Циркуляция векторного поля

Циркуля́цией ве́кторного по́ля по данному замкнутому контуру Γ называется криволинейный интеграл второго рода, взятый по Γ. По определению

${\displaystyle C=\oint \limits _{\Gamma }{\mathbf {F} d\mathbf {l} }=\oint \limits _{\Gamma }{(F_{x}dx+F_{y}dy+F_{z}dz)},}$

где ${\displaystyle \mathbf {F} =\{F_{x},F_{y},F_{z}\}}$ — векторное поле (или вектор-функция), определенное в некоторой области D, содержащей в себе контур Γ, ${\displaystyle d\mathbf {l} =\{dx,dy,dz\}}$ — бесконечно малое приращение радиус-вектора ${\displaystyle \mathbf {l} }$ вдоль контура. Окружность на символе интеграла подчёркивает тот факт, что интегрирование производится по замкнутому контуру. Приведенное выше определение справедливо для трёхмерного случая, но оно, как и основные свойства, перечисленные ниже, прямо обобщается на произвольную размерность пространства.

Свойства циркуляции

Свойство аддитивности циркуляции: циркуляция по контуру ${\displaystyle \Gamma }$ есть сумма циркуляций по контурам ${\displaystyle \Gamma _{1}}$ и ${\displaystyle \Gamma _{2}}$, то есть ${\displaystyle C=C_{1}+C_{2}}$

Аддитивность

Циркуляция по контуру, ограничивающему несколько смежных поверхностей, равна сумме циркуляций по контурам, ограничивающим каждую поверхность в отдельности, то есть

${\displaystyle C=\sum \limits _{i}{C_{i}}.}$

Формула Стокса

Циркуляция вектора F по произвольному контуру Г равна потоку вектора ${\displaystyle \operatorname {rot} \mathbf {F} }$ через произвольную поверхность S, ограниченную данным контуром.

${\displaystyle \oint \limits _{\Gamma }{\mathbf {F} d\mathbf {l} =\iint \limits _{S}{\operatorname {rot} }}\mathbf {F} \cdot \mathbf {n} dS,}$

где ${\displaystyle \operatorname {rot} \mathbf {F} =[\nabla ,\mathbf {F} ]=\left|{\begin{matrix}\mathbf {e} _{x}&\mathbf {e} _{y}&\mathbf {e} _{z}\\{\frac {\partial }{\partial x}}&{\frac {\partial }{\partial y}}&{\frac {\partial }{\partial z}}\\F_{x}&F_{y}&F_{z}\\\end{matrix}}\right|}$ — ротор (вихрь) вектора F.

В случае, если контур плоский, например лежит в плоскости OXY, справедлива теорема Грина

${\displaystyle \oint \limits _{\Gamma }{(F_{x}dx+F_{y}dy)}=\iint \limits _{\Gamma ^{\circ }}{\left({\frac {\partial F_{y}}{\partial x}}-{\frac {\partial F_{x}}{\partial y}}\right)dxdy},}$

где ${\displaystyle \Gamma ^{\circ }}$ — плоскость, ограничиваемая контуром ${\displaystyle \Gamma }$ (внутренность контура).

Физическая интерпретация

Физическая интерпретация циркуляции: Работа поля по замкнутому контуру

Если F — некоторое силовое поле, тогда циркуляция этого поля по некоторому произвольному контуру Γ есть работа этого поля при перемещении точки вдоль контура Г. Отсюда непосредственно следует критерий потенциальности поля: поле является потенциальным когда циркуляция его по произвольному замкнутому контуру есть нуль. Или же, как следует из формулы Стокса, в любой точке области D ротор этого поля есть нуль.

${\displaystyle \forall \Gamma \subset D:\oint \limits _{\Gamma }{\mathbf {F} (\mathbf {r} )d\mathbf {l} }=0\Leftrightarrow \forall \mathbf {r} \in D:\operatorname {rot} \mathbf {F} (\mathbf {r} )=\mathbf {0} .}$

Историческая справка

Термин «циркуляция» был первоначально введен в гидродинамике для расчета движения жидкости по замкнутому каналу. Рассмотрим течение идеальной несжимаемой жидкости. Выберем произвольный контур Γ. Мысленно представим, что мы (мгновенно) заморозили всю жидкость в объеме, за исключением тонкого канала постоянного сечения, включающего в себя контур Γ. Тогда, в зависимости от первоначального характера течения жидкости, она будет либо неподвижной в канале, либо двигаться вдоль контура (циркулировать). В качестве характеристики такого движения берут величину, равную произведению средней скорости движения жидкости по каналу ${\displaystyle u}$ на длину контура l:

${\displaystyle C=ul,}$

поскольку именно скорость ${\displaystyle u}$ установится в этом случае в итоге всюду в канале, а величина циркуляции C даст (обобщённый) импульс для жидкости единичной плотности, сопряженный (обобщенной) координате, характеризующей положение жидкости как целого в канале, соответствующей, несколько упрощая, положению одиночной «пылинки» в жидкости, измеренному по линейке, изгибающейся вдоль канала.

Так как при затвердевании стенок канала нормальная к контуру компонента скорости будет погашена (вообразим, что это происходит перед тем, как тангенциальная скорость в канале всюду становится одинаковой вследствие несжимаемости жидкости), жидкость по каналу будет сразу после затвердевания двигаться с тангенциальной составляющей исходной скорости ${\displaystyle v_{\tau }}$. Тогда циркуляцию можно представить в виде

${\displaystyle C=\oint \limits _{\Gamma }{v_{\tau }dl}=\oint \limits _{\Gamma }{\mathbf {v} d\mathbf {l} },}$

где dl — элемент длины контура.

Позже понятие «циркуляция» было распространено на любые векторные поля, даже такие, в которых «циркулировать» в буквальном смысле нечему.

Литература

• Фихтенгольц Г. М. Курс дифференциального и интегрального исчисления. Т.3. М.: «Наука», 1960.
• Савельев И. В. Курс общей физики. Т2. М.: Астрель • АСТ, 2004.