6a. Электродинамика - Ричард Фейнман

Скалярное произведение — инвариант, поэтому полезно знать его величину. Что, например, можно сказать о «длине» четырехвектора скорости umum?

т. е. um — единичный четырехвектор.

§ 3. Четырехмерный градиент

Следующей величиной, которую нам следует обсудить, яв­ляется четырехмерный аналог градиента. Напомним (см. гл. 14, вып. 1), что три оператора дифференцирования д/дх, д/ду, d/dz преобразуются подобно трехмерному вектору и назы­ваются градиентом. Та же схема должна работать и в четырех измерениях; по простоте вы можете подумать, что четырехмер­ным градиентом должны быть (d/dt, д/дх, д/ду d/dz), но это неверно.

Чтобы обнаружить ошибку, рассмотрим скалярную функ­цию, которая зависит только от х и t. Приращение j при малом изменении t на Dt и постоянном х равно

(25.13)

С другой стороны, с точки зрения движущегося наблюда­теля

Используя уравнение (25.1), мы можем выразить Dх' и Dt' через Dt. Вспоминая теперь, что величина х постоянна, так

что Dx=0, мы пишем

Таким образом,

Сравнивая этот результат с (25.13), мы узнаем, что

(25.14)

Аналогичные вычисления дают

(25.15)

Теперь вы видите, что градиент получился довольно странным. Выражения для х и t через х' и t' [полученные решением уравнений (25.1)] имеют вид

Именно так должен преобразовываться четырехвектор. Но в уравнениях (25.14) и (25.15) знаки получились неправильными! Выход в том, что надо заменить неправильное определение четырехмерного оператора градиента (d/dt,С) правильным:

Мы его обозначим Сm . Для такого Сm трудности исчезают, и он ведет себя так, как подобает настоящему четырехвектору. (Ужасно неприятно наличие минусов, но так уж устроено в мире.) Разумеется, говоря, что Сm «ведет себя как четырехвектор», мы подразумеваем, что четырехмерный градиент ска­лярной функции есть четырехвектор. Если j — настоящее ска­лярное (лоренц-инвариантное) поле, то Сmj будет четырехвекторным полем.

Итак, все уладилось. Теперь у нас есть векторы, градиенты и скалярное произведение. Следующий на очереди — инвари­ант, аналогичный дивергенции в трехмерном векторном ана­лизе. Ясно, что аналогом его должно быть выражение Сmbm, где bm — векторное поле, компоненты которого являются функ­циями пространства и времени. Мы определим дивергенцию четырехвектора bm=(bt, b) как скалярное произведение Сm на bm:

где С·b — обычная трехмерная дивергенция вектора b. Не забы­вайте внимательно следить за знаками. Один знак минус свя­зан с определением скалярного произведения [формула (25.7)1, а другой возникает от пространственных компонент Сm [форму­ла (25.16)]. Дивергенция, определяемая формулой (25.7), есть инвариант, и для всех систем координат, отличающихся друг от друга преобразованием Лоренца, применение ее приводит к одинаковой величине.

Остановимся теперь на физическом примере, в котором появ­ляется четырехмерная дивергенция. Ею можно воспользоваться при решении задачи о полях вокруг движущегося проводника. Мы уже видели (гл. 13, § 7, вып. 5), что плотность электрического заряда r и плотность тока j образуют четырехвектор jm=(p, j). Если незаряженный провод переносит ток jx, то в системе от­счета, движущейся относительно него со скоростью v (вдоль оси х), в проводнике наряду с током появится и заряд [который возникает согласно закону

преобразований Лоренца (25.1)1:

Но это как раз то, что мы нашли в гл. 13. Теперь нужно под­ставить эти источники в уравнение Максвелла в движущейся системе и найти поля.

Закон сохранения заряда в четырехмерных обозначениях тоже принимает очень простой вид. Рассмотрим четырехмерную дивергенцию вектора jm :

(25.18)

Закон сохранения заряда утверждает, что утекание тока из еди­ницы объема должно быть равно отрицательной скорости уве­личения плотности заряда. Иными словами,

Подставляя это в (25.18), получаем очень простую форму за­кона сохранения заряда:

(25.19)

Благодаря тому, что Сmjm — инвариант, равенство его нулю в одной системе отсчета означает равенство нулю и во всех дру­гих. Таким образом, если заряд сохраняется в одной системе, он будет сохраняться и во всех других системах координат, дви­жущихся относительно нее с постоянной скоростью.

В качестве последнего примера рассмотрим скалярное про­изведение оператора градиента Сm на себя. В трехмерном про­странстве такое произведение дает лапласиан

Что получится для четырех измерений? Вычислить это очень просто. Следуя нашему правилу скалярного произведения, на­ходим

Этот оператор, представляющий аналог трехмерного лапласиа­на, называется даламбертианом и обозначается специальным

символом

(25.20)

По построению он является скалярным оператором, т. е., если подействовать им, скажем, на четырехвекторное поле, возникает новое четырехвекторное поле. [Иногда даламбертиан определяется с противоположным по отношению к (25.20) зна­ком, так что при чтении литературы будьте внимательны!]

Итак, для большинства величин, перечисленных нами в табл. 25.1, мы нашли их четырехмерные эквиваленты. (У нас еще нет эквивалента векторного произведения, но его нахождение мы оставим до следующей главы.) А теперь соберем в одно место все важнейшие результаты и определения и составим еще одну таблицу (табл. 25.2); она поможет вам лучше запомнить, что во что переходит.

§ 4. Электродинамика в четырехмерных обозначениях

В гл. 18, § 6, мы уже сталкивались с оператором Даламбера, хотя и не знали, что он так называется. Мы нашли там дифферен­циальное уравнение для потенциалов, которое в новых обозна­чениях выглядит так:

(25.21)

С правой стороны (25.21) стоят четыре величины r, jx, j , jz, поделенные на e0 — универсальную постоянную, одинаковую во всех системах координат, если во всех системах для измере­ния заряда используется одна и та же единица. Таким обра­зом, четыре величины r/jе0, jх/e0, jy/e0, jz/e0 тоже преобразуются как четырехвектор. Их можно записать в виде jz/е0. Оператор Даламбера не изменяется при переходе к другим системам коор­динат, так что четыре величины j, Ах, Ауи Az тоже должны преобразоваться как четырехвектор, т. е. должны быть компо­нентами четырехвектора. Короче говоря, величина

есть четырехвектор. То, что мы называли скалярным и вектор­ным потенциалами, оказывается только разными частями от од­ной и той же физической величины. Они неотделимы друг от друга. А если это так, то релятивистская инвариантность мира очевидна. Вектор Аmмы называем четырехмерным потенциалом (4-потенциалом).

В четырехмерных обозначениях (25.21) приобретает очень простой вид:

(25.22)

Физика этого уравнения та же, что и уравнений Максвелла. Но есть своя прелесть в том, что можно переписывать их в столь элегантной форме. Впрочем, эта красивая форма содержит и кое-что более значительное — из нее непосредственно видна ин­вариантность электродинамики относительно преобразований Лоренца.

Напомним, что уравнение (25.21) можно получить из урав­нений Максвелла только тогда, когда наложено дополнитель­ное условие градиентной инвариантности:

(25.23)

что означает просто СmAm =0, т. е. условие градиентной инвари­антности говорит, что дивергенция четырехмерного вектора Аmравна нулю. Это требование носит название условия Лоренца. Такая форма его записи очень удобна, ибо она инвариантна, а поэтому уравнения Максвелла во всех системах отсчета сохра­няют вид (25.22).

§ 5. Четырехмерный потенциал движущегося заряда

Теперь выпишем законы преобразования, выражающие j и А в движущейся системе через j и А в неподвижной, хотя неяв­но мы уже говорили о них. Поскольку Аm = (j, А) является четырехвектором, это уравнение должно выглядеть подобно (25.1), за исключением того, что t нужно заменить на j, а x — на А. Таким образом,