सदिश गोलीय प्रसंवादी

गणित में, सदिश गोलीय प्रसंवादी (वीएसएच) सदिश क्षेत्रों के उपयोग के लिए अदिश गोलीय प्रसंवादी का विस्तार है। वीएसएच के घटक गोलीय समन्वय प्रणाली में व्यक्त जटिल-मानित फलन हैं।

परिभाषा
वीएसएच को परिभाषित करने के लिए कई परिपाटी का उपयोग किया गया है।    हम बैरेरा एट अल का अनुसरण करते हैं। एक अदिश गोलीय प्रसंवादी $Y_{ℓm}(θ, φ)$ दिया गया, हम तीन वीएसएच परिभाषित करते हैं:

जिसमें $$\hat{\mathbf{r}}$$ गोलीय समन्वय प्रणाली में त्रिज्यीय दिशा के साथ इकाई सदिश है और $$\mathbf{r}$$ सदिश त्रिज्यीय दिशा के साथ त्रिज्या के समान मानदंड के साथ, अर्थात, $$\mathbf{r} = r\hat{\mathbf{r}}$$। त्रिज्यीय कारकों को यह गारंटी देने के लिए सम्मिलित किया गया है कि वीएसएच की विमा सामान्य गोलीय प्रसंवादी के समान हैं और वीएसएच त्रिज्यीय गोलीय समन्वय पर निर्भर नहीं है।
 * $$\mathbf{Y}_{\ell m} = Y_{\ell m}\hat{\mathbf{r}},$$
 * $$\mathbf{\Psi}_{\ell m} = r\nabla Y_{\ell m},$$
 * $$\mathbf{\Phi}_{\ell m} = \mathbf{r}\times\nabla Y_{\ell m},$$

गोलीय निर्देशांक का उपयोग करते समय इन नवीन सदिश क्षेत्रों का हित त्रिज्यीय निर्भरता को कोणीय से अलग करना है, ताकि एक सदिश क्षेत्र बहुध्रुव विस्तार

$$\mathbf{E} = \sum_{\ell=0}^\infty \sum_{m=-\ell}^\ell \left(E^r_{\ell m}(r) \mathbf{Y}_{\ell m} + E^{(1)}_{\ell m}(r) \mathbf{\Psi}_{\ell m} + E^{(2)}_{\ell m}(r) \mathbf{\Phi}_{\ell m}\right)$$ को स्वीकार कर सके।

घटकों पर लेबल यह दर्शाते हैं कि $$E^r_{\ell m}$$ सदिश क्षेत्र का त्रिज्यीय घटक है, जबकि $$E^{(1)}_{\ell m}$$ और $$E^{(2)}_{\ell m}$$ अनुप्रस्थ घटक हैं (त्रिज्या सदिश $$\mathbf{r}$$ के संबंध में)।

समरूपता
अदिश गोलीय प्रसंवादी के जैसे, वीएसएच

$$\begin{align} \mathbf{Y}_{\ell,-m} &= (-1)^m \mathbf{Y}^*_{\ell m}, \\ \mathbf{\Psi}_{\ell,-m} &= (-1)^m \mathbf{\Psi}^*_{\ell m}, \\ \mathbf{\Phi}_{\ell,-m} &= (-1)^m \mathbf{\Phi}^*_{\ell m}, \end{align}$$ को संतुष्ट करता है जो स्वतंत्र फलनों की संख्या को लगभग आधा कर देता है। तारा जटिल संयुग्म को इंगित करता है।

लंबकोणीयता
वीएसएच प्रत्येक बिंदु $$\mathbf{r}$$ पर सामान्य त्रि-विमीय विधि से लांबिक फलन हैं :

$$\begin{align} \mathbf{Y}_{\ell m}(\mathbf{r}) \cdot \mathbf{\Psi}_{\ell m}(\mathbf{r}) &= 0, \\ \mathbf{Y}_{\ell m}(\mathbf{r}) \cdot \mathbf{\Phi}_{\ell m}(\mathbf{r}) &= 0, \\ \mathbf{\Psi}_{\ell m}(\mathbf{r}) \cdot \mathbf{\Phi}_{\ell m}(\mathbf{r}) &= 0. \end{align}$$ वे हिल्बर्ट समष्टि में भी लांबिक हैं:

$$\begin{align} \int\mathbf{Y}_{\ell m}\cdot \mathbf{Y}^*_{\ell'm'}\,d\Omega &= \delta_{\ell\ell'}\delta_{mm'}, \\ \int\mathbf{\Psi}_{\ell m}\cdot \mathbf{\Psi}^*_{\ell'm'}\,d\Omega &= \ell(\ell+1)\delta_{\ell\ell'}\delta_{mm'}, \\ \int\mathbf{\Phi}_{\ell m}\cdot \mathbf{\Phi}^*_{\ell'm'}\,d\Omega &= \ell(\ell+1)\delta_{\ell\ell'}\delta_{mm'}, \\ \int\mathbf{Y}_{\ell m}\cdot \mathbf{\Psi}^*_{\ell'm'}\,d\Omega &= 0, \\ \int\mathbf{Y}_{\ell m}\cdot \mathbf{\Phi}^*_{\ell'm'}\,d\Omega &= 0, \\ \int\mathbf{\Psi}_{\ell m}\cdot \mathbf{\Phi}^*_{\ell'm'}\,d\Omega &= 0. \end{align}$$ एकल $$\mathbf{r}$$ पर अतिरिक्त परिणाम (बैरेरा एट अल, 1985 में रिपोर्ट नहीं किया गया) सभी $$\ell,m,\ell',m'$$,

$$\begin{align} \mathbf{Y}_{\ell m}(\mathbf{r}) \cdot \mathbf{\Psi}_{\ell'm'}(\mathbf{r}) &= 0, \\ \mathbf{Y}_{\ell m}(\mathbf{r}) \cdot \mathbf{\Phi}_{\ell'm'}(\mathbf{r}) &= 0 \end{align}$$ के लिए है।

सदिश बहुध्रुव आघूर्ण
लंबकोणीयता संबंध किसी को सदिश क्षेत्र के गोलीय बहुध्रुव आघूर्ण को

$$\begin{align} E^r_{\ell m} &= \int \mathbf{E}\cdot \mathbf{Y}^*_{\ell m}\,d\Omega, \\ E^{(1)}_{\ell m} &= \frac{1}{\ell(\ell+1)}\int \mathbf{E}\cdot \mathbf{\Psi}^*_{\ell m}\,d\Omega, \\ E^{(2)}_{\ell m} &= \frac{1}{\ell(\ell+1)}\int \mathbf{E}\cdot \mathbf{\Phi}^*_{\ell m}\,d\Omega \end{align}$$ के रूप में परिकलित करने की अनुमति देते हैं।

एक अदिश क्षेत्र की प्रवणता
एक अदिश क्षेत्र

$$\phi = \sum_{\ell=0}^\infty \sum_{m=-\ell}^\ell \phi_{\ell m}(r) Y_{\ell m}(\theta,\phi),$$ के बहुध्रुव विस्तार को देखते हुए, हम वीएसएच के संदर्भ में

$$\nabla\phi = \sum_{\ell=0}^\infty \sum_{m=-\ell}^\ell\left(\frac{d\phi_{\ell m}}{dr} \mathbf{Y}_{\ell m}+ \frac{\phi_{\ell m}}{r}\mathbf{\Psi}_{\ell m}\right)$$ के रूप में इसकी प्रवणता व्यक्त कर सकते हैं।

विचलन
किसी भी बहुध्रुवीय क्षेत्र के लिए हमारे निकट

$$\begin{align} \nabla\cdot\left(f(r)\mathbf{Y}_{\ell m}\right) &= \left(\frac{df}{dr} + \frac{2}{r}f\right) Y_{\ell m}, \\ \nabla\cdot\left(f(r)\mathbf{\Psi}_{\ell m}\right) &= -\frac{\ell(\ell+1)}{r} f Y_{\ell m}, \\ \nabla\cdot\left(f(r)\mathbf{\Phi}_{\ell m}\right) &= 0 \end{align}$$ है।

अधिस्थापन द्वारा हम किसी भी सदिश क्षेत्र का विचलन प्राप्त करते हैं:

$$\nabla\cdot\mathbf{E} = \sum_{\ell=0}^\infty \sum_{m=-\ell}^\ell \left(\frac{dE^r_{\ell m}}{dr}+\frac{2}{r}E^r_{\ell m}-\frac{\ell(\ell+1)}{r}E^{(1)}_{\ell m}\right)Y_{\ell m}.$$ हम देखते हैं कि $Φ_{ℓm}$ पर घटक सदैव परिनालिकीय होता है।

कर्ल
किसी भी बहुध्रुवीय क्षेत्र के लिए हमारे निकट

$$\begin{align} \nabla\times\left(f(r)\mathbf{Y}_{\ell m}\right) &= -\frac{1}{r}f\mathbf{\Phi}_{\ell m}, \\ \nabla\times\left(f(r)\mathbf{\Psi}_{\ell m}\right) &= \left(\frac{df}{dr}+\frac{1}{r}f\right)\mathbf{\Phi}_{\ell m}, \\ \nabla\times\left(f(r)\mathbf{\Phi}_{\ell m}\right) &= -\frac{\ell(\ell+1)}{r}f\mathbf{Y}_{\ell m}-\left(\frac{df}{dr} + \frac{1}{r} f\right)\mathbf{\Psi}_{\ell m} \end{align}$$ है।

अध्यारोपण द्वारा हम किसी सदिश क्षेत्र का कर्ल (गणित) प्राप्त करते हैं:

$$\nabla\times\mathbf{E} = \sum_{\ell=0}^\infty \sum_{m=-\ell}^\ell \left(-\frac{\ell(\ell+1)}{r}E^{(2)}_{\ell m}\mathbf{Y}_{\ell m}-\left(\frac{dE^{(2)}_{\ell m}}{dr}+ \frac{1}{r}E^{(2)}_{\ell m}\right)\mathbf{\Psi}_{\ell m}+ \left(-\frac{1}{r}E^r_{\ell m}+\frac{dE^{(1)}_{\ell m}}{dr}+\frac{1}{r}E^{(1)}_{\ell m}\right)\mathbf{\Phi}_{\ell m}\right).$$

लाप्लासियन
लाप्लास प्रचालक $$\Delta = \nabla\cdot\nabla$$ की क्रिया निम्नानुसार अलग होती है:

$$\Delta\left(f(r)\mathbf{Z}_{\ell m}\right) = \left(\frac{1}{r^2} \frac{\partial}{\partial r} r^2 \frac{\partial f}{\partial r} \right)\mathbf{Z}_{\ell m} + f(r)\Delta \mathbf{Z}_{\ell m},$$ जहां $$\mathbf{Z}_{\ell m} = \mathbf{Y}_{\ell m}, \mathbf{\Psi}_{\ell m}, \mathbf{\Phi}_{\ell m}$$ और

$$\begin{align} \Delta\mathbf{Y}_{\ell m} &= -\frac{1}{r^2}(2+\ell(\ell+1))\mathbf{Y}_{\ell m} +\frac{2}{r^2}\mathbf{\Psi}_{\ell m}, \\ \Delta\mathbf{\Psi}_{\ell m} &= \frac{2}{r^2}\ell(\ell+1)\mathbf{Y}_{\ell m} -\frac{1}{r^2}\ell(\ell+1)\mathbf{\Psi}_{\ell m}, \\ \Delta\mathbf{\Phi}_{\ell m} &= -\frac{1}{r^2}\ell(\ell+1)\mathbf{\Phi}_{\ell m}. \end{align}$$ यह भी ध्यान दें कि यह क्रिया सममित आव्यूह हो जाती है, अर्थात उचित सामान्यीकृत वीएसएच के लिए अप विकर्ण गुणांक $\frac{2}{r^2}\sqrt{\ell(\ell+1)}$ के बराबर हैं।

पहला सदिश गोलीय प्रसंवादी
सममिति संबंधों को लागू करके $m$ के ऋणात्मक मानों के लिए व्यंजक प्राप्त किए जाते हैं।

विद्युतगतिकी
वीएसएच बहुध्रुव विकिरण क्षेत्रों के अध्ययन में विशेष रूप से उपयोगी है। उदाहरण के लिए, एक चुंबकीय बहुध्रुव कोणीय आवृत्ति $$\omega$$ और जटिल विमा

$$\hat{\mathbf{J}}= J(r)\mathbf{\Phi}_{\ell m}$$ के साथ एक दोलन धारा के कारण होते है, और संबंधित विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र,

$$\begin{align} \hat{\mathbf{E}} &= E(r)\mathbf{\Phi}_{\ell m}, \\ \hat{\mathbf{B}} &= B^r(r)\mathbf{Y}_{\ell m}+B^{(1)}(r)\mathbf{\Psi}_{\ell m} \end{align}$$ के रूप में लिखे जा सकते हैं।

मैक्सवेल समीकरणों में प्रतिस्थापित करने पर, गॉस का नियम स्वचालित रूप से

$$\nabla\cdot\hat{\mathbf{E}}=0$$ संतुष्ट हो जाता है, जबकि फैराडे का नियम

$$\nabla\times\hat{\mathbf{E}}=-i\omega\hat{\mathbf{B}}\quad\Rightarrow\quad \begin{cases} \dfrac{\ell(\ell+1)}{r}E = i\omega B^r, \\ \dfrac{dE}{dr} +\dfrac{E}{r}= i\omega B^{(1)}\end{cases}$$ के रूप में अलग हो जाते है।

चुंबकीय क्षेत्र के लिए गॉस के नियम का अर्थ है

$$\nabla\cdot\hat{\mathbf{B}} = 0\quad\Rightarrow \quad\frac{dB^r}{dr}+\frac{2}{r}B^r - \frac{\ell(\ell+1)}{r}B^{(1)}=0,$$ और एम्पीयर-मैक्सवेल का समीकरण

$$\nabla\times\hat{\mathbf{B}} = \mu_0 \hat{\mathbf{J}} + i\mu_0\varepsilon_0\omega \hat{\mathbf{E}} \quad\Rightarrow\quad -\frac{B^r}{r}+\frac{dB^{(1)}}{dr}+\frac{B^{(1)}}{r} = \mu_0J+i\omega\mu_0\varepsilon_0E$$ देता है।

इस प्रकार, आंशिक अवकल समीकरण साधारण अवकल समीकरणों के समुच्चय में रूपांतरित हो गए हैं।

वैकल्पिक परिभाषा
कई अनुप्रयोगों में, सदिश गोलीय प्रसंवादी को गोलीय निर्देशांक में सदिश हेल्महोल्त्ज़ समीकरण के हल के मौलिक समुच्चय के रूप में परिभाषित किया जाता है। इस स्थिति में, सदिश गोलीय प्रसंवादी अदिश फलन द्वारा उत्पन्न होते हैं, जो तरंगसदिश $$ \mathbf k$$ के साथ अदिश हेल्महोल्त्ज़ समीकरण के हल हैं I $$\begin{array}{l} {\psi_{e m n} = \cos m \varphi P_{n}^{m}(\cos \vartheta) z_{n}({k} r)} \\ {\psi_{o m n} = \sin m \varphi P_{n}^{m}(\cos \vartheta) z_{n}({k} r)} \end{array} $$ यहाँ $$P_{n}^{m}(\cos \theta)$$ संबंधित लीजेंड्रे बहुपद हैं, और $$ z_{n}({k} r) $$ कोई भी गोलीय बेसेल फलन हैं।

सदिश गोलीय प्रसंवादी को इस प्रकार परिभाषित किया गया है: यहां हम प्रसंवादी वास्तविक-मानित कोणीय भाग का उपयोग करते हैं, जहां $$ m \geq 0 $$, परन्तु जटिल फलनों को उसी प्रकार प्रस्तुत किया जा सकता है।
 * अनुदैर्ध्य प्रसंवादी: $$\mathbf{L}_{^e_o m n}=\mathbf{\nabla} \psi_{^e_o m n} $$
 * चुंबकीय प्रसंवादी: $$\mathbf{M}_{^e_o m n}=\nabla \times\left(\mathbf{r} \psi_{^e_o m n}\right) $$
 * विद्युतीय प्रसंवादी: $$\mathbf{N}_{^e_o m n}=\frac{\nabla \times \mathbf{M}_{^e_o m n}} $$

आइए हम संकेतन $$\rho = kr$$ का परिचय दें। घटक रूप में सदिश गोलीय प्रसंवादी को इस प्रकार लिखा जाता है: $$\begin{aligned} {\mathbf{M}_{e m n}(k, \mathbf{r}) =\qquad {\frac{-m}{\sin (\theta)} \sin (m \varphi) P_{n}^{m}(\cos (\theta))} z_{n}(\rho)\mathbf{e}_{\theta}} \\ {{{}-\cos (m \varphi) \frac{d P_{n}^{m}(\cos (\theta))}{d \theta}} }z_{n}(\rho) \mathbf{e}_{\varphi} \end{aligned}$$$$\begin{aligned} {\mathbf{M}_{o m n}(k, \mathbf{r}) =\qquad {\frac{m}{\sin (\theta)} \cos (m \varphi) P_{n}^{m}(\cos (\theta)) }}z_{n}(\rho) \mathbf{e}_{\theta} \\ {{}-\sin (m \varphi) \frac{d P_{n}^{m}(\cos (\theta))}{d \theta} z_{n}(\rho) \mathbf{e}_{\varphi}} \end{aligned}$$$$\begin{aligned} {\mathbf{N}_{e m n}(k, \mathbf{r}) =\qquad \frac{z_{n}(\rho)}{\rho} \cos (m \varphi) n(n+1) P_{n}^{m}(\cos (\theta)) \mathbf{e}_{\mathbf{r}}} \\ \frac{1}{\rho} \frac{d}{d \rho}\left[\rho z_{n}(\rho)\right] \mathbf{e}_{\theta} \\ \frac{1}{\rho} \frac{d}{d \rho}\left[\rho z_{n}(\rho)\right] \mathbf{e}_{\varphi} \end{aligned}$$$$\begin{aligned} \mathbf{N}_{o m n} (k, \mathbf{r}) =\qquad \frac{z_{n}(\rho)}{\rho} \sin (m \varphi) n(n+1) P_{n}^{m}(\cos (\theta)) \mathbf{e}_{\mathbf{r}} \\ {}+\sin (m \varphi) \frac{d P_{n}^{m}(\cos (\theta))}{d \theta} \frac{1}{\rho} \frac{d}{d \rho}\left[\rho z_{n}(\rho)\right] \mathbf{e}_{\theta} \\ {}+{m \cos (m \varphi) \frac{P_{n}^{m}(\cos (\theta))}{\sin (\theta)}} \frac{1}{\rho} \frac{d}{d \rho}\left[\rho z_{n}(\rho)\right] \mathbf{e}_{\varphi} \end{aligned} $$ चुंबकीय प्रसंवादी के लिए कोई त्रिज्यीय भाग नहीं है। विद्युतीय प्रसंवादी के लिए, त्रिज्यीय भाग कोणीय से तीव्रता से घटता है, और बड़े $$\rho$$ के लिए उपेक्षित किया जा सकता है। हम यह भी देख सकते हैं कि विद्युत और चुंबकीय प्रसंवादी के लिए ध्रुवीय और दिगंशीय इकाई सदिश के क्रमपरिवर्तन तक कोणीय भाग समान होते हैं, इसलिए बड़े $$\rho$$ के लिए विद्युतीय और चुंबकीय प्रसंवादी सदिश एक दूसरे के मान और लंबवत के बराबर होते हैं।

अनुदैर्ध्य प्रसंवादी: $$ \begin{aligned} \mathbf{L}_{^e_o{m n}}(k, \mathbf{r}) {}=\qquad &\frac{\partial}{\partial r} z_{n}(k r) P_{n}^{m}(\cos \theta){^{\cos }_{\sin }} {m \varphi} \mathbf{e}_r \\ {}+{} &\frac{1}{r} z_{n}(k r) \frac{\partial}{\partial \theta} P_{n}^{m}(\cos \theta) {^{\cos }_{\sin}} m \varphi \mathbf{e}_{\theta} \\ {}\mp{} &\frac{m}{r \sin \theta} z_{n}(k r) P_{n}^{m}(\cos \theta) {^{\sin }_{\cos}} m \varphi \mathbf{e}_{\varphi} \end{aligned}$$

लंबकोणीयता
हेल्महोल्ट्ज़ सदिश समीकरण के हल निम्नलिखित लंबकोणीयता संबंधों का पालन करते हैं: $$\begin{align} \int_{0}^{2 \pi} \int_{0}^{\pi} \mathbf{L}_{^e_omn} \cdot \mathbf{L}_{^e_omn} \sin \vartheta d \vartheta d \varphi &= (1 + \delta_{m,0}) \frac{2 \pi}{(2 n+1)^{2}} \frac{(n+m) !}{(n-m) !} k^{2}\left\{n\left[z_{n-1}(k r)\right]^{2}+(n+1)\left[z_{n+1}(k r)\right]^{2}\right\} \\[3pt] \int_{0}^{2 \pi} \int_{0}^{\pi} \mathbf{M}_{^e_omn} \cdot \mathbf{M}_{^e_omn} \sin \vartheta d \vartheta d \varphi &= (1 + \delta_{m,0}) \frac{2 \pi}{2 n+1} \frac{(n+m) !}{(n-m) !} n(n+1)\left[z_{n}(k r)\right]^2 \\[3pt] \end{align}$$ विभिन्न फलनों या विभिन्न सूचकांकों के साथ फलनों के बीच के कोणों पर अन्य सभी अभिन्न शून्य के बराबर हैं।

घूर्णन और व्युत्क्रमण
घूर्णन के अंतर्गत, सदिश गोलीय प्रसंवादी एक दूसरे के माध्यम से उसी प्रकार से रूपांतरित होते हैं जैसे संबंधित गोलीय प्रसंवादी घूर्णन, जो एक विशिष्ट प्रकार के सदिश प्रसंवादी के लिए उत्पन्न होते हैं। उदाहरण के लिए, यदि उत्पादक फलन सामान्य गोलीय प्रसंवादी हैं, तो सदिश प्रसंवादी भी विग्नर डी-आव्यूह के माध्यम से रूपांतरित हो जाएंगे। $$ \hat{D}(\alpha, \beta, \gamma) \mathbf{Y}_{JM}^{(s)}(\theta, \varphi)= \sum_{m' = -\ell}^\ell [D^{(\ell)}_{MM'}(\alpha, \beta, \gamma)]^* \mathbf{Y}_{JM'}^{(s)}(\theta, \varphi), $$ घूर्णन के अंतर्गत व्यवहार विद्युत, चुंबकीय और अनुदैर्ध्य प्रसंवादी के लिए समान है।

व्युत्क्रमण के अंतर्गत, विद्युत और अनुदैर्ध्य गोलीय प्रसंवादी उसी प्रकार व्यवहार करते हैं जैसे अदिश गोलीय फलन, अर्थात। $$ \hat{I}\mathbf{N}_{JM}(\theta, \varphi)= (-1)^J \mathbf{N}_{JM}(\theta, \varphi), $$ और चुंबकीय वाले विपरीत समानता रखते हैं: $$ \hat{I}\mathbf{M}_{JM}(\theta, \varphi)= (-1)^{J+1} \mathbf{M}_{JM}(\theta, \varphi), $$

द्रव गतिकी
कर्षण के लिए स्टोक्स के नियम की गणना में कि एक श्यान द्रव एक छोटे गोलीय कण पर निकलते है, वेग वितरण जड़ता की उपेक्षा करते हुए नेवियर-स्टोक्स समीकरणों का पालन करते है, अर्थात।

$$\begin{align} 0 &= \nabla\cdot \mathbf{v}, \\ \mathbf{0} &= -\nabla p + \eta \nabla^2\mathbf{v}, \end{align}$$ सीमा स्थितियों

$$\mathbf{v} = \begin{cases} \mathbf{0}  & r = a, \\ -\mathbf{U}_0 & r \to \infty \end{cases}$$ के साथ।

जहाँ U, कण से दूर द्रव में कण का आपेक्षिक वेग है। गोलीय निर्देशांकों में अनंत पर इस वेग को

$$\mathbf{U}_0 = U_0\left(\cos\theta\, \hat{\mathbf{r}} - \sin\theta \,\hat{\mathbf{\theta}}\right) = U_0 \left(\mathbf{Y}_{10} + \mathbf{\Psi}_{10}\right)$$ के रूप में लिखा जा सकता है।

अंतिम अभिव्यक्ति तरल वेग और दाब

$$\begin{align} p &= p(r)Y_{10}, \\ \mathbf{v} &= v^r(r) \mathbf{Y}_{10} + v^{(1)}(r) \mathbf{\Psi}_{10} \end{align}$$ के लिए गोलीय प्रसंवादी में विस्तार का सुझाव देती है।

नेवियर-स्टोक्स समीकरणों में प्रतिस्थापन गुणांकों के लिए सामान्य अंतर समीकरणों के समुच्चय उत्पन्न करते है।

अभिन्न संबंध
यहाँ निम्नलिखित परिभाषाओं का उपयोग किया जाता है:

$$\begin{align} Y_{e m n} &= \cos m \varphi P_{n}^{m}(\cos \theta) \\ Y_{o m n} &= \sin m \varphi P_{n}^{m}(\cos \theta) \end{align}$$$$ \mathbf{X}_{^e_o m n}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) = \nabla \times\left(\mathbf{k} Y_{^o_e m n}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right)\right) $$$$ \mathbf{Z}_{^o_e m n}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) = i \frac{\mathbf{k}}{k} \times \mathbf{X}_{^e_o m n}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) $$ स्थिति में, जब $$z_n$$ के अतिरिक्त गोलीय बेसेल फलन होते हैं, तो समतल तरंग विस्तार की सहायता से निम्नलिखित अभिन्न संबंध प्राप्त किए जा सकते हैं:

$$ \mathbf {N}_{pmn}(k, \mathbf r) = \frac{i^{-n}}{4\pi} \int \mathbf Z_{pmn}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) e^{i \mathbf k \mathbf r} d\Omega_k $$$$ \mathbf {M}_{pmn}(k, \mathbf r) =\frac{i^{-n}}{4\pi} \int \mathbf X_{pmn}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) e^{i \mathbf k \mathbf r} d\Omega_k $$ स्थिति में, जब $$z_n$$ गोलीय हैंकेल फलन होते हैं, तो विभिन्न सूत्रों का उपयोग करना चाहिए। सदिश गोलीय प्रसंवादी के लिए निम्नलिखित संबंध प्राप्त होते हैं:

$$ \mathbf{M}_{p m n}^{(3)}(k, \mathbf{r}) = \frac{i^{-n}}{2 \pi k} \iint_{-\infty}^{\infty} d k_{ \|} \frac{e^{i\left(k_{x} x+k_{y} y \pm k_{z} z\right)}}{k_{z}} \mathbf{X}_{p m n}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) $$$$ \mathbf{N}_{p m n}^{(3)}(k, \mathbf{r}) = \frac{i^{-n}}{2 \pi k} \iint_{-\infty}^{\infty} d k_{ \|} \frac{e^{i\left(k_{x} x+k_{y} y \pm k_{z} z\right)}}{k_{z}} \mathbf{Z}_{p m n}\left(\frac{\mathbf{k}}{k}\right) $$ जहां $ k_{z} = \sqrt{k^{2}-k_{x}^{2}-k_{y}^{2}} $, अनुक्रमणिका $$ (3) $$ का अर्थ है कि गोलीय हैंकेल फलनों का उपयोग किया जाता है।

यह भी देखें

 * गोलीय प्रसंवादी
 * घूर्णक गोलीय प्रसंवादी
 * चक्रण-भारित गोलीय प्रसंवादी
 * विद्युत चुम्बकीय विकिरण
 * गोलीय आधार

बाहरी संबंध

 * Vector Spherical Harmonics at Eric Weisstein's Mathworld