經典電動力學的一個重要推論:只要電荷有加速度,就會產生輻射。下面進行相關的推導。
李納-維謝爾勢
設電荷的運動
r′=re(t′)
電磁標勢
φ=14πε0∭ρ(r′,t′)|r−r′|dτ′
其中
t′=t−|r−r′|c, 即
c(t−t′)=|r−r′|
把運動點電荷看作是分佈密度爲δ 函數的源
ρ(r′,t′)=eδ(r′−re(t′))
代入上式,得到
φ=14πε0∭eδ(r′−re(t−|r−r′|c)))|r−r′|dτ′
作一個代換
r′′=r′−re(t′)
得
Jdτ′=dτ′′J=∥∥∥∂x′′i∂x′i∥∥∥=∥∇′r′′∥
∇′r′′=∇′r′−∇′re(t′)=I⃗ −v′e∇′t′(\?順序)=I⃗ −v′e∇′(t−|r−r′|c)
∇′ 是
t 不變條件下的偏微分,所以
∇′t=0 ,再設
R′=r−r′ ,得
∇′r′′=I⃗ −v′e∇′(t−|r−r′|c)=I⃗ −v′ec∇′R′=I⃗ −v′ecR′R′
所以
J=∥∇′r′′∥=1−v′⋅R′R′c
所以推遲勢用
r′′ 作爲變量得到
φ=14πε0∭eδ(r′′)R′(1−v′⋅R′cR′)dτ′′=14πε0eR′(1−v′⋅R′cR′)
這就是點電荷在
t′ 時刻
r′ 處產生的標勢,只取決於
t′ 時刻的量。
對矢勢可以作同樣處理,得到
A=μ04πev′R′(1−v′⋅R′cR′)=1c2φv′
這一組電磁勢稱爲李納-維謝爾勢(Lienard-Wiechert Potential ),特點是
- 所有和源有關的項只和t′ 時刻的物理量有關,這正是推遲效應的體現。
- 分子多了一項(1−v′⋅R′cR′) ,等效於源的電量變大v′⋅R>0 或變小v′⋅R<0 ,這是多普勒效應的體現。
運動電荷的標勢和矢勢
φ=14πε0eR′(1−v′⋅R′cR′)A=1c2φv′
設
s′=R′−R′⋅v′cR′=r−r′
將方程改寫爲
φ=14πε0es′A=1c2φv′
電磁場方程
E=−∇φ−∂A∂tB=∇×A
在代入計算之前,先解決微分變量的問題。注意到
E 和
B 的表達式中,所有關於源的微分計算都是對
t 時刻的,而
φ 和
A 的表達式中所有關於源的物理量都是
t′ 時刻的,所以需要做一些處理。
t′,r′,v′ 對r,t 的依賴關係:
t′=t′(r,t)r′=re(t′(r,t))v′=dre(t′)dt′=v′(t′(r,t))
其中
t′=t−|r−r′|c ,
re(t′) 是已知函數(運動方程),但是
t′=t−|r−r′|c 不是顯式,而是一個隱函數。
對形如
f(r,t′(r,t)) 的複合函數,對
t 求偏微分,有
∂∂t=∂t′∂t∂∂t′
對
r 求偏微分,得
∇=∇′+(∇t′)∂∂t′(\?)
其中
∇′ 是保持
t′ 不變對
r 的偏微分。
在方程t′=t−|r−r′|c 兩邊對t 求偏微分,得
∂t′∂t=1−1c∂R′∂t=1−1c∂t′∂t∂R′∂t′
其中
∂R′∂t′ 是保持
r 不變對
t′ 求偏導,如圖所示
∂R′∂t′=−R′⋅v′R′
所以根據
∂t′∂t=1−1c∂t′∂t∂R′∂t′
得
∂t′∂t=11−R′⋅v′cR′=R′s′
∂R′∂t=∂t′∂t∂R′∂t′=−R′⋅v′s′
在方程t′=t−|r−r′|c 兩邊保持t 不變,對r 求偏微分,得
∇t′=∇t−∇|r−r′|c=0(保持t不變)−∇R′c=−1c(∇′R′+(∇t′)∂R′∂t′)
其中
∇′R′=R′R′,∂R′∂t′=−R′⋅v′R′ ,代入,得
∇t′=−R′cs′∇R′=R′s′
至此,已經得到了∂t′∂t,∂R′∂t,∇t′,∇R′ 幾個量.
運動電荷產生的電磁場
將Lienard-Wiechert勢
φ=14πε0es′A=1c2φv′
代入電場方程
E=−∇φ−∂A∂t
得
E=−e4πε0(∇1s′+1c2∂∂tv′s′)=−e4πε01s′2(−∇s′+1c2(∂v′∂ts′−∂s′∂tv′))
其中
∂v′∂t=∂v′∂t′∂t′∂t=∂v′∂t′R′s′=a′R′s′
所以
E=−e4πε01s′2(−∇s′+a′R′c2−1c2∂s′∂tv′)
∇s′=∇′s′+(∇t′)∂s′∂t′=∇′s′+(∇t′)∂s′∂t′
利用前面的結論
∇′s′=R′R′−v′c(\?∇′R′=δij?)∂s′∂t′=(R′R′−v′c)⋅v′−R′⋅a′c
所以
∇s′=()∂s∂t′=()
E=e4πε01s′3{(1−v′2c2)(R′−R′cv′)+1c2R′×[(R′−R′cv′)×a′]}
得,
B=1cR′R′×E
這就是運動點電荷的電磁場方程,略複雜。
本文主要參考俞允強《電動力學簡明教程》