- 電磁波の放射(3)(多重極展開:続き)」
そして ,＜ ｊ e (1) (ｔ)＞ ＝∫ ｊ e ( ｒ ’,ｔ)ｒ’cosθ’ｄ 3 ｒ ’＝∫ ｊ e ( ｒ ’,ｔ)( ｎｒ ’)ｄ 3 ｒ ’ ですが , { ｒ ’× ｊ e ( ｒ ’,ｔ)}× ｎ ＝ ｊ e ( ｒ ’,ｔ)( ｒ ’ ｎ )－ ｒ ’( ｊ e ( ｒ ’,ｔ) ｎ )を用いると, ＜ ｊ e (1) (ｔ)＞ ＝∫ ｊ e ( ｒ ’,ｔ)( ｎｒ ’)ｄ 3 ｒ ’＝∫{ ｒ ’× ｊ e ( ｒ ’,ｔ)}× ｎ ｄ 3 ｒ ’＋∫ ｒ ’( ｊ e ( ｒ ’,ｔ) ｎ )ｄ 3 ｒ ’となります
- 散乱の伝播関数の理論(20)(応用６)
そこで,この全て同じのエネルギーをｅと書くわけです
- 定量的地震学３
そして ,右辺＝∫ -∞ ∞ ｄｔ∫ s [ｇ in ( ｘ .τ－ｔ; ξ 2 ,－τ 2 )ｃ ijkl ｎ j {∂ｇ km ( ｘ ,ｔ; ξ 1 ,τ 1 )/∂ｘ l }－ｇ im ( ｘ ,ｔ; ξ 1 ,τ 1 )ｃ ijkl ｎ j {∂ｇ kn ( ｘ ,τ－ｔ; ξ 2 ,－τ 2 )/∂ｘ l }]ｄｓです
- 電磁波の放射(5)(点電荷による電磁波２)
そこで ,球の半径ｒを十分大きく取れば等速度運動電荷から飛散エネルギーへの寄与はゼロであり,例えば電荷が全く加速度運動をしない定常電流のコイルによって空間に生成される磁場のようなものによってエネルギーが散逸して失われることはないことがわかります
- 散乱の伝播関数の理論(2)
そして ,ｂ≠ａでは＜ ｈ 1 (ｔ)ｕ + (ｔ)φ a |φ b ＞＝＜exp(i ｈ 0 ｔ) ｈ 1 exp(－i ｈ 0 ｔ/ｈ c )ｕ + (ｔ)φ a |φ b ＞＝＜φ b exp(i ｈ 0 ｔ/ｈ c ) ｈ 1 exp(－i ｈ 0 ｔ/ｈ c )ｕ + (ｔ)φ a ＞ * ＝exp(－iｅ b ｔ/ｈ c )＜φ b ｈ 1 exp(－i ｈ 0 ｔ/ｈ c )ｕ + (ｔ)φ a ＞ * ＝＜ ｈ 1 exp{i(ｅ b － ｈ 0 )ｔ/ｈ c }ｕ + (ｔ)φ a |φ b ＞＝＜exp{i(ｅ b － ｈ 0 )ｔ/ｈ c }ｕ + (ｔ)φ a ｈ 1 φ b ＞です
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