehtäväksi jää osoittaa, että mielivaltaisen johdekappaleen ympäröimässä tyhjässä onkalossa ei ole sähköstaattista kenttää. amoin jää mietittäväksi, miksi tämä on merkittävä tulos Coulombin lain kokeellisen testaamisen kannalta. HT: Laske tasaisesti varatun äärettömän tason aiheuttama sähkökenttä ja vertaa ylläolevaan tulokseen. 2.5 ähköinen dipoli r r d q q d Kuva 2.2: ähködipoli muodostuu kahdesta lähekkäisestä samansuuruisesta vastakkaismerkkisestä varauksesta. Olkoon origossa varaus q ja pisteessä d varaus q kuva potentiaali pisteessä r on 2.2). Tällöin ϕr) = q 4πɛ 0 r d r ). 2.35) Tämä lauseke on täysin yleinen riippumatta varausten etäisyydestä. ähköisellä dipolilla tarkoitetaan raja-arvoa d 0, mikä on sama asia kuin dipolin katselu kaukaa r d ). Binomisarjan avulla saadaan r d = [r 2 2r d + d 2 ] /2 = r + r d r 2 +...). 2.36) Rajalla d 0 potentiaali häviää, ellei q kasva rajatta. Pistedipoli on idealisaatio, jonka varaus on nolla, mutta jonka dipolimomentti p = qd on äärellinen. Origossa olevan sähködipolin potentiaali on siis ϕr) = 4πɛ 0 p r r 3. 2.37)

2.6. ÄHKÖKENTÄN MULTIPOLIKEHITELMÄ 2 Ottamalla tästä gradientin vastaluku saadaan sähkökentäksi HT) Er) = { 3r p 4πɛ 0 r 5 r p } r 3 = { 3p cos θ 4πɛ 0 r 3 e r p } r 3, 2.38) missä θ on dipolimomentin ja vektorin r välinen kulma. Myöhemmin saadaan magneettiselle dipolille samanmuotoiset lausekkeet. Dipolikentän kenttäviivat on hahmoteltu kuvaan 2.3. z x Kuva 2.3: Dipolikentän kenttäviivat xz-tasossa. Dipoli sijaitsee origossa ja on z-akselin suuntainen. 2.6 ähkökentän multipolikehitelmä Tarkastellaan seuraavaksi mielivaltaista varausjakautumaa ρr ) origon ympäristössä. en aiheuttama potentiaali pisteessä r on ϕr) = 4πɛ 0 V Kehitetään r r binomisarjaksi, kun r > r : ρr ) r r dv. 2.39) r r = r 2 2r r + r 2 ) /2 = { [ ] 2r r r 2 r 2 + r 2 r 2 + 3 } 8 [ ]2 +.... 2.40) ijoitetaan tämä potentiaalin lausekkeeseen, jätetään r :n toista potenssia korkeammat termit pois ja järjestetään termit r :n kasvavien potenssien mu-

22 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ kaan. Tämä antaa potentiaalin multipolikehitelmän kvadrupolimomenttia myöten { ϕr) = ρr ) dv + r 4πɛ 0 r V r 3 r ρr ) dv V 3 3 x i x j + 2 r 5 3x ix j δ ij r 2 )ρr ) dv V, 2.4) i= j= missä x i :t ovat paikkavektoreiden karteesisia komponentteja ja δ ij on Kroneckerin delta { 0, i j δ ij = 2.42), i = j. Multipolikehitelmän ensimmäinen tekijä vastaa origoon sijoitetun varausjakautuman osuutta potentiaaliin. Toinen tekijä vastaa origoon sijoitettua dipolimomenttien jakautumaa. Kolmas termi on muotoa 3 3 i= j= x i x j 2 r 5 Q ij, missä Q ij :t ovat kvadrupolimomenttitensorin komponentit. Potentiaalin multipolikehitelmä voidaan siis kirjoittaa sarjana ϕr) = Q 4πɛ 0 r + r p 3 3 x i x j r 3 + 2 r 5 Q ij +.... 2.43) i= j= Kaukana varausjakautumasta potentiaali on likimain ensimmäisen nollasta poikkeavan termin aiheuttama potentiaali. Atomien ytimissä dipolimomentti on nolla, mutta korkeammat multipolit ovat tärkeitä ydinfysiikassa. 2.7 Poissonin ja Laplacen yhtälöt ähköstatiikka olisi aika suoraviivaista, jos tietäisimme kaikkien varausjakautumien paikkariippuvuudet. Näin ei kuitenkaan ole monissa käytännön ongelmissa. Koska E = ρ/ɛ 0 ja E = ϕ, Gaussin laki differentiaalimuodossa vastaa matematiikan Poissonin yhtälöä 2 ϕ = ρ/ɛ 0. 2.44) Jos varaustiheys on nolla, niin Poissonin yhtälö yksinkertaistuu Laplacen yhtälöksi 2 ϕ = 0. 2.45) Laplacen yhtälön toteuttavaa funktiota kutsutaan harmoniseksi.

2.7. POIONIN JA LAPLACEN YHTÄLÖT 23 Poissonin yhtälö voidaan ratkaista, jos varausjakautuma ja oikeat reunaehdot tunnetaan. Tarkastellaan sähköstaattista systeemiä, joka koostuu N johdekappaleesta. Kunkin johteen pinnalla potentiaali on ϕ i, i =,..., N. Reunaehtoja on kahta perustyyppiä:. Tunnetaan potentiaali ϕ alueen reunalla Dirichlet n reunaehto). 2. Tunnetaan potentiaalin derivaatan normaalikomponentti ϕ/ n alueen reunalla Neumannin reunaehto). elvitetään, ovatko mahdollisesti löydettävät ratkaisut yksikäsitteisiä. On selvää, että jos ϕ r),..., ϕ n r) ovat Laplacen yhtälön ratkaisuja, niin ϕr) = C i ϕ i r), missä C i :t ovat mielivaltaisia vakioita, on Laplacen yhtälön ratkaisu. Yksikäsitteisyyslause: Kaksi annetut reunaehdot täyttävää Poissonin yhtälön ratkaisua ovat additiivista vakiota vaille samat. Tarkastellaan tämän todistamiseksi johteiden pinnat,..., N sisäänsä sulkevaa tilavuutta V 0, joka on pinnan sisällä pinta voi olla äärettömyydessä). Olkoot ϕ ja ϕ 2 kaksi Poissonin yhtälön toteuttavaa ratkaisua, jotka täyttävät samat reunaehdot johteiden pinnalla I, siis joko ϕ = ϕ 2 tai ϕ / n = ϕ 2 / n näillä pinnoilla sekä pinnalla. Tarkastellaan funktiota Φ = ϕ ϕ 2. Tilavuudessa V 0 on selvästi 2 Φ = 0. Reunaehdoista puolestaan seuraa, että kaikilla reunoilla joko Φ = 0 tai n Φ = Φ n = 0. ovelletaan sitten divergenssiteoreemaa vektoriin Φ Φ: Φ Φ) dv = Φ Φ) n d = 0, V 0 + +...+ N koska joko Φ tai Φ n on pinnoilla 0. Toisaalta eli Φ Φ) = Φ 2 Φ + Φ) 2 = Φ) 2 V 0 Φ) 2 dv = 0. Koska Φ) 2 0 koko alueessa V 0, sen on oltava nolla kaikkialla. Tästä seuraa, että Φ on vakio koko alueessa V 0 ja yksikäsitteisyyslause on siten todistettu. Tämä ei ole todistus ratkaisun olemassaololle vaan sille, että mahdolliset ratkaisut ovat yksikäsitteisiä. Tuloksen tärkeys on siinä, että jos löydetään millä keinolla tahansa annetut reunaehdot täyttävä Poissonin yhtälön ratkaisu, se on Dirichlet n reunaehdolla yksikäsitteinen ja Neumannin reunaehdolla vakiota eli potentiaalin nollatasoa vaille yksikäsitteinen.

24 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ 2.8 Laplacen yhtälön ratkaiseminen Laplacen yhtälö on fysiikan keskeisimpiä yhtälöitä. ähköopin lisäksi se esiintyy lämmönsiirtymisilmiöissä, virtausmekaniikassa jne. Kovin monimutkaisissa tilanteissa yhtälöä ei voi ratkaista analyyttisesti, mutta joskus ongelman symmetriasta on hyötyä. Laplacen yhtälö, joka on osittaisdifferentiaaliyhtälö, saadaan separointimenetelmällä muunnetuksi ryhmäksi tavallisia yhden muuttujan differentiaaliyhtälöitä. Laplacen yhtälö voidaan separoida kaikkiaan erilaisessa koordinaatistossa, joista tässä esiteltävät kolme tapausta ovat tavallisimmat. 2.8. Karteesinen koordinaatisto Kirjoitetaan Laplacen yhtälö ensin karteesisissa koordinaateissa ja etsitään sille ratkaisua yritteellä 2 ϕ x 2 + 2 ϕ y 2 + 2 ϕ z 2 = 0 2.46) ϕx, y, z) = Xx)Y y)zz). 2.47) ijoitetaan tämä yhtälöön 2.46) ja jaetaan tulolla XY Z, jolloin saadaan d 2 X X dx 2 + Y d 2 Y dy 2 + d 2 Z Z dz 2 = 0. 2.48) Nyt jokainen termi riippuu vain yhdestä muuttujasta, jotka ovat keskenään riippumattomia. Niinpä kunkin termin on oltava erikseen vakioita d 2 X X dx 2 = α2 ; Y d 2 Y dy 2 = β2 ; d 2 Z Z dz 2 = γ2, 2.49) missä α 2 + β 2 + γ 2 = 0. Kukin yhtälöistä 2.49) on helppo ratkaista: Xx) = A e αx + A 2 e αx Y y) = B e βy + B 2 e βy 2.50) Zz) = C e γz + C 2 e γz. Yleisesti kompleksiarvoiset vakiot A i, B i, C i ja α, β, γ määräytyvät ongelman reunaehdoista. Koko ratkaisu on muodollisesti summa ϕx, y, z) = Xx)Y y)zz), 2.5) α,β,γ missä separointivakioille α, β, γ tulee tarkasteltavasta tilanteesta riippuvia rajoituksia.

2.8. LAPLACEN YHTÄLÖN RATKAIEMINEN 25 Esimerkki. Potentiaali laatikossa Tarkastellaan laatikkoa 0 < x < a, 0 < y < b, 0 < z < c. Olkoon potentiaali nolla muilla reunoilla paitsi yläkannella z = c), jossa se on tunnetuksi oletettu funktio V x, y). Ratkaistaan potentiaali laatikon sisällä. Edellä saatua ratkaisua voitaisiin käyttää suoraan, mutta kirjoitetaankin nerokkaasti Xx) = A sinαx) + A 2 cosαx) Y y) = B sinβy) + B 2 cosβy) 2.52) Zz) = C sinhγz) + C 2 coshγz), missä α 2 + β 2 = γ 2 HT: totea, että yrite on kelvollinen). Tässä on tarkoituksella valittu trigonometriset funktiot x- ja y-suunnissa ja hyperboliset funktiot z-suunnassa. Reunaehtoja soveltamalla nähdään heti, että A 2 = B 2 = C 2 = 0, kun separointivakiot α ja β toteuttavat seuraavat ehdot reunaehdoista sivuilla x = a ja y = b): α = mπ/a β = nπ/b, 2.53) missä m, n ovat kokonaislukuja, ja ne voidaan rajoittaa lisäksi positiivisiksi, koska vain lineaarisesti riippumattomat ratkaisut tarvitsee ottaa huomioon. Myös kolmas separointivakio saa silloin vain diskreettejä arvoja: γ = γ mn = π m/a) 2 + n/b) 2. 2.54) amaan tulokseen olisi luonnollisesti päädytty, vaikka olisi lähdetty liikkeelle eksponenttifunktioiden avulla kirjoitetusta ratkaisusta. Tilanteesta riippuu, mikä muoto on lasku- ja päättelyteknisesti mukavin. Tähän mennessä on siis saatu ratkaisuksi Fourier-sarja ϕx, y, z) = m,n= A mn sinmπx/a) sinnπy/b) sinhγ mn z). 2.55) On järkevää tarkastaa vielä kerran, että tämä toteuttaa Laplacen yhtälön ja antaa potentiaaliksi nollan vaadituilla reunoilla. Tuntemattomat kertoimet A mn saadaan asettamalla z = c: ϕx, y, c) = V x, y) = m,n= A mn sinmπx/a) sinnπy/b) sinhγ mn c).2.56) Loppu on Fourier-kertoimien määrittämistä. Jos funktio V x, y) on riittävän siisti, kertoimet saadaan lasketuiksi ortogonaalisuusintegraalien avulla. Tämä lienee tuttua FYMM I:ltä.

26 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ Edellä ei mietitty sitä mahdollisuutta, että jotkin separointivakioista olisivat voineet olla nollia. Huolellinen lukija tutkikoon erikseen tämän tilanteen. Lyhyemmin voidaan kuitenkin todeta, että löydetty ratkaisu on selvästi kelvollinen ja yksikäsitteisyyslauseen mukaan ongelma on sillä selvä. 2.8.2 Pallokoordinaatisto Koska pistevarauksen kenttä on pallosymmetrinen, pallokoordinaatisto on usein erittäin käyttökelpoinen. Laplacen yhtälö on tällöin r 2 r 2 rϕ) + r 2 sin θ θ Etsitään tälle ratkaisua muodossa sin θ ϕ θ ) + 2 ϕ r 2 sin 2 θ φ 2 = 0. 2.57) ϕr, θ, φ) = Rr) Θθ)Φφ). 2.58) r ijoitetaan tämä yhtälöön 2.57), kerrotaan suureella r 2 sin 2 θ ja jaetaan RΘΦ:llä: r 2 sin 2 d 2 R θ R dr 2 + d r 2 sin θ dθ )) + d 2 Φ sin θ Θ dθ dθ Φ dφ 2 = 0. 2.59) Ainoastaan viimeinen termi riippuu φ:stä, joten sen on oltava vakio, jota merkitään m 2 :llä: d 2 Φ Φ dφ 2 = m2. 2.60) Tämän ratkaisut ovat muotoa Φφ) = Ce ±imφ. 2.6) Yleisesti m on kompleksinen, mutta fysikaalinen ehto rajaa sen mahdolliset arvot: jotta potentiaali olisi jatkuva, kun φ 0 ja φ 2π, on oltava Φ0) = Φ2π), joten m = 0, ±, ±2,.... Jatkuvuus on luonnollinen vaatimus, koska sähköstaattinen potentiaali voidaan tulkita yksikkövarauksen potentiaalienergiaksi. Jotta koko yhtälön 2.59) toteutuisi, ensimmäisen termin on oltava puolestaan m 2, joten R r2 d2 R dr 2 + d sin θ dθ ) ) m2 sin θ Θ dθ dθ sin 2 = 0. 2.62) θ Tämän yhtälön ensimmäinen ja toinen termi riippuvat kumpikin ainoastaan omasta muuttujastaan ja ovat siten yhtäsuuria vastakkaismerkkisiä vakioita,

2.8. LAPLACEN YHTÄLÖN RATKAIEMINEN 27 joita merkitään mukavuussyistä ll + ):llä d sin θ Θ dθ sin θ dθ dθ R r2 d2 R dr 2 = ll + ) 2.63) ) m2 sin 2 = ll + ). 2.64) θ Yhtälön 2.63) yleinen ratkaisu löydetään yritteellä Rr) = r s : Rr) = Ar l+ + Br l, 2.65) missä A ja B ovat vakioita. Kirjoittamalla ξ = cos θ saadaan Θ:n yhtälöksi d dξ ξ2 ) dθ ) dξ ) + ll + ) m2 ξ 2 Θ = 0. 2.66) Jotta tämän ratkaisut olisivat äärellisiä pisteissä ξ = ± eli θ = 0, π, on oltava l = m, m +,.... Tietyllä tavalla normitettuja ratkaisuja ovat Legendren liittofunktiot Pl m ξ). Niille on voimassa ehto m l, joten m = l, l +,..., l, l. 2.67) Erikoistapauksessa m = 0 Laplacen yhtälön ratkaisu ei riipu φ:sta, jolloin Legendren liittofunktiot palautuvat Legendren polynomeiksi P l : P l ξ) = 2 l l! d l dξ l ξ2 ) l. 2.68) Legendren liittofunktiot saadaan puolestaan Legendren polynomeista: Pl m ξ) = ξ 2 m/2 dm ) dξ m P lξ). 2.69) Yleisesti Laplacen yhtälöllä on siis pallokoordinaatistossa jokaista l kohti 2l + kulmista θ ja φ riippuvaa ratkaisua. Ne voidaan sopivasti normittaen lausua palloharmonisten funktioiden 2l + Y lm θ, φ) = ) m l m)! 4π l + m)! P l m cos θ)e imφ 2.70) avulla. Normitus on valittu siten, että pallofunktiot Y lm muodostavat ortonormitetun täydellisen funktiojärjestelmän pallon pinnalla: Y lmθ, φ)y np θ, φ) dω = δ ln δ mp. 2.7) Palloharmonisten funktioiden yhteenlaskuteoreema antaa kahden vektorin välisen etäisyyden käänteisluvun summana r r = l l=0 m= l 4π 2l + r< l r> l+ Y lmθ, φ)y lm θ, φ ), 2.72)

28 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ missä vektorin r suuntakulmat ovat θ, φ ja vektorin r suuntakulmat θ, φ sekä r < = minr, r ) ja r > = maxr, r ). Tämä on hyödyllinen tulos, koska se erottelee pisteiden r ja r koordinaatit r, θ, φ) ja r, θ, φ ). Moni integraali olisi vaikea laskea ilman tätä kaavaa. Mikä hyvänsä riittävän säännöllinen pallon pinnalla määritelty funktio voidaan kehittää palloharmonisten funktioiden sarjaksi. Esimerkkinä käy maapallon magneettikenttä, jonka sarjakehitelmän johtava termi vastaa magneettista dipolia ja korkeammat termit johtuvat kentän lähteen poikkeamisesta dipolista, magneettisen maa-aineksen epätasaisesta jakautumasta ja maapallon yläpuolisissa ionosfäärissä ja magnetosfäärissä kulkevista sähkövirroista. Palloharmonisia funktioita tarvitaan paljon myös atomifysiikassa ja kvanttimekaniikassa mm. tarkasteltaessa impulssimomenttioperaattoreita. Tekijä ) m kaavassa 2.70) on vaihetekijä, joka voidaan jättää pois tai ottaa mukaan jo Pl m :n määritelmässä 2.69). en ottaminen mukaan on hyödyllistä etenkin kvanttimekaniikan laskuissa katso esim. Arfkenin ja Weberin matemaattisten menetelmien oppikirja). Kootaan lopuksi Laplacen yhtälön separoituva ratkaisu, kun 0 < r < : ϕr, θ, φ) = lm missä summaus on A lm r l Y lm θ, φ) + lm B lm r l Y lm θ, φ), 2.73) = lm l l=0 m= l ja kertoimet A lm, B lm määräytyvät reunaehdoista. Esimerkki. Kiertosymmetrinen tilanne Rajoitutaan nyt tapaukseen, jossa ϕ/ φ = 0 eli ϕ = ϕr, θ). Tällaisia ovat esimerkiksi pistevarauksen tai dipolin kentät. Laplacen yhtälö on nyt r 2 r 2 ϕ ) + r r r 2 sin θ ϕ ) = 0. 2.74) sin θ θ θ Toistetaan harjoituksen vuoksi edellä ollut muuttujien separointi etsimällä ratkaisua yritteellä ϕr, θ) = Zr)P θ), jolloin d r 2 dz ) = d sin θ dp ). 2.75) Z dr dr P sin θ dθ dθ Yhtälön molemmat puolet ovat yhtä suuria kuin jokin vakio k kaikilla r:n ja θ:n arvoilla. Näin osittaisdifferentiaaliyhtälö on hajotettu kahdeksi tavalliseksi differentiaaliyhtälöksi. Kulman θ yhtälöä kirjoitettuna muodossa sin θ d dθ sin θ dp dθ ) + kp = 0 2.76)

2.8. LAPLACEN YHTÄLÖN RATKAIEMINEN 29 kutsutaan Legendren yhtälöksi. Kuten edellä todettiin, fysikaalisesti kelvolliset ratkaisut kaikilla θ [0, π] edellyttävät, että k = nn+), missä n on positiivinen kokonaisluku. Ratkaisut ovat Legendren polynomeja P n cos θ) Muutama ensimmäinen P n on d n P n cos θ) = 2 n n! dcos θ) n [cos2 θ ] n. 2.77) P 0 = P = cos θ P 2 = ) 3 cos 2 θ 2 P 3 = ) 5 cos 3 θ 3 cos θ. 2 Radiaalisen yhtälön d r 2 dz ) = nn + )Z 2.78) dr dr kaksi riippumatonta ratkaisua ovat muotoa r n ja r n+). Täydellinen ratkaisu on näiden lineaariyhdistelmä Z n r) = A n r n + B n r n+) 2.79) ja koko Laplacen yhtälön ratkaisu kiertosymmetriassa on muotoa ϕr, θ) = n=0 A n r n + B ) n r n+ P n cos θ). 2.80) Integroimisvakiot A n ja B n on määritettävä reunaehdoista. Esimerkki. Johdepallo vakiosähkökentässä Tuodaan tasaiseen sähkökenttään E 0 varaamaton a-säteinen johdepallo. Johde pakottaa alunperin suorat kenttäviivat taipumaan siten, että ne osuvat pintaan kohtisuoraan. Valitaan koordinaatisto siten, että origo on pallon keskipisteessä ja z-akseli on sähkökentän suuntainen. Tällöin ongelma on kiertosymmetrinen. Johteen pinta on kaikkialla samassa potentiaalissa ϕa, θ) = ϕ 0. Kaukana pallosta sähkökenttä lähestyy vakioarvoa joten kaukana potentiaali lähestyy lauseketta Er, θ) r = E 0 e z, 2.8) ϕr, θ) r = E 0 z + C = E 0 r cos θ + C. 2.82)

30 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ Kirjoitetaan potentiaalin muutama ensimmäinen termi lausekkeesta 2.80): ϕr, θ) = A 0 + B 0 r + A r cos θ + B [ r 2 cos θ + A 2r 2 2 + B [ 2 r 3 2 ) ] 3 cos 2 θ 3 cos 2 θ ) ] +... 2.83) Kun r, niin ϕ = E 0 r cos θ, joten A n = 0 kaikille n 2, A 0 = C ja A = E 0. Koska pallon kokonaisvaraus on nolla, potentiaalissa ei ole /rriippuvuutta, eli B 0 = 0. Jäljellä olevat cos n θ-termit n 2) ovat kaikki lineaarisesti riippumattomissa polynomeissa P n, joten ne eivät voi kumota toisiaan pallon pinnalla, missä ei ole θ-riippuvuutta, eli B n = 0 kaikille n 2. Jäljelle jää ϕa, θ) = ϕ 0 2.84) ϕr, θ) = C E 0 r cos θ + B cos θ. 2.85) r2 Kun r = a, cos θ-termien on kumottava toisensa, joten C = ϕ 0 ja B = E 0 a 3. Reunaehdot täyttävä Laplacen yhtälön ratkaisu on siis a 3 ) E 0 ϕr, θ) = ϕ 0 + E 0 r cos θ. 2.86) ähkökentän E = ϕ komponentit ovat r 2 E r = ϕ ) r = E 0 + 2 a3 r 3 E θ = r Pallon pintavaraustiheys on ϕ θ = E 0 a3 r 3 cos θ 2.87) ) sin θ. 2.88) σ = ɛ 0 E r r = a) = 3ɛ 0 E 0 cos θ. 2.89) Indusoituva pintavarausjakautuma on θ:n funktio. en dipolimomentti on p = pallo rρr) dv = r=a xe x + ye y + ze z )3ɛ 0 E 0 cos θ)r 2 sin θ dθ dφ π = 6πa 3 ɛ 0 E 0 e z cos 2 θ sin θ dθ = 4πɛ 0 a 3 E 0 e z. 2.90) 0 Pallon ulkopuolella tämän osuus kentästä on sama kuin origoon sijoitetun dipolin, jonka dipolimomentti on p = 4πɛ 0 a 3 E 0 e z.

2.8. LAPLACEN YHTÄLÖN RATKAIEMINEN 3 2.8.3 ylinterikoordinaatisto Tarkastellaan sitten sylinterisymmetristä tilannetta ja oletetaan lisäksi, ettei tilanne muutu sylinterin suunnassa. Nyt ϕ/ z = 0 ja Laplacen yhtälö on r r r ϕ r ) + r 2 2 ϕ θ 2 = 0. 2.9) Huom. ylinterikoordinaatistossa r:llä ja θ:lla on eri merkitys kuin pallokoordinaatistossa! Kirjallisuudessa käytetään usein radiaalietäisyydelle symbolia ρ ja kiertokulmalle φ. Laplacen yhtälö separoituu yritteellä ϕ = Y r)θ): r Y d r dy ) = d 2 dr dr dθ 2 = n2, 2.92) missä separointivakiolle n 2 tulee jälleen rajoituksia kulmayhtälöstä d 2 dθ 2 + n2 = 0. 2.93) Tämän ratkaisut ovat sinnθ) ja cosnθ). Jos kulma θ saa kaikki arvot välillä 0 θ 2π, on oltava ϕθ) = ϕθ + 2π). Tästä seuraa, että n on kokonaisluku, joka voidaan rajoittaa positiiviseksi, koska negatiiviset n:n arvot eivät tuo uusia lineaarisesti riippumattomia termejä. Lisäksi tapauksessa n = 0 saadaan ratkaisu = A 0 θ + C 0. Ehto ϕθ) = ϕθ + 2π) ei silloin toteudu, mutta pidetään tämäkin termi mukana täydellisyyden vuoksi. Radiaalisesta yhtälöstä tulee nyt r d r dy ) n 2 Y = r 2 d2 Y dr dr dr 2 + r dy dr n2 Y = 0, 2.94) joka ratkeaa yritteellä Y = r s. aadaan s = ±n, joten ratkaisufunktiot ovat muotoa Y = r n ja Y = r n. Tapaus n = 0 antaa lisäksi Y = lnr/r 0 ). Kokonaisuudessaan ratkaisu on ϕr, θ) = An r n + B n r n) C n sin nθ + D n cos nθ) n= + A 0 ln r/r 0 )) C 0 θ + D 0 ) 2.95) Vakiot on jälleen selvitettävä tarkasteltavan tilanteen ominaisuuksista ja reunaehdoista. Huom. Jos kulmariippuvuus on rajattu johonkin sektoriin, on pallo- ja sylinterikoordinaatistossa kulmayhtälöiden separointivakioiden arvot määritettävä tapauskohtaisesti. Esimerkiksi pallokalotin tapauksessa päädytään kalottiharmonisiin funktioihin, jotka ovat paljon konstikkaampia kuin palloharmoniset funktiot.

32 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ 2.9 Kuvalähdemenetelmä Laplacen yhtälön yksikäsitteisyys antaa ratkaisijalle vapauden käyttää mieleisiään kikkoja ratkaisun löytämiseen. Tietyissä geometrisesti yksinkertaisissa tapauksissa kuvalähdemenetelmä tai peilivarausmenetelmä) on kätevä keino välttää differentiaaliyhtälön ratkaiseminen. Tarkastellaan tilannetta, jossa on joko annettu tai varausjakautumasta helposti laskettavissa oleva potentiaali ϕ r) ja johteita, joiden pintavarausjakautuma olkoon σr). Kokonaispotentiaali on ϕr) = ϕ r) + σr ) d 4πɛ 0 r r. 2.96) Ratkaisuun johdesysteemin ulkopuolella ei vaikuta lainkaan, kuinka varaus on jakautunut johteen pinnan takana, kunhan pinnalla on voimassa samat reunaehdot. Voidaan siis ajatella, ettei kyseessä olekaan johdekappale vaan pinta, jonka takana on varausjakautuma, joka antaa samat reunaehdot kuin oikea johdekappaleen pintavaraus. Kuvamenetelmää voidaan käyttää myös ajasta riippuvissa tilanteissa sekä varausten että virtojen yhteydessä muidenkin aineiden kuin johteiden yhteydessä. Esimerkki. Pistevaraus johdetason lähellä Valitaan johdetasoksi y, z)-taso ja asetetaan varaus q x-akselille pisteeseen x = d. Taso oletetaan maadoitetuksi, jolloin sen potentiaali voidaan valita nollaksi. Toisaalta taso saadaan nollapotentiaaliin asettamalla varaus q pisteeseen d, 0, 0). Ratkaisujen yksikäsitteisyyden vuoksi näin saadaan oikea ratkaisu alueessa x 0. Puoliavaruuteen x < 0 tätä menetelmää ei saa soveltaa, koska siellä ei ole oikeasti varausta. Kokonaispotentiaali on ϕr) = q 4πɛ 0 r d ), 2.97) r + d missä d = d, 0, 0). Tästä saa suoraan sähkökentän Er) = ϕr) = q r d 4πɛ 0 r d 3 r + d ) r + d 3 2.98) ja johteen pintavaraustiheyden σy, z) = ɛ 0 E x x=0 = qd 2πd 2 + y 2 + z 2. 2.99) ) 3/2 Varaus vetää pintaa puoleensa samalla voimalla kuin se vetäisi etäisyydellä 2d olevaa vastakkaismerkkistä varausta.

2.9. KUVALÄHDEMENETELMÄ 33 HT: Integroi pintavaraustiheys koko tason yli. Tässä esimerkissä siis pisteessä d, 0, 0) olevan pistevarauksen potentiaali toteuttaa Poissonin yhtälön alueessa x > 0. Tämä ei kuitenkaan riitä ratkaisuksi, koska reunaehto johdetasolla ei toteudu. Pisteessä d, 0, 0) olevan kuvalähteen potentiaali puolestaan toteuttaa Laplacen yhtälön alueessa x > 0 ja sen lisäksi varmistaa reunaehdon toteutumisen. Yhteenlaskettu potentiaali on siis haettu ratkaisu alueessa x > 0. Esimerkki. Pistevaraus maadoitetun johdepallon lähellä r a θ b q d q Kuva 2.4: Pistevaraus johdepallon lähellä. Valitaan origoksi pallon keskipiste, olkoon a pallon säde ja d etäisyys origosta varaukseen q kuva 2.4). Etsitään potentiaali ϕr) r a) reunaehdolla ϕa) = 0. ymmetrian perusteella peilivarauksen q täytyy olla suoralla, joka kulkee varauksen q ja origon kautta. Varauksen ja peilivarauksen yhteenlaskettu potentiaali pisteessä r on ) q ϕr) = 4πɛ 0 r d + q 2.00) r b [ q = 4πɛ 0 r 2 + d 2 2rd cos θ) /2 + q ] r 2 + b 2 2rb cos θ) /2. Pallon pinnalla potentiaali on nolla kaikilla θ, φ. ijoittamalla r = a ja asettamalla θ = 0 ja θ = π saadaan peilivarauksen paikka ja suuruus ja ongelma on ratkaistu. b = a2 d, q = a d q 2.0) Mikäli palloa ei olisi maadoitettu, sen keskipisteeseen voitaisiin asettaa toinen peilivaraus q, joka puolestaan sovitettaisiin antamaan pinnalla oikea reunaehto. Pallon kokonaisvaraus olisi tällöin Q = q + q.

34 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ 2.0 Greenin funktiot 4 Edellä tarkasteltiin tilanteita, joissa oli joko pelkästään johdekappaleita tai johdekappaleita ja yksittäisiä varauksia. Yleisessä tilanteessa voi olla annettu varausjakautuma ρ sekä johdekappaleita, joiden pintavarausjakautuma on tuntematon. Tällöin on ratkaistava Poissonin yhtälö 2 ϕ = ρ/ɛ 0. 2.02) Tämä voidaan tehdä integroimalla varausjakautuman yli ϕ r) = ρr ) 4πɛ 0 V r r dv 2.03) ja lisäämällä tähän Laplacen yhtälön sellainen ratkaisu ϕ 2, että yhteenlaskettu potentiaali toteuttaa reunaehdot johdekappaleiden pinnalla. Aiemmat esimerkit ovat perustuneet hyvin yksinkertaiseen geometriaan. Yleisemmin voidaan osoittaa, että Laplacen ja Poissonin yhtälöt, jotka toteuttavat joko Dirichlet n tai Neumannin reunaehdot, voidaan ratkaista käyttäen Greenin teoreemaa ja Greenin funktioita. uoraviivainen HT on johtaa divergenssiteoreemasta Greenin ensimmäinen kaava GI): ϕ 2 ψ + ϕ ψ) dv = ϕ ψ n d 2.04) ja Greenin toinen kaava GII): ψ 2 ϕ ϕ 2 ψ) dv = V V ψ ϕ ϕ ψ) n d, 2.05) joka tunnetaan myös nimellä Greenin teoreema. Kolmas Greenin kaava GIII) saadaan soveltamalla GII:ta tapaukseen ψr, r ) = r r, missä r on jokin kiinteä piste alueessa V. Muodollisesti voidaan kirjoittaa 2 ψr, r ) = 4πδr r ). 2.06) ijoittamalla nämä GII:een 2.05) saadaan GIII ϕr) = dv 4π V r r 2 ϕr ) 2.07) + [ d ϕr ) 4π r r n ϕr ) )] n r r. 4 Tämä jakso ei ole kurssin varsinaista ydinainesta, mutta sen voi katsoa kuuluvan fyysikon yleissivistykseen. ekä elektrodynamiikan sovellutuksissa että pidemmälle menevässä teoreettisessa fysiikassa Greenin funktioihin törmää usein.

2.0. GREENIN FUNKTIOT 35 GIII:a ei voi käyttää suoraan, koska siinä esiintyvät sekä Dirichlet n että Neumannin reunaehdot. Oletetaan, että F r, r ) on jokin alueessa V määritelty harmoninen funktio eli funktio, joka toteuttaa Laplacen yhtälön 2 F r, r ) = 0, missä derivoidaan pilkuttoman koordinaatin suhteen. Nyt GII antaa tuloksen 0 = dv F r, r ) 2 ϕr ) V + d F r, r ) ϕr ) n F r, ) r ) n ϕr ). 2.08) Muodostetaan sitten Greenin funktio Gr, r ) = ummaamalla 2.07) ja 2.08) saadaan tulos ϕr) = 4π + 4π V r r + F r, r ). 2.09) dv Gr, r ) 2 ϕr ) d Gr, r ) ϕr ) n Gr, ) r ) n ϕr ). 2.0) Valitsemalla F r, r ) sopivasti saadaan tästä Poissonin yhtälön ratkaisu annetuilla reunaehdoilla. Greenin funktiolla on selvästi ominaisuus 2 Gr, r ) = 4πδr r ) = 2 Gr, r ), 2.) missä tarkoittaa derivointia vektorin r suhteen. Greenin funktioiden käyttö ei rajoitu Poissonin yhtälön ratkomiseen, vaan niillä on keskeinen osa ratkottaessa erilaisia integraaliyhtälöitä. Esimerkki. Pallon Greenin funktio Tarkastellaan esimerkkinä pallon Greenin funktiota Dirichlet n reunehdolla olettaen potentiaali pallon pinnalla on tunnetuksi. Tällöin valitaan G D r, r ) = reunaehdolla [ ] r r + F Dr, r ) r r + F Dr, r ) 2.2) r = 0, 2.3) missä on pallon pinta. Jo aiemmin on ratkaistu identtinen ongelma yhdelle pistevaraukselle pallon ulkopuolella ehdolla, että potentiaali pinnalla on

36 LUKU 2. TAATTINEN ÄHKÖKENTTÄ nolla yhtälössä 2.00). iellä saatu ratkaisu on vakiota q/4πɛ 0 vaille yhtälön 2.3) ratkaisu, joten G D r, r ) = r r a r r a/r ) 2 r, 2.4) missä a on origokeskisen pallon säde. Havaitaan, että Greenin funktio on symmetrinen muuttujien r ja r suhteen. Tämä ominaisuus pätee yleisemminkin ks. esim. Jackson). Potentiaali saadaan integroimalla ϕr) = G D r, r )ρr ) dv G D r, r ) ϕr ) d, 2.5) 4πɛ 0 V 4π n missä on V viittaa pallon sisäosaan ja pintaan. Normaalivektori n suuntautuu ulospäin siitä alueesta, jossa potentiaali halutaan laskea. Tarkasteltaessa aluetta pallon sisällä n = e r. Ulkopuolista aluetta tutkittaessa puolestaan n = e r. Ulospäin suuntautuva normaaliderivaatta on r a G D r, r ) = a 2 r 2 a r r 3 r missä γ on r:n ja r :n välinen kulma. r = r2 a 2 a 2 2 ar cos γ + r 2 ) 3/2 2.6) a ovelletaan Greenin funktiota tapaukseen, jossa pallon sisällä ei ole varausta eli ratkaistaan Laplacen yhtälö reunaehdolla ϕa) = fr), kun r on pallon pinnalla. Tämä antaa Poissonin kaavana tunnetun tuloksen ϕr) = a2 r 2 4πa = aa2 r 2 ) 4π fa, θ, φ ) a 2 2 ar cos γ + r 2 ) 3/2 d fa, θ, φ ) a 2 2 ar cos γ + r 2 ) 3/2 dω 2.7) joka ilmaisee siis potentiaalin alueen sisällä olettaen potentiaali tunnetuksi pallon pinnalla. Jos puolestaan halutaan tarkastella potentiaalia pallon ulkopuolella, pintaintegraalissa normaalin suunta määritellään ulospäin ja ainoa muutos on korvata a 2 r 2 ) r 2 a 2 ).