Ecuación de ondas electromagnéticas

Ecuación diferencial parcial utilizada en física.

La ecuación de ondas electromagnéticas es una ecuación diferencial parcial de segundo orden que describe la propagación de ondas electromagnéticas a través de un medio o en el vacío . Es una forma tridimensional de la ecuación de onda . La forma homogénea de la ecuación, escrita en términos del campo eléctrico E o del campo magnético B , toma la forma:

$${\displaystyle {\begin{aligned}\left(v_{\mathrm {ph} }^{2}\nabla ^{2}-{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\right)\mathbf {E} &=\mathbf {0} \\\left(v_{\mathrm {ph} }^{2}\nabla ^{2}-{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\right)\mathbf {B} &=\mathbf {0} \end{aligned}}}$$

dónde

$${\displaystyle v_{\mathrm {ph} }={\frac {1}{\sqrt {\mu \varepsilon }}}}$$

es la velocidad de la luz (es decir, velocidad de fase ) en un medio con permeabilidad μ y permitividad ε , y ∇ ² es el operador de Laplace . En el vacío, v _ph = c ₀ =299 792 458  m/s , una constante física fundamental . ^[1] La ecuación de las ondas electromagnéticas se deriva de las ecuaciones de Maxwell . En la mayoría de la literatura antigua, B se llama densidad de flujo magnético o inducción magnética . Las siguientes ecuaciones

$${\displaystyle {\begin{aligned}\nabla \cdot \mathbf {E} &=0\\\nabla \cdot \mathbf {B} &=0\end{aligned}}}$$

onda transversalEB

El origen de la ecuación de las ondas electromagnéticas.

Una postal de Maxwell a Peter Tait .

En su artículo de 1865 titulado Una teoría dinámica del campo electromagnético , James Clerk Maxwell utilizó la corrección a la ley de circuitos de Ampère que había hecho en la parte III de su artículo de 1861 Sobre líneas físicas de fuerza . En la Parte VI de su artículo de 1864 titulado Teoría electromagnética de la luz , ^[2] Maxwell combinó la corriente de desplazamiento con algunas de las otras ecuaciones del electromagnetismo y obtuvo una ecuación de onda con una velocidad igual a la velocidad de la luz. Él comentó:

La concordancia de los resultados parece mostrar que la luz y el magnetismo son afecciones de la misma sustancia, y que la luz es una perturbación electromagnética que se propaga a través del campo según leyes electromagnéticas. ^[3]

La derivación de Maxwell de la ecuación de ondas electromagnéticas ha sido reemplazada en la educación física moderna por un método mucho menos engorroso que implica combinar la versión corregida de la ley de circuitos de Ampère con la ley de inducción de Faraday .

Para obtener la ecuación de ondas electromagnéticas en el vacío utilizando el método moderno, comenzamos con la forma moderna 'Heaviside' de las ecuaciones de Maxwell . En un espacio libre de vacío y carga, estas ecuaciones son:

$${\displaystyle {\begin{aligned}\nabla \cdot \mathbf {E} &=0\\\nabla \times \mathbf {E} &=-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}\\\nabla \cdot \mathbf {B} &=0\\\nabla \times \mathbf {B} &=\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\\\end{aligned}}}$$

Estas son las ecuaciones generales de Maxwell especializadas para el caso en el que la carga y la corriente se ponen a cero. Tomando la curvatura de las ecuaciones de curvatura se obtiene:

$${\displaystyle {\begin{aligned}\nabla \times \left(\nabla \times \mathbf {E} \right)&=\nabla \times \left(-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}\right)=-{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\nabla \times \mathbf {B} \right)=-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {E} }{\partial t^{2}}}\\\nabla \times \left(\nabla \times \mathbf {B} \right)&=\nabla \times \left(\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\right)=\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\nabla \times \mathbf {E} \right)=-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {B} }{\partial t^{2}}}\end{aligned}}}$$

Podemos usar la identidad vectorial.

$${\displaystyle \nabla \times \left(\nabla \times \mathbf {V} \right)=\nabla \left(\nabla \cdot \mathbf {V} \right)-\nabla ^{2}\mathbf {V} }$$

donde V es cualquier función vectorial del espacio. Y

$${\displaystyle \nabla ^{2}\mathbf {V} =\nabla \cdot \left(\nabla \mathbf {V} \right)}$$

donde ∇ V es una diádica que, cuando se opera con el operador de divergencia ∇ ⋅ , produce un vector. Desde

$${\displaystyle {\begin{aligned}\nabla \cdot \mathbf {E} &=0\\\nabla \cdot \mathbf {B} &=0\end{aligned}}}$$

entonces el primer término de la derecha en la identidad desaparece y obtenemos las ecuaciones de onda:

$${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {1}{c_{0}^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {E} }{\partial t^{2}}}-\nabla ^{2}\mathbf {E} &=\mathbf {0} \\{\frac {1}{c_{0}^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {B} }{\partial t^{2}}}-\nabla ^{2}\mathbf {B} &=\mathbf {0} \end{aligned}}}$$

dónde

$${\displaystyle c_{0}={\frac {1}{\sqrt {\mu _{0}\varepsilon _{0}}}}=2.99792458\times 10^{8}\;{\textrm {m/s}}}$$

es la velocidad de la luz en el espacio libre.

Forma covariante de la ecuación de onda homogénea.

Dilatación del tiempo en movimiento transversal. El requisito de que la velocidad de la luz sea constante en todo sistema de referencia inercial conduce a la teoría de la Relatividad Especial .

Estas ecuaciones relativistas se pueden escribir en forma contravariante como

$${\displaystyle \Box A^{\mu }=0}$$

donde el cuatro potencial electromagnético es

$${\displaystyle A^{\mu }=\left({\frac {\phi }{c}},\mathbf {A} \right)}$$

con la condición del calibre de Lorenz :

$${\displaystyle \partial _{\mu }A^{\mu }=0,}$$

y donde

$${\displaystyle \Box =\nabla ^{2}-{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}}$$

es el operador d'Alembert .

Ecuación de onda homogénea en el espacio-tiempo curvo.

La ecuación de ondas electromagnéticas se modifica de dos maneras, se sustituye la derivada por la derivada covariante y aparece un nuevo término que depende de la curvatura.

$${\displaystyle -{A^{\alpha ;\beta }}_{;\beta }+{R^{\alpha }}_{\beta }A^{\beta }=0}$$

donde es el tensor de curvatura de Ricci y el punto y coma indica diferenciación covariante. ${\displaystyle {R^{\alpha }}_{\beta }}$

Se supone la generalización de la condición de calibre de Lorenz en el espacio-tiempo curvo:

$${\displaystyle {A^{\mu }}_{;\mu }=0.}$$

Ecuación de ondas electromagnéticas no homogéneas.

Las densidades de corriente y carga localizadas que varían en el tiempo pueden actuar como fuentes de ondas electromagnéticas en el vacío. Las ecuaciones de Maxwell se pueden escribir en forma de ecuación de onda con fuentes. La adición de fuentes a las ecuaciones de onda hace que las ecuaciones diferenciales parciales no sean homogéneas.

Soluciones a la ecuación de ondas electromagnéticas homogéneas.

La solución general a la ecuación de ondas electromagnéticas es una superposición lineal de ondas de la forma

$${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {E} (\mathbf {r} ,t)&=g(\phi (\mathbf {r} ,t))=g(\omega t-\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} )\\\mathbf {B} (\mathbf {r} ,t)&=g(\phi (\mathbf {r} ,t))=g(\omega t-\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} )\end{aligned}}}$$

para prácticamente cualquier función g de buen comportamiento con argumento adimensional φ , donde ω es la frecuencia angular (en radianes por segundo) y k = ( k _x , k _y , k _z ) es el vector de onda (en radianes por metro).

Aunque la función g puede ser, y a menudo es, una onda sinusoidal monocromática , no tiene por qué ser sinusoidal, ni siquiera periódica. En la práctica, g no puede tener una periodicidad infinita porque cualquier onda electromagnética real siempre debe tener una extensión finita en el tiempo y el espacio. En consecuencia, y basándose en la teoría de la descomposición de Fourier , una onda real debe consistir en la superposición de un conjunto infinito de frecuencias sinusoidales.

Además, para una solución válida, el vector de onda y la frecuencia angular no son independientes; deben respetar la relación de dispersión :

$${\displaystyle k=|\mathbf {k} |={\omega \over c}={2\pi \over \lambda }}$$

donde k es el número de onda y λ es la longitud de onda . La variable c sólo se puede utilizar en esta ecuación cuando la onda electromagnética está en el vacío.

Estado estacionario monocromático y sinusoidal

El conjunto más simple de soluciones a la ecuación de onda resulta de asumir formas de onda sinusoidales de una sola frecuencia en forma separable:

$${\displaystyle \mathbf {E} (\mathbf {r} ,t)=\Re \left\{\mathbf {E} (\mathbf {r} )e^{i\omega t}\right\}}$$

dónde

• i es la unidad imaginaria ,
• ω = 2 π  f  es la frecuencia angular en radianes por segundo ,
•  f  es la frecuencia en hercios , y
• ${\displaystyle e^{i\omega t}=\cos(\omega t)+i\sin(\omega t)}$es la fórmula de Euler .

Soluciones de ondas planas

Considere un plano definido por un vector unitario normal

$${\displaystyle \mathbf {n} ={\mathbf {k} \over k}.}$$

Entonces las soluciones de ondas viajeras planas de las ecuaciones de ondas son

$${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {E} (\mathbf {r} )&=\mathbf {E} _{0}e^{-i\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} }\\\mathbf {B} (\mathbf {r} )&=\mathbf {B} _{0}e^{-i\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} }\end{aligned}}}$$

donde r = ( x , y , z ) es el vector de posición (en metros).

Estas soluciones representan ondas planas que viajan en la dirección del vector normal n . Si definimos la dirección z como la dirección de n y la dirección x como la dirección de E , entonces, según la ley de Faraday, el campo magnético se encuentra en la dirección y y está relacionado con el campo eléctrico mediante la relación

$${\displaystyle c^{2}{\partial B \over \partial z}={\partial E \over \partial t}.}$$

Como la divergencia de los campos eléctrico y magnético es cero, no hay campos en la dirección de propagación.

Esta solución es la solución linealmente polarizada de las ecuaciones de onda. También existen soluciones polarizadas circularmente en las que los campos giran alrededor del vector normal.

Descomposición espectral

Debido a la linealidad de las ecuaciones de Maxwell en el vacío, las soluciones se pueden descomponer en una superposición de sinusoides . Ésta es la base del método de la transformada de Fourier para la solución de ecuaciones diferenciales. La solución sinusoidal de la ecuación de ondas electromagnéticas toma la forma

$${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {E} (\mathbf {r} ,t)&=\mathbf {E} _{0}\cos(\omega t-\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} +\phi _{0})\\\mathbf {B} (\mathbf {r} ,t)&=\mathbf {B} _{0}\cos(\omega t-\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} +\phi _{0})\end{aligned}}}$$

dónde

• t es el tiempo (en segundos),
• ω es la frecuencia angular (en radianes por segundo),
• k = ( k _x , k _y , k _z ) es el vector de onda (en radianes por metro), y
• ${\displaystyle \phi _{0}}$es el ángulo de fase (en radianes).

El vector de onda está relacionado con la frecuencia angular por

$${\displaystyle k=|\mathbf {k} |={\omega \over c}={2\pi \over \lambda }}$$

donde k es el número de onda y λ es la longitud de onda .

El espectro electromagnético es una gráfica de las magnitudes (o energías) del campo en función de la longitud de onda.

Expansión multipolar

Suponiendo campos monocromáticos que varían en el tiempo , si se usan las ecuaciones de Maxwell para eliminar B , la ecuación de la onda electromagnética se reduce a la ecuación de Helmholtz para E : ${\displaystyle e^{-i\omega t}}$

$${\displaystyle (\nabla ^{2}+k^{2})\mathbf {E} =0,\,\mathbf {B} =-{\frac {i}{k}}\nabla \times \mathbf {E} ,}$$

con k = ω / c como se indicó anteriormente. Alternativamente, se puede eliminar E a favor de B para obtener:

$${\displaystyle (\nabla ^{2}+k^{2})\mathbf {B} =0,\,\mathbf {E} =-{\frac {i}{k}}\nabla \times \mathbf {B} .}$$

Un campo electromagnético genérico con frecuencia ω se puede escribir como una suma de soluciones de estas dos ecuaciones. Las soluciones tridimensionales de la Ecuación de Helmholtz se pueden expresar como expansiones en armónicos esféricos con coeficientes proporcionales a las funciones esféricas de Bessel . Sin embargo, aplicar esta expansión a cada componente vectorial de E o B dará soluciones que no están genéricamente libres de divergencia ( ∇ ⋅ E = ∇ ⋅ B = 0 ) y, por lo tanto, requerirán restricciones adicionales en los coeficientes.

La expansión multipolar evita esta dificultad expandiendo no E o B , sino r ⋅ E o r ⋅ B en armónicos esféricos. Estas expansiones aún resuelven las ecuaciones de Helmholtz originales para E y B porque para un campo libre de divergencia F , ∇ ² ( r ⋅ F ) = r ⋅ (∇ ² F ) . Las expresiones resultantes para un campo electromagnético genérico son:

$${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {E} &=e^{-i\omega t}\sum _{l,m}{\sqrt {l(l+1)}}\left[a_{E}(l,m)\mathbf {E} _{l,m}^{(E)}+a_{M}(l,m)\mathbf {E} _{l,m}^{(M)}\right]\\\mathbf {B} &=e^{-i\omega t}\sum _{l,m}{\sqrt {l(l+1)}}\left[a_{E}(l,m)\mathbf {B} _{l,m}^{(E)}+a_{M}(l,m)\mathbf {B} _{l,m}^{(M)}\right]\,,\end{aligned}}}$$

donde y son los campos eléctricos multipolares de orden (l, m) , y y son los correspondientes campos magnéticos multipolares , y a _E ( l , m ) y a _M ( l , m ) son los coeficientes de expansión. Los campos multipolares están dados por ${\displaystyle \mathbf {E} _{l,m}^{(E)}}$ ${\displaystyle \mathbf {B} _{l,m}^{(E)}}$ ${\displaystyle \mathbf {E} _{l,m}^{(M)}}$ ${\displaystyle \mathbf {B} _{l,m}^{(M)}}$

$${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {B} _{l,m}^{(E)}&={\sqrt {l(l+1)}}\left[B_{l}^{(1)}h_{l}^{(1)}(kr)+B_{l}^{(2)}h_{l}^{(2)}(kr)\right]\mathbf {\Phi } _{l,m}\\\mathbf {E} _{l,m}^{(E)}&={\frac {i}{k}}\nabla \times \mathbf {B} _{l,m}^{(E)}\\\mathbf {E} _{l,m}^{(M)}&={\sqrt {l(l+1)}}\left[E_{l}^{(1)}h_{l}^{(1)}(kr)+E_{l}^{(2)}h_{l}^{(2)}(kr)\right]\mathbf {\Phi } _{l,m}\\\mathbf {B} _{l,m}^{(M)}&=-{\frac {i}{k}}\nabla \times \mathbf {E} _{l,m}^{(M)}\,,\end{aligned}}}$$

donde h _l ^(1,2) ( x ) son las funciones esféricas de Hankel , El _l ^(1,2) y B _l ^(1,2) están determinados por condiciones de contorno, y

$${\displaystyle \mathbf {\Phi } _{l,m}={\frac {1}{\sqrt {l(l+1)}}}(\mathbf {r} \times \nabla )Y_{l,m}}$$

¿Están los armónicos esféricos vectoriales normalizados de modo que

$${\displaystyle \int \mathbf {\Phi } _{l,m}^{*}\cdot \mathbf {\Phi } _{l',m'}d\Omega =\delta _{l,l'}\delta _{m,m'}.}$$

La expansión multipolar del campo electromagnético encuentra aplicación en una serie de problemas relacionados con la simetría esférica, por ejemplo, los patrones de radiación de las antenas o la desintegración gamma nuclear . En estas aplicaciones, a menudo nos interesa la potencia radiada en el campo lejano . En estas regiones, los campos E y B se acercan asintóticamente

$${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {B} &\approx {\frac {e^{i(kr-\omega t)}}{kr}}\sum _{l,m}(-i)^{l+1}\left[a_{E}(l,m)\mathbf {\Phi } _{l,m}+a_{M}(l,m)\mathbf {\hat {r}} \times \mathbf {\Phi } _{l,m}\right]\\\mathbf {E} &\approx \mathbf {B} \times \mathbf {\hat {r}} .\end{aligned}}}$$

La distribución angular de la potencia radiada promediada en el tiempo viene dada por

$${\displaystyle {\frac {dP}{d\Omega }}\approx {\frac {1}{2k^{2}}}\left|\sum _{l,m}(-i)^{l+1}\left[a_{E}(l,m)\mathbf {\Phi } _{l,m}\times \mathbf {\hat {r}} +a_{M}(l,m)\mathbf {\Phi } _{l,m}\right]\right|^{2}.}$$

Ver también

Teoría y experimento.

Aplicaciones

Biografías

Notas

1. La práctica actual es utilizar c ₀ para denotar la velocidad de la luz en el vacío según ISO 31 . En la Recomendación original de 1983, se utilizó el símbolo c para este fin. Consulte la publicación especial 330 del NIST, Apéndice 2, p. 45 Archivado el 3 de junio de 2016 en Wayback Machine.
2. Maxwell 1864, página 497.
3. Véase Maxwell 1864, página 499.

Otras lecturas

Electromagnetismo

artículos periodísticos

• Maxwell, James Clerk, " Una teoría dinámica del campo electromagnético ", Philosophical Transactions of the Royal Society of London 155, 459-512 (1865). (Este artículo acompañó una presentación del 8 de diciembre de 1864 de Maxwell a la Royal Society).

Libros de texto de nivel universitario

• Griffiths, David J. (1998). Introducción a la electrodinámica (3ª ed.). Prentice Hall. ISBN 0-13-805326-X.
• Tipler, Paul (2004). Física para científicos e ingenieros: electricidad, magnetismo, luz y física moderna elemental (5ª ed.) . WH Freeman. ISBN 0-7167-0810-8.
• Edward M. Purcell, Electricidad y magnetismo (McGraw-Hill, Nueva York, 1985). ISBN 0-07-004908-4 . 
• Hermann A. Haus y James R. Melcher, Energía y campos electromagnéticos (Prentice-Hall, 1989) ISBN 0-13-249020-X . 
• Banesh Hoffmann, La relatividad y sus raíces (Freeman, Nueva York, 1983). ISBN 0-7167-1478-7 . 
• David H. Staelin , Ann W. Morgenthaler y Jin Au Kong, Ondas electromagnéticas (Prentice-Hall, 1994) ISBN 0-13-225871-4 . 
• Charles F. Stevens, Las seis teorías fundamentales de la física moderna , (MIT Press, 1995) ISBN 0-262-69188-4 . 
• Markus Zahn, Teoría del campo electromagnético: un enfoque de resolución de problemas , (John Wiley & Sons, 1979) ISBN 0-471-02198-9 

Libros de texto de nivel de posgrado

• Jackson, John D. (1998). Electrodinámica clásica (3ª ed.) . Wiley. ISBN 0-471-30932-X.
• Landau, LD , La teoría clásica de los campos ( Curso de Física Teórica : Volumen 2), (Butterworth-Heinemann: Oxford, 1987). ISBN 0-08-018176-7 . 
• Maxwell, James C. (1954). Tratado sobre electricidad y magnetismo . Dover. ISBN 0-486-60637-6.
• Charles W. Misner, Kip S. Thorne , John Archibald Wheeler , Gravitación , (1970) WH Freeman, Nueva York; ISBN 0-7167-0344-0 . (Proporciona un tratamiento de las ecuaciones de Maxwell en términos de formas diferenciales). 

Cálculo vectorial

• Cálculo vectorial de PC Matthews , Springer 1998, ISBN 3-540-76180-2 
• HM Schey, Div Grad Curl y todo eso: un texto informal sobre cálculo vectorial , cuarta edición (WW Norton & Company, 2005) ISBN 0-393-92516-1 .