Coulomb-Eichung

Die Coulomb-Eichung (nach ihrem Zusammenhang mit dem Coulomb-Potential (s. u.); auch Strahlungseichung oder transversale Eichung genannt) ist eine mögliche Eichung der Elektrodynamik, beschreibt also eine Einschränkung der elektrodynamischen Potentiale.

Eichfreiheit der Elektrodynamik

Um die Lösung der Maxwell-Gleichungen zu erleichtern, führt man für das elektrische Feld $ {\vec {E}} $ und das magnetische Feld $ {\vec {B}} $ das Skalarpotential $ \Phi $ und das Vektorpotential $ {\vec {A}} $ ein, welche die klassisch beobachtbaren Felder beschreiben:

$ {\vec {E}}({\vec {r}},t)=-\nabla \Phi -\partial _{t}{\vec {A}}({\vec {r}},t) $

$ {\vec {B}}({\vec {r}},t)=\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}},t) $.

Diese Definition erlaubt Eichfreiheiten in der Wahl von Skalar- und Vektorpotential, die keine Auswirkungen auf messbare Größen haben, insbesondere nicht auf elektrisches Feld und magnetische Flussdichte.

Die Coulomb-Eichung

Diese Eichfreiheit wird in der Coulomb-Eichung dazu genutzt, die Divergenzfreiheit des Vektorpotentials zu fordern:

$ \nabla \cdot {\vec {A}}({\vec {r}},t)=0 $

Wegen $ \Delta =\nabla \cdot \nabla $ und $ {\frac {\partial }{\partial t}}\nabla =\nabla {\frac {\partial }{\partial t}} $ folgen daraus die im nächsten Paragraphen notierten Resultate.

Die inhomogenen Maxwell-Gleichungen in der Coulomb-Eichung

Setzt man mit dieser Eichung die Potentiale in die inhomogenen Maxwell-Gleichungen (das gaußsche Gesetz und das erweiterte Induktionsgesetz) ein, so erhält man

$ \Delta \Phi =-{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}} $

und

$ \Delta {\vec {A}}-{\frac {1}{c^{2}}}\partial _{t}^{2}{\vec {A}}=-\mu _{0}{\vec {j}}+{\frac {1}{c^{2}}}\nabla \partial _{t}\Phi \,\,(=:\,-\mu _{0}{\vec {j}}_{\mathrm {eff} }) $.

Die erste Gleichung wird gelöst durch

$ \Phi ({\vec {r}},t)={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int {\frac {\rho ({\vec {r}}^{\prime },t)}{\left|{\vec {r}}-{\vec {r}}^{\prime }\right|}}\mathrm {d} ^{3}r^{\prime } $,

also ist in dieser Eichung das Skalarpotential $ \Phi $ identisch mit dem Coulomb-Potential.

Die zweite Gleichung ist eine inhomogene Wellengleichung mit der durch die Methode des retardierten Potentials gewonnenen Lösung:

$ {\vec {A}}({\vec {r}},t)={\frac {\mu _{0}}{4\pi }}\int {\frac {{\vec {j}}_{\mathrm {eff} }({\vec {r}}^{\prime },t')}{\left|{\vec {r}}-{\vec {r}}^{\prime }\right|}}\mathrm {d} ^{3}r^{\prime } $.

Dabei ist die retardierte Zeit $ t' $ gegeben durch $ t':=t-{\frac {|{\vec {r}}-{\vec {r}}^{\prime }|}{c}} $ . Physikalisch entspricht die zuletzt angegebene Differenz der Zeitspanne, die ein Licht- oder Radarsignal braucht, um die Strecke vom Ausgangspunkt (dem Integrationpunkt) $ {\vec {r}}' $ der Signale zum Ankunftspunkt $ {\vec {r}} $ zu durchlaufen (c ist die Lichtgeschwindigkeit).

In der Nutzung zweier unterschiedlicher Zeiten in den Integralen – erstens t beim skalaren Potential, zweitens t′ beim Vektorpotential – besteht der Hauptvor- bzw. -nachteil der Coulomb-Eichung. Die konkurrierende Lorenz-Eichung hat diesen Nachteil nicht, sondern ist explizit relativistisch invariant, indem sie die Retardierung durchgehend berücksichtigt.

Sind keine Quellen (Ladungen und Ströme) vorhanden, so vereinfachen sich die Gleichungen zu

$ \Delta \Phi =0 $

und

$ \Delta {\vec {A}}-{\frac {1}{c^{2}}}\partial _{t}^{2}{\vec {A}}=0 $,

das Vektorpotential erfüllt also die homogene Wellengleichung.

Literatur

• John D. Jackson: Klassische Elektrodynamik. Walter de Gruyter Berlin New York, 2006, ISBN 978-3-11-018970-4. 

en:Gauge fixing#Coulomb gauge