Magnetisches Vektorpotential

Physikalische Größe
Name	magnetisches Vektorpotential
Formelzeichen	${\vec {A}}$
Größen- und Einheitensystem Einheit Dimension SI V·s·m-1 M1 L1 T−2 I−1

Das magnetische Vektorpotential ${\vec {A}}({\vec {r}})$, oft auch nur als Vektorpotential bezeichnet, ist in der klassischen Elektrodynamik ein Vektorfeld dessen Rotation die magnetische Flussdichte ${\vec {B}}({\vec {r}})$ liefert

${\vec {B}}({\vec {r}})\;{\overset {\underset {\mathrm {def} }{}}{=}}\;\operatorname {rot} {\vec {A}}({\vec {r}})=\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}})$.

Historisch wurde es als mathematisches Hilfsmittel entwickelt, um die magnetische Flussdichte leichter zu beschreiben. Es lässt sich u. a. auch dazu verwenden, die zur Beschreibung des elektromagnetischen Felds verwendeten Maxwell-Gleichungen zu entkoppeln und dadurch leichter lösbar zu machen.

Obwohl es zunächst nur als mathematisches Hilfsmittel eingeführt wurde, kommt ihm in der Quantenmechanik physikalische Realität zu, wie das Aharonov-Bohm-Experiment zeigt.

Das magnetische Vektorpotential hat die Einheit $[A]=\mathrm {\frac {V\,s}{m}}$.

Definition

Das Vektorpotential ${\vec {A}}({\vec {r}})$ wird so definiert, dass

${\vec {B}}({\vec {r}})\;{\overset {\underset {\mathrm {def} }{}}{=}}\;\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}})$

gilt. Hierbei ist $\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}})$ die Rotation des Vektorpotentials. Durch diesen Ansatz ist die Divergenz von ${\vec {B}}$ Null, da $\operatorname {div} {\vec {B}}=\operatorname {div} \operatorname {rot} {\vec {A}}=\nabla \cdot (\nabla \times {\vec {A}})=0$ für alle zweifach stetig differenzierbaren Vektorfelder. Dies wird durch die Maxwellgleichungen gefordert.

In der Elektrodynamik gilt die obige Formel unverändert, wohingegen für das elektrische Feld ${\vec {E}}({\vec {r}},t)$

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

gilt. Hierbei ist $\Phi$ das skalare elektrische Potential.

Diese beiden Ansätze, zusammen mit der Lorenz-Eichung, werden benutzt, um die Maxwellgleichungen zu entkoppeln. In der Magnetostatik wird für gewöhnlich die Coulomb-Eichung benutzt, die den statischen Grenzfall der Lorenz-Eichung darstellt.

Skalares Potential und Vektorpotential werden in der Relativitätstheorie und der Quantenelektrodynamik zum Viererpotential

$A^{\mu }=\left(\Phi /c,{\vec {A}}\right)$

zusammengefasst.

Eigenschaften

• Das Vektorpotential ist nur bis auf ein Gradientenfeld bestimmt, weil die Rotation eines Gradientenfeldes immer verschwindet. Für jede skalare Funktion $\chi ({\vec {r}},t)$ gilt also

${\begin{aligned}{\vec {A}}({\vec {r}},t)'&={\vec {A}}({\vec {r}},t)+\nabla \chi ({\vec {r}},t)\\\Rightarrow \;\;{\vec {B}}({\vec {r}},t)'&=\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}},t)'=\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}},t)+\nabla \times \nabla \chi =\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}},t)={\vec {B}}({\vec {r}},t)\,.\end{aligned}}$

Verschieden geeichte Vektorpotentiale führen also auf dasselbe magnetische Feld. Dies wird als Eichinvarianz bezeichnet.

• Das Vektorpotential ist als Vektorfeld nicht konservativ. Andernfalls wäre es durch den Gradienten eines skalaren Feldes $\alpha$ darstellbar und es würde gelten:

${\vec {B}}({\vec {r}})=\nabla \times {\vec {A}}({\vec {r}})=\nabla \times \nabla \alpha \equiv 0\,\,.$

• In der Magnetostatik kann das Vektorpotential über die Coulomb-Eichung quellfrei gemacht werden, das bedeutet

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

• In der Elektrodynamik, d. h. bei nicht-statischen Verhältnissen, benutzt man dagegen meist die folgende Lorenz-Eichung, die für die Berechnung elektromagnetischer Wellenfelder nützlich ist:

$\nabla \cdot {\vec {A}}({\vec {r}},t)+{\frac {1}{\ c^{2}}}\partial _{t}\Phi ({\vec {r}},t)=0\,.$ Dabei ist $\Phi ({\vec {r}},t)$ das skalare Potential (s. u.) und $c$ die Lichtgeschwindigkeit.

• In der Magnetostatik erfüllt das Vektorpotential die Poisson-Gleichung, für die gilt (mit der Vakuumpermittivität $\varepsilon _{0}$ und der Vakuumpermeabilität $\mu _{0}$):

$\nabla ^{2}{\vec {A}}({\vec {r}})=-{\frac {1}{\varepsilon _{0}c^{2}}}{\vec {j}}\equiv -\mu _{0}{\vec {j}}$.

Daraus erhält man folgende einfache Darstellung des Vektorpotentials über eine Faltung (siehe Greensche Funktion):

${\vec {A}}({\vec {r}})={\frac {\mu _{0}}{4\pi }}\int {\frac {{\vec {j}}({\vec {r}}')}{\left|{\vec {r}}-{\vec {r}}'\right|}}\mathrm {d} ^{3}r'\,,$

wobei zu beachten ist, dass diese Beziehung nur gilt, wenn die Stromdichte im Unendlichen verschwindet.

• In der Elektrodynamik erweitert sich die Poisson-Gleichung zur (inhomogenen) Wellengleichung für das Vektorpotential

$\Box {\vec {A}}({\vec {r}})={\frac {1}{c^{2}}}\partial _{t}^{2}{\vec {A}}({\vec {r}})-\nabla ^{2}{\vec {A}}({\vec {r}})=\mu _{0}{\vec {j}}$,

wobei $\Box$ der D’Alembert-Operator ist.

Die inhomogenen Lösungen dieser Gleichung sind das retardierte bzw. avancierte Vektorpotential

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

• Die drei Komponenten $A_{x}$, $A_{y}$ und $A_{z}$ des Vektorpotentials und das skalare Potential $\Phi /c$ können in der Elektrodynamik zu einem Vierervektor zusammengefasst werden, der sich bei den Lorentz-Transformationen der Speziellen Relativitätstheorie Albert Einsteins wie das Quadrupel $(ct,x,y,z)$ transformiert. $c$ ist dabei die Lichtgeschwindigkeit.

Elektrisches Vektorpotential

Bei der Berechnung von Feldern in ladungs- und leitungsstromfreien Gebieten, z. B. in Hohlleitern begegnet man dem elektrischen Vektorpotential ${\vec {F}}$, es hat die Einheit einer Linienladungsdichte ${\frac {C}{m}}$.

Aufgrund der Quellenfreiheit der betrachteten Felder gilt

$\operatorname {div} {\vec {D}}=0$       bzw.

$\operatorname {div} {\vec {E}}=0$       sowie

$\operatorname {div} \operatorname {rot} {\vec {F}}=0$.

Um einen funktionalen Zusammenhang zwischen ${\vec {D}}(r)$ und ${\vec {F}}(r)$ zu erhalten, subtrahiert man die Gleichungen $\operatorname {div} {\vec {D}}=0$ und $\operatorname {div} \operatorname {rot} {\vec {F}}=0$ voneinander und erhält:

$\operatorname {div} ({\vec {D}}-\operatorname {rot} {\vec {F}})=0$

Das Wirbelfeld ${\vec {F}}$ nennt man elektrisches Vektorpotential. Es beschreibt nur zeitlich veränderliche elektrische Felder.

Beziehungen zwischen Vektor- und Skalarpotential

Gemäß dem helmholtzschen Theorem kann (fast) jedes Vektorfeld ${\vec {K}}({\vec {r}})$ als Superposition zweier Komponenten ${\vec {F}}({\vec {r}})$ und ${\vec {G}}({\vec {r}})$ aufgefasst werden, deren erste der Gradient eines Skalarpotentials $\Phi ({\vec {r}})$ ist, die zweite dagegen die Rotation eines Vektorpotentials ${\vec {\Gamma }}({\vec {r}})$:

${\vec {K}}({\vec {r}})={\vec {F}}({\vec {r}})+{\vec {G}}({\vec {r}})=\operatorname {grad} \,\Phi ({\vec {r}})+\operatorname {rot} \,{\vec {\Gamma }}({\vec {r}})=\nabla \Phi ({\vec {r}})+\nabla \times {\vec {\Gamma }}({\vec {r}})$

Ist ${\vec {F}}({\vec {r}})\,$ ein konservatives Kraftfeld, in dem die Kraft ${\vec {F}}\,$ dem Prinzip des kleinsten Zwanges folgend stets der Richtung des maximalen Anstiegs des Potentials $\Phi \$ entgegengerichtet ist, gilt alternativ die Schreibweise

${\vec {K}}({\vec {r}})={\vec {F}}({\vec {r}})+{\vec {G}}({\vec {r}})=-\operatorname {grad} \,\Phi ({\vec {r}})+\operatorname {rot} \,{\vec {\Gamma }}({\vec {r}})=-\nabla \Phi ({\vec {r}})+\nabla \times {\vec {\Gamma }}({\vec {r}}).$

Literatur

• Adolf J. Schwab: Begriffswelt der Feldtheorie. Springer Verlag, 2002. ISBN 3-540-42018-5.