Yer değiştirme akımı

Vikipedi, özgür ansiklopedi
Atla: kullan, ara

Elektromanyetizmada yer değiştirme akımı elektrik yer değiştirme alanının değişim oranıyla tanımlanan bir niceliktir. Yer değiştirme akımının birimi akım yoğunluğu cinsinden ifade edilir. Yer değiştirme akımı gerçek akımlar gibi manyetik alan üretir. Yer değiştirme akımı hareketli yüklerin yarattığı bir elektrik akımı değil; zamana bağlı olarak değişim gösteren elektrik alanıdır. Maddelerde, atomun içerisinde bulunan yüklerin küçük hareketlerinin de buna bir katkısı vardır ki buna dielektrik polarizasyon denir.

Bu düşünce James Clerk Maxwell tarafından 1861'de yayınladığı Fiziksel Kuvvet Çizgileri Üzerine[kaynak belirtilmeli] makalesinde elektriksel parçacıklarının dielektrik ortamdaki hareketi bağlamında açıklandı. Maxwell yer değiştirme akımını Ampère Devre Yasası'ndaki elektrik akımı ile toplayarak değiştirdi. Maxwell, 1865'te, bir makalesinde, Dinamik Elektromanyetik Alan Teorisi, bu değiştirilmiş Ampère Devre Yasası'nı kullanarak elektromanyetik dalga denklemini elde etti. Bu çalışmanın elektrik, manyetizma ve optiği birleştirmiş olmasından dolayı, bu olay genellikle fizik açısından tarihsel bir dönüm noktası olarak kabul edilmektedir. Yer değiştirme akımı terimi, Maxwell denklemlerini tamamlayan oldukça önemli bir katkı olarak kabul edildiği gibi birçok fenomeni, özellikle de elektromanyetik dalgaların varlığını açıklamaktadır.

Açıklama[değiştir | kaynağı değiştir]

Elektrik yer değiştirme alanı şöyle tanımlanmaktadır:

 \boldsymbol{D} = \varepsilon_0 \boldsymbol{E} + \boldsymbol{P}\ .

burada

ε0: uzayın geçirgenlik katsayısı
E: elektrik alan şiddeti
P: ortam polarizasyon'u

Bu denklemin zamana göre türevi, dielektrik olarak iki bileşeni olan "yer değiştirme akımı"nı vermektedir:[1]

 \boldsymbol{J}_ \boldsymbol{D} = \varepsilon_0 \frac{\partial \boldsymbol{E}}{\partial t} + \frac{\partial \boldsymbol{P}}{\partial t}\ .

Sağ taraftaki ilk terim madde ortamında ve boş uzayda verilmiştir. Bu terim, gerçek yük hareketini içermek zorunda değildir, fakat tıpkı hareketli yüklerin yarattığı gibi bir manyetik alan katkısına sahiptir. Bazı yazarlar "yer değiştirme akımı" adını sadece bu katkı için kullanırlar.[2]

Sağ taraftaki ikinci terim ise dielektrik madde içerisindeki her bir moleküle ait polarizasyondur. Dielektrik malzemenin tek tek moleküllerin | sağ taraftaki ikinci terim kutuplaşma elektrik kutuplaşma ile ilişkilidir. Polarizasyon, uygulanan elektrik alan içerisinde moleküllerin içerisinde yüklerin az bir miktar hareket etmesine neden olur. Artı ve eksi yüklü parçacıkların molekül içerisinde birbirinden uzaklaşmaları polarizasyon P durumunun şiddetlenmesine neden olur. Bir polarizasyon durumunun değişmesi de bir yük hareketine karşılık gelir ve bu yüzden bir akımla eşdeğerdir.

Bu polarizasyon yer değiştirme akımıdır ve bu Maxwell tarafından ortaya atılmıştı. Maxwell, vakum ortamı için özel bir düzeltme yapmadı ve bu ortama bir madde ortamı gibi yaklaştı. Maxwell için, P etkisi basitçe D = εrε0 E denklemindeki göreli geçirgenlik εr değişimiydi.

Yer değiştirme akımının modern açıklaması aşağıdadır.

İzotropik dielektrik durumu[değiştir | kaynağı değiştir]

Basit bir dielektrik malzemede temel denklem şunu sağlamalıdır:

 \boldsymbol{D} = \varepsilon \boldsymbol{E} \ ,

Burada geçirgenlik ε = ε0 εr,

Bu denklemde, ε, dielektrik polarizasyon hesaplanması içindir.

skaler değer açısından yer değiştirme akımı elektrik akısı cinsinden de ifade edilebilir.

 I_\mathrm{D} =\varepsilon \frac{\partial \Phi_E}{\partial t}.

ε cinsinden gösterimler sadece doğrusal izotropik malzemeler için doğrudur. Daha genel olarak ε yerine bir tensör kullanılabilir. Bu tensör elektrik alanına bağlı olabilir ve zamana bağlılık (dağılım) gösterebilir.

Doğrusal bir izotropik dielektrik için, polarizasyon P şöyle verilir:

\boldsymbol{P} = \varepsilon_0 \chi_e \boldsymbol{E} = \varepsilon_0 (\varepsilon_r - 1) \boldsymbol{E}

burada χe olarak bilinen dielektrik için elektriksel alınganlıktır.

\varepsilon = \varepsilon_r \varepsilon_0 = (1+\chi_e)\varepsilon_0.

Gereklilik[değiştir | kaynağı değiştir]

Bazı etkileri deneysel gözlem ile kabul edilmiş olan yer değiştirme akımı, elektromanyetizma teorisi için mantıksal tutarlılık gerekliliklerini sağlamaktadır.

Ampère devre yasasının genelleştirilmesi[değiştir | kaynağı değiştir]

Kapasitörlerdeki Akımlar[değiştir | kaynağı değiştir]

İki plakası arasından bir ortam bulunmayan kapasitörler düşünüldüğünde alındığında yer değiştirme akımı bir gereklilik olarak ortaya çıkmaktadır. Resimdeki şarj olan kondansatörü ele alalım. Devrede bulunan kapasitör iki plaka arasındaki elektrik alanın artırarak sol plakadan sağ plakaya yükleri taşımaktadır (kapasitörün dışındaki bir tel üzerinden). Aynı akım (I diyelim) sağ plaka gelir ve sol plakadan ayrılır. Akımın kondansatör üzerinden akmasına rağmen, hiçbir yük iki plaka arasındaki vakum üzerinden taşınmamaktadır. Bununla birlikte, plakalar arasında bir akım varmış gibi bir manyetik alan oluşur. Bunun açıklaması, vakum içerisinde "yer değiştirme akımının" ID akması ve bu akımın bu bölgede Ampère Yasasına göre bir manyetik alan oluşturmasıdır.[3][4]

Elektrikle yüklenen ve sol taraftaki plakayı çevreleyen hayali bir silindirik yüzeyi olan kapasitör. Sağ taraftaki yüzey R plakaların arasındaki boşlukta ve sol taraftaki yüzey L sol taraftaki plakanın solunda. Silindirin R yüzeyine her hangi bir iletim akımı girmezken I akımı L yüzeyinden ayrılıyor. Amper kanununun tutarlılığu gereği yer değiştirme akımı ID = I, "R" yüzeyinin içinden akıyor.
\oint_C \mathbf{B}\ \boldsymbol{ \cdot}\ \mathrm{d}\boldsymbol{\ell} = \mu_0 I_D \ .

burada

Plakalar arasındaki manyetik alanla plakaların dışındaki aynıdır. Bu yüzden yer değiştirme akımı teldeki iletim akımıyla aynı olmalıdır, yani,

I_D = I \ ,

bu, akım kavramını, yük taşıma kavramının ötesine genişletmektedir.

Bu yer değiştirme akımı, kapasitörü yüklenmesiyle ilgilidir. Sol plakayı çevreleyen hayali silindirik yüzeyde bir akım düşünün. Silindirin sol yüzeyinden, L, dışarı doğru çıkan bir akım olsun, buna I diyelim, fakat sağ yüzeye, R, giren herhangi gerçek bir akım (yük taşınmasıyla oluşan) yoktur. Dikkat edin, kapasitörün yüklenme miktarı arttıkça plakalar arasındaki elektrik alan E şiddeti de artacaktır. Bu durum, plakalar arasındaki hiçbir dielektrik olmadığı varsayılarak Gauss yasası tarafından açıklanır:

 Q(t) =\varepsilon_0  \oint_{\mathcal S} d \mathbf{\mathcal S} \ \boldsymbol{ \cdot} \  \boldsymbol{ E} (t) \ ,

burada S hayali silindirik yüzeyi ifade eder. Düzgün bir elektrik alanı olan paralel plakalara sahip bir kapasitör olduğunu varsayalım ve plakaların uçları etrafındaki saçaklanma etkisini yok sayalım, burada şu sonuca ulaşırız:[3]

 \frac {dQ}{dt} = \mathit I  =\varepsilon_0  \oint_{\mathcal S} d \mathbf{\mathcal S} \  \boldsymbol{ \cdot} \  \frac {\partial \boldsymbol {E} }{\partial t } \approx -{ S}\  \varepsilon_0  \frac {\partial  E}{\partial t}   \ ,

burada, yükler plakayı terk ettiği için işaret eksidir (yük azalmaktadır), ve yine burada S dediğimiz R yüzeyinin alanıdır. L yüzeyindeki elektrik alan sıfırdır; çünkü sağ taraftaki plakanın elektrik yükü miktarı sol plakadakiyle eşit ve zıt işaretli olduğu için birbirini götürmektedir. Kondansatör içinde elektrik alanın düzgün bir dağılım gösterdiği varsayılırsa yer değiştirme akım yoğunluğu' 'JD, yer değiştirme akımının yüzey alanına bölünmesi ile bulunur:

 J_D = \frac{I_D}{ S}= -\frac{I}{ S}=  \varepsilon_0  \frac {\partial  E}{\partial t}  = \frac {\partial  D}{\partial t}   \ ,

burada I silindirik yüzeyi terk eden akımdır (bu değer −ID değerin eşittir, çünkü iki akım toplamı sıfırı vermektedir.) ve JD ise R silindirik yüzeyinden geçen birim alandaki akım yoğunluğudur.

Örnekte ∂S tarafından çevrelenen S1 ve S2 yüzeyleri gösterilmektedir. Ancak, S1, mevcut iletim akımı tarafından delinmiş, S 2 ise yer değiştirme akımı tarafından delinmiştir.

Bu sonuçları birleştirecek olursak, manyetik alan, Ampère yasası sayesinde, yer değiştirme akımı yoğunluğunun ve iletimsel akım yoğunluğunun bir yüzey üzerinden integrali şeklinde bulunur.[5]

\oint_{\partial S} \boldsymbol{B} \cdot d\boldsymbol{\ell} = \mu_0 \int_S (\boldsymbol{J} + \epsilon_0 \frac {\partial \boldsymbol{E}}{\partial t}) \cdot d\boldsymbol{S} \,

Bu denklem der ki, manyetik alanın B bir düğüm ∂S etrafındaki integrali, akım yoğunluğunun J ve yer değiştirme akımının ε0E / ∂t yüzey üzerinden integraline eşittir. Ampère-Maxwell denklemini S1 yüzeyine uygularsak, şunu buluruz:

B = \frac {\mu_0 I}{2 \pi r}\,

Ancak, bu kanunun \partial S eğrisi tarafından sınırlandırılan ve plakalar arasında bulunan S2 yüzeyine uygulanmasıyla, şu elde edilir:

B = \frac {\mu_0 I_D}{2 \pi r}\,

I akımına sahip bir tel ile kesişen herhangi bir yüzey Ampère yasası sayesinde olması gereken manyetik alanı verir. Ayrıca, aynı eğri tarafından çevrelenen, kapasitörün plakaları arasından geçen herhangi başka bir yüzeyden bir akım geçmemekte ve ε0E / ∂t terimi iletimsel akımınınkine katkı olarak manyetik alan kaynağı oluşturmaktadır. Kondansatör plakalarındaki yük miktarının artmasıyla, bu plakalar arasındaki elektrik alan şiddeti de artmaktadır ve elektrik alnın değişim oranı yukarıda bulduğumuz B manyetik alnının gerçek değerini vermektedir.

Matematiksel formülasyon[değiştir | kaynağı değiştir]

Daha matematiksel bir tarzla, temel diferansiyel denklemlerle, aynı sonuçları elde edilebilir. Basitleştirmek için manyetik olmayan bir ortam düşünün, burada bağıl manyetik geçirgenlik birdir ve mıknatıslanma akımı yoktur. Bir hacmi terk eden akım, bu hacmin yük miktarının azalma oranına eşit olmak zorundadır. Diferansiyel formda, bu süreklilik denklemi şu hale gelir:

 \nabla \boldsymbol{\cdot  J_f} = -\frac {\partial \rho_f}{\partial t} \ ,

burada sol taraf serbest akım yoğunluğunun diverjansı, sağ taraf ise serbest yük yoğunluğunun azalma oranıdır. Ancak, Ampère yasası kendi orijinal haliyle şunu ortaya koyar:

 \boldsymbol{ \nabla \times B} = \mu_0 \boldsymbol J_f \ ,

burada akım teriminin diverjansı süreklilik denklemine uymadığı için yok edilir. (Diverjansın yok edilmesi matematiksel özdeşliğin bir sonucudur. Yani rotasyonelin diverjansı her zaman sıfırdır.) Bu sorun, yer değiştirme akımı ilave edilerek kaldırılır:[6][7]

 \boldsymbol{ \nabla \times B} = \mu_0 \left(\boldsymbol J +\varepsilon_0 \frac {\partial \boldsymbol E}{\partial t}\right) = \mu_0 \left( \boldsymbol J_f  +\frac {\partial \boldsymbol D}{\partial t}\right) \ ,

ve

\boldsymbol{ \nabla \cdot } \left( \boldsymbol{\nabla \times B}\right ) = 0 = \mu_0 \left( \nabla \cdot \boldsymbol J_f +\frac {\partial }{\partial t} \boldsymbol {\nabla \cdot D } \right ) \ ,

bu, Gauss yasası sayesinde süreklilik denklemiyle tutarlılık gösterir:

 \boldsymbol {\nabla \cdot D} = \rho_f \ .

Dalga yayılımı[değiştir | kaynağı değiştir]

Bu eklenen yer değiştirme akımı, manyetik alan denkleminin rotasyoneliyle dalga yayılımını ortaya çıkarır.[8]

 \boldsymbol{J_D} =  \epsilon_0\frac { \partial \boldsymbol{E} } { \partial t }

Bu J formunu Ampère yasası içerisine yerleştirirsek ve bağlı ya da serbest akım yoğunluğunun J'ye bir katkısının olmadığını varsayarsak:

 \boldsymbol{ \nabla \times B} = \mu_0 \boldsymbol {J_D} \ ,

şu sonuçla:

\boldsymbol{ \nabla \times}\left( \boldsymbol {\nabla \times B} \right ) = \mu_0 \epsilon_0 \frac {\partial}{\partial t} \boldsymbol {\nabla \times E} \ .

Ancak,

\boldsymbol {\nabla \times E} = -\frac{\partial }{\partial t} \boldsymbol B \ ,

dalga denklemini ortaya çıkarır:[9]

-\boldsymbol{ \nabla \times}\left( \boldsymbol {\nabla \times B} \right ) = \nabla^2 \boldsymbol B =\mu_0 \epsilon_0 \frac {\partial^2}{\partial t^2} \boldsymbol {B } = \frac{1}{c^2} \frac {\partial^2}{\partial t^2} \boldsymbol {B } \ ,

vektör özdeşliği kullanacak olursak, herhangi bir vektör alanı V(r, t) aşağıdaki denklemi sağlayacaktır:

\boldsymbol{\nabla \times}\left( \boldsymbol { \nabla \times V}\right ) = \boldsymbol {\nabla}\left(\boldsymbol{\nabla \cdot V}\right ) - \nabla^2 \boldsymbol V \ ,

ve manyetik alanın diverjansının sıfır olduğu bir gerçektir. Aynı dalga denklemi elektrik alanın rotasyoneli alınarak da bulunabilir:

\boldsymbol {\nabla \times } \left( \boldsymbol {\nabla \times E} \right) = -\frac {\partial}{\partial t}\boldsymbol {\nabla \times } \boldsymbol{B}=-\mu_0 \frac {\partial}{\partial t} \left( \boldsymbol J + \epsilon_0\frac {\partial}{\partial t} \boldsymbol E \right) \ .

Eğer J, P ve ρ sıfırsa, sonuç şöyledir:

\nabla^2 \boldsymbol E =\mu_0 \epsilon_0 \frac {\partial^2}{\partial t^2} \boldsymbol {E } = \frac{1}{c^2} \frac {\partial^2}{\partial t^2} \boldsymbol {E } \ .

Elektrik alan genel şekilde ifade edilebilir:

 \boldsymbol{E} = - \boldsymbol{\nabla} \varphi - \frac { \partial \boldsymbol{A} } { \partial t } \ ,

burada φ elektrik potansiyel (bu, Poisson denklemini sağlayacak şekilde seçilebilir) ve A vektör potansiyelidir. Sağ taraftaki φ bileşeni Gauss yasası bileşenidir ve bu bileşen yukarıda verilen yük korunumu iddiasına dayanmaktadır. Sağ taraftaki ikinci terim ise elektromanyetik dalga denklemiyle alakalıdır; çünkü bu terim E'nin rotasyoneline katkı sunmaktadır. Çünkü vektör özdeşliğine göre gradyanın rotasyoneli sıfırdır, φ' ifadesi ∇×E ifadesine bir katkı sunmamaktadır.

Tarih ve yorumlanması[değiştir | kaynağı değiştir]

Maxwell'in yer değiştirme akımı onun 1861'de yayınladığı 'Fiziksel Kuvvet Çizgileri Üzerine' makalesinin 3. bölümünde ortaya atılmıştı. Modern fizikteki az sayıda başlık da yer değiştirme akımı gibi karışıklıklara ve yanlış anlaşılmalara neden olmuştu.[10] Bu durum Maxwell'in moleküler girdaplar denizini kullanmasının bir sonucuyken modern ders kitapları yer değiştirme akımının boş uzayda var olmasını temel alarak çalışıyorlar. Maxwell'in işlemlerindeki türetişleri, modern yer değiştirme akımı türetişleriyle tamamen farklıydı. Modern türetişler Ampère yasasındaki manyetik alanın ve süreklilik denkleminin elektrik yükleri için sağlanması üzerine kuruludur.

Maxwell'in gayesi yine kendisi tarafından (Bölüm 1, s.161)'de şöyle ifade edilmiş:

« Ben şimdi mekanik bir bakış açısıyla manyetik olguyu açıklamayı hedefliyorum ve hangi gerilimlerin oluştuğunu ya da hareketlerin oluştuğunu, nasıl bir ortamın gözlemlenen mekanik olguyu açıklayabileceğini belirlemeye çalışıyorum. »

O, bir benzetmeyle düzeltmeyi gösterecek kadar da dikkatli:

« Yazarın metodunun betimlemesi, elastik katı üzerinde gözlemlediğimiz bükülmeleri yaratan kuvvetin kökenini açıklamaya çalışmayacak; fakat iki problemin matematiksel benzerliklerinden faydalanarak bu iki problemin üzerine çalışılmasında hayal gücüne katkı sunacak. »

Bölüm 3'te, yer değiştirme akımıyla alakalı olarak şöyle diyor:

« Ben dönen maddeyi belirli hücrelerin özü olarak anladım. Bu hücreler, hücrelere kıyasla oldukça küçük parçacıklardan oluşan hücre duvarları ve bu parçacıkların hareketleriyle ve bunların madde yüzeyindeki hücre içindeki teğetsel hareketiyle ayrılan -ki bu dönüş bir hücreden diğerine nakledilmektedir- hücrelerdir. »

Açıkça görülüyor ki, aynı giriş dielektrik polarizasyonda olsa da Maxwell mıknatıslanma üzerinden gidiyordu.

Maxwell, Newton'un sesin hızı için kullandığı denklemi (Kuvvet Çizgileri, Bölüm 3, denklem (132)) kullanarak şu sonuca vardı, "ışık aynı ortam içerisinde manyetik ve elektrik olgular sonucunda birbirine dik dalgalanmalara sahiptir."

Yukarıdaki denklemler yer değiştirme akımının manyetik açıklamasına işaret etse de, örneğin rotasyonelin diverjansı denklemi temel alınarak, Maxwell'in açıklaması en sonunda dielektriğin doğrusal polarizasyonuna vurgu yaptı.

« Bu yer değiştirme... bir akımın başlangıcıdır... Yer değiştirme miktarı cismin doğasına ve elektromotor kuvvetine bağlıdır. Yani, eğer h yer değiştirme, R elektromotor kuvveti ve E dielektriğe bağlı bir sabitse:
R = -4\pi \mathrm E^2 h \ ;

ve eğer r yer değişiminin sonucu oluşan elektrik akımıysa

r = \frac{dh}{dt}\ ,
Bu ilişkiler dielektriklerin mekaniği teorisinden bağımsızdırlar; fakat dielektrik içerisindeki elektrik yer değiştirmeyi üreten bir elektromotor kuvveti bulduğumuzda ve elektrik yer değişimi durumundan dielektrik toparlanmayı bulduğumuzda... bu fenomenle ilgili olarak elastik cismin bir basınçla bükülmesi ve basıncı kaldırdığımızda eski haline geri gelmesi gibi bir çözüm bulamayız. —Bölüm III – Moleküler girdaplar teorisi statik elektriğe uygulandı, s. 14-15 »

Bazı sembollerin (ve birimlerin) değişimiyle: r → J, R → −E ve madde sabiti E−24π εrε0, bu denklemler şu şekli alır:

J = \frac{d}{dt} \frac {1}{4 \pi \mathrm E^2} \mathit E = \frac{d}{dt} \varepsilon_r\varepsilon_0 \mathit E = \frac{d}{dt} \mathit D \ .

O, 1865'teki Elektromanyetik Alanın Dinamik Teorisi makalesinde elektromanyetik dalga denklemini yer değiştirme akımından türetti. Gauss yasası ve dielektrik yer değiştirmedeki Gauss terimini eleyerek ve dalga denklemini seleonidsel manyetik alan vektörü için türeterek sıfır olmayan diverjans problemine yaklaştı.

Maxwell'in polarizasyon üzerindeki vurgusu dikkatleri elektrik kapasitör devresine çevirdi. Bu, Maxwell'in yer değiştirme akımını, elektrik kapasitör devresindeki yük korunumunun sağlanması için düşündüğüne dair yaygın inanışlara yok açtı. Maxwell'in düşünüşü hakkında, O'nun, alan denklemlerinde mükemmel bir simetri olmasını arzuladığından tutalım da süreklilik denklemine uyumluluk elde etme arzusunun bulunduğuna kadar, birçok tartışmalı kanı vardır.[11][12]

Kaynaklar[değiştir | kaynağı değiştir]

  1. ^ John D Jackson (1999). Classical Electrodynamics (3rd Edition bas.). Wiley. ss. 238. ISBN 047130932X. 
  2. ^ David J Griffiths (1999). Introduction to Electrodynamics (3rd Edition bas.). Pearson/Addison Wesley. ss. 323. ISBN 013805326X.  and Tai L Chow (2006). Introduction to Electromagnetic Theory. Jones & Bartlett. ss. 204. ISBN 0763738271. http://books.google.com/books?id=dpnpMhw1zo8C&pg=PA153&dq=isbn=0763738271#PPA204,M1. 
  3. ^ a b Stuart B. Palmer, Mircea S. Rogalski (1996). Advanced University Physics. Taylor & Francis. ss. 214. ISBN 2884490655. http://books.google.com/books?id=TF6Igz5lJLgC&pg=PP1&dq=Physics+inauthor:%22Stuart+B+Palmer%22&as_pt=ALLTYPES#PPA214,M1. 
  4. ^ Raymond A. Serway, John W. Jewett (2006). Principles of Physics. Thomson Brooks/Cole. ss. 807. ISBN 053449143X. http://books.google.com/books?id=1DZz341Pp50C&pg=PA807. 
  5. ^ from Feynman, Richard P.; Robert Leighton, Matthew Sands (1963). The Feynman Lectures on Physics, Vol. 2. Massachusetts, USA: Addison-Wesley. ss. 18–4. ISBN 0201021161. 
  6. ^ Raymond Bonnett, Shane Cloude (1995). An Introduction to Electromagnetic Wave Propagation and Antennas. Taylor & Francis. ss. 16. ISBN 1857282418. http://books.google.com/books?id=gME9zlyG304C&pg=PA16&dq=wave+%22displacement+current%22#PPA16,M1. 
  7. ^ JC Slater and NH Frank (1969). Electromagnetism (Reprint of 1947 edition bas.). Courier Dover Publications. ss. 84. ISBN 0486622630. http://books.google.com/books?id=GYsphnFwUuUC&pg=PA83&dq=displacement+%22ampere%27s+law%22#PPA84,M1. 
  8. ^ JC Slater and NH Frank. Electromagnetism (op. cit. bas.). ss. 91. ISBN 0486622630. http://books.google.com/books?id=GYsphnFwUuUC&pg=PA83&dq=displacement+%22ampere%27s+law%22#PPA91,M1. 
  9. ^ J Billingham, A C King (2006). Wave Motion. Cambridge University Press. ss. 182. ISBN 0521634504. http://books.google.com/books?id=bNePaHM20LQC&pg=PA179&dq=wave+%22displacement+current%22#PPA181,M1. 
  10. ^ Daniel M. Siegel (2003). Innovation in Maxwell's Electromagnetic Theory. Cambridge University Press. ss. 85. ISBN 0521533295. http://books.google.com/books?id=AbQq85U8K0gC&pg=PA123&dq=Kirchhoff+displacement+current#PPA85,M1. 
  11. ^ Paul J. Nahin (2002). Oliver Heaviside: The Life, Work, and Times of an Electrical Genius of the Victorian Age. Johns Hopkins University Press. ss. 109. ISBN 0801869099. http://books.google.com/books?id=e9wEntQmA0IC&pg=PA109&dq=history+Maxwell+symmetry+of+field+equations&as_pt=ALLTYPES. 
  12. ^ Vyacheslav Stepin (2002). Theoretical Knowledge. Springer. ss. 202. ISBN 1402030452. http://books.google.com/books?id=4LEns8rzBOEC&pg=PA202&dq=history+Maxwell+symmetry+of+field+equations&as_pt=ALLTYPES. 

Maxwell'in makaleleri[değiştir | kaynağı değiştir]

Ek okumalar[değiştir | kaynağı değiştir]

  • AM Bork Maxwell, Displacement Current, and Symmetry (1963)
  • AM Bork Maxwell and the Electromagnetic Wave Equation (1967)

Ayrıca bakınız[değiştir | kaynağı değiştir]