문서 보기문서 편집수정 내역 자기 퍼텐셜/자기 벡터 퍼텐셜 예제 (덤프버전으로 되돌리기) [include(틀:상위 문서, top1=자기 퍼텐셜)] [목차] == 예제 1 == ||<table width=100%>'''[문제]''' ----- 진공에서 축이 [math(z)]축, 중심이 원점이고, 전하 [math(Q)]로 균일하게 표면이 대전된 반지름 [math(R)]인 구가 [math(\boldsymbol{\omega}=\omega_{0} \hat{\mathbf{z}})]의 각속도로 축을 중심으로 회전할 때, 구 내부의 자기 벡터 퍼텐셜을 구하시오. || {{{#!folding [풀이 보기] ----- 이 상황에서 구는 표면 전하 밀도 [math(\sigma=Q/(4 \pi R^{2}) )]으로 대전되었으므로, 표면 전류 밀도는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \mathbf{K}=\sigma \mathbf{v}=\frac{Q \omega_{0}}{4 \pi R}\sin{\theta} \hat\boldsymbol{\phi} )] }}} 이다. 따라서 구하는 벡터 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \mathbf{A(r)}=\frac{\mu_{0}}{4 \pi} \int \frac{\mathbf{K(r')}}{\left| \mathbf{r-r'} \right|}\,da ' )] }}} 이다. 이때, [math(\mathbf{r'}=R \hat \mathbf{r})]이고, 구면 좌표계에서 [[다중극 전개]]를 이용하자. 또한, 이 영역에서는 [math(r'>r)]이므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \frac{1}{\left| \mathbf{r-r'} \right|}=\sum_{l=0}^{\infty}\sum_{m=-l}^{l} \frac{4\pi}{2l+1} \frac{r^{l}}{R^{l+1}}Y_{l}^{m}(\theta,\, \phi)Y_{l}^{m \ast}(\theta ',\, \phi ') )] }}} 으로 전개할 수 있다. [math(Y_{l}^{m}(\theta,\, \phi))]는 [[구면 조화 함수]]이다. 따라서 적분은 ||<tablebordercolor=#fff,#1f2023><bgcolor=#fff,#1f2023> {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \mathbf{A(r)}&=\frac{\mu_{0}}{4 \pi} \int \frac{\mathbf{K(r')}}{\left| \mathbf{r-r'} \right|}\,da ' \\ &=\frac{\mu_{0}}{4 \pi} \int \mathbf{K(r')} \sum_{l=0}^{\infty}\sum_{m=-l}^{l} \frac{4\pi}{2l+1} \frac{r^{l}}{R^{l+1}}Y_{l}^{m}(\theta,\, \phi)Y_{l}^{m \ast}(\theta ',\, \phi ') \,da ' \\ &=\frac{\mu_{0}}{4 \pi} \sum_{l=0}^{\infty}\sum_{m=-l}^{l} \frac{4\pi}{2l+1} \frac{r^{l}}{R^{l+1}}Y_{l}^{m}(\theta,\, \phi) \int \mathbf{K(r')} Y_{l}^{m \ast}(\theta ',\, \phi ') \,da ' \end{aligned} )] }}} || 으로 바뀐다. 또한, {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} Y_{1}^{-1}(\theta,\,\phi)&=\frac{1}{2}\sqrt{ \frac{3}{2 \pi} } \sin{\theta}(\cos{\phi}-i\sin{\phi}) \\ Y_{1}^{1}(\theta,\,\phi)&=-\frac{1}{2}\sqrt{ \frac{3}{2 \pi} } \sin{\theta}(\cos{\phi}+i\sin{\phi})\end{aligned} )] }}} 를 이용하면, 표면 전류 밀도 ||<tablebordercolor=#fff,#1f2023><bgcolor=#fff,#1f2023> {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} \mathbf{K(r')}&=\sigma \sin{\theta '}(-\sin{\phi '} \hat{\mathbf{x}}+\cos{\phi '} \hat{\mathbf{y}}) \\ &=\frac{\sigma}{i} \sqrt{\frac{2\pi}{3}} \left[ Y_{1}^{-1}(\theta ',\, \phi ')+Y_{1}^{1}(\theta ',\, \phi ') \right] \hat{\mathbf{x}}+\sigma \sqrt{\frac{2\pi}{3}} \left[ Y_{1}^{-1}(\theta ',\, \phi ')-Y_{1}^{1}(\theta ',\, \phi ') \right] \hat{\mathbf{y}} \end{aligned} )] }}} || 으로 구면조화함수의 합으로 전개할 수 있다. 따라서 ||<tablebordercolor=#fff,#1f2023><bgcolor=#fff,#1f2023> {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle A_{x}(\mathbf{r})=\frac{\mu_{0} \sigma R^{2}}{4 \pi} \frac{1}{i} \sqrt{\frac{2\pi}{3}} \sum_{l=0}^{\infty}\sum_{m=-l}^{l} \frac{4\pi}{2l+1} \frac{r^{l}}{R^{l+1}}Y_{l}^{m}(\theta,\, \phi) \int_{0}^{2\pi} \int_{0}^{\pi} \left[ Y_{1}^{-1}(\theta ',\, \phi ')+Y_{1}^{1}(\theta ',\, \phi ') \right] Y_{l}^{m \ast}(\theta ',\, \phi ') \,d {\Omega} ' )] }}} || 이 된다. [math(\Omega')]는 원천 점(Source point)의 입체각(Solid angle)이며, [math(d {\Omega}'=\sin{\theta'} \,d\theta' d \phi')]이다. 이때, 구면조화함수의 규격화 조건에 의해 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \int_{0}^{2 \pi} \int_{0}^{\pi} Y_{l}^{m}(\theta',\, \phi')Y_{t}^{s \ast}(\theta ',\, \phi ')\,d \Omega '=\delta_{l t}\delta_{m s} )] }}} 를 만족한다. 위에서 [math(\delta_{ij})]는 [[크로네커 델타]]이다. 따라서 이것을 이용하면, 위 적분의 결과는 ||<tablebordercolor=#fff,#1f2023><bgcolor=#fff,#1f2023> {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle \begin{aligned} A_{x}(\mathbf{r})&=\frac{\mu_{0} \sigma R^{2}}{4 \pi} \frac{1}{i} \sqrt{\frac{2\pi}{3}} \sum_{l=0}^{\infty} \sum_{m=-l}^{l}\frac{4\pi}{2l+1} \frac{r^{l}}{R^{l+1}} [\delta_{1l}\delta_{-1m}+\delta_{1l}\delta_{1m}] Y_{l}^{m}(\theta,\, \phi) \\ &=\frac{\mu_{0} \sigma R^{2}}{4 \pi} \frac{4\pi}{3} \frac{r}{R^{2}} \left[ \frac{1}{i} \sqrt{\frac{2\pi}{3}} [ Y_{1}^{-1}(\theta ,\, \phi )+Y_{1}^{1}(\theta ,\, \phi ) ] \right] \\ &=\frac{\mu_{0} \sigma }{3} {r} (-\sin{\theta} \sin{\phi}) \end{aligned} )] }}} || 로 구할 수 있고, 동일한 방법으로, {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle A_{y}(\mathbf{r})=\frac{\mu_{0} \sigma }{3} \frac{r}{R^{2}} (\sin{\theta} \cos{\phi}) )] }}} 이상에서 구하는 자기 벡터 퍼텐셜은 아래와 같이 결정된다. {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \mathbf{A(r)} =\left[ \frac{ \mu_{0} Q }{12 \pi R^{2}} {r} \sin{\theta} \right] \hat{\boldsymbol{\phi}}\qquad (r<R) )] }}} }}} ||<table width=100%>'''[추가 문제]''' ----- 예제 1에서 구 외부의 자기 벡터 퍼텐셜을 구하시오. || {{{#!folding [풀이 보기] ----- 구의 외부도 같은 방법으로 구할 수 있으며, 이때는 [math(r'<r)]이므로 다중극 전개한 항 중 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \frac{r^{l}}{R^{l+1}} \rightarrow \frac{R^{l}}{r^{l+1}} )] }}} 로 바뀌면서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \mathbf{A(r)} =\left[ \frac{ \mu_{0} Q }{12 \pi} \frac{R}{r^{2}} \sin{\theta} \right] \hat{\boldsymbol{\phi}}\qquad (r>R) )] }}} 이 된다. }}} == 예제 2 == ||<table width=100%>'''[문제]''' ----- 진공에서 [math(z)]축으로 놓인 무한한 도선에 전류 [math(I)]가 [math(\hat{\mathbf{z}})] 방향으로 흐르고 있을 때, 자기 벡터 퍼텐셜을 구하시오. || {{{#!folding [풀이 보기] ----- 이 경우에 [math(z)]축을 제외하곤 전류 밀도는 0임을 이용한다. 또한, 전류 밀도의 방향이 [math(\hat{\mathbf{z}})] 방향이므로 자기 벡터 퍼텐셜은 [math(\hat{\mathbf{z}})] 방향이다. 또한, [math(\rho)]를 제외하곤 모두 대칭성을 이루므로 자기 벡터 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \mathbf{A}= A_{z}(\rho) \,\hat{\mathbf{z}} )] }}} 으로 주어질 것이다. 따라서 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \nabla^{2}A_{z}(\rho)=\frac{1}{\rho}\frac{\partial}{\partial \rho} \left( \frac{\partial A_{z}(\rho)}{\partial \rho} \right)=0 )] }}} 을 만족하고, 이 방정식의 해는 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle A_{z}(\rho)=C\ln{\rho} )] }}} 로 주어짐을 쉽게 확인할 수 있다. [math(C)]는 상수이다. 상수항은 퍼텐셜 특성 상 무시할 수 있으므로 무시했다. 이때, 자기장 [math( \displaystyle \mathbf{B}=\boldsymbol{\nabla} \times \mathbf{A} )]이므로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \mathbf{B}=-\frac{C}{\rho} \hat{\boldsymbol{\phi}} )] }}} 이고, 반지름이 [math(\rho)]인 원에서 [[앙페르 법칙]]을 적용하면 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \oint \mathbf{B} \cdot d \mathbf{l}=I \, \rightarrow \, -\frac{C}{\rho}\cdot 2 \pi \rho=\mu_{0}I \, \rightarrow \, C=-\frac{\mu_{0}I}{2 \pi} )] }}} 이상에서 구하는 자기 벡터 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \mathbf{A}=\left[ -\frac{\mu_{0}I}{2 \pi}\ln{\rho} \right]\hat{\mathbf{z}} )] }}} 가 된다. }}} == 예제 3 == ||<table width=100%>'''[문제]''' ----- 진공에서 단위 길이당 [math(N)]번 감긴 [math(z)]축으로 놓이고 반지름의 길이가 [math(\rho_{0})]인 무한한 길이의 솔레노이드에 전류 [math(I)]가 반시계 방향으로 흐르고 있을 때, 자기 벡터 퍼텐셜을 구하시오. || {{{#!folding [풀이 보기] ----- 이 상황에서 솔레노이드 내부에 형성되는 자기장은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math( \displaystyle \mathbf{B}=\mu_{0} NI \hat{\mathbf{z}} )] }}} 임을 이용하자. '''(ⅰ) 솔레노이드 내부의 퍼텐셜 ''' 중심이 [math(z)]축 위에 있고 반지름 [math(\rho \,(\rho<\rho_{0}))]인 원을 통과하는 자기 선속은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle F=\int \mathbf{B} \cdot d \mathbf{a}=\mu_{0} \pi \rho^{2} NI )] }}} 이고, {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle F=\oint_{C} \mathbf{A} \cdot d \mathbf{l} )] }}} 를 이용하면 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle A_{\phi} \cdot 2\pi \rho=\mu_{0} \pi \rho^{2} NI )] }}} 가 되므로 자기 벡터 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \mathbf{A}=\frac{\mu_{0}NI}{2} \rho \hat{\boldsymbol{\phi}} \qquad (\rho<\rho_{0}) )] }}} 이 된다. '''(ⅱ) 솔레노이드 외부의 퍼텐셜 ''' 중심이 [math(z)]축 위에 있고, 반지름 [math(\rho \,(\rho>\rho_{0}))]인 원을 통과하는 자기 선속은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br] [math(\displaystyle F=\int \mathbf{B} \cdot d \mathbf{a}=\mu_{0} \pi \rho_{0}^{2} NI )] }}} 위에서 했던 것과 마찬가지로 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle A_{\phi} \cdot 2\pi \rho=\mu_{0} \pi \rho_{0}^{2} NI )] }}} 가 되므로 자기 벡터 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \mathbf{A}=\frac{\mu_{0}NI}{2} \frac{\rho_{0}^{2}}{\rho} \hat{\boldsymbol{\phi}} \quad (\rho>\rho_{0}) )] }}} 가 된다. 이때, [math(\rho \rightarrow \rho_{0})]일 때, 내·외부의 자기 벡터 퍼텐셜은 연속이 되므로 상수항을 추가할 필요는 없으므로 구하는 자기 벡터 퍼텐셜은 {{{#!wiki style="text-align: center" [br][math( \displaystyle \mathbf{A}=\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle \left[ \frac{\mu_{0}NI}{2} \rho \right] \hat{\boldsymbol{\phi}} &\quad (\rho<\rho_{0})\\ \\ \displaystyle \left[ \frac{\mu_{0}NI}{2} \frac{\rho_{0}^{2}}{\rho} \right] \hat{\boldsymbol{\phi}} &\quad (\rho>\rho_{0})\end{array}\right. )] }}} 이 된다. }}} [각주][include(틀:문서 가져옴, title=자기 퍼텐셜, version=94, paragraph=2.6.1)] [include(틀:문서 가져옴, title=자기 퍼텐셜, version=94, paragraph=2.6.2)] [include(틀:문서 가져옴, title=자기 퍼텐셜, version=94, paragraph=2.6.3)] [[분류:물리학 예제]][[분류:전자기학]]캡챠되돌리기