搜索深入淺出講解麥克斯韋方程組【三維動畫視頻逼真描述】
2016-09-24 by:CAE仿真在線 來源:互聯(lián)網(wǎng)
前一段時間給大家發(fā)過一篇《世界上最偉大的十個公式》,排在第一位的是麥克斯韋方程,它是電磁學理論的基礎,也是相對論假定光速不變的依據(jù),可見排在十大公式之首,理所應當!為了讓大家更好地理解該方程,我們找到了一篇由孫研發(fā)表在知乎上的關于麥克斯韋方程的非常完美的講解,呈現(xiàn)個大家。在文章的最后,我們還為大家附上了一段講解麥克斯韋方程的英文動畫視頻,如果你英文比較好,不妨看一下。以下是正文:
有人要求不講微積分來講解一下麥克斯韋方程組?感覺到基本不太可能啊,你不知道麥克斯韋方程組里面每個方程都是一個積分或者微分么??那既然這樣,我只能躲躲閃閃,不細談任何具體的推導和數(shù)學關系,純粹揮揮手扯扯淡地說一說電磁學里的概念和思想。
1. 力、能、場、勢
經(jīng)典物理研究的一個重要對象就是力force。比如牛頓力學的核心就是F=ma這個公式,剩下的什么平拋圓周簡諧運動都可以用這貨加上微積分推出來。但是力有一點不好,它是個向量vector(既有大小又有方向),所以即便是簡單的受力分析,想解出運動方程卻難得要死。很多時候,從能量的角度出發(fā)反而問題會變得簡單很多。能量energy說到底就是力在空間上的積分(能量=功=力×距離),所以和力是有緊密聯(lián)系的,而且能量是個標量scalar,加減乘除十分方便。分析力學中的拉格朗日力學和哈密頓力學就繞開了力,從能量出發(fā),算運動方程比牛頓力學要簡便得多。
在電磁學里,我們通過力定義出了場field的概念。我們注意到洛侖茲力總有著F=q(E+v×B) 的形式,具體不談,單看這個公式就會發(fā)現(xiàn)力和電荷(或電荷×速度)程正比。那么我們便可以刨去電荷(或電荷×速度)的部分,僅僅看剩下的這個“系數(shù)”有著怎樣的動力學性質。也就是說,場是某種遍布在空間中的東西,當電荷置于場中時便會受力。具體到兩個電荷間的庫侖力的例子,就可以理解為一個電荷制造了電場,而另一個電荷在這個電場中受到了力,反之亦然。類似地我們也可以對能量做相同的事情,刨去能量中的電荷(或電荷×速度),剩下的部分便是勢potential。
一張圖表明關系:
積分
力--->能
| |
場<---勢
微分
具體需要指出,這里的電場(標為E)和磁場(標為B)都是向量場,也就是說空間中每一個點都對應著一個向量。如果我們把xyz三個分量分開來看的話,這就是三個標量場。而能量和勢是標量(電磁學中的勢其實并不是標量,原因馬上揭曉),放到空間中也就是一個標量場。在力/場和能量/勢之間互相轉化的時候,我們是在3<->1個標量場之間轉化,必然有一些信息是丟掉了的。怎么辦?
一個顯而易見的答案是“保守力場”conservative force field。在這樣一個場中,能量(做功)不取決于你選擇什么樣的路徑。打個比方,你爬一座山,無論選擇什么路徑,只要起點和終點一樣,那么垂直方向上的差別都是一樣的,做的功也一樣多。在這種情況下,我們對力場有了諸多限制,也就是說,我假如知道了一個保守力場的x一個分量,那么另兩個分量yz就隨之確定了,我沒得選(自由度其實只有一個標量場)。有了保守力場這樣的額外限制,向量場F(3個標量場)和(1個)標量場V之間的轉化便不會失去信息了。具體而言,二者關系可以寫作F=-?V。這里不說具體細節(jié),你只要知道?是一種固定的、把一個標量場變成三個標量場的算法就可以了(叫做算符operator)。
那么我們想問,電場和磁場是不是保守力場呢?很不幸,不是。在靜電學中,靜止的電場是保守的,但在電動力學中,只要有變化的電場和磁場,電場就不是一個保守力場了;而磁場從來都不是保守力場。這也就是說明,在電磁學中,我們很少涉及能量這個概念,因為它不能完整地描述一個電磁場。我們更多時候只關注“場”這個概念,盡管因此我們不得不涉足很多向量微積分,但我們沒有辦法,這是不讓信息丟掉的唯一辦法。那么,既然勢也是標量,它是否也是一個沒什么用的概念呢?恰恰相反,在電動力學中我們定義出了“向量勢”vector potential,以保留額外的自由度。后面我會更具體地談到這一點。
總而言之,我想說明一點,那就是電磁學的主要研究對象是電場和磁場,而麥克斯韋方程組就是描述電場和磁場的方程。勢(包括電勢和磁向量勢)也是有用的概念,而且不像引力勢是一個標量,在電磁學中勢不得不變成一個向量。
2. 麥克斯韋方程組
前邊說到,麥克斯韋方程組Maxwell equations是描述電場和磁場的方程。前邊也說到,因為電磁場不是保守力場,它們有三個標量場的自由度,所以我們必須用向量微積分來描述電磁場。因此,麥克斯韋方程組每個式子都出現(xiàn)了向量微積分,而整個方程組也有積分形式和微分形式兩種。這兩種形式是完全等價的,只是兩種不同的寫法。這里我先全部寫出。
這里E表示電場,B表示磁場,ε0和μ0只是兩個常數(shù)暫時可以忽略。積分形式中Q是電荷,I是電流,V表示一塊體積,?V表示它的表面,而S表示一塊曲面,?S表示它的邊緣。微分形式中ρ是電荷密度(電荷/體積),J是電流密度(電流/面積),?·和?×是兩個不同的算符,基本可以理解為對向量的某種微分。
先不說任何細節(jié),我們可以觀察一下等式的左邊。四個方程中,兩個是關于電場E的,兩個是關于磁場B的;兩個是曲面積分∫da或者散度?·,兩個是曲線積分∫dl或者旋度?×。不要管這些術語都是什么意思,我后面會講到。但光看等式左邊,我們就能看出四個式子分別描述電場和磁場的兩個東西,非常對稱。
3. 電荷->電場,電流->磁場
這一部分和下一部分中,我來簡單講解四個式子分別代表什么意思,而不涉及任何定量和具體的計算。
我們從兩個電荷之間的庫侖力講起。庫侖定律Coulomb's Law是電學中大家接觸到的最早的定律,有如下形式:
其中Q是電荷,r是電荷之間的距離,r是表示方向的單位向量。像我之前說的,把其中一個電荷當作來源,然后刨去另一個電荷,就可以得到電場的表達式。
高中里應該還學過安培定律Ampere's Law,也就是電流產生磁場的定律。雖然沒有學過具體表達式,但我們已經(jīng)能看出它與庫侖定律之間的區(qū)別。庫侖定律描述了“兩個”微小來源(電荷)之間的“力”,而安培定律是描述了“一個”來源(電流)產生的“場”。事實上,電磁學中也有磁場版本的庫侖定律,描述了兩個微小電流之間的力,叫做畢奧-薩伐爾定律Biot-Savart Law;反之,也有電場版本的安培定律,描述了一個電荷產生的磁場,叫做高斯定律Gauss's Law。這四個定律之間有如下關系:
電場 磁場
兩個微小來源之間的力庫侖定律 畢奧-薩伐爾定律
單個來源產生的場高斯定律 安培定律
數(shù)學上可以證明庫侖定律(畢奧-薩伐爾定律)和高斯定律(安培定律)在靜電學(靜磁學)中是完全等價的,也就是說我們可以任意假設一個定律,從而推 導出另一個定律。然而如果我們想從靜止的靜電學和靜磁學推廣到電動力學,前者是非常不便的而后者很卻容易,所以盡管庫侖定律在中學中常常提到,麥克斯韋方程組中卻沒有它,有的是高斯定律和安培定律。這兩個定律分別是麥克斯韋方程組里的(1)和(4)的第一項,即:
高斯定律(積分、微分形式):
安培定律(積分、微分形式):
4. 變化磁場->電場,變化磁場->電場
然而這不是故事的全部,因為事實上電磁場是可以互相轉化的。法拉第發(fā)現(xiàn)了電磁感應,也就是說變化的磁場是可以產生電場的,這就是法拉第定律Faraday's Law。類似地,麥克斯韋發(fā)現(xiàn)安培定律的描述并不完善,除了電流以外,變化的電場也可以產生磁場,這被稱為安培-麥克斯韋定律Ampere-Maxwell Law。這兩個定律分別是麥克斯韋方程組里的(2)和(4)的第二項,即:
法拉第定律(積分、微分形式):
安培-麥克斯韋定律(積分、微分形式):
需要指出的是,我這樣的說法其實是不準確的,因為并不是真的某一個場“產生”的另一個場。這兩個定律只是描述了電場(磁場)和磁場(電場)的變化率之間的定量關系,而不是因果關系。
小結一下,我們已經(jīng)搞清楚了麥克斯韋方程組里每一項的意思,基本就是指出了電磁場的來源和變化電磁場的定量關系。下一步便是往我們這些粗淺的理解中加入數(shù)學,具體看看這些方程到底說了什么。在這之前,我們必須花一點時間了解一下向量微積分的皮毛。
5. 向量積分
普通的單變量微積分基本可以理解為乘法的一種拓展。我們想計算一個矩形的面積,我們用長x乘寬y,即xy。如果寬不是一個定值而是根據(jù)長而變化的(也就是說寬是一個長的函數(shù),即寬=y(x)),那么我們就需要積分,記為“∫y(x)dx”。這樣的想法也很容易推廣到更高的維度,比如在一塊體積V內,若電荷密度為ρ,那么這塊體積內的總電荷就是Q=ρV;如果ρ在空間中每一點都不一樣,是個關于坐標的函數(shù)ρ(x),那么就要變成積分Q=∫∫∫ρ(x)dV(這里三個∫表示是一個三維的積分,很多時候也可以省略寫為一個∫)。
在向量場中,這個事情比較麻煩。首先兩個向量的乘積的定義稍顯復雜,必須使用點乘dot product,即u·v,它暗示著兩個向量之間的角度,也就是有多么平行。如果u和v完全平行,它們的點乘是一個正值;如果方向相反,則是一個負值;如果垂直,那么為0。另一方面,我們不一定要像上一個電荷的例子一樣積上整個體積V,我們可以只積一個曲面S或者一條曲線γ。這就是所謂的曲面積分和曲線積分的概念。
曲面積分surface integral有如下形式:
其中S表示我們需要積的曲面,F是我們想要積的向量場,·代表點乘,a指向垂直于S的方向。因此,我們看到,如果F和S是平行的,那么點乘處處得0,這個曲面積分也為0。換句話說,曲面積分表示著向量場F穿過曲面S的程度,因此也很形象地叫做通量flux。下圖為兩個簡單的例子(虛線----表示曲面所在的位置):
曲面積分(通量)為0:
→ → → → →
--------------------
→ → → → →
曲面積分(通量)不為0:
↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑
--------------------
↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑
那么曲線積分line integral也很類似,只不過我們不積一個曲面S而是一個一維的曲線γ。它有如下形式:
其中γ表示我們需要積的曲線,·代表點乘,l指向曲線γ的方向。不難看出,曲線積分表示著向量場F沿著曲線γ的程度。下圖為兩個簡單的例子(虛線----表示曲線γ):
曲線積分不為0:
→ → → → →
--------------------
→ → → → →
曲線積分為0:
↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑
--------------------
↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑
特別地,如果曲線是閉合的(首尾相連的),那么我們可以在積分符號∫上畫一個圈,表示閉合,然后這個特殊的曲線積分叫做環(huán)量circulation,因為是積了一個環(huán)嘛。很顯然,如果F是個保守力場,那么我隨便找一個閉合曲線,做的功都一定為0(這就是保守力場的定義啊),所以保守力場的任意環(huán)量都為0。最后一提,“環(huán)量”這個名字很少使用,一般就直接叫做“閉合曲線的積分”。
定義一個通量所使用的曲面S則不一定要是閉合的,任何曲面都可以。如果這個曲面很特殊恰好是閉合的,我們也可以在積分符號∫∫上畫上一個圈,代表閉合,但這個量則沒有一個特殊的名字了。
總結如下表:
曲面積分 曲線積分
表示向量場通過曲面 沿著曲線的程度
又叫做通量 --
若為閉合-- 環(huán)量
6. 麥克斯韋方程組的積分形式
我非常不嚴謹?shù)孛枋隽饲娣e分和曲線積分分別是什么。我們回頭看看麥克斯韋方程組的積分形式,我們應該都能看懂了。
(1) 高斯定律: 電場E在閉合曲面?V上的通量,等于該曲面包裹住的體積V內的電荷(乘上系數(shù)1/ε0);
(2) 法拉第定律: 電場E在閉合曲線?S上的環(huán)量,等于磁場B在該曲線環(huán)住的曲面S上的通量的變化率(乘上系數(shù)-1);
(3) 高斯磁定律: 磁場B在閉合曲面?V上的通量,等于0;
(4) 安培麥克斯韋定律:磁場B在閉合曲線?S上的環(huán)量,等于該曲線環(huán)住的曲面S里的電流(乘上系數(shù)μ0),加上電場E在該曲線環(huán)住的曲面S上的通量的變化率(乘上系數(shù)μ0ε0)。
雖然在我看來,這樣的描述已經(jīng)是非常通俗、沒有任何數(shù)學了,但對于沒有學習過微積分的同學來說,顯然還是太晦澀了一點。那么我來舉幾個例子吧。
(1) 高斯定律:
例子1:假設我們有一個點電荷Q,以其為球心作一個球,把這塊體積稱為V,那么?V就是這個球的表面。這個電荷Q產生了一些電場,從中心的Q向外發(fā)射,顯然電場線都穿過了球的表面?V,所以“閉合曲面?V的通量”是個正數(shù),不為0,而“該曲面包裹住的電荷”為Q,也不為0。
例子2:假設我們把電荷Q替換為-Q,那么所有的電場線方向都反過來了,?V的通量(記得通量中的點乘嗎?)也因此獲得了一個負號,所以“閉合曲面?V的通量”變成了負數(shù),而“該曲面包裹住的電荷”為-Q,也變成了負數(shù)。等式再一次成立。
例子3:假設我們把這個球的半徑擴大為原來的2倍,這個球的表面積就變成了原來的4倍。與此同時,由于庫侖力的反比平方定律,由于球表面與球心電荷Q的距離變成了原來的2倍,在球表面?V的電場強度也變成了原來的1/4。通量(電場和面積的積分)獲得一個系數(shù)4,又獲得一個系數(shù)1 /4,所以“閉合曲面?V的通量”沒有變,而“該曲面包裹住的電荷”顯然仍然為Q,也沒有變。
例子4:事實上,我們隨便怎么改變這一塊表面積的大小、體積,算出來的通量都不會變(盡管會非常難算),因為等式的右邊“該曲面包裹住的電荷”一直都沒有變。
例子5:假設我們把電荷移到這個曲面外面,那么電場線會從這個球的一面穿透進去,然后從另一面出來,所以當我們做積分的時候,兩個方向的通量抵消了,整個“閉合曲面?V的通量”為0,而此時我們的曲面沒有包裹住任何電荷,所以“該曲面包裹住的電荷”也為0。等式成立。
(2) 法拉第定律:
例子6:一圈閉合導線,環(huán)住了一塊曲面S,則記這個曲線的位置為?S,那么經(jīng)過?S的電場E的環(huán)量其實就是導線內的電勢(電壓)。垂直于S通過一些磁場B,則通過S的磁通量不為0。然而此時導線內并沒有電流,也就是說,并沒有電壓,“閉合曲線?S的環(huán)量”為0。這是很顯然的,因為磁通量并沒有變化,沒有電磁感應,換句話說,“曲面S上的通量的變化率”為0。
例子7:這個時候我突然增加磁場,所以磁通量變大了,“磁通量的變化率”為正,不為0。因此,等式的左邊“閉合曲線?S的環(huán)量”也為正,不為0,也就是說,導線內產生了一些電壓,繼而產生了一些感應電流。這正是大家熟悉的法拉第電磁感應。
例子8:如果我不是增加磁場,而是減小磁場,那么磁通量變小了,“磁通量的變化率”為負。那么等式左邊“閉合曲線?S的環(huán)量”也獲得了一個負號,換句話說,感應電流的方向反了過來。
(3) 高斯磁定律:
例子9:隨便選擇一個閉合曲面,整個曲面上的磁通量一定為0。這和電場的情況迥然不同,因此說明,不像有可以產生電場的“電荷”,這個世界上是沒有能單獨產生磁場的“磁荷”(也就是“磁單極子”)的。
(4) 安培-麥克斯韋定律:
例子10:假設我們有一個電流I,以其為軸作一個圓,把這個圓稱為S,那么?S就是這個圓的邊緣。這個電流I產生了一些磁場,(按照 右手定則)繞著導線。顯然磁場線和?S都是“繞著導線”,方向一致,所以“閉合曲線?S的環(huán)量”是個正數(shù),不為0,而“該曲線環(huán)住的電流”為I,也不為 0。
例子11:假設我們改變電流方向,即把I變成-I,那么所有的磁場線方向都反過來了,?S的環(huán)量也因此獲得了一個負號,所以“閉合曲線?S的環(huán)量”和“該曲線環(huán)住的電流”均獲得一個負號。等式再一次成立。
例子12:和高斯定律很像,我們隨便怎么改變這一個環(huán)的大小、面積,只要環(huán)住的電流不變,算出來的環(huán)量都不會變(盡管可能會非常難算)。而若電流在這個環(huán)外面,盡管仍然有磁場存在,但在計算環(huán)量時相互抵消,使得等式兩邊都變成0。
例子13:“變化的電場產生磁場”(即第二項)的例子非常難找,這也正是安培當年沒有自己發(fā)現(xiàn)、非要等到麥克斯韋幫忙才發(fā)現(xiàn)的原因。我這里不妨不再細述,讀者只要接受這個設定就好。有興趣的讀者可以自己思考一個這種情況的例子。
最后,還記得我們之前說過“保守力場的任意環(huán)量都為0”嗎?顯然,要想讓磁場的環(huán)量為0,那就只能既沒有電流(方程(4)中的第一項),也沒有變化的電通量(第二項),那么磁場只能為0。換言之,任何磁場都不是保守力場。想讓電場的通量為0還比較簡單,只需要令磁通量不變(方程(2))就好了。換言 之,只有在靜電學(電磁場均靜止不變)中,靜電場才是保守力場。
7. 向量微分
麥克斯韋方程組描述了所有的電磁現(xiàn)象,從每個方程的名字也可以看出,方程組總結、整合了前人(庫侖、高斯、安培、法拉第等)發(fā)現(xiàn)的各種現(xiàn)象和其方程 (在麥克斯韋以前這樣的方程可能有數(shù)十個),而麥克斯韋把它們總結歸納到了一起,用短短四個公式涵蓋了所有現(xiàn)象,非常了不起。然而平心而論,積分形式仍然顯得頗為繁瑣,原因有二:
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積分是很難算的,雖然每一個方程的左右兩邊都必然相等,但隨便給你一個場和一個曲面/曲線,想把左側的積分算出來極為困難;2. 也正因為如此,我們盡管有可以描述電磁場的方程,但給定一個特定的來源(比如天線中一個來回搖擺的電荷),我們想算出具體的E和B也是極為困難,因為我們只知道E和B在某個特殊曲面/曲線上的積分。
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這就是微分形式的好處。首先,計算一個給定向量場的微分(散度和旋度)是很簡單的,只要使用之前提到過的?·和?×算符就好,而這兩個算符都有一套固定的算法。其次,散度和旋度代表著一個向量場的兩種不同的自由度,有著非常直接的幾何意義,從這兩個量中恢復出向量場也是比較直觀的過程。當然,我們又需要再準備一些向量微積分的知識,其中的重點就是散度和旋度。
散度divergence,顧名思義,是指一個向量場發(fā)散的程度。一個向量場F的散度是一個標量場(向量場的每一點有一個自己的散度),寫作?·F(這個寫法也很直白,因為點乘就是標量)。如果一個點的散度為正,那么在這一點上F有向外發(fā)散的趨勢;如果為負,那么在這一點上F有向內收斂的趨勢。
旋度curl則指一個向量場旋轉的程度。一個向量場F的旋度是一個向量場(向量場的每一點有一個自己的旋度,而且是一個向量;這是因為旋轉的方向需要標明出來),寫作?×F(這個寫法也很直白,因為叉乘就是向量)。如果一個點的旋度不為0,那么在這一點上F有漩渦的趨勢,而這個旋度的方向表明了旋轉的方向。
舉些例子,以下是兩個向量場的例子。其中第一個向量場往外發(fā)散,但完全沒有旋轉扭曲的趨勢;第二個向量場形成了一個標準的漩渦,但沒有任何箭頭在往外或往里指,沒有發(fā)散或收斂的趨勢。(顯然這兩個圖都是用字符直接畫的;大家湊合著看,有空我再搞張好看點的圖)
散度不為0、但旋度為0的向量場:
↖ ↑ ↗
← · →
↙ ↓ ↘
旋度不為0、但散度為0的向量場:
↗ → ↘
↑ · ↓
↖ ← ↙
因此,如你所見,散度和旋度描述的都是非常直觀的幾何性質。只要知道一個向量場的散度和旋度,我們就可以唯一確定這個向量場本身(這是亥姆霍茲定理,我要是有興致可以以后簡單談談)。
麥克斯韋方程組的微分形式,就是要描述電磁場的散度和旋度。我前邊說到,微分形式和積分形式是完全等價的,我很也可以很輕松地從一個形式推導出另一個形式,用的是高斯定理(不要和高斯定律混淆、又叫散度定理)和斯托克斯定理。
高斯定理Gauss's Theorem:一個向量場F在閉合曲面?V上的通量,等于該曲面包裹住的體積V里的F全部的散度(F的散度的體積積分)。這是可以想象的,畢竟通量就是在計算有多少場從這個閉合曲面里發(fā)散出去了,也就是總共的散度(散度的積分)。
斯托克斯定理Stokes' Theorem:一個向量場F在閉合曲線?S上的環(huán)量,等于該曲線環(huán)住的曲面S上的F全部的旋度(F的旋度的曲面積分)。這也是可以想象的,畢竟環(huán)量就是在計算有多少場和這個環(huán)方向一樣(有多少場在沿著這個環(huán)旋轉),也就是總共的旋度(旋度的積分)。
總結如下表:
曲面積分 曲線積分
積分形式通量 環(huán)量
聯(lián)系高斯定理 斯托克斯定理
微分形式散度 旋度
8. 麥克斯韋方程組的微分形式
了解了散度和旋度的概念之后,我們便可以讀懂麥克斯韋方程組的微分形式了。
(2) 法拉第定律: 電場E的旋度,等于在該點的磁場B的變化率(乘上系數(shù)-1);
(3) 高斯磁定律: 磁場B的散度,等于0;
(4) 安培麥克斯韋定律:磁場B的旋度,等于在該點的電流密度J(乘上系數(shù)μ0),加上在該點的電場E的變化率(乘上系數(shù)μ0ε0)。
我們可以看出,電荷和電流對電場和磁場干的事情是不一樣的:電荷的作用是給電場貢獻一些散度,而電流的作用是給磁場貢獻一些旋度。然而變化的電磁場對對方干的事情是一樣的,都是給對方貢獻一些旋度。
想看一些具體例子的同學要失望了。微分形式的例子比較難舉,因為微分形式主要是讓計算更加簡便,在數(shù)學上比較有優(yōu)勢,而應用到具體的現(xiàn)象上則不那么 顯而易見。不過,至少靜電磁場的例子還是可以舉的。比如,我們知道電場線總是從正電荷出發(fā)、然后進入負電荷,這正是在說電場的散度在正電荷處為正,在負電荷處為負。再例如我們知道磁場線總是繞著電流,而不會進入或發(fā)源于電流,這也就是在說磁場有旋度而一定沒有散度。
9. 電磁波
我剛剛提到,微分形式的主要好處是數(shù)學上處理起來很簡便,我現(xiàn)在就給一個例子,也就是著名的光速。想象我們在真空中,周圍什么都沒有。這個時候,顯然電荷密度和電流密度均為0,所以麥克斯韋方程組的微分形式變成了:
想要具體解出這個方程的解,還是需要玩兒一會兒微積分的,但是我們注意到兩個式子分別有系數(shù)-1和μ0ε0。如果你了解波動方程的話,從這兩個系數(shù)就可以算出這個波傳播的速度,為
然而!μ0和ε0這兩個常數(shù)是真空的性質(分別叫做真空電容率vacuum permittivity和真空磁導率vacuum permeability),是個定值。換句話說,電磁波傳播的速度(光速)也是一個定值! 也就是說,在任何參考系里觀察,光速都應該是一樣的c!這根據(jù)伽利略速度相加原理是不可能的(靜止的你認為火車的速度是50 m/s,那么如果你以1 m/s的速度往前走你就會認為火車的速度只有49 m/s,顯然不會仍然是50 m/s),但是電磁學卻實實在在地告訴我們光速是不會變的。吶,這就是相對論的由來了。
10. 方向性
可能有同學已經(jīng)發(fā)現(xiàn),我們的討論中似乎忽略了很重要的一部分就是方向性。畢竟初高中學電磁的時候,出現(xiàn)了各種左手、右手定則(插一句,請一定一定忘掉左手定則,使用左手簡直反人類,在正統(tǒng)的向量微積分和電磁學里只有右手定則)。在之前對于麥克斯韋方程組的詮釋中,我們似乎很少提及方向。麥克斯韋方程組描述了方向性嗎?
答案是肯定的。方向或者說手性(為什么是“右手”定則而不是“左手”定則?)來自于叉乘的定義和面積的向量微分元素的定義。我們定義叉乘u×v是一個向量,指的方向是垂直于u和v的方向;但顯然有兩個不同的方向均滿足這個條件,而我們選擇了其中特定的一個,把選擇的這個規(guī)則叫做“右手定則”。類似地,一個曲面S也有兩個方向(即其微分元素da是向量)。注意到曲線積分也是有方向性的(即其微分元素dl也是向量),因此我們把S的da和?S的dl聯(lián)系起來,這個聯(lián)系的規(guī)則也叫做“右手定則”。
上面這些情況中,選擇“右手”是非常隨意的;原則上我也可以全部選擇左手,那么我得到的數(shù)學體系和原來的是完全等價的。當然,磁場B會和原來的磁場指的方向完全相反,但是沒有關系,因為我們又不能直接看到磁場,所有的定律的手性都變了之后,描述的物理是不變的。但是,選擇右手是約定俗成的,也就沒必要再糾結為什么了。
11. 梯度、二次導數(shù)
我在之前說到保守力場的時候,偷偷塞進來過這樣一個式子:F=-?V。這里F是個向量場,V是個標量場。我們看到,這個神奇的倒三角不但可以表示散度(把向量變成標量)和旋度(把向量變成向量),還可以這樣把一個標量場變成一個向量場!數(shù)學上這個倒三角叫Nabla算符,而?V叫做一個標量場V的梯度。
什么叫做梯度呢?其實相比于散度和旋度,這應該是更加熟悉的概念。梯度gradient就是一個標量場變化的程度。我們可以把一個標量場想象成一個山坡,每一點的梯度是一個向量,指的方向是上坡的方向,大小則是坡的陡峭程度。
總結一下我們見到的三種向量微分吧:
梯度 散度 旋度
作用在一個標量 向量 向量場上
表示這個場變化 發(fā)散 旋轉的程度
得到一個向量 標量 向量場
寫作 ?V?·F?×F
于是從F=-?V這個公式我們看到,保守力場(比如引力場)可以表示為某個標量場(比如引力勢能)的梯度。之前說過, 保守力場的環(huán)量/旋度一定為0。這也就是說,梯度的旋度一定為0。這是可以想象的,梯度指的是上坡的方向,而如果它有旋度,就意味著它們的指向可以形成的 一個環(huán),在這個環(huán)上可以一直上坡。這就像彭羅斯樓梯,是不可能的情形。
還有一個類似的定理,是說旋度的散度一定為0。我們也來想一下幾何上這意味著什么。如果旋度有散度,就意味著在某個球上散度都在往球外指,也就意味著在球上每個點這個場都是逆時針旋轉的。想想也知道這是不可能的。所以我們得到了兩個重要的結論:
1. 任意標量場V的梯度?V都是沒有旋度的,也就是?×(?V)=0;
2. 任意向量場F的旋度?×F都是沒有散度的,也就是?·(?×F)=0。
我說過,這些“X度”都可以認為是場的一種微分,那么這些“X度的X度”就可以認為是二次導數(shù)了。我們看到,有兩種二次導數(shù)都自動為0,不必我們深究。還有一種二次導數(shù)也很有名,也就是梯度的散度,它甚至有了一個專門的花哨的名字,叫“拉普拉斯算符”Laplacian。在此我不作展開,大家只要知道它挺重要的就行。
12. 電荷守恒
從麥克斯韋方程組中可以直接推出電荷守恒。這個推導十分簡單,且頗為有趣,可以讓大家看到向量微積分的方便之處,我就簡要寫一下:
首先我們有安培-麥克斯韋定律:
兩邊同時取散度:
注意到左邊是磁場的旋度的散度,而旋度的散度一定為0,故左邊為0。右邊交換散度和時間導數(shù),并約掉μ0,得:
使用高斯定律:
代入原式,約掉ε0,得:
這個就是電荷守恒的公式。用語言說,就是電流密度的散度加上電荷密度的變化率一定為0。如果這比較抽象,我們可以對兩項同時體積積分,再對J那項使用高斯定律變成面積積分,則結論變成:
一塊體積V內的電荷的變化率加上通過表面?V的電流一定為0。
舉個栗子,如果一塊體積內的電荷Q變少了,其變化率為負,根據(jù)上述結論,通過表面的電流一定為正,也就是說有電流從這塊體積內流出去了。這就是非常明顯的電荷守恒了,給出了電荷和電流的關系,這個公式也叫“連續(xù)性方程”continuity equation。連續(xù)性方程在流體力學里十分重要,甚至在量子力學里的概率也遵守這個方程(電荷->概率,電流->概率流)。
S1. 附錄:省略掉的各種公式和定義
庫侖定律:
畢奧-薩伐爾定律:
Nabla算符:
梯度:
散度:
旋度:
高斯定理:
斯托克斯定理:
真空中的電磁波:
(完)
附:關于麥克斯韋電磁方程的動畫視頻講解
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