8.1 भूमिका

अध्याय 4 में, हमने सीखा कि एक विद्युत धारा चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करती है और दो धारावाही तार एक-दूसरे पर चुंबकीय बल लगाते हैं। इसके अलावा, अध्याय 6 में, हमने देखा है कि समय के साथ परिवर्तित होने वाला चुंबकीय क्षेत्र एक विद्युत क्षेत्र को जन्म देता है। क्या इसका विपरीत भी सत्य है? क्या समय के साथ परिवर्तित होने वाला विद्युत क्षेत्र चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करता है? जेम्स क्लर्क मैक्सवेल (1831-1879) ने तर्क दिया कि यह वास्तव में सत्य है - न केवल एक विद्युत धारा बल्कि एक समय-परिवर्ती विद्युत क्षेत्र भी चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करता है। एम्पीयर के परिपथीय नियम को समय-परिवर्ती धारा से जुड़े एक संधारित्र के बाहर एक बिंदु पर चुंबकीय क्षेत्र ज्ञात करने के लिए लागू करते समय, मैक्सवेल ने एम्पीयर के परिपथीय नियम में एक असंगति देखी। उन्होंने इस असंगति को दूर करने के लिए एक अतिरिक्त धारा के अस्तित्व का सुझाव दिया, जिसे उन्होंने विस्थापन धारा कहा।

मैक्सवेल ने विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों, और उनके स्रोतों, आवेश और धारा घनत्वों को शामिल करते हुए समीकरणों का एक समूह तैयार किया। इन समीकरणों को मैक्सवेल के समीकरणों के रूप में जाना जाता है। लोरेंत्ज़ बल सूत्र (अध्याय 4) के साथ मिलकर, ये गणितीय रूप से विद्युत चुंबकत्व के सभी मूल नियमों को व्यक्त करते हैं।

मैक्सवेल के समीकरणों से उभरने वाली सबसे महत्वपूर्ण भविष्यवाणी विद्युत चुम्बकीय तरंगों का अस्तित्व है, जो अंतरिक्ष में संचरित होने वाले (युग्मित) समय-परिवर्ती विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र हैं। इन समीकरणों के अनुसार, तरंगों की चाल, प्रकाश की चाल $(3 \times 10^{8} \mathrm{~m} / \mathrm{s})$ के बहुत करीब निकली, जो प्रकाशिक मापों से प्राप्त हुई थी। इसने इस उल्लेखनीय निष्कर्ष की ओर अग्रसर किया कि प्रकाश एक विद्युत चुम्बकीय तरंग है। इस प्रकार मैक्सवेल के कार्य ने विद्युत, चुंबकत्व और प्रकाश के क्षेत्र को एकीकृत किया। हर्ट्ज़ ने 1885 में, प्रयोगात्मक रूप से विद्युत चुम्बकीय तरंगों के अस्तित्व का प्रदर्शन किया। मार्कोनी और अन्य लोगों द्वारा इसके तकनीकी उपयोग ने समय के साथ संचार में क्रांति ला दी जिसे हम आज देख रहे हैं।

इस अध्याय में, हम पहले विस्थापन धारा की आवश्यकता और उसके परिणामों पर चर्चा करते हैं। फिर हम विद्युत चुम्बकीय तरंगों का एक वर्णनात्मक विवरण प्रस्तुत करते हैं। विद्युत चुम्बकीय तरंगों का विस्तृत स्पेक्ट्रम, $\gamma$ किरणों (तरंगदैर्ध्य $\sim 10^{-12} \mathrm{~m}$) से लेकर लंबी रेडियो तरंगों (तरंगदैर्ध्य $\sim 10^{6} \mathrm{~m}$) तक फैला हुआ है, का वर्णन किया गया है।

8.2 विस्थापन धारा

हमने अध्याय 4 में देखा है कि एक विद्युत धारा अपने चारों ओर एक चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करती है। मैक्सवेल ने दिखाया कि तार्किक संगति के लिए, एक परिवर्तित होने वाला विद्युत क्षेत्र भी एक चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करना चाहिए। यह प्रभाव बहुत महत्वपूर्ण है क्योंकि यह रेडियो तरंगों, गामा किरणों और दृश्य प्रकाश के साथ-साथ विद्युत चुम्बकीय तरंगों के अन्य सभी रूपों के अस्तित्व की व्याख्या करता है।

यह देखने के लिए कि एक परिवर्तित होने वाला विद्युत क्षेत्र चुंबकीय क्षेत्र को कैसे जन्म देता है, आइए हम एक संधारित्र के आवेशन की प्रक्रिया पर विचार करें और एम्पीयर के परिपथीय नियम को लागू करें जो (अध्याय 4) द्वारा दिया गया है

$$ \begin{equation*} \oint \mathbf{B} \cdot \mathrm{d} \mathbf{l}=\mu_{0} i(t) \tag{8.1} \end{equation*} $$

संधारित्र के बाहर एक बिंदु पर चुंबकीय क्षेत्र ज्ञात करने के लिए। चित्र 8.1(a) एक समांतर प्लेट संधारित्र $C$ दिखाता है जो एक परिपथ का हिस्सा है जिसके माध्यम से एक समय-निर्भर धारा $i(t)$ प्रवाहित होती है। आइए हम समांतर प्लेट संधारित्र के बाहर एक क्षेत्र में एक बिंदु जैसे $\mathrm{P}$ पर चुंबकीय क्षेत्र ज्ञात करें। इसके लिए, हम त्रिज्या $r$ के एक समतल वृत्ताकार लूप पर विचार करते हैं जिसका तल धारावाही तार की दिशा के लंबवत है, और जो तार के संबंध में सममित रूप से केंद्रित है [चित्र 8.1(a)]। सममिति से, चुंबकीय क्षेत्र वृत्ताकार लूप की परिधि के अनुदिश निर्देशित है और लूप के सभी बिंदुओं पर परिमाण में समान है ताकि यदि $B$ क्षेत्र का परिमाण है, तो समीकरण (8.1) का बायाँ पक्ष $B(2 \pi r)$ है। तो हमारे पास है

$$ \begin{equation*} B(2 \pi r)=\mu_{0} i(t) \tag{8.2} \end{equation*} $$

जेम्स क्लर्क मैक्सवेल (1831 – 1879) एडिनबर्ग, स्कॉटलैंड में जन्मे, उन्नीसवीं शताब्दी के महानतम भौतिकविदों में से थे। उन्होंने एक गैस में अणुओं का तापीय वेग वितरण व्युत्पन्न किया और मापने योग्य मात्राओं जैसे श्यानता आदि से आणविक मापदंडों के विश्वसनीय अनुमान प्राप्त करने वाले पहले व्यक्तियों में से थे। मैक्सवेल की सबसे बड़ी उपलब्धि विद्युत और चुंबकत्व के नियमों (कूलम्ब, ओर्स्टेड, एम्पीयर और फैराडे द्वारा खोजे गए) को एक सुसंगत समीकरणों के समूह में एकीकृत करना था जिन्हें अब मैक्सवेल के समीकरण कहा जाता है। इनसे वे सबसे महत्वपूर्ण निष्कर्ष पर पहुंचे कि प्रकाश एक विद्युत चुम्बकीय तरंग है। दिलचस्प बात यह है कि मैक्सवेल इस विचार से सहमत नहीं थे (जो फैराडे के विद्युत अपघटन के नियमों द्वारा दृढ़ता से सुझाया गया था) कि विद्युत प्रकृति में कणिकीय है।

चित्र 8.1 एक समांतर प्लेट संधारित्र $C$, एक परिपथ के हिस्से के रूप में जिसके माध्यम से एक समय निर्भर धारा $i(t)$ प्रवाहित होती है, (a) त्रिज्या $r$ का एक लूप, लूप पर एक बिंदु $\mathrm{P}$ पर चुंबकीय क्षेत्र निर्धारित करने के लिए; (b) संधारित्र प्लेटों के बीच आंतरिक भाग से गुजरने वाली एक बर्तन के आकार की सतह जिसका किनारा (a) में दिखाया गया लूप है; (c) एक टिफिन के आकार की सतह जिसका वृत्ताकार लूप इसका किनारा है और संधारित्र प्लेटों के बीच एक समतल वृत्ताकार तल $S$ है। तीर संधारित्र प्लेटों के बीच एकसमान विद्युत क्षेत्र दिखाते हैं।

अब, एक भिन्न सतह पर विचार करें, जिसकी सीमा समान है। यह एक बर्तन जैसी सतह है [चित्र 8.1(b)] जो कहीं भी धारा को स्पर्श नहीं करती, लेकिन इसका तल संधारित्र प्लेटों के बीच है; इसका मुख ऊपर वर्णित वृत्ताकार लूप है। एक अन्य ऐसी सतह टिफिन बॉक्स (ढक्कन के बिना) के आकार की है [चित्र 8.1(c)]। समान परिमाप वाली ऐसी सतहों पर एम्पीयर के परिपथीय नियम को लागू करने पर, हम पाते हैं कि समीकरण (8.1) का बायाँ पक्ष नहीं बदला है लेकिन दायाँ पक्ष शून्य है और $\mu_{0} i$ नहीं है, क्योंकि चित्र 8.1(b) और (c) की सतह से कोई धारा नहीं गुजरती। तो हमारे पास एक विरोधाभास है; एक तरह से गणना करने पर, एक बिंदु $\mathrm{P}$ पर एक चुंबकीय क्षेत्र है; दूसरे तरह से गणना करने पर, $\mathrm{P}$ पर चुंबकीय क्षेत्र शून्य है।

चूंकि विरोधाभास हमारे द्वारा एम्पीयर के परिपथीय नियम के उपयोग से उत्पन्न होता है, इसलिए इस नियम में कुछ छूट गया होगा। लुप्त पद ऐसा होना चाहिए कि कोई भी बिंदु $P$ पर समान चुंबकीय क्षेत्र प्राप्त करे, चाहे कोई भी सतह उपयोग की गई हो।

हम वास्तव में चित्र 8.1(c) को ध्यान से देखकर लुप्त पद का अनुमान लगा सकते हैं। क्या संधारित्र की प्लेटों के बीच सतह $\mathrm{S}$ से कुछ गुजर रहा है? हाँ, बिल्कुल, विद्युत क्षेत्र! यदि संधारित्र की प्लेटों का क्षेत्रफल $A$ है, और कुल आवेश $Q$ है, तो प्लेटों के बीच विद्युत क्षेत्र $\mathbf{E}$ का परिमाण $(Q / A) / \varepsilon_{0}$ है (समीकरण 2.41 देखें)। क्षेत्र चित्र 8.1(c) की सतह $S$ के लंबवत है। इसका संधारित्र प्लेटों के क्षेत्रफल $A$ पर समान परिमाण है, और इसके बाहर लुप्त हो जाता है। तो सतह $S$ के माध्यम से विद्युत फ्लक्स $\Phi_{E}$ क्या है? गॉस के नियम का उपयोग करते हुए, यह है

$$ \begin{equation*} \Phi_{\mathrm{E}}=|\mathbf{E}| A=\frac{1}{\varepsilon_{0}} \frac{Q}{A} A=\frac{Q}{\varepsilon_{0}} \tag{8.3} \end{equation*} $$

अब यदि संधारित्र प्लेटों पर आवेश $Q$ समय के साथ बदलता है, तो एक धारा $i=(\mathrm{d} Q / \mathrm{d} t)$ है, ताकि समीकरण (8.3) का उपयोग करते हुए, हमारे पास है

$$ \frac{\mathrm{d} \Phi_{E}}{\mathrm{~d} t}=\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d} t} \frac{Q}{\varepsilon_{0}}=\frac{1}{\varepsilon_{0}} \frac{\mathrm{d} Q}{\mathrm{~d} t} $$

इसका तात्पर्य है कि संगति के लिए,

$$ \begin{equation*} \varepsilon_{0} \frac{\mathrm{d} \Phi_{E}}{\mathrm{~d} t}=i \tag{8.4} \end{equation*} $$

यह एम्पीयर के परिपथीय नियम में लुप्त पद है। यदि हम इस नियम को सामान्यीकृत करते हैं और सतह के माध्यम से चालकों द्वारा वहन की गई कुल धारा में, एक अन्य पद जोड़ते हैं जो समान सतह के माध्यम से विद्युत फ्लक्स के परिवर्तन की दर का $\varepsilon_{0}$ गुना है, तो कुल का मान सभी सतहों के लिए धारा $i$ के समान है। यदि ऐसा किया जाता है, तो सामान्यीकृत एम्पीयर के नियम का उपयोग करके कहीं भी प्राप्त $B$ के मान में कोई विरोधाभास नहीं है। बिंदु $P$ पर $B$ गैर-शून्य है चाहे इसकी गणना के लिए किसी भी सतह का उपयोग किया गया हो। प्लेटों के बाहर एक बिंदु $\mathrm{P}$ पर $B$ [चित्र 8.1(a)] ठीक अंदर एक बिंदु $\mathrm{M}$ पर समान है, जैसा कि होना चाहिए। आवेशों के प्रवाह के कारण चालकों द्वारा वहन की गई धारा को चालन धारा कहा जाता है। समीकरण (8.4) द्वारा दी गई धारा, एक नया पद है, और परिवर्तित होने वाले विद्युत क्षेत्र (या विद्युत विस्थापन, एक पुराना पद जिसका कभी-कभी अभी भी उपयोग किया जाता है) के कारण है। इसलिए, इसे विस्थापन धारा या मैक्सवेल की विस्थापन धारा कहा जाता है। चित्र 8.2 ऊपर चर्चा किए गए समांतर प्लेट संधारित्र के अंदर विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों को दर्शाता है।

चित्र 8.2 (a) संधारित्र प्लेटों के बीच, बिंदु M पर विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र $\mathbf{E}$ और $\mathbf{B}$। (b) चित्र (a) का एक अनुप्रस्थ काट दृश्य।

मैक्सवेल द्वारा किया गया सामान्यीकरण तब निम्नलिखित है। एक चुंबकीय क्षेत्र का स्रोत न केवल बहते आवेशों के कारण चालन विद्युत धारा है, बल्कि विद्युत क्षेत्र के परिवर्तन की समय दर भी है। अधिक सटीक रूप से, कुल धारा $i$, $i_{c}$ द्वारा निरूपित चालन धारा और $\mathrm{d} t))$ $i_{\mathrm{d}}\left(=\varepsilon_{0}\left(\mathrm{~d} \Phi_{E} /\right.\right.$ द्वारा निरूपित विस्थापन धारा का योग है। तो हमारे पास है

$$ \begin{equation*} i=i_{c}+i_{d}=i_{c}+\varepsilon_{0} \frac{\mathrm{d} \Phi_{E}}{\mathrm{~d} t} \tag{8.5} \end{equation*} $$

स्पष्ट शब्दों में, इसका मतलब है कि संधारित्र प्लेटों के बाहर, हमारे पास केवल चालन धारा $i_{\mathrm{c}}=i$ है, और कोई विस्थापन धारा नहीं है, अर्थात, $i_{d}=0$। दूसरी ओर, संधारित्र के अंदर, कोई चालन धारा नहीं है, अर्थात, $i_{\mathrm{c}}=0$, और केवल विस्थापन धारा है, ताकि $i_{d}=i$।

सामान्यीकृत (और सही) एम्पीयर का परिपथीय नियम समीकरण (8.1) के समान रूप रखता है, एक अंतर के साथ: “किसी भी सतह से गुजरने वाली कुल धारा जिसका बंद लूप परिमाप है” चालन धारा और विस्थापन धारा का योग है। सामान्यीकृत नियम है और एम्पीयर-मैक्सवेल नियम के रूप में जाना जाता है।

$$ \begin{equation*} \int \mathbf{B} \mathrm{d} \mathbf{l}=\mu_{0} i_{c}+\mu_{0} \varepsilon_{0} \frac{\mathrm{d} \Phi_{E}}{\mathrm{~d} t} \tag{8.6} \end{equation*} $$

सभी मामलों में, विस्थापन धारा के चालन धारा के समान ही भौतिक प्रभाव होते हैं। कुछ मामलों में, उदाहरण के लिए, एक चालक तार में स्थिर विद्युत क्षेत्र, विस्थापन धारा शून्य हो सकती है क्योंकि विद्युत क्षेत्र $\mathbf{E}$ समय के साथ नहीं बदलता है। अन्य मामलों में, उदाहरण के लिए, ऊपर आवेशित हो रहा संधारित्र, अंतरिक्ष के विभिन्न क्षेत्रों में चालन और विस्थापन दोनों धाराएं मौजूद हो सकती हैं। अधिकांश मामलों में, वे दोनों अंतरिक्ष के एक ही क्षेत्र में मौजूद हो सकते हैं, क्योंकि कोई पूर्णतः चालक या पूर्णतः अवरोधक माध्यम मौजूद नहीं होता है। सबसे दिलचस्प बात यह है कि अंतरिक्ष के बड़े क्षेत्र हो सकते हैं जहां कोई चालन धारा नहीं है, लेकिन केवल समय-परिवर्ती विद्युत क्षेत्रों के कारण एक विस्थापन धारा है। ऐसे क्षेत्र में, हम एक चुंबकीय क्षेत्र की अपेक्षा करते हैं, हालांकि कोई (चालन) धारा स्रोत निकट में नहीं है! ऐसी विस्थापन धारा की भविष्यवाणी को प्रयोगात्मक रूप से सत्यापित किया जा सकता है। उदाहरण के लिए, चित्र 8.2(a) में संधारित्र की प्लेटों के बीच एक चुंबकीय क्षेत्र (मान लीजिए बिंदु M पर) मापा जा सकता है और इसे ठीक बाहर (P पर) के समान देखा जाता है।

विस्थापन धारा के (शाब्दिक रूप से) दूरगामी परिणाम हैं। एक बात हम तुरंत नोटिस करते हैं कि विद्युत और चुंबकत्व के नियम अब अधिक सममित हैं*। फैराडे का प्रेरण का नियम कहता है कि चुंबकीय फ्लक्स के परिवर्तन की दर के बराबर एक प्रेरित विद्युत वाहक बल होता है। अब, चूंकि दो बिंदुओं 1 और 2 के बीच विद्युत वाहक बल इसे 1 से 2 तक ले जाने में प्रति इकाई आवेश पर किया गया कार्य है, एक विद्युत वाहक बल का अस्तित्व एक विद्युत क्षेत्र के अस्तित्व को दर्शाता है। इसलिए, हम विद्युत चुम्बकीय प्रेरण के फैराडे के नियम को यह कहकर पुनः कह सकते हैं कि समय के साथ परिवर्तित होने वाला एक चुंबकीय क्षेत्र, एक विद्युत क्षेत्र को जन्म देता है। तब, यह तथ्य कि समय के साथ परिवर्तित होने वाला एक विद्युत क्षेत्र एक चुंबकीय क्षेत्र को जन्म देता है, सममित प्रतिपक्ष है, और यह विस्थापन धारा के एक चुंबकीय क्षेत्र के स्रोत होने का परिणाम है। इस प्रकार, समय-निर्भर विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र एक-दूसरे को जन्म देते हैं! विद्युत चुम्बकीय प्रेरण का फैराडे का नियम और एम्पीयर-मैक्सवेल नियम इस कथन की मात्रात्मक अभिव्यक्ति देते हैं, जहां धारा कुल धारा है, जैसा कि समीकरण (8.5) में है। इस समरूपता का एक बहुत ही महत्वपूर्ण परिणाम विद्युत चुम्बकीय तरंगों का अस्तित्व है, जिस पर हम अगले भाग में गुणात्मक रूप से चर्चा करते हैं।

• वे अभी भी पूर्णतः सममित नहीं हैं; चुंबकीय क्षेत्र (चुंबकीय एकध्रुव) के कोई ज्ञात स्रोत नहीं हैं जो विद्युत आवेशों के अनुरूप हों जो विद्युत क्षेत्र के स्रोत हैं।

निर्वात में मैक्सवेल के समीकरण

1. $\oint \mathbf{E} \cdot \mathrm{d} \mathbf{A}=G / \varepsilon_0$ (विद्युत के लिए गॉस का नियम)

2. $\oint \mathbf{B} \cdot \mathrm{d} \mathbf{A}=0$ (चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम)

3. $\oint \mathbf{E} \cdot \mathrm{d} \mathbf{1}=\frac{-\mathrm{d} \Phi_{\mathrm{B}}}{\mathrm{d} t}$ (फैराडे का नियम)

4. $\oint \mathbf{B} \cdot \mathrm{d} \mathbf{l}=\mu _0 \mathrm{i} _{\mathrm{c}}+\mu _0 \varepsilon _0 \frac{\mathbf{d} \boldsymbol{\Phi} _{\mathrm{E}}}{\mathrm{d} t}$ (एम्पीयर-मैक्सवेल नियम)

8.3 विद्युत चुम्बकीय तरंगें

8.3.1 विद्युत चुम्बकीय तरंगों के स्रोत

विद्युत चुम्बकीय तरंगें कैसे उत्पन्न होती हैं? न तो स्थिर आवेश और न ही एकसमान गति में आवेश (स्थिर धाराएं) विद्युत चुम्बकीय तरंगों के स्रोत हो सकते हैं। पूर्व केवल स्थिरवैद्युत क्षेत्र उत्पन्न करता है, जबकि बाद वाला चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करता है जो, हालांकि, समय के साथ नहीं बदलते। यह मैक्सवेल के सिद्धांत का एक महत्वपूर्ण परिणाम है कि त्वरित आवेश विद्युत चुम्बकीय तरंगों का विकिरण करते हैं। इस मूल परिणाम का प्रमाण इस पुस्तक के दायरे से बाहर है, लेकिन हम इसे मोटे, गुणात्मक तर्क के आधार पर स्वीकार कर सकते हैं। कुछ आवृत्ति से दोलन करने वाले एक आवेश पर विचार करें। (एक दोलन करने वाला आवेश त्वरित आवेश का एक उदाहरण है।) यह अंतरिक्ष में एक दोलनशील विद्युत क्षेत्र उत्पन्न करता है, जो एक दोलनशील चुंबकीय क्षेत्र उत्पन्न करता है, जो बदले में, दोलनशील विद्युत क्षेत्र का स्रोत है, और इसी तरह। इस प्रकार दोलनशील विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र एक-दूसरे को पुनर्जन्म देते हैं, जैसे कि, तरंग अंतरिक्ष के माध्यम से संचरित होती है। विद्युत चुम्बकीय तरंग की आवृत्ति स्वाभाविक रूप से आवेश के दोलन की आवृत्ति के बराबर होती है। संचरित होने वाली तरंग से जुड़ी ऊर्जा स्रोत - त्वरित आवेश - की ऊर्जा की कीमत पर आती है।

पूर्ववर्ती चर्चा से, यह प्रतीत हो सकता है कि यह भविष्यवाणी कि प्रकाश एक विद्युत चुम्बकीय तरंग है, का परीक्षण करना आसान है। हम सोच सकते हैं कि हमें केवल एक प्रत्यावर्ती धारा परिपथ स्थापित करने की आवश्यकता थी जिसमें धारा दृश्य प्रकाश की आवृत्ति, मान लीजिए, पीले प्रकाश पर दोलन करती है। लेकिन, हाय, यह संभव नहीं है। पीले प्रकाश की आवृत्ति लगभग $6 \times 10^{14} \mathrm{~Hz}$ है, जबकि आवृत्ति जो हम आधुनिक इलेक्ट्रॉनिक परिपथों से भी प्राप्त करते हैं, मुश्किल से लगभग $10^{11} \mathrm{~Hz}$ है। यही कारण है कि विद्युत चुम्बकीय तरंग का प्रयोगात्मक प्रदर्शन निम्न आवृत्ति क्षेत्र (रेडियो तरंग क्षेत्र) में आना था, जैसा कि हर्ट्ज़ के प्रयोग (1887) में हुआ।

मैक्सवेल के सिद्धांत के हर्ट्ज़ के सफल प्रयोगात्मक परीक्षण ने एक सनसनी पैदा की और इस क्षेत्र में अन्य महत्वपूर्ण कार्यों को प्रेरित किया। इस संबंध में दो महत्वपूर्ण उपलब्धियों का उल्लेख करना योग्य है। हर्ट्ज़ के सात साल बाद, कलकत्ता (अब कोलकाता) में कार्यरत जगदीश चंद्र बोस, बहुत छोटी तरंगदैर्ध्य ($25 \mathrm{~mm}$ से $5 \mathrm{~mm}$) की विद्युत चुम्बकीय तरंगों का उत्पादन और अवलोकन करने में सफल रहे। उनका प्रयोग, हर्ट्ज़ के प्रयोग की तरह, प्रयोगशाला तक ही सीमित था।

लगभग उसी समय, इटली में गुग्लिएल्मो मार्कोनी ने हर्ट्ज़ के कार्य का अनुसरण किया और कई किलोमीटर की दूरी पर विद्युत चुम्बकीय तरंगों के संचरण में सफलता प्राप्त की। मार्कोनी का प्रयोग विद्युत चुम्बकीय तरंगों का उपयोग करके संचार के क्षेत्र की शुरुआत का प्रतीक है।

8.3.2 विद्युत चुम्बकीय तरंगों की प्रकृति

हेनरिक रूडोल्फ हर्ट्ज़ (1857 – 1894) जर्मन भौतिक विज्ञानी जो रेडियो तरंगों का प्रसारण और प्राप्त करने वाले पहले व्यक्ति थे। उन्होंने विद्युत चुम्बकीय तरंगों का उत्पादन किया, उन्हें अंतरिक्ष के माध्यम से भेजा, और उनकी तरंगदैर्ध्य और गति मापी। उन्होंने दिखाया कि उनके कंपन, परावर्तन और अपवर्तन की प्रकृति प्रकाश और ऊष्मा तरंगों के समान थी, पहली बार उनकी पहचान स्थापित करते हुए। उन्होंने गैसों के माध्यम से विद्युत के निर्वहन पर अनुसंधान का भी नेतृत्व किया, और प्रकाश विद्युत प्रभाव की खोज की।

मैक्सवेल के समीकरणों से यह दिखाया जा सकता है कि एक विद्युत चुम्बकीय तरंग में विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र एक-दूसरे के लंबवत होते हैं, और संचरण की दिशा के लंबवत होते हैं। यह हमारी विस्थापन धारा की चर्चा से, उचित प्रतीत होता है। चित