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Alexander Fufaev

Potential für E- und B-Feld der Elektrodynamik

aus dem Bereich: Argumentationen
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Es lohnt sich die E- und B-Felder in der Elektrodynamik durch Potentiale \( \vec{A} \) und \( V \) auszudrücken, weil z.B. dadurch:

Die vier Maxwell-Gleichungen der Elektrodynamik lauten: 1 \[ \nabla ~\cdot~ \vec{E} ~=~ \frac{\epsilon_0}{\rho} \] 2 \[ \nabla ~\cdot~ \vec{B} ~=~ 0 \] 3 \[ \nabla ~\times~ \vec{E} ~=~ - \frac{\partial \vec{B}}{\partial t} \] 4 \[ \nabla ~\times~ \vec{B} ~=~ \mu_0 \, \vec{j} ~+~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \frac{\partial \vec{E}}{\partial t} \]

Das B-Feld ist nach der Maxwell-Gleichung 2 divergenzfrei. Deshalb lässt sich das B-Feld - wie in der Elektrostatik - durch ein Vektorpotential \( \vec{A} \) ausdrücken: 5 \[ \vec{B} ~=~ \nabla ~\times~ \vec{A} \]

Das E-Feld dagegen, lässt sich nicht mit \( \vec{E} ~=~ -\nabla \, V \) wie in der Elektrostatik schreiben, da nach der Maxwell-Gleichung 3 die Rotation des E-Feldes nicht Null ist. Um das E-Feld mit einem Potential auszudrücken, musst Du irgendwie einen Rotationsasdruck \( \nabla ~\times~... ~=~ 0 \) haben, der das E-Feld enthält.

Benutze dafür die Gleichung 5 und setze sie in das Faraday'sche Gesetz 3 ein und bringe alles auf die linke Seite der Gleichung: 6 \[ \nabla ~\times~ \vec{E} ~+~ \frac{\partial (\nabla ~\times~ \vec{A}) }{\partial t} ~=~ 0 \]

Da \( \frac{\partial }{\partial t} \) und \( \nabla \) Operatoren nur partielle Ableitungen sind, darfst Du sie vertauschen. Klammere deshalb den \( \nabla \)-Operator aus: 7 \[ \nabla ~\times~ \left( \vec{E} ~+~ \frac{\partial \vec{A} }{\partial t} \right) ~=~ 0 \]

Wie Du an 7 siehst, verschwindet die Rotation für den Ausdruck \( \vec{E} ~+~ \frac{\partial \vec{A} }{\partial t} \). Deshalb kannst Du ihn als Gradient eines skalaren Potentials \( V \) schreiben: 8 \[ \vec{E} ~+~ \frac{\partial \vec{A} }{\partial t} ~=~ -\nabla \, V \]

Somit lässt sich das E-Feld im elektrodynamischen Fall folgendermaßen durch die Potentiale \( \vec{A} \) und \( V \) ausdrücken: 9 \[ \vec{E} ~=~ -\nabla \, V ~-~ \frac{\partial \vec{A} }{\partial t} \]

Um zu überprüfen, ob 9 die Maxwell-Gleichungen 1 und 4 erfüllt, setze 9 zuerstmal in 1 ein: 10 \[ \nabla ~\cdot~ \left( -\nabla \, V ~-~ \frac{\partial \vec{A} }{\partial t} \right) ~=~ \frac{1}{\epsilon_0} \, \rho \] 11 \[ \nabla^2 \, V ~+~ \frac{\partial }{\partial t} \left( \nabla \cdot \vec{A} \right) ~=~ -\frac{1}{\epsilon_0} \, \rho \]

Wenn das Vektorpotential \( \vec{A} \) zeitunabhängig ist (\( \frac{\partial \vec{A} }{\partial t} ~=~ 0 \)), reduzierst sich der Ausdruck zur Poisson-Gleichung, die Du aus der Elektrostatik kennst.

Setze nun 5 und 9 in die Maxwell-Gleichung Nr. 4 ein: 12 \[ \nabla ~\times~ \left( \nabla ~\times~ \vec{A} \right) ~=~ \mu_0 \, \vec{A} ~-~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \nabla \, \frac{\partial V }{\partial t} ~-~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \frac{\partial^2 A }{\partial t^2} \]

Mit \( \nabla ~\times~ \left( \nabla ~\times~ \vec{A} \right) ~=~ \nabla \, \left( \nabla ~\cdot~ \vec{A} \right) ~-~ \nabla^2 \, \vec{A} \) kannst Du 12 auch folgendermaßen schreiben. Dabei wurde nur ein bisschen umgestellt und ausgeklammert: 13 \[ \left( \nabla^2 \, \vec{A} ~-~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \frac{\partial^2 A }{\partial t^2} \right) ~-~ \nabla \, \left( \nabla ~\cdot~ \vec{A} ~+~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \frac{\partial V }{\partial t} \right) ~=~ - \mu_0 \, \vec{j} \]

Um die Symmetrie der Gleichungen 11 und 13 zu verdeutlichen, kannst Du den Box-Operator \( \Box^2 ~=~ \nabla^2 ~-~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \frac{\partial^2 }{\partial t^2} \), sowie \( Z ~=~ \nabla \cdot \vec{A} ~+~ \mu_0 \, \epsilon_0 \, \frac{\partial V }{\partial t} \) benutzen, dann bekommst Du zwei schönere Differentialgleichungen: 14 \[ \Box^2 \, V ~+~ \frac{\partial Z }{\partial t} ~=~ -\frac{1}{\epsilon_0} \, \rho \] 15 \[ \Box^2 \, \vec{A} ~-~ \nabla \, Z ~=~ - \mu_0 \, \vec{j} \]

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