चिरसम्मत विद्युत् चुंबकत्व और विशेष सापेक्षता

This article is about शास्त्रीय विद्युत चुंबकत्व के आधुनिक सिद्धांत में विशेष सापेक्षता का योगदान. For विशेष सापेक्षता के विकास के लिए शास्त्रीय विद्युत चुंबकत्व का योगदान, see विशेष सापेक्षता का इतिहास. For एक पूरी तरह से सहसंयोजक चर्चा, see शास्त्रीय विद्युत चुंबकत्व का सहपरिवर्ती सूत्रीकरण.

शास्त्रीय विद्युत चुंबकत्व के आधुनिक सिद्धांत में विशेष सापेक्षता का सिद्धांत एक महत्वपूर्ण भूमिका निभाता है। यह विद्युत चुम्बकीय वस्तुओं, विशेष रूप से विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों के लिए सूत्र देता है, एक लोरेंत्ज़ परिवर्तन के तहत संदर्भ के एक जड़त्वीय फ्रेम से दूसरे में बदल जाता हैं। यह बिजली और चुंबकत्व के बीच संबंधों पर प्रकाश डालता है, और दर्शाता है कि संदर्भ का ढांचा यह निर्धारित करता है कि कोई अवलोकन स्थिरविद्युत या चुंबकीय नियमो का पालन करता है या नहीं। यह विद्युत चुंबकत्व के नियमों के लिए एक संक्षिप्त और सुविधाजनक संकेतन ,अर्थात् प्रकट रूप से सहसंयोजक प्रदिश रूप को प्रेरित करता है।

मैक्सवेल के समीकरण, जब उन्हें पहली बार 1865 में उनके पूर्ण रूप में बताया गया था, विशेष सापेक्षता के साथ संगत साबित होंगे। इसके अलावा, स्पष्ट संयोग जिसमें दो अलग-अलग पर्यवेक्षकों द्वारा अलग-अलग भौतिक घटनाओं के कारण समान प्रभाव देखा गया था, विशेष सापेक्षता द्वारा कम से कम संयोग नहीं दिखाया जाएगा। वास्तव में, विशेष सापेक्षता पर आइंस्टीन के 1905 के पहले पेपर का आधा, एनस मिराबिलिस पेपर#विशेष सापेक्षता, बताता है कि मैक्सवेल के समीकरणों को कैसे बदलना है।

जड़त्वीय फ्रेम के बीच क्षेत्रों का परिवर्तन

ई और बी क्षेत्र

लोरेंत्ज़ एक विद्युत आवेश को बढ़ावा देता है।

शीर्ष: आवेश F फ्रेम में स्थिर है, इसलिए यह प्रेक्षक एक स्थिर विद्युत क्षेत्र देखता है। एक अन्य फ्रेम F' में एक प्रेक्षक, F के सापेक्ष v वेग से गति करता है, और आवेश की गति के कारण लंबाई संकुचन और एक चुंबकीय क्षेत्र B के कारण एक परिवर्तित विद्युत क्षेत्र E के साथ आवेश को वेग -v के साथ गति करता हुआ देखता है।

बॉटम: समान सेटअप, चार्ज के साथ F' फ्रेम में रेस्ट पर।

यह समीकरण दो जड़त्वीय फ्रेमों पर विचार करता है। प्राइमेड फ्रेम वेग 'v' पर अनप्राइमेड फ्रेम के सापेक्ष घूम रहा है। प्राइमेड फ्रेम में परिभाषित क्षेत्रों को प्राइम्स द्वारा इंगित किया जाता है, और अनप्राइमेड फ्रेम में परिभाषित क्षेत्रों में प्राइम्स की कमी होती है। वेग 'v' के समानांतर क्षेत्र घटकों को $\mathbf {E} _{\parallel }$ और $\mathbf {B} _{\parallel }$ द्वारा निरूपित किया जाता है जबकि v के लम्बवत् क्षेत्र घटकों $\mathbf {E} _{\perp }$और$\mathbf {B} _{\perp }$ के रूप में दर्शाया जाता है। सापेक्ष वेग v पर चलने वाले इन दो फ़्रेमों में, E-क्षेत्र और B-क्षेत्र निम्न द्वारा संबंधित हैं,

${\begin{aligned}\mathbf {E_{\parallel }} '&=\mathbf {E_{\parallel }} \\\mathbf {B_{\parallel }} '&=\mathbf {B_{\parallel }} \\\mathbf {E_{\bot }} '&=\gamma \left(\mathbf {E} _{\bot }+\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)\\\mathbf {B_{\bot }} '&=\gamma \left(\mathbf {B} _{\bot }-{\frac {1}{c^{2}}}\mathbf {v} \times \mathbf {E} \right)\end{aligned}}$

जहां

$\gamma \ {\overset {\underset {\mathrm {def} }{}}{=}}\ {\frac {1}{\sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}}$

लोरेंत्ज़ कारक कहा जाता है और c मुक्त स्थान में प्रकाश की गति है। उपरोक्त समीकरण इकाइयों की अंतर्राष्ट्रीय प्रणाली में हैं। सीजीएस में इन समीकरणों को $\gamma$ को प्रतिस्थापित करके ${\frac {1}{c^{2}}}$ को ${\frac {1}{c}}$, और $v\times B$ को ${\frac {1}{c}}v\times B$ , से बदलकर प्राप्त किया जा सकता है। लोरेंत्ज़ कारक ($\gamma$) माप की दोनों प्रणालियों में समान है। v → −v.

को छोड़कर व्युत्क्रम परिवर्तन समान हैं। एक समकक्ष, वैकल्पिक अभिव्यक्ति है,

${\begin{aligned}\mathbf {E} '&=\gamma \left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)-\left({\gamma -1}\right)(\mathbf {E} \cdot \mathbf {\hat {v}} )\mathbf {\hat {v}} \\\mathbf {B} '&=\gamma \left(\mathbf {B} -{\frac {\mathbf {v} \times \mathbf {E} }{c^{2}}}\right)-\left({\gamma -1}\right)(\mathbf {B} \cdot \mathbf {\hat {v}} )\mathbf {\hat {v}} \end{aligned}}$

जहां $\mathbf {\hat {v}} ={\frac {\mathbf {v} }{\Vert \mathbf {v} \Vert }}$ वेग इकाई सदिश है। पिछले अंकन के साथ, वास्तव में $(\mathbf {E} \cdot \mathbf {\hat {v}} )\mathbf {\hat {v}} =\mathbf {E} _{\parallel }$ और $(\mathbf {B} \cdot \mathbf {\hat {v}} )\mathbf {\hat {v}} =\mathbf {B} _{\parallel }$ होता है।

एक्स-अक्ष $\mathbf {v} =(v,0,0)$ के साथ सापेक्ष गति के लिए घटक दर घटक , यह निम्न कार्य करता है,

${\begin{aligned}E'_{x}&=E_{x}&\qquad B'_{x}&=B_{x}\\E'_{y}&=\gamma \left(E_{y}-vB_{z}\right)&B'_{y}&=\gamma \left(B_{y}+{\frac {v}{c^{2}}}E_{z}\right)\\E'_{z}&=\gamma \left(E_{z}+vB_{y}\right)&B'_{z}&=\gamma \left(B_{z}-{\frac {v}{c^{2}}}E_{y}\right).\\\end{aligned}}$

यदि संदर्भ के एक फ्रेम में कोई एक क्षेत्र शून्य है, तो इसका मतलब यह नहीं है कि यह संदर्भ के अन्य सभी फ्रेम में शून्य है। उदाहरण के लिए, प्राथमिक विद्युत क्षेत्र में रूपांतरण में अप्रमाणित विद्युत क्षेत्र को शून्य बनाकर इसे देखा जा सकता है। इस मामले में, चुंबकीय क्षेत्र के उन्मुखीकरण के आधार पर, प्राथमिक प्रणाली एक विद्युत क्षेत्र देख सकती है, भले ही अप्रकाशित प्रणाली में कोई भी न हो।

इसका मतलब यह नहीं है कि दो फ़्रेमों में घटनाओं के दो पूरी तरह से अलग सेट दिखाई देते हैं, लेकिन यह कि घटनाओं का एक ही क्रम दो अलग-अलग तरीकों से वर्णित है (नीचे चल चुंबक और चालक समस्या देखें)।

यदि आवेश q का एक कण फ्रेम s के संबंध में u वेग के साथ चलता है, तो फ्रेम s में लोरेंत्ज़ बल है,

$\mathbf {F} =q\mathbf {E} +q\mathbf {u} \times \mathbf {B}$

फ्रेम S' में, लोरेंत्ज़ बल है,

$\mathbf {F'} =q\mathbf {E'} +q\mathbf {u'} \times \mathbf {B'}$

विशिष्ट स्थिति u = 0 के लिए लोरेंत्ज़ बल के परिवर्तन के लिए एक व्युत्पत्ति यहाँ दी गई है। एक अधिक सामान्य यहां देखा जा सकता है।

विद्युत चुम्बकीय प्रदिश (नीचे परिभाषित) को पेश करके इस रूप में परिवर्तनों को और अधिक कॉम्पैक्ट बनाया जा सकता है, जो एक सहसंयोजक प्रदिश है।

डी और एच क्षेत्र

विद्युत विस्थापन डी और चुंबकीय क्षेत्र एच के लिए, संवैधानिक संबंधों #विद्युत चुंबकत्व और सी के परिणाम का उपयोग करके²:

$\mathbf {D} =\epsilon _{0}\mathbf {E} \,,\quad \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {H} \,,\quad c^{2}={\frac {1}{\epsilon _{0}\mu _{0}}}\,,$

देता है

${\begin{aligned}\mathbf {D} '&=\gamma \left(\mathbf {D} +{\frac {1}{c^{2}}}\mathbf {v} \times \mathbf {H} \right)+(1-\gamma )(\mathbf {D} \cdot \mathbf {\hat {v}} )\mathbf {\hat {v}} \\\mathbf {H} '&=\gamma \left(\mathbf {H} -\mathbf {v} \times \mathbf {D} \right)+(1-\gamma )(\mathbf {H} \cdot \mathbf {\hat {v}} )\mathbf {\hat {v}} \end{aligned}}$

समान रूप से ई और बी के लिए, डी और एच क्लासिकल इलेक्ट्रोमैग्नेटिज्म#इलेक्ट्रोमैग्नेटिक डिस्प्लेसमेंट टेन्सर के सहपरिवर्ती सूत्रीकरण का निर्माण करते हैं।

φ और A क्षेत्र

EM क्षेत्र का एक वैकल्पिक सरल परिवर्तन विद्युत चुम्बकीय क्षमता का उपयोग करता है - विद्युत क्षमता φ और चुंबकीय सदिश क्षमता A:

${\begin{aligned}\varphi '&=\gamma \left(\varphi -vA_{\parallel }\right)\\A_{\parallel }'&=\gamma \left(A_{\parallel }-{\frac {v\varphi }{c^{2}}}\right)\\A_{\bot }'&=A_{\bot }\end{aligned}}$

कहाँ $\scriptstyle A_{\parallel }$ फ्रेम v के बीच सापेक्ष वेग की दिशा में A का समानांतर घटक है, और $\scriptstyle A_{\bot }$ लंबवत घटक है। ये पारदर्शी रूप से अन्य लोरेंत्ज़ परिवर्तनों (जैसे समय-स्थिति और ऊर्जा-संवेग) के विशिष्ट रूप से मिलते-जुलते हैं, जबकि ऊपर ई और बी के परिवर्तन थोड़े अधिक जटिल हैं। घटकों को एक साथ एकत्र किया जा सकता है:

${\begin{aligned}\mathbf {A} '&=\mathbf {A} -{\frac {\gamma \varphi }{c^{2}}}\mathbf {v} +\left(\gamma -1\right)\left(\mathbf {A} \cdot \mathbf {\hat {v}} \right)\mathbf {\hat {v}} \\\varphi '&=\gamma \left(\varphi -\mathbf {A} \cdot \mathbf {v} \right)\end{aligned}}$

ρ और J क्षेत्र

आवेश घनत्व ρ और धारा घनत्व J के अनुरूप,

${\begin{aligned}J_{\parallel }'&=\gamma \left(J_{\parallel }-v\rho \right)\\\rho '&=\gamma \left(\rho -{\frac {v}{c^{2}}}J_{\parallel }\right)\\J_{\bot }'&=J_{\bot }\end{aligned}}$

घटकों को एक साथ एकत्रित करना:

${\begin{aligned}\mathbf {J} '&=\mathbf {J} -\gamma \rho \mathbf {v} +\left(\gamma -1\right)\left(\mathbf {J} \cdot \mathbf {\hat {v}} \right)\mathbf {\hat {v}} \\\rho '&=\gamma \left(\rho -{\frac {\mathbf {J} \cdot \mathbf {v} }{c^{2}}}\right)\end{aligned}}$

गैर-सापेक्ष अनुमान

गति v ≪ c के लिए, आपेक्षिक कारक γ ≈ 1, जो देता है:

${\begin{aligned}\mathbf {E} '&\approx \mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \\\mathbf {B} '&\approx \mathbf {B} -{\frac {1}{c^{2}}}\mathbf {v} \times \mathbf {E} \\\mathbf {J} '&\approx \mathbf {J} -\rho \mathbf {v} \\\rho '&\approx \rho -{\frac {1}{c^{2}}}\mathbf {J} \cdot \mathbf {v} \end{aligned}}$

ताकि मैक्सवेल के समीकरणों में स्थानिक और लौकिक निर्देशांकों के बीच अंतर करने की कोई आवश्यकता न हो।

बिजली और चुंबकत्व के बीच संबंध

One part of the force between moving charges we call the magnetic force. It is really one aspect of an electrical effect.

— Richard Feynman

इलेक्ट्रोस्टैटिक्स से चुंबकत्व प्राप्त करना

Main article: Relativistic electromagnetism

चुना गया संदर्भ फ्रेम यह निर्धारित करता है कि विद्युत चुम्बकीय घटना को इलेक्ट्रोस्टैटिक्स या चुंबकत्व या दोनों के संयोजन के प्रभाव के रूप में देखा जाता है या नहीं। लेखक आमतौर पर इलेक्ट्रोस्टैटिक्स से चुंबकत्व प्राप्त करते हैं जब विशेष सापेक्षता और प्रभारी व्युत्क्रम को ध्यान में रखा जाता है। फिजिक्स पर फेनमैन लेक्चर्स (खंड 2, अध्याय 13-6) वर्तमान-वाही तार के बगल में गतिमान आवेश पर चुंबकीय बल प्राप्त करने के लिए इस विधि का उपयोग करता है। हास्केल भी देखें और लन्दौ।

विभिन्न फ़्रेमों में फ़ील्ड्स इंटरमिक्स

उपरोक्त परिवर्तन नियम बताते हैं कि एक फ्रेम में विद्युत क्षेत्र दूसरे फ्रेम में चुंबकीय क्षेत्र में योगदान देता है, और इसके विपरीत। यह अक्सर यह कहकर वर्णित किया जाता है कि विद्युत क्षेत्र और चुंबकीय क्षेत्र एक ही वस्तु के दो परस्पर संबंधित पहलू हैं, जिन्हें विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र कहा जाता है। वास्तव में, पूरे विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र को एकल रैंक-2 प्रदिश में प्रदर्शित किया जा सकता है जिसे इलेक्ट्रोमैग्नेटिक प्रदिश कहा जाता है; नीचे देखें।

चलती चुंबक और कंडक्टर समस्या

Main article: Moving magnet and conductor problem

संदर्भ के विभिन्न फ्रेमों में विद्युत और चुंबकीय परिघटनाओं के परस्पर मिश्रण का एक प्रसिद्ध उदाहरण गतिमान चुंबक और कंडक्टर समस्या कहलाता है, जिसे आइंस्टीन ने विशेष सापेक्षता पर अपने 1905 के पेपर में उद्धृत किया था।

यदि एक स्थिर चुंबक के क्षेत्र के माध्यम से एक कंडक्टर निरंतर वेग के साथ चलता है, तो कंडक्टर में इलेक्ट्रॉनों पर एक चुंबकीय बल के कारण एड़ी धाराएं उत्पन्न होंगी। कंडक्टर के बाकी फ्रेम में, दूसरी ओर, चुंबक चल रहा होगा और कंडक्टर स्थिर रहेगा। शास्त्रीय विद्युत चुम्बकीय सिद्धांत भविष्यवाणी करता है कि ठीक वही सूक्ष्म भँवर धाराएँ उत्पन्न होंगी, लेकिन वे एक विद्युत बल के कारण होंगी।

निर्वात में सहपरिवर्ती सूत्रीकरण

शास्त्रीय विद्युत चुंबकत्व में नियमों और गणितीय वस्तुओं को एक ऐसे रूप में लिखा जा सकता है जो प्रकट रूप से सहसंयोजक है। यहां, यह केवल वैक्यूम के लिए किया जाता है (या सूक्ष्म मैक्सवेल समीकरणों के लिए, विद्युत पारगम्यता जैसे सामग्रियों के मैक्रोस्कोपिक विवरण का उपयोग नहीं करते हुए), और एसआई इकाइयों का उपयोग करता है।

यह खंड आइंस्टीन संकेतन का उपयोग करता है, जिसमें आइंस्टीन योग सम्मेलन भी शामिल है। प्रदिश इंडेक्स नोटेशन के सारांश के लिए घुंघराले पथरी भी देखें, और सुपरस्क्रिप्ट और सबस्क्रिप्ट इंडेक्स की परिभाषा के लिए इंडेक्स बढ़ाना और घटाना, और उनके बीच कैसे स्विच करना है। मिन्कोव्स्की मीट्रिक टेन्सर η के यहाँ मीट्रिक हस्ताक्षर (+ − − −) है।

फील्ड प्रदिश और 4-वर्तमान

Main article: Electromagnetic field tensor

उपरोक्त आपेक्षिक परिवर्तनों से पता चलता है कि बिजली और चुंबकीय क्षेत्र एक साथ मिलकर 6 घटकों के साथ एक गणितीय वस्तु में हैं: एक एंटीसिमेट्रिक प्रदिश सेकेंड-रैंक टेन्सर, या एक bivector । इसे विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र प्रदिश कहा जाता है, जिसे आमतौर पर F के रूप में लिखा जाता है^{मिलियन}. मैट्रिक्स रूप में:

$F^{\mu \nu }={\begin{pmatrix}0&-E_{x}/c&-E_{y}/c&-E_{z}/c\\E_{x}/c&0&-B_{z}&B_{y}\\E_{y}/c&B_{z}&0&-B_{x}\\E_{z}/c&-B_{y}&B_{x}&0\end{pmatrix}}$

जहाँ c प्रकाश की गति - प्राकृतिक इकाइयों में c = 1 है।

दोहरे टेन्सर G को प्राप्त करने के लिए 'E'/c → 'B' और 'B' → - 'E'/c को बदलकर विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों को एक एंटीसिमेट्रिक टेन्सर में विलय करने का एक और तरीका है।^{मिलियन}.

$G^{\mu \nu }={\begin{pmatrix}0&-B_{x}&-B_{y}&-B_{z}\\B_{x}&0&E_{z}/c&-E_{y}/c\\B_{y}&-E_{z}/c&0&E_{x}/c\\B_{z}&E_{y}/c&-E_{x}/c&0\end{pmatrix}}$

विशेष आपेक्षिकता के संदर्भ में, ये दोनों लोरेंत्ज़ रूपांतरण के अनुसार रूपांतरित होते हैं

$F'^{\alpha \beta }=\Lambda _{\mu }^{\alpha }\Lambda _{\nu }^{\beta }F^{\mu \nu }$,

जहां एल^ए_ν एक संदर्भ फ्रेम से दूसरे संदर्भ फ्रेम में परिवर्तन के लिए लोरेंत्ज़ रूपांतरण प्रदिश है। योग में एक ही टेन्सर का दो बार प्रयोग किया जाता है।

चार्ज और वर्तमान घनत्व, क्षेत्रों के स्रोत भी चार-वेक्टर में गठबंधन करते हैं

$J^{\alpha }=\left(c\rho ,J_{x},J_{y},J_{z}\right)$

चतुर्धारा कहलाती है।

प्रदिश रूप में मैक्सवेल के समीकरण

Main article: Covariant formulation of classical electromagnetism

इन दसियों का उपयोग करते हुए, मैक्सवेल के समीकरण कम हो जाते हैं:

Maxwell's equations (covariant formulation)

${\begin{aligned}{\frac {\partial F^{\alpha \beta }}{\partial x^{\alpha }}}&=\mu _{0}J^{\beta }\\[3pt]{\frac {\partial G^{\alpha \beta }}{\partial x^{\alpha }}}&=0\end{aligned}}$

जहां आंशिक अवकलज विभिन्न तरीकों से लिखे जा सकते हैं, देखें चार ढाल |4-ग्रेडिएंट। ऊपर सूचीबद्ध पहला समीकरण गॉस के नियम (β = 0 के लिए) और एम्पीयर के नियम | एम्पीयर-मैक्सवेल नियम (β = 1, 2, 3 के लिए) दोनों से मेल खाता है। दूसरा समीकरण दो शेष समीकरणों से मेल खाता है, चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम (β = 0 के लिए) और फैराडे का प्रेरण का नियम | फैराडे का नियम (β = 1, 2, 3 के लिए)।

ये टेन्सर समीकरण प्रकट रूप से सहपरिवर्ती हैं, जिसका अर्थ है कि सूचकांक स्थितियों द्वारा समीकरणों को सहसंयोजक के रूप में देखा जा सकता है। मैक्सवेल के समीकरणों को लिखने का यह संक्षिप्त रूप कुछ भौतिकविदों के बीच साझा किए गए एक विचार को दर्शाता है, अर्थात् भौतिकी के नियम टेन्सर का उपयोग करते हुए लिखे जाने पर एक सरल रूप धारण कर लेते हैं।

F पर सूचकांकों को बढ़ाने और घटाने से^αβ एफ प्राप्त करने के लिए_αβ:

$F_{\alpha \beta }=\eta _{\alpha \lambda }\eta _{\beta \mu }F^{\lambda \mu }$

दूसरा समीकरण F के संदर्भ में लिखा जा सकता है_αβ जैसा:

$\epsilon ^{\delta \alpha \beta \gamma }{\dfrac {\partial F_{\beta \gamma }}{\partial x^{\alpha }}}={\dfrac {\partial F_{\alpha \beta }}{\partial x^{\gamma }}}+{\dfrac {\partial F_{\gamma \alpha }}{\partial x^{\beta }}}+{\dfrac {\partial F_{\beta \gamma }}{\partial x^{\alpha }}}=0$

कहाँ $\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \delta }$ प्रतिपरिवर्ती लेवी-सीविटा प्रतीक है। इस समीकरण में सूचकांकों के चक्रीय क्रमपरिवर्तन पर ध्यान दें: ${\begin{array}{rc}&\scriptstyle {\alpha \,\,\longrightarrow \,\,\beta }\\&\nwarrow _{\gamma }\swarrow \end{array}}$.

एक अन्य सहसंयोजक विद्युत चुम्बकीय वस्तु विद्युत चुम्बकीय तनाव-ऊर्जा प्रदिश है, एक सहसंयोजक रैंक -2 प्रदिश जिसमें पॉयंटिंग वेक्टर, मैक्सवेल तनाव प्रदिश और विद्युत चुम्बकीय ऊर्जा घनत्व शामिल हैं।

4-संभावित

Main article: 4-potential

EM फ़ील्ड प्रदिश भी लिखा जा सकता है

$F^{\alpha \beta }={\frac {\partial A^{\beta }}{\partial x_{\alpha }}}-{\frac {\partial A^{\alpha }}{\partial x_{\beta }}}\,,$

कहाँ

$A^{\alpha }=\left({\frac {\varphi }{c}},A_{x},A_{y},A_{z}\right)\,,$

चार संभावित है और

$x_{\alpha }=(ct,-x,-y,-z)$

फोर-वेक्टर#फोर-पोजिशन|फोर-पोजिशन है।

Main article: Covariant formulation of classical electromagnetism

लॉरेंज गेज में 4-क्षमता का उपयोग करते हुए, एक वैकल्पिक प्रकट रूप से सहसंयोजक सूत्रीकरण एकल समीकरण में पाया जा सकता है (अर्नोल्ड सोमरफेल्ड द्वारा बर्नहार्ड रीमैन के कारण एक समीकरण का सामान्यीकरण, जिसे रीमैन-सोमरफेल्ड समीकरण के रूप में जाना जाता है, या मैक्सवेल समीकरणों का सहपरिवर्ती रूप):

Maxwell's equations (covariant Lorenz gauge formulation)

$\Box A^{\mu }=\mu _{0}J^{\mu }$

कहाँ $\Box$ डी'अलेम्बर्टियन ऑपरेटर, या चार-लाप्लासियन है।

यह भी देखें

• विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का गणितीय विवरण
• सापेक्षतावादी विद्युत चुंबकत्व

फुटनोट्स

श्रेणी:विद्युत चुंबकत्व श्रेणी:विशेष सापेक्षता