非齊次的電磁波方程式- 維基百科 - Wikipedia

在有源的情形下，馬克士威方程組可以寫成一個非齊次的電磁波方程式（英文：Inhomogeneous electromagnetic wave equation）的形式，正是因為波源的存在使得偏微分 ... 非齊次的電磁波方程式 維基百科，自由的百科全書 跳至導覽 跳至搜尋 局域化的時變電荷和電流密度在真空中是電磁波的源。

在有源的情形下，馬克士威方程組可以寫成一個非齊次的電磁波方程式（英文：Inhomogeneouselectromagneticwaveequation）的形式，正是因為波源的存在使得偏微分方程式變為非齊次。

目次 1國際單位 2厘米-克-秒單位和洛倫茲-赫維賽德單位 3非齊次波方程的協變形式 4彎曲時空 5非齊次電磁波方程的解 6參見 7參考文獻 7.1電磁學 7.1.1期刊論文 7.1.2本科水平教科書 7.1.3研究生水平教科書 7.2矢量微積分 國際單位[編輯] 真空中的馬克士威方程組在含有電荷 ρ {\displaystyle\rho} 和電流 J {\displaystyle\mathbf{J}} 的情形下可以用向量勢和純量勢表示為 ∇ 2 φ + ∂ ∂ t ( ∇ ⋅ A ) = − ρ ε 0 {\displaystyle\nabla^{2}\varphi+{{\partial}\over\partialt}\left(\nabla\cdot\mathbf{A}\right)=-{\rho\over\varepsilon_{0}}} ∇ 2 A − 1 c 2 ∂ 2 A ∂ t 2 − ∇ ( 1 c 2 ∂ φ ∂ t + ∇ ⋅ A ) = − μ 0 J {\displaystyle\nabla^{2}\mathbf{A}-{1\overc^{2}}{\partial^{2}\mathbf{A}\over\partialt^{2}}-\nabla\left({1\overc^{2}}{{\partial\varphi}\over{\partialt}}+\nabla\cdot\mathbf{A}\right)=-\mu_{0}\mathbf{J}} 此時電場和磁場分別為 E = − ∇ φ − ∂ A ∂ t {\displaystyle\mathbf{E}=-\nabla\varphi-{\partial\mathbf{A}\over\partialt}} 以及 B = ∇ × A {\displaystyle\mathbf{B}=\nabla\times\mathbf{A}} . 如果加上勞侖次規範條件 1 c 2 ∂ φ ∂ t + ∇ ⋅ A = 0 {\displaystyle{1\overc^{2}}{{\partial\varphi}\over{\partialt}}+\nabla\cdot\mathbf{A}=0} 則非齊次的波動方程式為 ∇ 2 φ − 1 c 2 ∂ 2 φ ∂ t 2 = − ρ ε 0 {\displaystyle\nabla^{2}\varphi-{1\overc^{2}}{\partial^{2}\varphi\over\partialt^{2}}=-{\rho\over\varepsilon_{0}}} ∇ 2 A − 1 c 2 ∂ 2 A ∂ t 2 = − μ 0 J {\displaystyle\nabla^{2}\mathbf{A}-{1\overc^{2}}{\partial^{2}\mathbf{A}\over\partialt^{2}}=-\mu_{0}\mathbf{J}} . 厘米-克-秒單位和勞侖茲-黑維塞單位[編輯] 在厘米-克-秒制下，方程式的形式為 ∇ 2 φ − 1 c 2 ∂ 2 φ ∂ t 2 = − 4 π ρ {\displaystyle\nabla^{2}\varphi-{1\overc^{2}}{\partial^{2}\varphi\over\partialt^{2}}=-{4\pi\rho}} ∇ 2 A − 1 c 2 ∂ 2 A ∂ t 2 = − 4 π c J {\displaystyle\nabla^{2}\mathbf{A}-{1\overc^{2}}{\partial^{2}\mathbf{A}\over\partialt^{2}}=-{4\pi\overc}\mathbf{J}} 電場和磁場的形式為 E = − ∇ φ − 1 c ∂ A ∂ t {\displaystyle\mathbf{E}=-\nabla\varphi-{1\overc}{\partial\mathbf{A}\over\partialt}} B = ∇ × A {\displaystyle\mathbf{B}=\nabla\times\mathbf{A}} 勞侖次規範條件為 1 c ∂ φ ∂ t + ∇ ⋅ A = 0 {\displaystyle{1\overc}{{\partial\varphi}\over{\partialt}}+\nabla\cdot\mathbf{A}=0} . 如果採取有時在高維相對論場合計算中使用的勞侖茲-黑維塞單位制，電荷和電流密度需要從厘米-克-秒制變換為 ρ → ρ 4 π {\displaystyle\rho\rightarrow{\rho\over{4\pi}}} J → 1 4 π J {\displaystyle\mathbf{J}\rightarrow{1\over{4\pi}}\mathbf{J}} . 非齊次波方程式的協變形式[編輯] 參見：古典電磁理論的協變形式 在狹義相對論中，馬克士威方程組可以寫成協變的形式： ◻ A μ   = d e f   ∂ β ∂ β A μ   = d e f   A μ , β β = − μ 0 J μ {\displaystyle\BoxA^{\mu}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\\partial_{\beta}\partial^{\beta}A^{\mu}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\{A^{\mu,\beta}}_{\beta}=-\mu_{0}J^{\mu}} （國際單位制） ◻ A μ   = d e f   ∂ β ∂ β A μ   = d e f   A μ , β β = − 4 π c J μ {\displaystyle\BoxA^{\mu}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\\partial_{\beta}\partial^{\beta}A^{\mu}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\{A^{\mu,\beta}}_{\beta}=-{\frac{4\pi}{c}}J^{\mu}} （厘米-克-秒制） 其中 J μ {\displaystyleJ^{\mu}\,} 是四維電流密度： J μ = ( c ρ , J ) {\displaystyleJ^{\mu}=\left(c\rho,\mathbf{J}\right)} , ∂ ∂ x a   = d e f   ∂ a   = d e f   , a   = d e f   ( ∂ / ∂ c t , ∇ ) {\displaystyle{\partial\over{\partialx^{a}}}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\\partial_{a}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\{}_{,a}\{\stackrel{\mathrm{def}}{=}}\(\partial/\partialct,\nabla)} 是四維梯度，而電磁四維勢為 A μ = ( φ , A c ) {\displaystyleA^{\mu}=(\varphi,\mathbf{A}c)} （國際單位制） A μ = ( φ , A ) {\displaystyleA^{\mu}=(\varphi,\mathbf{A})} （厘米-克-秒制） 勞侖次規範為 ∂ μ A μ = 0 {\displaystyle\partial_{\mu}A^{\mu}=0} . 這裡 ◻ = ∂ β ∂ β = ∇ 2 − 1 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 {\displaystyle\Box=\partial_{\beta}\partial^{\beta}=\nabla^{2}-{1\overc^{2}}{\frac{\partial^{2}}{\partialt^{2}}}} 是達朗貝爾算符。

彎曲時空[編輯] 參見：彎曲時空中的馬克士威方程組 電磁波方程式在彎曲時空中需要做兩處修正，分別是偏導數被替換為協變導數，以及增加了一項有關時空曲率的項。

在國際單位制下 − A α ; β β + R α β A β = μ 0 J α {\displaystyle-{A^{\alpha;\beta}}_{\beta}+{R^{\alpha}}_{\beta}A^{\beta}=\mu_{0}J^{\alpha}} 其中 R α β {\displaystyle{R^{\alpha}}_{\beta}} 是里奇曲率張量。

這裡分號表示對角標求協變導數。

對於厘米-克-秒制下的方程式，需要用 4 π / c {\displaystyle4\pi/c} 替換真空磁導率。

這裡假設勞侖次規範在彎曲時空中的推廣為 A μ ; μ = 0 {\displaystyle{A^{\mu}}_{;\mu}=0} 非齊次電磁波方程式的解[編輯] 在波源周圍沒有邊界條件的情形下，非齊次波方程式在厘米-克-秒制下的解為 φ ( r , t ) = ∫ δ ( t ′ + | r − r ′ | c − t ) | r − r ′ | ρ ( r ′ , t ′ ) d 3 r ′ d t ′ {\displaystyle\varphi(\mathbf{r},t)=\int{{\delta\left(t'+{{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}\overc}-t\right)}\over{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}}\rho(\mathbf{r}',t')d^{3}r'dt'} 以及 A ( r , t ) = ∫ δ ( t ′ + | r − r ′ | c − t ) | r − r ′ | J ( r ′ , t ′ ) c d 3 r ′ d t ′ {\displaystyle\mathbf{A}(\mathbf{r},t)=\int{{\delta\left(t'+{{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}\overc}-t\right)}\over{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}}{\mathbf{J}(\mathbf{r}',t')\overc}d^{3}r'dt'} 其中 δ ( t ′ + | r − r ′ | c − t ) {\displaystyle{\delta\left(t'+{{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}\overc}-t\right)}} 是狄拉克δ函數。

對於國際單位制， ρ → ρ 4 π ε 0 {\displaystyle\rho\rightarrow{\rho\over{4\pi\varepsilon_{0}}}} J → μ 0 4 π J {\displaystyle\mathbf{J}\rightarrow{\mu_{0}\over{4\pi}}\mathbf{J}} . 對於勞侖茲-黑維塞單位制， ρ → ρ 4 π {\displaystyle\rho\rightarrow{\rho\over{4\pi}}} J → 1 4 π J {\displaystyle\mathbf{J}\rightarrow{1\over{4\pi}}\mathbf{J}} . 這些解被稱作推遲解，它們表示的是一族由波源向外發出的並從現在向未來傳播的球面電磁波的線性疊加。

此外還有所謂超前解，表示為 φ ( r , t ) = ∫ δ ( t ′ − | r − r ′ | c − t ) | r − r ′ | ρ ( r ′ , t ′ ) d 3 r ′ d t ′ {\displaystyle\varphi(\mathbf{r},t)=\int{{\delta\left(t'-{{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}\overc}-t\right)}\over{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}}\rho(\mathbf{r}',t')d^{3}r'dt'} 以及 A ( r , t ) = ∫ δ ( t ′ − | r − r ′ | c − t ) | r − r ′ | J ( r ′ , t ′ ) c d 3 r ′ d t ′ {\displaystyle\mathbf{A}(\mathbf{r},t)=\int{{\delta\left(t'-{{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}\overc}-t\right)}\over{\left|\mathbf{r}-\mathbf{r}'\right|}}{\mathbf{J}(\mathbf{r}',t')\overc}d^{3}r'dt'} . 它們表示的是一族由波源向外發出的並從未來向現在傳播的球面電磁波的線性疊加。

參見[編輯] 波動方程式 電磁波方程式 電磁波方程式的正弦平面波解 拉莫爾公式 馬克士威方程組在狹義相對論中的形式 彎曲時空中的馬克士威方程組 阿布拉罕-勞侖茲力 參考文獻[編輯] 電磁學[編輯] 期刊論文[編輯] JamesClerkMaxwell,"ADynamicalTheoryoftheElectromagneticField",PhilosophicalTransactionsoftheRoyalSocietyofLondon155,459-512(1865).(ThisarticleaccompaniedaDecember8,1864presentationbyMaxwelltotheRoyalSociety.) 本科水平教科書[編輯] Griffiths,DavidJ.IntroductiontoElectrodynamics(3rded.).PrenticeHall.1998.ISBN 0-13-805326-X.  Tipler,Paul.PhysicsforScientistsandEngineers:Electricity,Magnetism,Light,andElementaryModernPhysics(5thed.).W.H.Freeman.2004.ISBN 0-7167-0810-8.  EdwardM.Purcell,ElectricityandMagnetism(McGraw-Hill,NewYork,1985). HermannA.HausandJamesR.Melcher,ElectromagneticFieldsandEnergy(Prentice-Hall,1989)ISBN0-13-249020-X BaneshHoffman,RelativityandItsRoots(Freeman,NewYork,1983). DavidH.Staelin,AnnW.Morgenthaler,andJinAuKong,ElectromagneticWaves(Prentice-Hall,1994)ISBN0-13-225871-4 CharlesF.Stevens,TheSixCoreTheoriesofModernPhysics,(MITPress,1995)ISBN0-262-69188-4. 研究生水平教科書[編輯] Jackson,JohnD.ClassicalElectrodynamics(3rded.).Wiley.1998.ISBN 0-471-30932-X.  Landau,L.D.,TheClassicalTheoryofFields(CourseofTheoreticalPhysics:Volume2),(Butterworth-Heinemann:Oxford,1987). Maxwell,JamesC.ATreatiseonElectricityandMagnetism.Dover.1954.ISBN 0-486-60637-6.  CharlesW.Misner,KipS.Thorne,JohnArchibaldWheeler,Gravitation,(1970)W.H.Freeman,NewYork;ISBN0-7167-0344-0.(ProvidesatreatmentofMaxwell'sequationsintermsofdifferentialforms.) 矢量微積分[編輯] H.M.Schey,DivGradCurlandallthat:Aninformaltextonvectorcalculus,4thedition(W.W.Norton&Company,2005)ISBN0-393-92516-1. 取自「https://zh.wikipedia.org/w/index.php?title=非齐次的电磁波方程&oldid=72061131」 分類：​偏微分方程狹義相對論電磁學隱藏分類：​含有英語的條目使用ISBN魔術連結的頁面 導覽選單 個人工具 沒有登入討論貢獻建立帳號登入 命名空間 條目討論 臺灣正體 不转换简体繁體大陆简体香港繁體澳門繁體大马简体新加坡简体臺灣正體 查看 閱讀編輯檢視歷史 更多 搜尋 導航 首頁分類索引特色內容新聞動態近期變更隨機條目資助維基百科 說明 說明維基社群方針與指引互助客棧知識問答字詞轉換IRC即時聊天聯絡我們關於維基百科 工具 連結至此的頁面相關變更上傳檔案特殊頁面靜態連結頁面資訊引用此頁面維基數據項目 列印/匯出 下載為PDF可列印版 其他語言 English 編輯連結