विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का गणितीय विवरण: Difference between revisions

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विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र के विभिन्न गणितीय विवरण हैं जिनका उपयोग विद्युत चुंबकत्व के अध्ययन में किया जाता है, जो प्रकृति की चार मौलिक पारस्परिक क्रिया में से एक है। इस लेख में, कई दृष्टिकोणों पर चर्चा की गई है, चूंकि समीकरण विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र, क्षमता और धाराओं के साथ आवेशों के संदर्भ में सामान्यतः अनुरूप हैं।

सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण

विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का सबसे आम वर्णन दो त्रि-आयामी सदिश क्षेत्रों का उपयोग करता है जिन्हें विद्युत क्षेत्र और चुंबकीय क्षेत्र कहा जाता है। इन सदिश क्षेत्रों में प्रत्येक का मान, स्थान और समय के प्रत्येक बिंदु पर परिभाषित होता है और इस प्रकार अधिकांशतः उन्हें स्थान और समय के निर्देशांक के कार्यों के रूप में जना जाता है। जैसे, उन्हें अधिकांशतः $E (x, y, z, t)$ (विद्युत क्षेत्र) और $B (x, y, z, t)$ (चुंबकीय क्षेत्र) के रूप में लिखा जाता है।

यदि केवल विद्युत क्षेत्र (E) गैर-शून्य है, और समय में स्थिर है, तो क्षेत्र को इलेक्ट्रोस्टैटिक क्षेत्र कहा जाता है। इसी प्रकार, यदि केवल चुंबकीय क्षेत्र (बी) गैर-शून्य है और समय में स्थिर है, तो क्षेत्र को चुंबकीय क्षेत्र कहा जाता है। चूंकि, यदि विद्युत या चुंबकीय क्षेत्र में समय-निर्भरता है, तो मैक्सवेल के समीकरणों का उपयोग करके दोनों क्षेत्रों को एक युग्मित विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र के रूप में एक साथ माना जाना चाहिए।

सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण में मैक्सवेल के समीकरण

विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों का व्यवहार, चाहे इलेक्ट्रोस्टैटिक्स, मैग्नेटोस्टैटिक्स, या विद्युत का गतिविज्ञान (विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र) की स्थितियों में, मैक्सवेल-हेविसाइड के समीकरणों द्वारा नियंत्रित होता है:

Maxwell's equations (vector fields)
$\nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}$	Gauss's law
$\nabla \cdot \mathbf {B} =0$	Gauss's law for magnetism
$\nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}$	Faraday's law
$\nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}$	Ampère–Maxwell law

जहां ρ चार्ज घनत्व है, जो समय और स्थिति पर निर्भर करता है, ε₀ विद्युत स्थिरांक है, μ₀ चुंबकीय स्थिरांक है, और J धारा प्रति इकाई क्षेत्र है, जो समय और स्थिति का एक कार्य भी है। समीकरण इस रूप को मात्राओं की अंतर्राष्ट्रीय प्रणाली के साथ लेते हैं।

जब केवल अपरिक्षेपी आइसोट्रोपिक रैखिक सामग्रियों से निपटने के समय, मैक्सवेल के समीकरणों को अधिकांशतः प्रश्न में रैखिक सामग्री की पारगम्यता और पारगम्यता के साथ मुक्त स्थान की पारगम्यता और पारगम्यता को बदलकर बाध्य आवेशों को अनदेखा करने के लिए संशोधित किया जाता है। कुछ सामग्रियों के लिए जिनके पास विद्युत चुम्बकीय क्षेत्रों के लिए अधिक जटिल प्रतिक्रियाएं हैं, इन गुणों को टेंसरों द्वारा प्रदर्शित किया जा सकता है, तेजी से क्षेत्र परिवर्तन (फैलाव (ऑप्टिक्स), ग्रीन-कुबो संबंध) का प्रत्युत्तर देने के लिए सामग्री की क्षमता से संबंधित समय-निर्भरता के साथ, और संभवतः बड़े आयाम क्षेत्रों (गैर रेखीय प्रकाशिकी ) के लिए गैर-रैखिक या गैर-स्थानीय सामग्री प्रतिक्रियाओं का प्रतिनिधित्व करने वाली क्षेत्र निर्भरता।

संभावित क्षेत्र दृष्टिकोण

कई बार विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों के उपयोग और गणना में, पहले प्रयोग किया गया दृष्टिकोण एक संबद्ध क्षमता की गणना करता है: विद्युत क्षमता, $\varphi$ , विद्युत क्षेत्र के लिए, और चुंबकीय सदिश क्षमता, A, चुंबकीय क्षेत्र के लिए। विद्युत क्षमता एक अदिश क्षेत्र है, जबकि चुंबकीय क्षमता एक सदिश क्षेत्र है। यही कारण है कि कभी-कभी विद्युत क्षमता को अदिश क्षमता कहा जाता है और चुंबकीय क्षमता को सदिश क्षमता कहा जाता है। इन संभावनाओं का उपयोग उनके संबंधित क्षेत्रों को निम्नानुसार जाँचने के लिए किया जा सकता है:

\mathbf {E} =-\mathbf {\nabla } \varphi -{\frac {\partial \mathbf {A} }{\partial t}}

\mathbf {B} =\mathbf {\nabla } \times \mathbf {A}

संभावित सूत्रीकरण में मैक्सवेल के समीकरण

इन संबंधों को पश्चात वाले को क्षमता के संदर्भ में व्यक्त करने के लिए मैक्सवेल के समीकरणों में प्रतिस्थापित किया जा सकता है। चुंबकत्व के लिए फैराडे का नियम और गॉस का नियम (सजातीय समीकरण) किसी भी क्षमता के लिए समान रूप से सत्य सिद्ध करना होते हैं। इसका कारण यह है कि जिस तरह से क्षेत्र को अदिश और सदिश क्षमता के ग्रेडिएंट और कर्ल के रूप में व्यक्त किया जाता है। इन संभावनाओं के संदर्भ में सजातीय समीकरणों में कर्ल का विचलन सम्मलित है $\nabla \cdot \nabla \times \mathbf {A}$ और ग्रेडिएंट का कर्ल $\nabla \times \nabla \varphi$ , जो हमेशा शून्य होते हैं। मैक्सवेल के अन्य दो समीकरण (असमान समीकरण) वे हैं जो संभावित सूत्रीकरण में गतिकी का वर्णन करते हैं।

Maxwell's equations (potential formulation)

$\nabla ^{2}\varphi +{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} \right)=-{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}$

$\left(\nabla ^{2}\mathbf {A} -{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {A} }{\partial t^{2}}}\right)-\mathbf {\nabla } \left(\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} +{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial \varphi }{\partial t}}\right)=-\mu _{0}\mathbf {J}$

एक साथ लिए गए ये समीकरण मैक्सवेल के समीकरण जितने ही शक्तिशाली और पूर्ण हैं। इसके अतिरिक्त, समस्या कुछ सीमा तक कम हो गई है, क्योंकि विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों के पास हल करने के लिए छह घटक थे।^[1] संभावित निर्माण में, केवल चार घटक होते हैं: विद्युत क्षमता और सदिश क्षमता के तीन घटक। चूंकि, विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों का उपयोग करते हुए मैक्सवेल के समीकरणों की तुलना में समीकरण अधिक अस्तव्यस्त हैं।

गेज स्वतंत्रता

इस तथ्य का लाभ उठाकर इन समीकरणों को सरल बनाया जा सकता है कि विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र भौतिक रूप से सार्थक मात्राएँ हैं जिन्हें मापा जा सकता है; संभावनाएं नहीं हैं। क्षमता के रूप को सीमित करने की स्वतंत्रता है, बशर्ते कि यह परिणामी विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को प्रभावित न करे, जिसे गेज स्वतंत्रता कहा जाता है। विशेष रूप से इन समीकरणों के लिए, स्थिति और समय λ के दो-भिन्न अदिश फलन के किसी भी विकल्प के लिए, यदि $(φ, A)$ किसी दिए गए सिस्टम के लिए एक समाधान है, जो एक और संभावित $(φ', A')$ द्वारा दिया गया है:

\varphi '=\varphi -{\frac {\partial \lambda }{\partial t}}

\mathbf {A} '=\mathbf {A} +\mathbf {\nabla } \lambda

इस स्वतंत्रता का उपयोग संभावित सूत्रीकरण को सरल बनाने के लिए किया जा सकता है। ऐसे दो अदिश कार्यों में से किसी एक को सामान्यतः चुना जाता है: कूलम्ब गेज और लॉरेंज गेज।

कूलम्ब गेज

कूलम्ब गेज को इस तरह से चुना जाता है $\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} '=0$ , जो मैग्नेटोस्टैटिक्स की स्थिति से मेल खाती है। λ के संदर्भ में, इसका मतलब है कि इसे समीकरण को संतुष्ट करना चाहिए।

\nabla ^{2}\lambda =-\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} .

मैक्सवेल के समीकरणों के निम्नलिखित सूत्रीकरण में फलन के इस चुनाव का परिणाम है:

\nabla ^{2}\varphi '=-{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}

\nabla ^{2}\mathbf {A} '-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial ^{2}\!\mathbf {A} '}{\partial t^{2}}}=-\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\varepsilon _{0}\nabla \!\!\left(\!{\frac {\partial \varphi '}{\partial t}}\!\right)

कूलम्ब गेज में मैक्सवेल के समीकरणों के बारे में कई विशेषताएं इस प्रकार हैं। सबसे पहले, विद्युत क्षमता के लिए हल करना बहुत आसान है, क्योंकि समीकरण पोइसन के समीकरण का एक संस्करण है। दूसरे, चुंबकीय सदिश क्षमता को हल करना विशेष रूप से कठिन है। यह इस गेज का बड़ा नुकसान है। ध्यान देने वाली तीसरी बात, और जो तुरंत स्पष्ट नहीं होती है, वह यह है कि एक स्थान में परिस्थितियों में बदलाव के जवाब में विद्युत की क्षमता हर जगह तुरंत बदल जाती है।

उदाहरण के लिए, यदि स्थानीय समयानुसार दोपहर 1 बजे न्यू यॉर्क में कोई चार्ज स्थानांतरित किया जाता है, तो ऑस्ट्रेलिया में एक काल्पनिक पर्यवेक्षक जो विद्युत क्षमता को सीधे माप सकता है, वह न्यूयॉर्क समयानुसार दोपहर 1 बजे क्षमता में बदलाव को मापेगा। यह प्रतीत होता है कि विशेष सापेक्षता में कार्य-कारण का उल्लंघन करता है, अर्थात सूचना, संकेतों या प्रकाश की गति से तेज यात्रा करने वाली किसी भी चीज की असंभवता। इस स्पष्ट समस्या का समाधान इस तथ्य में निहित है कि, जैसा कि पहले कहा गया है, कोई भी पर्यवेक्षक क्षमता को माप नहीं सकता है; वे विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को मापते हैं। इसलिए, विद्युत क्षेत्र का निर्धारण करने में उपयोग किए जाने वाले ∇φ और ∂A/∂t का संयोजन विद्युत क्षेत्र के लिए विशेष सापेक्षता द्वारा लगाई गई गति सीमा को पुनर्स्थापित करता है, जिससे सभी अवलोकन योग्य मात्राएँ सापेक्षता के अनुरूप हो जाती हैं।

लॉरेंज गेज की स्थिति

एक गेज जो अधिकांशतः उपयोग किया जाता है वह लॉरेंज गेज की स्थिति है। इसमें अदिश फलन λ को इस प्रकार चुना जाता है कि

\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} '=-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \varphi '}{\partial t}},

जिसका अर्थ है कि λ को समीकरण को संतुष्ट करना चाहिए

\nabla ^{2}\lambda -\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial ^{2}\lambda }{\partial t^{2}}}=-\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} -\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \varphi }{\partial t}}.

मैक्सवेल के समीकरणों के निम्नलिखित रूप में लॉरेंज गेज का परिणाम है:

\nabla ^{2}\varphi '-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial ^{2}\varphi '}{\partial t^{2}}}=-\Box ^{2}\varphi '=-{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}

\nabla ^{2}\mathbf {A} '-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {A} '}{\partial t^{2}}}=-\Box ^{2}\mathbf {A} '=-\mu _{0}\mathbf {J}

परिचालक

\Box ^{2}

को डी'अलेम्बर्टियन कहा जाता है (कुछ लेखक इसे केवल वर्ग द्वारा निरूपित करते हैं

\Box

)। ये समीकरण तरंग समीकरण के विषम संस्करण हैं, समीकरण के दाईं ओर की शर्तों के साथ तरंग के स्रोत कार्यों के रूप में कार्य करते हैं। जैसा कि किसी भी तरंग समीकरण के साथ होता है, ये समीकरण दो प्रकार के समाधान की ओर ले जाते हैं: उन्नत क्षमता (जो समय में भविष्य के बिंदुओं पर स्रोतों के विन्यास से संबंधित हैं), और मंद क्षमताएँ (जो स्रोतों के पिछले विन्यास से संबंधित हैं); जहां कार्य-कारण के दृष्टिकोण से क्षेत्र का विश्लेषण किया जाना है, वहां सामान्यतः पूर्व की उपेक्षा की जाती है।

जैसा कि ऊपर बताया गया है, लॉरेंज गेज किसी भी अन्य गेज की तुलना में अधिक मान्य नहीं है क्योंकि क्षमता को सीधे मापा नहीं जा सकता है, चूंकि लॉरेंज गेज को लोरेंत्ज़ अपरिवर्तनीय होने से समीकरणों को लाभ है।

क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स का विस्तार

वैद्युतचुम्बकीय क्षेत्रों का विहित परिमाणीकरण, अदिश और सदिश विभवों को ऊपर उठाकर आगे बढ़ता है; φ('x'), 'A'('x'), फील्ड से क्षेत्र संचालक तक। पिछले लॉरेंज गेज समीकरणों में $1/ c 2 = ε 0 μ 0$ को प्रतिस्थापित करने पर मिलता है:

\nabla ^{2}\mathbf {A} -{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {A} }{\partial t^{2}}}=-\mu _{0}\mathbf {J}

\nabla ^{2}\varphi -{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\varphi }{\partial t^{2}}}=-{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}

यहाँ, J और ρ मैटर क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत की धारा और आवेश घनत्व हैं। यदि पदार्थ क्षेत्र को चार-घटक डिराक स्पिनर क्षेत्र ψ द्वारा दिए गए डायराक समीकरण के साथ विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र की परस्पर क्रिया का वर्णन करने के लिए लिया जाता है, तो धारा और आवेश घनत्व का रूप है:^[2]

\mathbf {J} =-e\psi ^{\dagger }{\boldsymbol {\alpha }}\psi \,\quad \rho =-e\psi ^{\dagger }\psi \,,

जहां α पहले तीन डायराक आव्यूह हैं। इसका उपयोग करके, हम मैक्सवेल के समीकरणों को फिर से लिख सकते हैं:

Maxwell's equations (QED)

$\nabla ^{2}\mathbf {A} -{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\mathbf {A} }{\partial t^{2}}}=\mu _{0}e\psi ^{\dagger }{\boldsymbol {\alpha }}\psi$

$\nabla ^{2}\varphi -{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}\varphi }{\partial t^{2}}}={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}e\psi ^{\dagger }\psi$

जो क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स में प्रयुक्त रूप है।

ज्यामितीय बीजगणित सूत्र

टेन्सर सूत्रीकरण के अनुरूप, दो वस्तुओं, एक क्षेत्र के लिए और एक धारा के लिए, प्रस्तुत किए जाते हैं। ज्यामितीय बीजगणित (जीए) में ये मल्टीवैक्टर हैं। फील्ड मल्टीसदिश, जिसे रीमैन-सिल्बरस्टीन सदिश के रूप में जाना जाता है,

\mathbf {F} =\mathbf {E} +Ic\mathbf {B} =E^{k}\sigma _{k}+IcB^{k}\sigma _{k}

और धारा मल्टीसदिश है

c\rho -\mathbf {J} =c\rho -J^{k}\sigma _{k}

जहाँ, अलजेब्रा आफ फिजिकल स्पेस (ए पी एस) में

C\ell _{3,0}(\mathbb {R} )

सदिश आधार के साथ

\{\sigma _{k}\}

इकाई छद्म अदिश है

I=\sigma _{1}\sigma _{2}\sigma _{3}

(एक अलौकिक आधार मानकर)। ऑर्थोनॉर्मल बेसिस वैक्टर पॉल मैट्रिसेस के बीजगणित को साझा करते हैं, लेकिन सामान्यतः उनके साथ समान नहीं होते हैं, व्युत्पन्न को परिभाषित करने के पश्चात।

{\boldsymbol {\nabla }}=\sigma ^{k}\partial _{k}

मैक्सवेल के समीकरण एकल समीकरण में सिमट गए है^[3]

Maxwell's equations (APS formulation)

$\left({\frac {1}{c}}{\dfrac {\partial }{\partial t}}+{\boldsymbol {\nabla }}\right)\mathbf {F} =\mu _{0}c(c\rho -\mathbf {J} ).$

तीन आयामों में, व्युत्पन्न की एक विशेष संरचना होती है जो क्रॉस उत्पाद की शुरूआत की अनुमति देती है:

{\boldsymbol {\nabla }}\mathbf {F} ={\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {F} +{\boldsymbol {\nabla }}\wedge \mathbf {F} ={\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {F} +I{\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {F}

जिससे यह आसानी से देखा जा सकता है कि गॉस का नियम अदिश भाग है, एम्पीयर-मैक्सवेल नियम सदिश भाग है, फैराडे का नियम स्यूडोसदिश भाग है, और चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम समीकरण का स्यूडोस्केलर भाग है। विस्तार और पुनर्व्यवस्थित करने के पश्चात, इसे इस रूप में लिखा जा सकता है

\left({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} -{\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}\right)-c\left({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {B} -\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial {\mathbf {E} }}{\partial {t}}}-\mu _{0}\mathbf {J} \right)+I\left({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {E} +{\frac {\partial {\mathbf {B} }}{\partial {t}}}\right)+Ic\left({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {B} \right)=0

हम ए पी एस को स्पेसटाइम बीजगणित (STA) के उप-लजेब्रा के रूप में पहचान सकते हैं।

C\ell _{1,3}(\mathbb {R} )

, परिभाषित करना

\sigma _{k}=\gamma _{k}\gamma _{0}

और

I=\gamma _{0}\gamma _{1}\gamma _{2}\gamma _{3}

.

\gamma _{\mu }

s में गामा आव्यूहों के समान बीजगणितीय गुण होते हैं लेकिन उनके आव्यूह निरूपण की आवश्यकता नहीं होती है।

व्युत्पन्न अब है:

\nabla =\gamma ^{\mu }\partial _{\mu }.

रीमैन-सिल्बरस्टीन एक बायसदिश बन जाता है

F=\mathbf {E} +Ic\mathbf {B} =E^{1}\gamma _{1}\gamma _{0}+E^{2}\gamma _{2}\gamma _{0}+E^{3}\gamma _{3}\gamma _{0}-c(B^{1}\gamma _{2}\gamma _{3}+B^{2}\gamma _{3}\gamma _{1}+B^{3}\gamma _{1}\gamma _{2}),

और आवेश और धारा घनत्व सदिश बन जाते हैं

J=J^{\mu }\gamma _{\mu }=c\rho \gamma _{0}+J^{k}\gamma _{k}=\gamma _{0}(c\rho -J^{k}\sigma _{k}).

पहचान के कारण

\gamma _{0}\nabla =\gamma _{0}\gamma ^{0}\partial _{0}+\gamma _{0}\gamma ^{k}\partial _{k}=\partial _{0}+\sigma ^{k}\partial _{k}={\frac {1}{c}}{\dfrac {\partial }{\partial t}}+{\boldsymbol {\nabla }},

मैक्सवेल के समीकरण एकल समीकरण में सिमट गए हैं

Maxwell's equations (STA formulation)

$\nabla F=\mu _{0}cJ.$

विभेदक रूप दृष्टिकोण

फील्ड 2-रूप

निर्वात में, कहाँ $ε = ε 0$ और $μ = μ 0$ हर जगह स्थिर हैं, एक बार अवकल ज्यामिति और अवकल रूपों की भाषा का उपयोग करने के पश्चात मैक्सवेल के समीकरण काफी सरल हो जाते हैं। निम्नलिखित में,सीजीएस गॉसियन इकाइयां का उपयोग किया जाता है, एसआई इकाइयों का नहीं। (एसआई में परिवर्तित करने के लिए, गॉसियन इकाइयां देखें।) विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों को अब संयुक्त रूप से 4-आयामी अंतरिक्ष समय मैनिफोल्ड में 2-रूप एफ द्वारा वर्णित किया गया है। फैराडे टेंसर $F_{\mu \nu }$ (विद्युत चुम्बकीय टेंसर) को मेट्रिक सिग्नेचर के साथ मिंकोव्स्की स्पेस में 2-रूप के रूप में लिखा जा सकता है $(- + + +)$ जैसा

{\begin{aligned}\mathbf {F} &\equiv {\frac {1}{2}}F_{\mu \nu }\mathrm {d} x^{\mu }\wedge \mathrm {d} x^{\nu }\\&=B_{x}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z+B_{y}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x+B_{z}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y+E_{x}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} t+E_{y}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} t+E_{z}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} t\end{aligned}}

जो, वक्रता रूप के रूप में, विद्युत चुम्बकीय चार-क्षमता का बाहरी व्युत्पन्न है,

\mathbf {F} =\mathrm {d} \mathbf {A} =(\partial _{\mu }A_{\nu })\mathrm {d} x^{\mu }\wedge \mathrm {d} x^{\nu }

स्रोत मुक्त समीकरणों को इस 2-रूप पर बाहरी व्युत्पन्न की क्रिया द्वारा लिखा जा सकता है। लेकिन स्रोत शर्तों (गॉस के कानून और एम्पीयर-मैक्सवेल समीकरण) के समीकरणों के लिए, इस 2-रूप के हॉज दोहरे की आवश्यकता है। हॉज स्टार ऑपरेटर एक पी-रूप को (एन-पी)-रूप में ले जाता है, जहां एन आयामों की संख्या है। यहाँ, यह 2-रूप (F) लेता है और दूसरा 2-रूप देता है (चार आयामों में,

n - p = 4 - 2 = 2

)। आधार कोटेन्जेंट सदिश के लिए, हॉज डुअल के रूप में दिया गया है (देखें हॉज स्टार ऑपरेटर § चार आयाम)

{\star }(\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y)=-\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} t,\quad {\star }(\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} t)=\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z,

और इसी तरह। इन संबंधों का उपयोग करते हुए, फैराडे 2-रूप का द्वैत मैक्सवेल टेन्सर है,

{\star }\mathbf {F} =-B_{x}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} t-B_{y}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} t-B_{z}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} t+E_{x}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z+E_{y}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x+E_{z}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y

धारा 3-रूप, दोहरी धारा 1-रूप

यहाँ, 3-रूप J को विद्युत धारा रूप या धारा 3-रूप कहा जाता है:

\mathbf {J} =\rho \,\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z-j_{x}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z-j_{y}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x-j_{z}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y

इसी दोहरे 1-रूप के साथ:

{{\star }\mathbf {J} }=-\rho \,\mathrm {d} t+j_{x}\mathrm {d} x+j_{y}\mathrm {d} y+j_{z}\mathrm {d} z

मैक्सवेल के समीकरण क्रमशः बियांची पहचान और स्रोत समीकरण को कम करते हैं:^[4]

Maxwell's equations (current 3-form)

$\mathrm {d} \mathbf {F} =0$

$\mathrm {d} {\star }\mathbf {F} =\mathbf {J}$

जहां डी बाहरी व्युत्पन्न को दर्शाता है - एक प्राकृतिक समन्वय- और मीट्रिक-स्वतंत्र अंतर ऑपरेटर रूपों पर कार्य करता है, और (दोहरी) हॉज स्टार ऑपरेटर ${\star }$ 2-रूपों के स्थान से (4 - 2) रूपों के स्थान में एक रेखीय रूपांतरण है, जो मिंकोस्की अंतरिक्ष में मीट्रिक द्वारा परिभाषित है (इस मीट्रिक के लिए किसी भी मीट्रिक अनुरूप ज्यामिति द्वारा भी चार आयामों में)। क्षेत्र प्राकृतिक इकाइयों में हैं जहां $1/4 πε 0 = 1$ ।

चूंकि डी² = 0, 3-रूप J धारा के संरक्षण (निरंतरता समीकरण) को संतुष्ट करता है:

\mathrm {d} {\mathbf {J} }=\mathrm {d} ^{2}{\star }\mathbf {F} =0.

धारा 3-रूप को 3-आयामी स्पेस-टाइम क्षेत्र में एकीकृत किया जा सकता है। इस समाकलन की भौतिक व्याख्या उस क्षेत्र में आवेश है यदि यह अंतरिक्ष की तरह है, या आवेश की मात्रा जो एक सतह के माध्यम से एक निश्चित समय में प्रवाह है यदि वह क्षेत्र एक अंतरिक्ष की तरह की सतह है जो समय-समान अंतराल को पार करती है। जैसा कि बाहरी व्युत्पन्न को किसी भी कई गुना पर परिभाषित किया गया है, बियांची पहचान का अंतर रूप संस्करण किसी भी 4-आयामी कई गुना के लिए समझ में आता है, जबकि स्रोत समीकरण को परिभाषित किया जाता है यदि कई गुना उन्मुख है और लोरेंत्ज़ मीट्रिक है। विशेष रूप से मैक्सवेल समीकरणों का विभेदक रूप संस्करण सामान्य सापेक्षता में मैक्सवेल समीकरणों का एक सुविधाजनक और सहज सूत्रीकरण है।

नोट: अधिकांश साहित्य में, अंकन $\mathbf {J}$ और ${\star }\mathbf {J}$ को स्विच किया जाता है, जिससे कि $\mathbf {J}$ एक 1-रूप है जिसे धारा कहा जाता है और ${\star }\mathbf {J}$ एक 3-रूप है जिसे दोहरी धारा कहा जाता है।^[5]

पदार्थ का रेखीय मैक्रोस्कोपिक प्रभाव

एक रेखीय, मैक्रोस्कोपिक सिद्धांत में, विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र पर पदार्थ के प्रभाव को 2-रूपों के स्थान में अधिक सामान्य रैखिक परिवर्तन के माध्यम से वर्णित किया गया है। जिसे हम बुलाते है

C:\Lambda ^{2}\ni \mathbf {F} \mapsto \mathbf {G} \in \Lambda ^{(4-2)}

संवैधानिक परिवर्तन। इस परिवर्तन की भूमिका हॉज द्वैत परिवर्तन के बराबर है। पदार्थ की उपस्थिति में मैक्सवेल समीकरण बन जाते हैं:

\mathrm {d} \mathbf {F} =0

\mathrm {d} \mathbf {G} =\mathbf {J}

जहां धारा 3-रूप J अभी भी निरंतरता समीकरण

d J = 0

को संतुष्ट करती है।

जब क्षेत्रों को आधार रूपों के रैखिक संयोजनों (बाहरी उत्पाद) के रूप में व्यक्त किया जाता है तो θ^p,

\mathbf {F} ={\frac {1}{2}}F_{pq}\mathbf {\theta } ^{p}\wedge \mathbf {\theta } ^{q}.

संवैधानिक संबंध रूप लेता है

G_{pq}=C_{pq}^{mn}F_{mn}

जहां क्षेत्र गुणांक कार्य सूचकांकों में एंटीसिमेट्रिक हैं और संगत गुणांक संबंधित जोड़े में एंटीसिमेट्रिक हैं। विशेष रूप से, ऊपर चर्चा की गई निर्वात समीकरणों की ओर ले जाने वाले हॉज द्वैत परिवर्तन को लेकर प्राप्त किया जाता है

C_{pq}^{mn}={\frac {1}{2}}g^{ma}g^{nb}\varepsilon _{abpq}{\sqrt {-g}}

जो स्केलिंग तक इस प्रकार का एकमात्र अपरिवर्तनीय टेन्सर है जिसे मीट्रिक के साथ परिभाषित किया जा सकता है।

इस सूत्रीकरण में, विद्युत चुंबकत्व तुरंत किसी भी 4-आयामी उन्मुख कई गुना या किसी भी कई गुना छोटे अनुकूलन के साथ सामान्यीकृत होता है।

वैकल्पिक मीट्रिक हस्ताक्षर

मीट्रिक हस्ताक्षर $(+ - - -)$ के लिए कण भौतिक विज्ञानी की साइन परिपाटी मे,संभावित 1-रूप है

\mathbf {A} =\phi \,\mathrm {d} t-A_{x}\mathrm {d} x-A_{y}\mathrm {d} y-A_{z}\mathrm {d} z.

फैराडे वक्रता 2-रूप बन जाता है

{\begin{aligned}\mathbf {F} \equiv &{\frac {1}{2}}F_{\mu \nu }\mathrm {d} x^{\mu }\wedge \mathrm {d} x^{\nu }\\=&E_{x}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} x+E_{y}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} y+E_{z}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} z-B_{x}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z-B_{y}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x-B_{z}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y\end{aligned}}

और मैक्सवेल टेंसर बन जाता है

{{\star }\mathbf {F} }=-E_{x}\mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z-E_{y}\mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x-E_{z}\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y-B_{x}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} x-B_{y}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} y-B_{z}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} z.

धारा 3-रूप J है

\mathbf {J} =-\rho \,\mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z+j_{x}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z+j_{y}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} z\wedge \mathrm {d} x+j_{z}\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y

और संबंधित दोहरा 1-रूप है

{{\star }\mathbf {J} }=-\rho \,\mathrm {d} t+j_{x}\mathrm {d} x+j_{y}\mathrm {d} y+j_{z}\mathrm {d} z.

धारा मानदंड अब सकारात्मक और बराबर है

{\mathbf {J} \wedge {\star }\mathbf {J} }=(\rho ^{2}+j_{x}^{2}+j_{y}^{2}+j_{z}^{2})\,{\star }(1)

कैनोनिकल वॉल्यूम रूप के साथ

{\star }(1)=\mathrm {d} t\wedge \mathrm {d} x\wedge \mathrm {d} y\wedge \mathrm {d} z

.

घुमावदार स्पेसटाइम

पारंपरिक सूत्रीकरण

पदार्थ और ऊर्जा स्पेस-टाइम की वक्रता उत्पन्न करते हैं। यह सामान्य सापेक्षता का विषय है। स्पेसटाइम की वक्रता इलेक्ट्रोडायनामिक्स को प्रभावित करती है। ऊर्जा और गति वाला एक विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र भी दिक्-काल में वक्रता उत्पन्न करता है। कर्व्ड स्पेसटाइम में मैक्सवेल के समीकरणों को फ्लैट स्पेसटाइम में सहसंयोजक व्युत्पन्न के साथ समीकरणों में सहपरिवर्ती व्युत्पन्न को बदलकर प्राप्त किया जा सकता है। (क्या यह उपयुक्त सामान्यीकरण है, इसके लिए अलग जांच की आवश्यकता है)। स्रोत और स्रोत-मुक्त समीकरण बन जाते हैं (सीजीएस-गाऊसी इकाइयां):

{4\pi  \over c}j^{\beta }=\partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }+{\Gamma ^{\alpha }}_{\mu \alpha }F^{\mu \beta }+{\Gamma ^{\beta }}_{\mu \alpha }F^{\alpha \mu }\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ \nabla _{\alpha }F^{\alpha \beta }\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {F^{\alpha \beta }}_{;\alpha }\,\!

और

0=\partial _{\gamma }F_{\alpha \beta }+\partial _{\beta }F_{\gamma \alpha }+\partial _{\alpha }F_{\beta \gamma }=\nabla _{\gamma }F_{\alpha \beta }+\nabla _{\beta }F_{\gamma \alpha }+\nabla _{\alpha }F_{\beta \gamma }.\,

यहाँ,

{\Gamma ^{\alpha }}_{\mu \beta }

एक क्रिस्टोफेल प्रतीक है जो स्पेसटाइम की वक्रता को दर्शाता है और ∇_α सहसंयोजक व्युत्पन्न है।

विभेदक रूपों के संदर्भ में सूत्रीकरण

विभेदक रूपों के संदर्भ में मैक्सवेल समीकरणों के निर्माण का उपयोग सामान्य सापेक्षता में परिवर्तन के बिना किया जा सकता है। अधिक पारंपरिक सामान्य सापेक्षतावादी सूत्रीकरण की तुल्यता को सहसंयोजक व्युत्पन्न के साथ विभेदक रूप को सूत्रीकरण के रूप में निम्नानुसार देखा जा सकता है। स्थानीय निर्देशांक x^α चुनें जो खुले सेट के हर बिंदु पर 1-रूप dx^α का आधार देता है जहां निर्देशांक परिभाषित होते हैं। इस आधार और सीजीएस-गाऊसी इकाइयों का उपयोग करके हम परिभाषित करते हैं

प्रतिसममित क्षेत्र टेन्सर F_αβ, फ़ील्ड 2-फ़ॉर्म F के अनुरूप $\mathbf {F} ={\frac {1}{2}}F_{\alpha \beta }\,\mathrm {d} x^{\alpha }\wedge \mathrm {d} x^{\beta }.$
धारा-सदिश अपरिमित 3-रूप J $\mathbf {J} ={4\pi \over c}\left({\frac {1}{6}}j^{\alpha }{\sqrt {-g}}\,\varepsilon _{\alpha \beta \gamma \delta }\mathrm {d} x^{\beta }\wedge \mathrm {d} x^{\gamma }\wedge \mathrm {d} x^{\delta }.\right)$

एप्सिलॉन टेन्सर 3-रूप डिफरेंशियल के साथ अनुबंधित होता है जो आवश्यक शर्तों की संख्या का 6 गुना उत्पादन करता है।

यहाँ जी हमेशा की तरह मीट्रिक टेंसर, g_αβ का प्रतिनिधित्व करने वाले मैट्रिक्स का निर्धारक है। एक छोटी संगणना जो क्रिस्टोफेल प्रतीकों की समरूपता (अर्थात, लेवी-सिविता कनेक्शन की मरोड़-मुक्तता) और हॉज स्टार ऑपरेटर की सहसंयोजक स्थिरता का उपयोग करती है, तब पता चलता है कि यह समन्वय निकटतम में हमारे पास है:

बियांची पहचान $\mathrm {d} \mathbf {F} =2(\partial _{\gamma }F_{\alpha \beta }+\partial _{\beta }F_{\gamma \alpha }+\partial _{\alpha }F_{\beta \gamma })\mathrm {d} x^{\alpha }\wedge \mathrm {d} x^{\beta }\wedge \mathrm {d} x^{\gamma }=0,$
स्रोत समीकरण $\mathrm {d} {\star \mathbf {F} }={\frac {1}{6}}{F^{\alpha \beta }}_{;\alpha }{\sqrt {-g}}\,\varepsilon _{\beta \gamma \delta \eta }\mathrm {d} x^{\gamma }\wedge \mathrm {d} x^{\delta }\wedge \mathrm {d} x^{\eta }=\mathbf {J} ,$
निरंतरता समीकरण $\mathrm {d} \mathbf {J} ={4\pi \over c}{j^{\alpha }}_{;\alpha }{\sqrt {-g}}\,\varepsilon _{\alpha \beta \gamma \delta }\mathrm {d} x^{\alpha }\wedge \mathrm {d} x^{\beta }\wedge \mathrm {d} x^{\gamma }\wedge \mathrm {d} x^{\delta }=0.$

एक लाइन बंडल की वक्रता के रूप में क्लासिकल इलेक्ट्रोडायनामिक्स

मैक्सवेल के समीकरणों को तैयार करने का एक सुंदर और सहज उपाय जटिल लाइन बंडलों या प्रिंसिपल यू(1)-बंडल का उपयोग करना है, जिसके फाइबर पर यू(1) नियमित रूप से कार्य करता है। प्रमुख बंडल U(1) - कनेक्शन (गणित) ∇ लाइन बंडल पर एक वक्रता F = ∇2 है जो एक दो-रूप है जो स्वचालित रूप से $d F = 0$ को संतुष्ट करता है और इसे क्षेत्र-शक्ति के रूप में प्रस्तुत किया जा सकता है। यदि लाइन बंडल फ्लैट संदर्भ कनेक्शन d के साथ नगण्य है तो हम $\nabla = d + A$ और $F = d A$ लिख सकते हैं, जिसमें A 1-रूप विद्युत क्षमता और चुंबकीय सदिश क्षमता से बना है।

क्वांटम यांत्रिकी में, कनेक्शन का उपयोग सिस्टम की गतिशीलता को परिभाषित करने के लिए किया जाता है। यह सूत्रीकरण अहरोनोव-बोहम प्रभाव के प्राकृतिक विवरण की अनुमति देता है। इस प्रयोग में, एक लंबे चुंबकीय तार के माध्यम से एक स्थिर चुंबकीय क्षेत्र चलता है (उदाहरण के लिए, एक लोहे का तार अनुदैर्ध्य रूप से चुंबकित होता है)। इस तार के बाहर चुंबकीय प्रेरण शून्य है, सदिश क्षमता के विपरीत, जो अनिवार्य रूप से तार के अनुप्रस्थ काट के माध्यम से चुंबकीय प्रवाह पर निर्भर करता है और बाहर लुप्त नहीं होता है। चूंकि कोई विद्युत क्षेत्र भी नहीं है, जो प्रयोग के समय, ट्यूब के बाहर स्पेस-टाइम क्षेत्र में मैक्सवेल टेंसर $F = 0$ हो। इसका मतलब परिभाषा से है कि कनेक्शन ∇ वहां सपाट है।

चूंकि, जैसा कि उल्लेख किया गया है, कनेक्शन ट्यूब के माध्यम से चुंबकीय क्षेत्र पर निर्भर करता है क्योंकि ट्यूब को घेरने वाले एक गैर-संकुचित वक्र के साथ समरूपता उचित इकाइयों में ट्यूब के माध्यम से चुंबकीय प्रवाह है। ट्यूब के चारों ओर घूमने वाली इलेक्ट्रॉन तरंग पर एक डबल-स्लिट इलेक्ट्रॉन विवर्तन प्रयोग के साथ इसका क्वांटम-यांत्रिक रूप से पता लगाया जा सकता है। होलोनॉमी एक अतिरिक्त चरण परिवर्तन से मेल खाती है, जो विवर्तन पैटर्न में परिवर्तन की ओर ले जाती है।^[6]^[7]

चर्चा

ऐसे प्रत्येक सूत्रीकरण का उपयोग करने के कारण निम्नलिखित हैं।

संभावित सूत्रीकरण

उन्नत उत्कृष्ट यांत्रिकी में यह अधिकांशतः उपयोगी होता है, और क्वांटम यांत्रिकी में अधिकांशतः आवश्यक होता है, मैक्सवेल के समीकरणों को विद्युत क्षमता (जिसे स्केलर क्षमता भी कहा जाता है) φ, और चुंबकीय सदिश क्षमता (एक सदिश क्षमता) A से जुड़े संभावित सूत्रीकरण में व्यक्त करने के लिए। उदाहरण के लिए, रेडियो एंटेना का विश्लेषण मैक्सवेल के सदिश और अदिश क्षमता का पूर्ण उपयोग चर को अलग करने के लिए करता है, एक सामान्य तकनीक जो अंतर समीकरणों के समाधान तैयार करने में उपयोग की जाती है। एक सार्वभौमिक उपायो से उन्हें हल करने के लिए सजातीय समीकरणों पर पॉइनकेयर लेम्मा का उपयोग करके संभावितों को प्रस्तुत किया जा सकता है (यह मानता है कि हम एक टोपोलॉजी रूप से सरल, उदाहरण के लिए अनुबंधित स्थान पर विचार करते हैं)। संभावनाओं को उपरोक्त सूची में परिभाषित किया गया है। वैकल्पिक रूप से, ये समीकरण E और B को विद्युत और चुंबकीय क्षमता के संदर्भ में परिभाषित करते हैं जो तब E और B के लिए समरूप समीकरणों को पहचान के रूप में संतुष्ट करते हैं। प्रतिस्थापन संभावित रूप में गैर-सजातीय मैक्सवेल समीकरण देता है।

'ए' और φ के कई अलग-अलग विकल्प दिए गए अवलोकन योग्य विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र 'ई' और 'बी' के अनुरूप हैं, इसलिए संभावना में अधिक, (शास्त्रीय भौतिकी) रूप से अप्राप्य जानकारी सम्मलित है। चूंकि, संभावनाओं की गैर-विशिष्टता अच्छी तरह से समझी जाती है। स्थिति और समय के प्रत्येक अदिश कार्य के लिए $λ (x, t)$ , क्षमता को गेज परिवर्तन द्वारा बदला जा सकता है

\varphi '=\varphi -{\frac {\partial \lambda }{\partial t}},\quad \mathbf {A} '=\mathbf {A} +\mathbf {\nabla } \lambda

विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को बदले बिना। गेज रूपांतरित क्षमता के दो जोड़े

(φ, A)

और

(φ', A')

को गेज समतुल्य कहा जाता है, और इसके गेज तुल्यता वर्ग में किसी भी जोड़ी की क्षमता का चयन करने की स्वतंत्रता को गेज स्वतंत्रता कहा जाता है। फिर से पोनकारे लेम्मा (और इसकी मान्यताओं के अंतर्गत), गेज स्वतंत्रता अनिश्चितता का एकमात्र स्रोत है, इसलिए यदि हम संभावित समीकरणों को गेज तुल्यता वर्गों के समीकरणों के रूप में मानते हैं तो क्षेत्र सूत्रीकरण संभावित सूत्रीकरण के बराबर होता है।

गेज फिक्सिंग नामक प्रक्रिया का उपयोग करके संभावित समीकरणों को सरल बनाया जा सकता है। चूँकि क्षमताएँ केवल गेज तुल्यता तक परिभाषित की जाती हैं, हम क्षमता पर अतिरिक्त समीकरण लागू करने के लिए स्वतंत्र हैं, जब तक कि क्षमता के प्रत्येक जोड़े के लिए एक गेज समकक्ष जोड़ी होती है जो अतिरिक्त समीकरणों को संतुष्ट करती है (अर्थात यदि गेज फिक्सिंग समीकरण एक स्लाइस को गेज एक्शन के रूप में परिभाषित करते हैं)। गेज-फिक्स्ड क्षमता में अभी भी सभी गेज परिवर्तनों के अंतर्गत गेज की स्वतंत्रता है जो गेज फिक्सिंग समीकरणों को अपरिवर्तित छोड़ देता है। संभावित समीकरणों का निरीक्षण दो प्राकृतिक विकल्पों का सुझाव देता है। कूलम्ब गेज में, हम $\nabla \cdot A = 0$ लगाते हैं जो ज्यादातर मैग्नेटो स्टैटिक्स के मामले में उपयोग किया जाता है जब हम $c -2 \partial 2 A /\partial t 2$ अवधि की उपेक्षा कर सकते हैं। लॉरेंज गेज में (डेन लुडविग लॉरेंज के नाम पर), हम लगाते हैं

\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {A} +{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=0\,.

लॉरेंज गेज की स्थिति में लोरेंत्ज़ अपरिवर्तनीय होने और क्षमता के लिए लोरेंत्ज़-अपरिवर्तनीय समीकरणों की ओर अग्रसर होने का लाभ है।

प्रकट रूप से सहपरिवर्ती (टेंसर) दृष्टिकोण

मैक्सवेल के समीकरण विशेष आपेक्षिकता के साथ पूरी तरह से संगत हैं - अर्थात, यदि वे एक जड़त्वीय संदर्भ फ्रेम में मान्य हैं, तो वे स्वचालित रूप से हर दूसरे जड़त्वीय संदर्भ फ्रेम में मान्य हैं। वास्तव में, विशेष सापेक्षता के ऐतिहासिक विकास में मैक्सवेल के समीकरण महत्वपूर्ण थे। चूंकि मैक्सवेल के समीकरणों के सामान्य सूत्रीकरण में, विशेष सापेक्षता के साथ उनकी संगति स्पष्ट नहीं है; यह केवल एक श्रमसाध्य गणना द्वारा सिद्ध किया जा सकता है।

उदाहरण के लिए, चुंबक के क्षेत्र में गतिमान एक चालक पर विचार करें।^[8] चुंबक के जड़त्वीय फ्रेम में वह चालक एक चुंबकीय बल का अनुभव करता है। लेकिन चुम्बक के सापेक्ष गतिमान चालक के फ्रेम में, चालक विद्युत क्षेत्र के कारण एक बल का अनुभव करता है। गति इन दो अलग-अलग संदर्भ फ़्रेमों में बिल्कुल संगत है, लेकिन यह गणितीय रूप से काफी भिन्न उपायो से उत्पन्न होती है।

इस कारण से और अन्य कारणों से, मैक्सवेल के समीकरणों को इस तरह से फिर से लिखना अधिकांशतः उपयोगी होता है जो "प्रकट रूप से सहसंयोजक" है - अर्थात विशेष सापेक्षता के साथ स्पष्ट रूप से संगत हो, यहां तक कि समीकरणों पर सिर्फ एक ग्लांस के साथ - सहपरिवर्ती और प्रतिपरिवर्ती चार-सदिशों और टेन्सर का उपयोग करते हुए। यह EM टेन्सर F, या 4-संभावित A का उपयोग करके किया जा सकता है, 4-धारा J के साथ - उत्कृष्ट विद्युत चुंबकत्व का सहपरिवर्ती सूत्रीकरण देखें।

विभेदक रूप दृष्टिकोण

चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम और फैराडे-मैक्सवेल नियम को एक साथ समूहीकृत किया जा सकता है क्योंकि समीकरण सजातीय हैं, और क्षेत्र 'एफ' (एक 2-रूप) को व्यक्त करने वाली ज्यामितीय पहचान के रूप में देखा जा सकता है, जिसे 4-संभाव्य ए से प्राप्त किया जा सकता है। विद्युत के लिए गॉस का नियम और एम्पीयर-मैक्सवेल नियम को क्षेत्र की गति के गतिशील समीकरणों के रूप में देखा जा सकता है, जो संपर्क पद ए जे (गेज सिद्धांत सहसंयोजक व्युत्पन्न के माध्यम से प्रस्तुत किया गया) से कम से कम क्रिया के लैग्रैन्जियन (क्षेत्र सिद्धांत) सिद्धांत के माध्यम से प्राप्त होता है, और क्षेत्र को मैटर से जोड़ता है। अत्यधिक क्रिया के सिद्धांत के संदर्भ में मैक्सवेल के समीकरणों के क्षेत्र निर्माण के लिए, विद्युत चुम्बकीय टेन्सर देखें।

अधिकांशतः, फैराडे-मैक्सवेल समीकरण में व्युत्पन्न समय इस समीकरण को "गतिशील" कहने के लिए प्रेरित करता है, जो पूर्ववर्ती विश्लेषण के अर्थ में कुछ हद तक भ्रामक है। बल्कि यह अधिमानित समय दिशा चुनकर विशेष सापेक्षतावादी सहप्रसरण को विघात करने का एक विरूपण साक्ष्य है। इन क्षेत्र समीकरणों द्वारा प्रचारित स्वतंत्रता की भौतिक डिग्री प्राप्त करने के लिए, एक गतिज शब्द $F ⋆ F$ सम्मलित करना चाहिए A के लिए, और स्वतंत्रता की गैर-भौतिक डिग्री को ध्यान में रखना चाहिए जिसे गेज परिवर्तन $A \mapsto A - d α$ . द्वारा हटाया जा सकता है। गेज फिक्सिंग और फाद्दीव-पोपोव परछाप भी देखें।

ज्यामितीय कलन दृष्टिकोण

यह सूत्रीकरण बीजगणित का उपयोग करता है जो अंतरिक्ष-समय वितरण के परिचय के माध्यम से उत्पन्न होता है, जिसे साहचर्य (लेकिन क्रमविनिमेय नहीं) उत्पाद या ज्यामितीय उत्पाद कहा जाता है। बीजगणित के तत्व और संचालन सामान्यतः ज्यामितीय अर्थ से जुड़े हो सकते हैं। बीजगणित के सदस्यों को ग्रेड द्वारा विघटित किया जा सकता है (जैसा कि विभेदक रूपों के औपचारिकता में) और (ज्यामितीय) k-सदिश वाले सदिश के उत्पाद a $(k - 1)$ -सदिश और a $(k + 1)$ -सदिश में विघटित होते है। $(k - 1)$ -सदिश घटक को आंतरिक उत्पाद और $(k + 1)$ -सदिश घटक को बाहरी उत्पाद के साथ पहचाना जा सकता है। यह बीजगणितीय सुविधा है कि ज्यामितीय उत्पाद व्युत्क्रमणीय है, जबकि आंतरिक और बाहरी उत्पाद नहीं हैं। मैक्सवेल के समीकरणों में दिखाई देने वाले व्युत्पन्न सदिश हैं और विद्युत चुम्बकीय क्षेत्रों को फैराडे बाइसदिश एफ द्वारा दर्शाया गया है। यह सूत्रीकरण उतना ही सामान्य है जितना कि एक मीट्रिक टेन्सर के साथ विविध के लिए विभेदक रूप, क्योंकि ये स्वाभाविक रूप से आर-रूप के साथ पहचाने जाते हैं और इसके अनुरूप संचालित होते हैं। मैक्सवेल के समीकरण इस औपचारिकता में एक समीकरण तक कम हो जाते हैं। इस समीकरण को भागों में विभाजित किया जा सकता है जैसा कि तुलनात्मक कारणों से ऊपर किया गया है।

यह भी देखें

घुंघराले पथरी
विद्युत चुम्बकीय तरंग समीकरण
प्रकाश की गति
विद्युत स्थिरांक
चुंबकीय स्थिरांक
मुक्त स्थान
निकट और दूर का क्षेत्र
विद्युत चुम्बकीय
विद्युत चुम्बकीय विकिरण
क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स
विद्युत चुंबकत्व समीकरणों की सूची

↑ Introduction to Electrodynamics by Griffiths
↑ Quantum Electrodynamics, Mathworld
↑ Oersted Medal Lecture David Hestenes "Reforming the Mathematical Language of Physics" (Am. J. Phys. 71 (2), February 2003, pp. 104–121) Online:http://geocalc.clas.asu.edu/html/Oersted-ReformingTheLanguage.html p26
↑ Harley Flanders (1963) Differential Forms with Applications to Physical Sciences, pages 44 to 46, Academic Press
↑ Misner, Charles W.; Thorne, Kip; Wheeler, John Archibald (1973). आकर्षण-शक्ति. W. H. Freeman. p. 81. ISBN 978-0-7167-0344-0.
↑ M. Murray (5 September 2008). "Line Bundles. Honours 1996" (PDF). University of Adelaide. Retrieved 2010-11-19.
↑ R. Bott (1985). "गणित और भौतिकी के बीच हाल की कुछ बातचीत पर". Canadian Mathematical Bulletin. 28 (2): 129–164. doi:10.4153/CMB-1985-016-3.
↑ Albert Einstein (1905) On the electrodynamics of moving bodies

संदर्भ

Warnick, Karl; Russer, Peter (2014). "Differential Forms and Electromagnetic Field Theory" (PDF). Progress in Electromagnetics Research. 148: 83–112. doi:10.2528/PIER14063009.
Russer, Peter (2006). Electromagnetics, Microwave Circuit and Antenna Design for Communications Engineering (2nd ed.). Artech House. ISBN 978-1-58053-907-4. (with worked problems in Warnick, Russer 2006 ISBN 1-59693-096-9)
Hehl, Friedrich; Obukhov, Yuri (2003). Foundations of Classical Electrodynamics. Birkhäuser. ISBN 978-0-8176-4222-8.
Doran, Chris; Lasenby, Anthony (2007). Geometric Algebra for Physicists. Cambridge Univ. Press. ISBN 978-0-521-71595-9.

[1] Introduction to Electrodynamics by Griffiths

[2] Quantum Electrodynamics, Mathworld

[3] Oersted Medal Lecture David Hestenes "Reforming the Mathematical Language of Physics" (Am. J. Phys. 71 (2), February 2003, pp. 104–121) Online:http://geocalc.clas.asu.edu/html/Oersted-ReformingTheLanguage.html p26

[4] Harley Flanders (1963) Differential Forms with Applications to Physical Sciences, pages 44 to 46, Academic Press

[5] Misner, Charles W.; Thorne, Kip; Wheeler, John Archibald (1973). आकर्षण-शक्ति. W. H. Freeman. p. 81. ISBN 978-0-7167-0344-0.

[:0-6] M. Murray (5 September 2008). "Line Bundles. Honours 1996" (PDF). University of Adelaide. Retrieved 2010-11-19.

[:1-7] R. Bott (1985). "गणित और भौतिकी के बीच हाल की कुछ बातचीत पर". Canadian Mathematical Bulletin. 28 (2): 129–164. doi:10.4153/CMB-1985-016-3.

[:2-8] Albert Einstein (1905) On the electrodynamics of moving bodies

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विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का गणितीय विवरण: Difference between revisions

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Contents

सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण

सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण में मैक्सवेल के समीकरण

संभावित क्षेत्र दृष्टिकोण

संभावित सूत्रीकरण में मैक्सवेल के समीकरण

गेज स्वतंत्रता

कूलम्ब गेज

लॉरेंज गेज की स्थिति

क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स का विस्तार

ज्यामितीय बीजगणित सूत्र

विभेदक रूप दृष्टिकोण

फील्ड 2-रूप

धारा 3-रूप, दोहरी धारा 1-रूप

पदार्थ का रेखीय मैक्रोस्कोपिक प्रभाव

वैकल्पिक मीट्रिक हस्ताक्षर

घुमावदार स्पेसटाइम

पारंपरिक सूत्रीकरण

विभेदक रूपों के संदर्भ में सूत्रीकरण

एक लाइन बंडल की वक्रता के रूप में क्लासिकल इलेक्ट्रोडायनामिक्स

चर्चा

संभावित सूत्रीकरण

प्रकट रूप से सहपरिवर्ती (टेंसर) दृष्टिकोण

विभेदक रूप दृष्टिकोण

ज्यामितीय कलन दृष्टिकोण

यह भी देखें

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संदर्भ

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@@ Line 1: / Line 1: @@
 {{Short description|Formulations of electromagnetism}}
-{{About||the formulation in [[general relativity]]|Maxwell's equations in curved spacetime|the [[manifestly covariant]] formulation in [[special relativity]]|Classical electromagnetism and special relativity|and|Covariant formulation of classical electromagnetism}}
 {{electromagnetism}}
-[[विद्युत]] चुम्बकीय क्षेत्र के विभिन्न गणितीय विवरण हैं जिनका उपयोग विद्युत चुंबकत्व के अध्ययन में किया जाता है, जो प्रकृति की चार मौलिक पारस्परिक क्रिया में से एक है। इस लेख में, कई दृष्टिकोणों पर चर्चा की गई है, हालांकि समीकरण विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र, क्षमता और धाराओं के साथ आवेशों के संदर्भ में हैं, आम तौर पर बोलते हैं।
+[[विद्युत]] चुम्बकीय क्षेत्र के विभिन्न गणितीय विवरण हैं जिनका उपयोग विद्युत चुंबकत्व के अध्ययन में किया जाता है, जो प्रकृति की चार मौलिक पारस्परिक क्रिया में से एक है। इस लेख में, कई दृष्टिकोणों पर चर्चा की गई है, चूंकि समीकरण विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र, क्षमता और धाराओं के साथ आवेशों के संदर्भ में सामान्यतः अनुरूप हैं।
-== वेक्टर क्षेत्र दृष्टिकोण ==
+== सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण ==
-{{main|Classical electromagnetism}}
+{{main| उत्कृष्ट विद्युत चुंबकत्व}}
-विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का सबसे आम वर्णन दो त्रि-आयामी [[वेक्टर क्षेत्र|वेक्टर क्षेत्रों]] का उपयोग करता है जिन्हें [[विद्युत क्षेत्र]] और [[चुंबकीय क्षेत्र]] कहा जाता है। इन सदिश क्षेत्रों में प्रत्येक का मान स्थान और समय के प्रत्येक बिंदु पर परिभाषित होता है और इस प्रकार अक्सर उन्हें स्थान और समय के निर्देशांक के कार्यों के रूप में माना जाता है। जैसे, उन्हें अक्सर {{math|'''E'''(''x'', ''y'', ''z'', ''t'')}} (विद्युत क्षेत्र) और {{math|'''B'''(''x'', ''y'', ''z'', ''t'')}} (चुंबकीय क्षेत्र) के रूप में लिखा जाता है।
+विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का सबसे आम वर्णन दो त्रि-आयामी [[वेक्टर क्षेत्र|सदिश क्षेत्रों]] का उपयोग करता है जिन्हें [[विद्युत क्षेत्र]] और [[चुंबकीय क्षेत्र]] कहा जाता है। इन सदिश क्षेत्रों में प्रत्येक का मान, स्थान और समय के प्रत्येक बिंदु पर परिभाषित होता है और इस प्रकार अधिकांशतः उन्हें स्थान और समय के निर्देशांक के कार्यों के रूप में जना जाता है। जैसे, उन्हें अधिकांशतः {{math|'''E'''(''x'', ''y'', ''z'', ''t'')}} (विद्युत क्षेत्र) और {{math|'''B'''(''x'', ''y'', ''z'', ''t'')}} (चुंबकीय क्षेत्र) के रूप में लिखा जाता है।
-यदि केवल विद्युत क्षेत्र (E) गैर-शून्य है, और समय में स्थिर है, तो क्षेत्र को [[इलेक्ट्रोस्टैटिक क्षेत्र]] कहा जाता है। इसी प्रकार, यदि केवल चुंबकीय क्षेत्र (बी) गैर-शून्य है और समय में स्थिर है, तो क्षेत्र को चुंबकीय क्षेत्र कहा जाता है। हालांकि, अगर विद्युत या चुंबकीय क्षेत्र में समय-निर्भरता है, तो मैक्सवेल के समीकरणों का उपयोग करके दोनों क्षेत्रों को एक युग्मित विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र के रूप में एक साथ माना जाना चाहिए।
+यदि केवल विद्युत क्षेत्र (E) गैर-शून्य है, और समय में स्थिर है, तो क्षेत्र को [[इलेक्ट्रोस्टैटिक क्षेत्र]] कहा जाता है। इसी प्रकार, यदि केवल चुंबकीय क्षेत्र (बी) गैर-शून्य है और समय में स्थिर है, तो क्षेत्र को चुंबकीय क्षेत्र कहा जाता है। चूंकि, यदि विद्युत या चुंबकीय क्षेत्र में समय-निर्भरता है, तो मैक्सवेल के समीकरणों का उपयोग करके दोनों क्षेत्रों को एक युग्मित विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र के रूप में एक साथ माना जाना चाहिए।
-=== वेक्टर क्षेत्र दृष्टिकोण में मैक्सवेल के समीकरण ===
+=== सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण में मैक्सवेल के समीकरण ===
-{{main|Maxwell's equations}}
+{{main|मैक्सवेल के समीकरण}}
-विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों का व्यवहार, चाहे इलेक्ट्रोस्टैटिक्स, मैग्नेटोस्टैटिक्स, या [[ बिजली का गतिविज्ञान ]] (विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र) के मामलों में,  मैक्सवेल-हेविसाइड के समीकरणों द्वारा नियंत्रित होता है:
+विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों का व्यवहार, चाहे इलेक्ट्रोस्टैटिक्स, मैग्नेटोस्टैटिक्स, या [[ बिजली का गतिविज्ञान | विद्युत का गतिविज्ञान]] (विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र) की स्थितियों में,  मैक्सवेल-हेविसाइड के समीकरणों द्वारा नियंत्रित होता है:
 :{| class="toccolours collapsible" width="400px" style="background-color:#ECFCF4; padding:6; cellpadding=6;text-align:left;border:2px solid #50C878"
@@ Line 30: / Line 29: @@
 | <math>\nabla \times \mathbf{B} = \mu_0 \mathbf{J} + \mu_0\varepsilon_0 \frac{\partial \mathbf{E}}{\partial t}</math> || &nbsp;&nbsp; '''[[Ampère's circuital law|Ampère–Maxwell law]]'''
 |}
-जहां ρ चार्ज घनत्व है, जो समय और स्थिति पर निर्भर करता है, ε<sub>0</sub> [[विद्युत स्थिरांक]] है, μ<sub>0</sub> [[चुंबकीय स्थिरांक]] है, और J वर्तमान प्रति इकाई क्षेत्र है, समय और स्थिति का एक कार्य भी है। समीकरण इस रूप को मात्राओं की अंतर्राष्ट्रीय प्रणाली के साथ लेते हैं।
+जहां ρ चार्ज घनत्व है, जो समय और स्थिति पर निर्भर करता है, ε<sub>0</sub> [[विद्युत स्थिरांक]] है, μ<sub>0</sub> [[चुंबकीय स्थिरांक]] है, और J धारा प्रति इकाई क्षेत्र है, जो समय और स्थिति का एक कार्य भी है। समीकरण इस रूप को मात्राओं की अंतर्राष्ट्रीय प्रणाली के साथ लेते हैं।
-जब केवल अविक्षेपी आइसोट्रोपिक रैखिक सामग्री के साथ व्यवहार करते हैं, तो मैक्सवेल के समीकरणों को अक्सर प्रश्न में रैखिक सामग्री की पारगम्यता और पारगम्यता के साथ [[मुक्त स्थान]] की पारगम्यता और पारगम्यता को बदलकर बाध्य आवेशों को अनदेखा करने के लिए संशोधित किया जाता है। कुछ सामग्रियों के लिए जिनके पास विद्युत चुम्बकीय क्षेत्रों के लिए अधिक जटिल प्रतिक्रियाएं हैं, इन गुणों को टेंसरों द्वारा प्रदर्शित किया जा सकता है, समय-निर्भरता के साथ तेजी से क्षेत्र परिवर्तन (फैलाव (ऑप्टिक्स), ग्रीन-कुबो संबंध) और संभवतः भी प्रतिक्रिया करने की सामग्री की क्षमता से संबंधित बड़े आयाम क्षेत्रों ([[ गैर रेखीय प्रकाशिकी ]]) के लिए गैर-रैखिक या गैर-स्थानीय सामग्री प्रतिक्रियाओं का प्रतिनिधित्व करने वाली क्षेत्र निर्भरता।
+जब केवल अपरिक्षेपी आइसोट्रोपिक रैखिक सामग्रियों से निपटने के समय, मैक्सवेल के समीकरणों को अधिकांशतः प्रश्न में रैखिक सामग्री की पारगम्यता और पारगम्यता के साथ [[मुक्त स्थान]] की पारगम्यता और पारगम्यता को बदलकर बाध्य आवेशों को अनदेखा करने के लिए संशोधित किया जाता है। कुछ सामग्रियों के लिए जिनके पास विद्युत चुम्बकीय क्षेत्रों के लिए अधिक जटिल प्रतिक्रियाएं हैं, इन गुणों को टेंसरों द्वारा प्रदर्शित किया जा सकता है, तेजी से क्षेत्र परिवर्तन (फैलाव (ऑप्टिक्स), ग्रीन-कुबो संबंध) का प्रत्युत्तर देने के लिए सामग्री की क्षमता से संबंधित समय-निर्भरता के साथ, और संभवतः बड़े आयाम क्षेत्रों ([[ गैर रेखीय प्रकाशिकी ]]) के लिए गैर-रैखिक या गैर-स्थानीय सामग्री प्रतिक्रियाओं का प्रतिनिधित्व करने वाली क्षेत्र निर्भरता।
 == संभावित क्षेत्र दृष्टिकोण ==
-कई बार बिजली और चुंबकीय क्षेत्रों के उपयोग और गणना में, पहले इस्तेमाल किया गया दृष्टिकोण एक संबद्ध क्षमता की गणना करता है: विद्युत क्षमता, <math>\varphi</math>, विद्युत क्षेत्र के लिए, और [[चुंबकीय वेक्टर क्षमता]], A, चुंबकीय क्षेत्र के लिए। विद्युत क्षमता एक अदिश क्षेत्र है, जबकि चुंबकीय क्षमता एक सदिश क्षेत्र है। यही कारण है कि कभी-कभी विद्युत क्षमता को अदिश क्षमता कहा जाता है और चुंबकीय क्षमता को वेक्टर क्षमता कहा जाता है। इन संभावनाओं का उपयोग उनके संबंधित क्षेत्रों को निम्नानुसार खोजने के लिए किया जा सकता है:
+कई बार विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों के उपयोग और गणना में, पहले प्रयोग किया गया दृष्टिकोण एक संबद्ध क्षमता की गणना करता है: विद्युत क्षमता, <math>\varphi</math>, विद्युत क्षेत्र के लिए, और [[चुंबकीय वेक्टर क्षमता|चुंबकीय सदिश क्षमता]], A, चुंबकीय क्षेत्र के लिए। विद्युत क्षमता एक अदिश क्षेत्र है, जबकि चुंबकीय क्षमता एक सदिश क्षेत्र है। यही कारण है कि कभी-कभी विद्युत क्षमता को अदिश क्षमता कहा जाता है और चुंबकीय क्षमता को सदिश क्षमता कहा जाता है। इन संभावनाओं का उपयोग उनके संबंधित क्षेत्रों को निम्नानुसार जाँचने के लिए किया जा सकता है:
 <math display="block">\mathbf E = - \mathbf \nabla \varphi - \frac{\partial \mathbf A}{\partial t}</math><math display="block">\mathbf B = \mathbf \nabla \times \mathbf A</math>
 === संभावित सूत्रीकरण में मैक्सवेल के समीकरण ===
-इन संबंधों को क्षमता के संदर्भ में  उत्तरार्द्ध को व्यक्त करने के लिए मैक्सवेल के समीकरणों में प्रतिस्थापित किया जा सकता है। चुंबकत्व के लिए फैराडे का नियम और गॉस का नियम (सजातीय समीकरण) किसी भी क्षमता के लिए समान रूप से सत्य साबित होते हैं। इसका कारण यह है कि जिस तरह से फ़ील्ड को अदिश और वेक्टर क्षमता के ग्रेडिएंट और कर्ल के रूप में व्यक्त किया जाता है। इन संभावनाओं के संदर्भ में सजातीय समीकरणों में कर्ल का विचलन शामिल है <math>\nabla \cdot \nabla \times \mathbf A</math> और ग्रेडिएंट का कर्ल <math>\nabla \times \nabla \varphi</math>, जो हमेशा शून्य होते हैं। मैक्सवेल के अन्य दो समीकरण (असमान समीकरण) वे हैं जो संभावित सूत्रीकरण में गतिकी का वर्णन करते हैं।
+इन संबंधों को पश्चात वाले को क्षमता के संदर्भ में व्यक्त करने के लिए मैक्सवेल के समीकरणों में प्रतिस्थापित किया जा सकता है। चुंबकत्व के लिए फैराडे का नियम और गॉस का नियम (सजातीय समीकरण) किसी भी क्षमता के लिए समान रूप से सत्य सिद्ध करना होते हैं। इसका कारण यह है कि जिस तरह से क्षेत्र को अदिश और सदिश क्षमता के ग्रेडिएंट और कर्ल के रूप में व्यक्त किया जाता है। इन संभावनाओं के संदर्भ में सजातीय समीकरणों में कर्ल का विचलन सम्मलित है <math>\nabla \cdot \nabla \times \mathbf A</math> और ग्रेडिएंट का कर्ल <math>\nabla \times \nabla \varphi</math>, जो हमेशा शून्य होते हैं। मैक्सवेल के अन्य दो समीकरण (असमान समीकरण) वे हैं जो संभावित सूत्रीकरण में गतिकी का वर्णन करते हैं।
 {{Equation box 1
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 |background colour=#F5FFFA}}
-एक साथ लिए गए ये समीकरण मैक्सवेल के समीकरण जितने ही शक्तिशाली और पूर्ण हैं। इसके अलावा, समस्या कुछ हद तक कम हो गई है, क्योंकि बिजली और चुंबकीय क्षेत्रों के पास हल करने के लिए छह घटक थे।<ref>Introduction to Electrodynamics by Griffiths</ref> संभावित निर्माण में, केवल चार घटक होते हैं: विद्युत क्षमता और वेक्टर क्षमता के तीन घटक। हालाँकि, विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों का उपयोग करते हुए मैक्सवेल के समीकरणों की तुलना में समीकरण अधिक गड़बड़ हैं।
+एक साथ लिए गए ये समीकरण मैक्सवेल के समीकरण जितने ही शक्तिशाली और पूर्ण हैं। इसके अतिरिक्त, समस्या कुछ सीमा तक कम हो गई है, क्योंकि विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों के पास हल करने के लिए छह घटक थे।<ref>Introduction to Electrodynamics by Griffiths</ref> संभावित निर्माण में, केवल चार घटक होते हैं: विद्युत क्षमता और सदिश क्षमता के तीन घटक। चूंकि, विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों का उपयोग करते हुए मैक्सवेल के समीकरणों की तुलना में समीकरण अधिक अस्तव्यस्त हैं।
 === गेज स्वतंत्रता ===
-इस तथ्य का लाभ उठाकर इन समीकरणों को सरल बनाया जा सकता है कि विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र भौतिक रूप से सार्थक मात्राएँ हैं जिन्हें मापा जा सकता है; संभावनाएं नहीं हैं। क्षमता के रूप को सीमित करने की स्वतंत्रता है, बशर्ते कि यह परिणामी विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को प्रभावित न करे, जिसे गेज स्वतंत्रता कहा जाता है। विशेष रूप से इन समीकरणों के लिए, स्थिति और समय λ के दो-भिन्न अदिश फलन के किसी भी विकल्प के लिए, यदि {{math|(''φ'', '''A''')}} किसी दिए गए सिस्टम के लिए एक समाधान है, तो एक और संभावित {{math|(''φ''′, '''A'''′)}} द्वारा दिया गया है:
+इस तथ्य का लाभ उठाकर इन समीकरणों को सरल बनाया जा सकता है कि विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र भौतिक रूप से सार्थक मात्राएँ हैं जिन्हें मापा जा सकता है; संभावनाएं नहीं हैं। क्षमता के रूप को सीमित करने की स्वतंत्रता है, बशर्ते कि यह परिणामी विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को प्रभावित न करे, जिसे गेज स्वतंत्रता कहा जाता है। विशेष रूप से इन समीकरणों के लिए, स्थिति और समय λ के दो-भिन्न अदिश फलन के किसी भी विकल्प के लिए, यदि {{math|(''φ'', '''A''')}} किसी दिए गए सिस्टम के लिए एक समाधान है, जो एक और संभावित {{math|(''φ''′, '''A'''′)}} द्वारा दिया गया है:
 <math display="block">\varphi' = \varphi - \frac{\partial \lambda}{\partial t}</math>
 <math display="block">\mathbf A' = \mathbf A + \mathbf \nabla \lambda </math>
-इस स्वतंत्रता का उपयोग संभावित सूत्रीकरण को सरल बनाने के लिए किया जा सकता है। ऐसे दो अदिश कार्यों में से किसी एक को आमतौर पर चुना जाता है: कूलम्ब गेज और लॉरेंज गेज।
+इस स्वतंत्रता का उपयोग संभावित सूत्रीकरण को सरल बनाने के लिए किया जा सकता है। ऐसे दो अदिश कार्यों में से किसी एक को सामान्यतः चुना जाता है: कूलम्ब गेज और लॉरेंज गेज।
 ==== कूलम्ब गेज ====
-{{main|Gauge fixing#Coulomb gauge}}
+{{main|गेज फिक्सिंग § कूलम्ब गेज}}
-[[कूलम्ब गेज]] को इस तरह से चुना जाता है <math>\mathbf \nabla \cdot \mathbf A' = 0</math>, जो मैग्नेटोस्टैटिक्स के मामले से मेल खाती है। λ के संदर्भ में, इसका मतलब है कि इसे समीकरण को संतुष्ट करना चाहिए
+[[कूलम्ब गेज]] को इस तरह से चुना जाता है <math>\mathbf \nabla \cdot \mathbf A' = 0</math>, जो मैग्नेटोस्टैटिक्स की स्थिति से मेल खाती है। λ के संदर्भ में, इसका मतलब है कि इसे समीकरण को संतुष्ट करना चाहिए।
 <math display="block">\nabla^2 \lambda = - \mathbf \nabla \cdot \mathbf A.</math>
 मैक्सवेल के समीकरणों के निम्नलिखित सूत्रीकरण में फलन के इस चुनाव का परिणाम है:<math display="block">\nabla^2 \varphi' = -\frac{\rho}{\varepsilon_0}</math><math display="block">\nabla^2 \mathbf A' - \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2\! \mathbf A'}{\partial t^2} = - \mu_0 \mathbf J + \mu_0 \varepsilon_0 \nabla\!\! \left (\! \frac{\partial \varphi'}{\partial t} \!\right )</math>
-कूलम्ब गेज में मैक्सवेल के समीकरणों के बारे में कई विशेषताएं इस प्रकार हैं। सबसे पहले, विद्युत क्षमता के लिए हल करना बहुत आसान है, क्योंकि समीकरण पोइसन के समीकरण का एक संस्करण है। दूसरे, चुंबकीय वेक्टर क्षमता को हल करना विशेष रूप से कठिन है। यह इस गेज का बड़ा नुकसान है। ध्यान देने वाली तीसरी बात, और जो तुरंत स्पष्ट नहीं होती है, वह यह है कि एक इलाके में परिस्थितियों में बदलाव के जवाब में बिजली की क्षमता हर जगह तुरंत बदल जाती है।
+कूलम्ब गेज में मैक्सवेल के समीकरणों के बारे में कई विशेषताएं इस प्रकार हैं। सबसे पहले, विद्युत क्षमता के लिए हल करना बहुत आसान है, क्योंकि समीकरण पोइसन के समीकरण का एक संस्करण है। दूसरे, चुंबकीय सदिश क्षमता को हल करना विशेष रूप से कठिन है। यह इस गेज का बड़ा नुकसान है। ध्यान देने वाली तीसरी बात, और जो तुरंत स्पष्ट नहीं होती है, वह यह है कि एक स्थान में परिस्थितियों में बदलाव के जवाब में विद्युत की क्षमता हर जगह तुरंत बदल जाती है।
 उदाहरण के लिए, यदि स्थानीय समयानुसार दोपहर 1 बजे न्यू यॉर्क में कोई चार्ज स्थानांतरित किया जाता है, तो ऑस्ट्रेलिया में एक काल्पनिक पर्यवेक्षक जो विद्युत क्षमता को सीधे माप सकता है, वह न्यूयॉर्क समयानुसार दोपहर 1 बजे क्षमता में बदलाव को मापेगा। यह प्रतीत होता है कि [[विशेष सापेक्षता]] में कार्य-कारण का उल्लंघन करता है, अर्थात सूचना, संकेतों या प्रकाश की गति से तेज यात्रा करने वाली किसी भी चीज की असंभवता। इस स्पष्ट समस्या का समाधान इस तथ्य में निहित है कि, जैसा कि पहले कहा गया है, कोई भी पर्यवेक्षक क्षमता को माप नहीं सकता है; वे विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को मापते हैं। इसलिए, विद्युत क्षेत्र का निर्धारण करने में उपयोग किए जाने वाले ∇''φ'' और ∂A/∂''t'' का संयोजन विद्युत क्षेत्र के लिए विशेष सापेक्षता द्वारा लगाई गई गति सीमा को पुनर्स्थापित करता है, जिससे सभी अवलोकन योग्य मात्राएँ सापेक्षता के अनुरूप हो जाती हैं।
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 ==== लॉरेंज गेज की स्थिति ====
-{{main|Gauge fixing#Lorenz gauge}}
+{{main|गेज फिक्सिंग § लॉरेंज गेज}}
-एक गेज जो अक्सर उपयोग किया जाता है वह [[लॉरेंज गेज की स्थिति]] है। इसमें अदिश फलन λ को इस प्रकार चुना जाता है कि
+एक गेज जो अधिकांशतः उपयोग किया जाता है वह [[लॉरेंज गेज की स्थिति]] है। इसमें अदिश फलन λ को इस प्रकार चुना जाता है कि
 <math display="block">\mathbf \nabla \cdot \mathbf A' = - \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial \varphi'}{\partial t} ,</math>
 जिसका अर्थ है कि λ को समीकरण को संतुष्ट करना चाहिए
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 <math display="block">\nabla^2 \varphi' - \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2 \varphi'}{\partial t^2} = -\Box^2 \varphi' = - \frac{\rho}{\varepsilon_0}</math>
 <math display="block">\nabla^2 \mathbf A' - \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2 \mathbf A'}{\partial t^2} = -\Box^2 \mathbf A' = - \mu_0 \mathbf J</math>
-परिचालक <math>\Box^2</math> डी'अलेम्बर्टियन कहा जाता है (कुछ लेखक इसे केवल वर्ग द्वारा निरूपित करते हैं <math>\Box</math>). ये समीकरण [[तरंग समीकरण]] के विषम संस्करण हैं, समीकरण के दाईं ओर की शर्तों के साथ तरंग के स्रोत कार्यों के रूप में कार्य करते हैं। जैसा कि किसी भी तरंग समीकरण के साथ होता है, ये समीकरण दो प्रकार के समाधान की ओर ले जाते हैं: उन्नत क्षमता (जो भविष्य के समय में स्रोतों के विन्यास से संबंधित हैं), और मंद क्षमता (जो स्रोतों के पिछले विन्यास से संबंधित हैं); जहां कार्य-कारण के दृष्टिकोण से क्षेत्र का विश्लेषण किया जाना है, वहां आमतौर पर पूर्व की उपेक्षा की जाती है।
+परिचालक <math>\Box^2</math> को डी'अलेम्बर्टियन कहा जाता है (कुछ लेखक इसे केवल वर्ग द्वारा निरूपित करते हैं <math>\Box</math>)। ये समीकरण [[तरंग समीकरण]] के विषम संस्करण हैं, समीकरण के दाईं ओर की शर्तों के साथ तरंग के स्रोत कार्यों के रूप में कार्य करते हैं। जैसा कि किसी भी तरंग समीकरण के साथ होता है, ये समीकरण दो प्रकार के समाधान की ओर ले जाते हैं: उन्नत क्षमता (जो समय में भविष्य के बिंदुओं पर स्रोतों के विन्यास से संबंधित हैं), और मंद क्षमताएँ (जो स्रोतों के पिछले विन्यास से संबंधित हैं); जहां कार्य-कारण के दृष्टिकोण से क्षेत्र का विश्लेषण किया जाना है, वहां सामान्यतः पूर्व की उपेक्षा की जाती है।
-जैसा कि ऊपर बताया गया है, लॉरेंज गेज किसी भी अन्य गेज की तुलना में अधिक मान्य नहीं है क्योंकि क्षमता को सीधे मापा नहीं जा सकता है, हालांकि लॉरेंज गेज को [[लोरेंत्ज़ अपरिवर्तनीय]] होने के समीकरणों का लाभ है।
+जैसा कि ऊपर बताया गया है, लॉरेंज गेज किसी भी अन्य गेज की तुलना में अधिक मान्य नहीं है क्योंकि क्षमता को सीधे मापा नहीं जा सकता है, चूंकि लॉरेंज गेज को [[लोरेंत्ज़ अपरिवर्तनीय]] होने से समीकरणों को लाभ है।
 === क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स का विस्तार ===
-वैद्युतचुम्बकीय क्षेत्रों का [[विहित परिमाणीकरण]], अदिश और सदिश विभवों को ऊपर उठाकर आगे बढ़ता है; φ('x'), 'A'('x'), फील्ड से [[ क्षेत्र संचालक ]]्स तक। स्थानापन्न {{math|1=1/''c''<sup>2</sup> = ''ε''<sub>0</sub>''μ''<sub>0</sub>}} पिछले लॉरेंज गेज समीकरणों में देता है:
+वैद्युतचुम्बकीय क्षेत्रों का [[विहित परिमाणीकरण]], अदिश और सदिश विभवों को ऊपर उठाकर आगे बढ़ता है; φ('x'), 'A'('x'), फील्ड से [[ क्षेत्र संचालक | क्षेत्र संचालक]] तक। पिछले लॉरेंज गेज समीकरणों में {{math|1=1/''c''<sup>2</sup> = ''ε''<sub>0</sub>''μ''<sub>0</sub>}} को प्रतिस्थापित करने पर मिलता है:
-<math display="block">\nabla^2 \mathbf A - \frac 1 {c^2} \frac{\partial^2 \mathbf A}{\partial t^2} = - \mu_0 \mathbf J</math>
+<math display="block">\nabla^2 \mathbf A - \frac 1 {c^2} \frac{\partial^2 \mathbf A}{\partial t^2} = - \mu_0 \mathbf J</math><math display="block">\nabla^2 \varphi - \frac 1 {c^2} \frac{\partial^2 \varphi}{\partial t^2} = - \frac{\rho}{\varepsilon_0}</math>
-<math display="block">\nabla^2 \varphi - \frac 1 {c^2} \frac{\partial^2 \varphi}{\partial t^2} = - \frac{\rho}{\varepsilon_0}</math>
+यहाँ, J और '' ρ [[ मामला |मैटर]] [[ क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत ]] ''की धारा और आवेश घनत्व हैं। यदि पदार्थ क्षेत्र को चार-घटक [[डिराक स्पिनर]] क्षेत्र ''ψ'' द्वारा दिए गए [[डायराक समीकरण]] के साथ विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र की परस्पर क्रिया का वर्णन करने के लिए लिया जाता है, तो धारा और आवेश घनत्व का रूप है:<ref>[http://scienceworld.wolfram.com/physics/QuantumElectrodynamics.html Quantum Electrodynamics, Mathworld]</ref>
-यहाँ, J और '' ρ '' '' [[ मामला ]] [[ क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत ]] '' का करंट और चार्ज डेंसिटी है। यदि पदार्थ क्षेत्र को चार-घटक [[डिराक स्पिनर]] क्षेत्र ''ψ'' द्वारा दिए गए [[डायराक समीकरण]] के साथ विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र की बातचीत का वर्णन करने के लिए लिया जाता है, तो वर्तमान और चार्ज घनत्व का रूप है:<ref>[http://scienceworld.wolfram.com/physics/QuantumElectrodynamics.html Quantum Electrodynamics, Mathworld]</ref>
 <math display="block">\mathbf{J}=-e\psi^{\dagger}\boldsymbol{\alpha}\psi\,\quad \rho=-e\psi^{\dagger}\psi \,,</math>
-जहां ''α'' पहले तीन गामा आव्यूह हैं। इसका उपयोग करके, हम मैक्सवेल के समीकरणों को फिर से लिख सकते हैं:
+जहां ''α'' पहले तीन डायराक आव्यूह हैं। इसका उपयोग करके, हम मैक्सवेल के समीकरणों को फिर से लिख सकते हैं:
 {{Equation box 1
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 == [[ज्यामितीय बीजगणित]] सूत्र ==
-टेन्सर सूत्रीकरण के अनुरूप, दो वस्तुओं, एक क्षेत्र के लिए और एक धारा के लिए, पेश किए जाते हैं। ज्यामितीय बीजगणित (जीए) में ये मल्टीवैक्टर हैं। फील्ड [[ multivector ]], जिसे रीमैन-सिल्बरस्टीन वेक्टर के रूप में जाना जाता है, है
+टेन्सर सूत्रीकरण के अनुरूप, दो वस्तुओं, एक क्षेत्र के लिए और एक धारा के लिए, प्रस्तुत किए जाते हैं। ज्यामितीय बीजगणित (जीए) में ये मल्टीवैक्टर हैं। फील्ड [[ multivector |मल्टीसदिश]], जिसे रीमैन-सिल्बरस्टीन सदिश के रूप में जाना जाता है,
 <math display="block"> \mathbf{F} = \mathbf{E} + Ic\mathbf{B} = E^k\sigma_k + IcB^k\sigma_k</math>
-और वर्तमान मल्टीवेक्टर है
+और धारा मल्टीसदिश है
 <math display="block"> c \rho - \mathbf{J} = c \rho - J^k\sigma_k</math>
-जहाँ, भौतिक स्थान के बीजगणित (APS) में <math>C\ell_{3,0}(\R)</math> वेक्टर आधार के साथ <math>\{\sigma_k\}</math>. इकाई [[ छद्म अदिश ]] है <math>I=\sigma_1\sigma_2\sigma_3</math> (एक अलौकिक आधार मानकर)। [[ऑर्थोनॉर्मल बेसिस]] वैक्टर [[पॉल मैट्रिसेस]] के बीजगणित को साझा करते हैं, लेकिन आमतौर पर उनके साथ समान नहीं होते हैं। व्युत्पन्न को परिभाषित करने के बाद
+जहाँ, अलजेब्रा आफ फिजिकल स्पेस (ए पी एस) में <math>C\ell_{3,0}(\R)</math> सदिश आधार के साथ <math>\{\sigma_k\}</math>  इकाई [[ छद्म अदिश ]] है <math>I=\sigma_1\sigma_2\sigma_3</math> (एक अलौकिक आधार मानकर)। [[ऑर्थोनॉर्मल बेसिस]] वैक्टर [[पॉल मैट्रिसेस]] के बीजगणित को साझा करते हैं, लेकिन सामान्यतः उनके साथ समान नहीं होते हैं, व्युत्पन्न को परिभाषित करने के पश्चात।
 <math display="block"> \boldsymbol{\nabla} = \sigma^k \partial_k</math>
-मैक्सवेल के समीकरणों को एकल समीकरण में घटाया जाता है<ref>Oersted Medal Lecture [[David Hestenes]] "Reforming the Mathematical Language of Physics" (Am. J. Phys. 71 (2), February 2003, pp. 104–121) Online:http://geocalc.clas.asu.edu/html/Oersted-ReformingTheLanguage.html p26</ref>
+मैक्सवेल के समीकरण एकल समीकरण में सिमट गए है<ref>Oersted Medal Lecture [[David Hestenes]] "Reforming the Mathematical Language of Physics" (Am. J. Phys. 71 (2), February 2003, pp. 104–121) Online:http://geocalc.clas.asu.edu/html/Oersted-ReformingTheLanguage.html p26</ref>
 {{Equation box 1
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 |background colour = #ECFCF4}}
-तीन आयामों में, व्युत्पन्न की एक विशेष संरचना होती है जो क्रॉस उत्पाद की शुरूआत की अनुमति देती है:
+तीन आयामों में, व्युत्पन्न की एक विशेष संरचना होती है जो क्रॉस उत्पाद की शुरूआत की अनुमति देती है:<math display="block"> \boldsymbol{\nabla}\mathbf{F} = \boldsymbol{\nabla} \cdot \mathbf{F} + \boldsymbol{\nabla} \wedge \mathbf{F} = \boldsymbol{\nabla} \cdot \mathbf{F} + I \boldsymbol{\nabla} \times \mathbf{F}</math>
-<math display="block"> \boldsymbol{\nabla}\mathbf{F} = \boldsymbol{\nabla} \cdot \mathbf{F} + \boldsymbol{\nabla} \wedge \mathbf{F} = \boldsymbol{\nabla} \cdot \mathbf{F} + I \boldsymbol{\nabla} \times \mathbf{F}</math>
+जिससे यह आसानी से देखा जा सकता है कि गॉस का नियम अदिश भाग है, एम्पीयर-मैक्सवेल नियम सदिश भाग है, फैराडे का नियम स्यूडोसदिश भाग है, और चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम समीकरण का स्यूडोस्केलर भाग है। विस्तार और पुनर्व्यवस्थित करने के पश्चात, इसे इस रूप में लिखा जा सकता है
-जिससे यह आसानी से देखा जा सकता है कि गॉस का नियम अदिश भाग है, एम्पीयर-मैक्सवेल नियम सदिश भाग है, फैराडे का नियम स्यूडोवेक्टर भाग है, और चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम समीकरण का स्यूडोस्केलर भाग है। विस्तार और पुनर्व्यवस्थित करने के बाद, इसे इस रूप में लिखा जा सकता है
 <math display="block">
 \left( \boldsymbol{\nabla} \cdot \mathbf{E} - \frac{\rho}{\varepsilon_0} \right)- c \left( \boldsymbol{\nabla} \times \mathbf{B} - \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial {\mathbf{E}}}{\partial {t}} - \mu_0 \mathbf{J} \right)+ I \left( \boldsymbol{\nabla} \times \mathbf{E} + \frac{\partial {\mathbf{B}}}{\partial {t}} \right)+ I c \left( \boldsymbol{\nabla} \cdot \mathbf{B} \right)= 0
 </math>
-हम APS को स्पेसटाइम बीजगणित (STA) के उप-लजेब्रा के रूप में पहचान सकते हैं। <math>C\ell_{1,3}(\mathbb{R})</math>, परिभाषित करना <math>\sigma_k=\gamma_k\gamma_0</math> और <math>I=\gamma_0\gamma_1\gamma_2\gamma_3</math>. <math>\gamma_\mu</math>th>s में गामा आव्यूहों के समान बीजगणितीय गुण होते हैं लेकिन उनके आव्यूह निरूपण की आवश्यकता नहीं होती है। व्युत्पन्न अब है
+हम ए पी एस को स्पेसटाइम बीजगणित (STA) के उप-लजेब्रा के रूप में पहचान सकते हैं। <math>C\ell_{1,3}(\mathbb{R})</math>, परिभाषित करना <math>\sigma_k=\gamma_k\gamma_0</math> और <math>I=\gamma_0\gamma_1\gamma_2\gamma_3</math>. <math>\gamma_\mu</math>s में गामा आव्यूहों के समान बीजगणितीय गुण होते हैं लेकिन उनके आव्यूह निरूपण की आवश्यकता नहीं होती है।
+व्युत्पन्न अब है:
 <math display="block">\nabla = \gamma^\mu \partial_\mu.</math>
-रीमैन-सिल्बरस्टीन एक बायवेक्टर बन जाता है
+रीमैन-सिल्बरस्टीन एक बायसदिश बन जाता है
 <math display="block">F = \mathbf{E} + Ic\mathbf{B} = E^1\gamma_1\gamma_0 + E^2\gamma_2\gamma_0 + E^3\gamma_3\gamma_0 -c(B^1\gamma_2\gamma_3 + B^2\gamma_3\gamma_1 + B^3\gamma_1\gamma_2),</math>
 और आवेश और धारा घनत्व सदिश बन जाते हैं
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 पहचान के कारण
 <math display="block">\gamma_0 \nabla = \gamma_0\gamma^0 \partial_0 + \gamma_0\gamma^k\partial_k = \partial_0 + \sigma^k\partial_k = \frac{1}{c}\dfrac{\partial }{\partial t} + \boldsymbol{\nabla},</math>
-मैक्सवेल के समीकरण एकल समीकरण में घटते हैं
+मैक्सवेल के समीकरण एकल समीकरण में सिमट गए हैं
 {{Equation box 1
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 == विभेदक रूप दृष्टिकोण ==
-{{see also|Differential form|Exterior algebra|}}
+{{see also|विभेदक रूप|| बहिर्भाग बीजगणित }}
-=== फील्ड 2-फॉर्म ===
+=== फील्ड 2-रूप ===
-निर्वात में, कहाँ {{math|1=''ε'' = [[electric constant|''ε''<sub>0</sub>]]}} और {{math|1=''μ'' = [[magnetic constant|''μ''<sub>0</sub>]]}} हर जगह स्थिर हैं, एक बार अवकल ज्यामिति और अवकल रूपों की भाषा का उपयोग करने के बाद मैक्सवेल के समीकरण काफी सरल हो जाते हैं। निम्नलिखित में, [[गॉसियन इकाइयां]] | सीजीएस-गाऊसी इकाइयां, एसआई इकाइयों का उपयोग नहीं किया जाता है। (एसआई में परिवर्तित करने के लिए, गॉसियन इकाइयां देखें।) विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र अब संयुक्त रूप से एक 4-आयामी [[ अंतरिक्ष समय ]] मैनिफोल्ड में [[ विभेदक रूप ]]|2-फॉर्म एफ द्वारा वर्णित हैं। फैराडे टेंसर <math>F_{\mu\nu}</math> ([[विद्युत चुम्बकीय टेंसर]]) को मेट्रिक हस्ताक्षर के साथ मिंकोव्स्की स्पेस में 2-फॉर्म के रूप में लिखा जा सकता है {{math|(− + + +)}} जैसा
+निर्वात में, कहाँ {{math|1=''ε'' = [[electric constant|''ε''<sub>0</sub>]]}} और {{math|1=''μ'' = [[magnetic constant|''μ''<sub>0</sub>]]}} हर जगह स्थिर हैं, एक बार अवकल ज्यामिति और अवकल रूपों की भाषा का उपयोग करने के पश्चात मैक्सवेल के समीकरण काफी सरल हो जाते हैं। निम्नलिखित में,सीजीएस [[गॉसियन इकाइयां]] का उपयोग किया जाता है, एसआई इकाइयों का नहीं। (एसआई में परिवर्तित करने के लिए, गॉसियन इकाइयां देखें।) विद्युत और चुंबकीय क्षेत्रों को अब संयुक्त रूप से 4-आयामी [[ अंतरिक्ष समय |अंतरिक्ष समय]] मैनिफोल्ड में 2-रूप एफ द्वारा वर्णित किया गया है। फैराडे टेंसर <math>F_{\mu\nu}</math> ([[विद्युत चुम्बकीय टेंसर]]) को मेट्रिक सिग्नेचर के साथ मिंकोव्स्की स्पेस में 2-रूप के रूप में लिखा जा सकता है {{math|(− + + +)}} जैसा
 <math display="block"> \begin{align}
 \mathbf{F} & \equiv \frac{1}{2}F_{\mu\nu} \mathrm{d}x^{\mu} \wedge \mathrm{d}x^{\nu} \\
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 जो, [[वक्रता रूप]] के रूप में, [[विद्युत चुम्बकीय चार-क्षमता]] का [[बाहरी व्युत्पन्न]] है,
 <math display="block"> \mathbf{F} = \mathrm{d} \mathbf{A} = ( \partial_{\mu} A_{\nu} ) \mathrm{d}x^{\mu} \wedge \mathrm{d}x^{\nu}</math>
-स्रोत मुक्त समीकरणों को इस 2-फॉर्म पर बाहरी डेरिवेटिव की क्रिया द्वारा लिखा जा सकता है। लेकिन स्रोत शर्तों (गॉस के कानून और एम्पीयर-मैक्सवेल समीकरण) के समीकरणों के लिए, इस 2-फॉर्म के हॉज दोहरे की आवश्यकता है। हॉज स्टार ऑपरेटर एक पी-फॉर्म लेता है a ({{math|''n'' − ''p''}})-रूप, जहाँ n आयामों की संख्या है। यहाँ, यह 2-रूप (F) लेता है और दूसरा 2-रूप देता है (चार आयामों में, {{math|1=''n'' − ''p'' = 4 − 2 = 2}}). आधार कोटैंजेंट वैक्टर के लिए, हॉज डुअल को इस प्रकार दिया गया है (देखें {{section link|Hodge star operator#Four dimensions}})
+स्रोत मुक्त समीकरणों को इस 2-रूप पर बाहरी व्युत्पन्न की क्रिया द्वारा लिखा जा सकता है। लेकिन स्रोत शर्तों (गॉस के कानून और एम्पीयर-मैक्सवेल समीकरण) के समीकरणों के लिए, इस 2-रूप के हॉज दोहरे की आवश्यकता है। हॉज स्टार ऑपरेटर एक पी-रूप को (एन-पी)-रूप में ले जाता है, जहां एन आयामों की संख्या है। यहाँ, यह 2-रूप (F) लेता है और दूसरा 2-रूप देता है (चार आयामों में, {{math|1=''n'' − ''p'' = 4 − 2 = 2}})। आधार कोटेन्जेंट सदिश के लिए, हॉज डुअल के रूप में दिया गया है (देखें [[Hodge star operator|हॉज स्टार ऑपरेटर § चार आयाम]])
 <math display="block"> {\star} ( \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y ) = - \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}t ,\quad {\star} ( \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}t ) = \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z, </math>
 और इसी तरह। इन संबंधों का उपयोग करते हुए, फैराडे 2-रूप का द्वैत मैक्सवेल टेन्सर है,
 <math display="block"> {\star} \mathbf{F} = - B_x \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}t - B_y \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}t - B_z \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}t + E_x \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z + E_y \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x + E_z \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y </math>
+=== ''धारा''  3-रूप, दोहरी ''धारा''  1-रूप ===
+यहाँ, 3-रूप J को विद्युत धारा रूप या धारा 3-रूप कहा जाता है:
-=== वर्तमान 3-रूप, दोहरी वर्तमान 1-रूप ===
-यहाँ, 3-रूप J को ''विद्युत धारा रूप'' या ''अंतर रूप#भौतिकी में अनुप्रयोग|वर्तमान 3-रूप'' कहा जाता है:
 <math display="block"> \mathbf{J} = \rho\, \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z - j_x \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z - j_y \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x - j_z \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y </math>
-इसी दोहरे 1-फॉर्म के साथ:
+इसी दोहरे 1-रूप के साथ:
 <math display="block"> {{\star}\mathbf{J}} = -\rho\, \mathrm{d}t + j_x \mathrm{d}x + j_y \mathrm{d}y + j_z \mathrm{d}z </math>
 मैक्सवेल के समीकरण क्रमशः [[बियांची पहचान]] और स्रोत समीकरण को कम करते हैं:<ref>[[Harley Flanders]] (1963) ''Differential Forms with Applications to Physical Sciences'', pages 44 to 46, [[Academic Press]]</ref>
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 |background colour = #ECFCF4}}
-जहां डी बाहरी व्युत्पन्न को दर्शाता है - एक प्राकृतिक समन्वय- और मीट्रिक-स्वतंत्र अंतर ऑपरेटर रूपों पर अभिनय करता है, और (दोहरी) [[हॉज स्टार]] ऑपरेटर <math>{\star}</math> 2-रूपों के स्थान से (4 - 2) के स्थान तक एक रैखिक परिवर्तन है - मिंकोव्स्की अंतरिक्ष में मीट्रिक द्वारा परिभाषित रूप (इस मीट्रिक के लिए किसी भी मीट्रिक [[अनुरूप ज्यामिति]] द्वारा भी चार आयामों में)। क्षेत्र प्राकृतिक इकाइयों में हैं जहां {{math|1=1/4''πε''<sub>0</sub> = 1}}.
+जहां डी बाहरी व्युत्पन्न को दर्शाता है - एक प्राकृतिक समन्वय- और मीट्रिक-स्वतंत्र अंतर ऑपरेटर रूपों पर कार्य करता है, और (दोहरी) [[हॉज स्टार]] ऑपरेटर <math>{\star}</math> 2-रूपों के स्थान से (4 - 2) रूपों के स्थान में एक रेखीय रूपांतरण है, जो मिंकोस्की अंतरिक्ष में मीट्रिक द्वारा परिभाषित है (इस मीट्रिक के लिए किसी भी मीट्रिक [[अनुरूप ज्यामिति]] द्वारा भी चार आयामों में)। क्षेत्र प्राकृतिक इकाइयों में हैं जहां {{math|1=1/4''πε''<sub>0</sub> = 1}}।
-चूंकि डी<sup>2</sup> = 0, 3-फॉर्म J करंट के संरक्षण को संतुष्ट करता है (निरंतरता समीकरण#विद्युत चुंबकत्व):
+चूंकि डी<sup>2</sup> = 0, 3-रूप J धारा के संरक्षण (निरंतरता समीकरण) को संतुष्ट करता है:
 <math display="block">\mathrm{d}{\mathbf{J}}=\mathrm{d}^2{\star}\mathbf{F}=0.</math>
-वर्तमान 3-फॉर्म को 3-आयामी स्पेस-टाइम क्षेत्र में एकीकृत किया जा सकता है। इस इंटीग्रल की भौतिक व्याख्या उस क्षेत्र में चार्ज है यदि यह अंतरिक्ष की तरह है, या चार्ज की मात्रा जो एक सतह के माध्यम से एक निश्चित समय में बहती है यदि वह क्षेत्र एक अंतरिक्ष की तरह की सतह है जो समय-समान अंतराल को पार करती है।
+धारा 3-रूप को 3-आयामी स्पेस-टाइम क्षेत्र में एकीकृत किया जा सकता है। इस समाकलन की भौतिक व्याख्या उस क्षेत्र में आवेश है यदि यह अंतरिक्ष की तरह है, या आवेश की मात्रा जो एक सतह के माध्यम से एक निश्चित समय में प्रवाह है यदि वह क्षेत्र एक अंतरिक्ष की तरह की सतह है जो समय-समान अंतराल को पार करती है। जैसा कि बाहरी व्युत्पन्न को किसी भी [[कई गुना]] पर परिभाषित किया गया है, बियांची पहचान का अंतर रूप संस्करण किसी भी 4-आयामी कई गुना के लिए समझ में आता है, जबकि स्रोत समीकरण को परिभाषित किया जाता है यदि कई गुना उन्मुख है और लोरेंत्ज़ मीट्रिक है। विशेष रूप से मैक्सवेल समीकरणों का विभेदक रूप संस्करण सामान्य सापेक्षता में मैक्सवेल समीकरणों का एक सुविधाजनक और सहज सूत्रीकरण है।
-जैसा कि बाहरी व्युत्पन्न को किसी भी [[कई गुना]] पर परिभाषित किया गया है, बियांची पहचान का अंतर रूप संस्करण किसी भी 4-आयामी कई गुना के लिए समझ में आता है, जबकि स्रोत समीकरण को परिभाषित किया जाता है यदि कई गुना उन्मुख है और लोरेंत्ज़ मीट्रिक है। विशेष रूप से मैक्सवेल समीकरणों का विभेदक रूप संस्करण सामान्य सापेक्षता में मैक्सवेल समीकरणों का एक सुविधाजनक और सहज सूत्रीकरण है।
-नोट: अधिकांश साहित्य में, अंकन <math>\mathbf{J}</math> और <math>{\star}\mathbf{J}</math> स्विच किए जाते हैं, ताकि <math>\mathbf{J}</math> एक 1-रूप है जिसे करंट कहा जाता है और <math>{\star}\mathbf{J}</math> एक 3-रूप है जिसे दोहरी धारा कहा जाता है।<ref>{{cite book|last1=Misner | first1= Charles W.|page=81 |last2=Thorne | first2 = Kip |author3-link=John Archibald Wheeler |last3 =Wheeler | first3 = John Archibald|year=1973|title=आकर्षण-शक्ति|publisher=W. H. Freeman| isbn=978-0-7167-0344-0| author2-link=Kip Thorne |author-link=Charles W. Misner }}</ref>
+नोट: अधिकांश साहित्य में, अंकन <math>\mathbf{J}</math> और <math>{\star}\mathbf{J}</math> को स्विच किया जाता है, जिससे कि <math>\mathbf{J}</math> एक 1-रूप है जिसे धारा कहा जाता है और <math>{\star}\mathbf{J}</math> एक 3-रूप है जिसे दोहरी धारा कहा जाता है।<ref>{{cite book|last1=Misner | first1= Charles W.|page=81 |last2=Thorne | first2 = Kip |author3-link=John Archibald Wheeler |last3 =Wheeler | first3 = John Archibald|year=1973|title=आकर्षण-शक्ति|publisher=W. H. Freeman| isbn=978-0-7167-0344-0| author2-link=Kip Thorne |author-link=Charles W. Misner }}</ref>
 ==== पदार्थ का रेखीय मैक्रोस्कोपिक प्रभाव ====
-एक रेखीय, मैक्रोस्कोपिक सिद्धांत में, विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र पर पदार्थ के प्रभाव को 2-रूपों के स्थान में अधिक सामान्य रैखिक परिवर्तन के माध्यम से वर्णित किया गया है। हम बुलाते है
+एक रेखीय, मैक्रोस्कोपिक सिद्धांत में, विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र पर पदार्थ के प्रभाव को 2-रूपों के स्थान में अधिक सामान्य रैखिक परिवर्तन के माध्यम से वर्णित किया गया है। जिसे हम बुलाते है
 <math display="block"> C:\Lambda^2\ni\mathbf{F}\mapsto \mathbf{G}\in\Lambda^{(4-2)}</math>
 संवैधानिक परिवर्तन। इस परिवर्तन की भूमिका हॉज द्वैत परिवर्तन के बराबर है। पदार्थ की उपस्थिति में मैक्सवेल समीकरण बन जाते हैं:
 <math display="block"> \mathrm{d}\mathbf{F} = 0</math>
 <math display="block"> \mathrm{d}\mathbf{G} = \mathbf{J}</math>
-जहां वर्तमान 3-रूप J अभी भी निरंतरता समीकरण को संतुष्ट करता है {{math|1=d'''J''' = 0}}.
+जहां धारा 3-रूप J अभी भी निरंतरता समीकरण {{math|1=d'''J''' = 0}} को संतुष्ट करती है।
+जब क्षेत्रों को आधार रूपों के रैखिक संयोजनों ([[बाहरी उत्पाद]]) के रूप में व्यक्त किया जाता है तो ''θ<sup>p</sup>'',<math display="block"> \mathbf{F} = \frac{1}{2}F_{pq}\mathbf{\theta}^p\wedge\mathbf{\theta}^q.</math>संवैधानिक संबंध रूप लेता है<math display="block"> G_{pq} = C_{pq}^{mn}F_{mn}</math>जहां क्षेत्र गुणांक कार्य सूचकांकों में एंटीसिमेट्रिक हैं और संगत गुणांक संबंधित जोड़े में एंटीसिमेट्रिक हैं। विशेष रूप से, ऊपर चर्चा की गई निर्वात समीकरणों की ओर ले जाने वाले हॉज द्वैत परिवर्तन को लेकर प्राप्त किया जाता है<math display="block"> C_{pq}^{mn} = \frac{1}{2}g^{ma}g^{nb} \varepsilon_{abpq} \sqrt{-g} </math>जो स्केलिंग तक इस प्रकार का एकमात्र अपरिवर्तनीय टेन्सर है जिसे मीट्रिक के साथ परिभाषित किया जा सकता है।
-जब क्षेत्रों को आधार रूपों के रैखिक संयोजनों ([[बाहरी उत्पाद]]ों के) के रूप में व्यक्त किया जाता है<sup>पी</सुप>,
-<math display="block"> \mathbf{F} = \frac{1}{2}F_{pq}\mathbf{\theta}^p\wedge\mathbf{\theta}^q.</math>
-संवैधानिक संबंध रूप लेता है
-<math display="block"> G_{pq} = C_{pq}^{mn}F_{mn}</math>
-जहां क्षेत्र गुणांक कार्य सूचकांकों में एंटीसिमेट्रिक हैं और संगत गुणांक संबंधित जोड़े में एंटीसिमेट्रिक हैं। विशेष रूप से, ऊपर चर्चा की गई निर्वात समीकरणों की ओर ले जाने वाले हॉज द्वैत परिवर्तन को लेकर प्राप्त किया जाता है
-<math display="block"> C_{pq}^{mn} = \frac{1}{2}g^{ma}g^{nb} \varepsilon_{abpq} \sqrt{-g} </math>
-जो स्केलिंग तक इस प्रकार का एकमात्र अपरिवर्तनीय टेन्सर है जिसे मीट्रिक के साथ परिभाषित किया जा सकता है।
 इस सूत्रीकरण में, विद्युत चुंबकत्व तुरंत किसी भी 4-आयामी उन्मुख कई गुना या किसी भी कई गुना छोटे अनुकूलन के साथ सामान्यीकृत होता है।
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 === वैकल्पिक [[मीट्रिक हस्ताक्षर]] ===
-साइन परिपाटी में#मीट्रिक हस्ताक्षर|मीट्रिक हस्ताक्षर के लिए कण भौतिक विज्ञानी की साइन परिपाटी {{math|(+ − − −)}}, संभावित 1-रूप है
+मीट्रिक हस्ताक्षर {{math|(+ − − −)}} के लिए कण भौतिक विज्ञानी की साइन परिपाटी मे,संभावित 1-रूप है
-<math display="block"> \mathbf{A} = \phi\, \mathrm{d}t - A_x \mathrm{d}x - A_y \mathrm{d}y - A_z \mathrm{d}z .</math>
+<math display="block"> \mathbf{A} = \phi\, \mathrm{d}t - A_x \mathrm{d}x - A_y \mathrm{d}y - A_z \mathrm{d}z .</math>फैराडे वक्रता 2-रूप बन जाता है<math display="block"> \begin{align}
-फैराडे वक्रता 2-रूप बन जाता है
-<math display="block"> \begin{align}
 \mathbf{F} \equiv & \frac{1}{2}F_{\mu\nu} \mathrm{d}x^{\mu} \wedge \mathrm{d}x^{\nu} \\
 = & E_x \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x + E_y \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}y + E_z \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}z - B_x \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z - B_y \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x - B_z \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y
 \end{align}</math>
-और मैक्सवेल टेंसर बन जाता है
-<math display="block">{{\star} \mathbf{F}} = - E_x \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z - E_y \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x - E_z \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y - B_x \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x - B_y \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}y - B_z \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}z.</math>
+और मैक्सवेल टेंसर बन जाता है<math display="block">{{\star} \mathbf{F}} = - E_x \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z - E_y \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x - E_z \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y - B_x \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x - B_y \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}y - B_z \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}z.</math>धारा 3-रूप J है<math display="block"> \mathbf{J} = - \rho\, \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z + j_x \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z + j_y \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x + j_z \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y</math>और संबंधित दोहरा 1-रूप है<math display="block"> {{\star}\mathbf{J}} = -\rho\, \mathrm{d}t + j_x \mathrm{d}x + j_y \mathrm{d}y + j_z \mathrm{d}z .</math>धारा मानदंड अब सकारात्मक और बराबर है<math display="block"> {\mathbf{J} \wedge {\star}\mathbf{J}} = (\rho^2 + j_x^2 + j_y^2 + j_z^2)\,{\star}(1)</math>कैनोनिकल [[वॉल्यूम फॉर्म|वॉल्यूम रूप]] के साथ <math>{\star}(1) = \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z</math>.
-वर्तमान 3-रूप J है
-<math display="block"> \mathbf{J} = - \rho\, \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z + j_x \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z + j_y \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}z \wedge \mathrm{d}x + j_z \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y</math>
-और संबंधित दोहरा 1-रूप है
-<math display="block"> {{\star}\mathbf{J}} = -\rho\, \mathrm{d}t + j_x \mathrm{d}x + j_y \mathrm{d}y + j_z \mathrm{d}z .</math>
-वर्तमान मानदंड अब सकारात्मक और बराबर है
-<math display="block"> {\mathbf{J} \wedge {\star}\mathbf{J}} = (\rho^2 + j_x^2 + j_y^2 + j_z^2)\,{\star}(1)</math>
-कैनोनिकल [[वॉल्यूम फॉर्म]] के साथ <math>{\star}(1) = \mathrm{d}t \wedge \mathrm{d}x \wedge \mathrm{d}y \wedge \mathrm{d}z</math>.
 == घुमावदार स्पेसटाइम ==
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 === पारंपरिक सूत्रीकरण ===
-पदार्थ और ऊर्जा दिक्-काल की वक्रता उत्पन्न करते हैं। यह [[सामान्य सापेक्षता]] का विषय है। स्पेसटाइम की वक्रता इलेक्ट्रोडायनामिक्स को प्रभावित करती है। ऊर्जा और गति वाला एक विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र भी दिक्-काल में वक्रता उत्पन्न करता है। कर्व्ड स्पेसटाइम में मैक्सवेल के समीकरणों को फ्लैट स्पेसटाइम में सहसंयोजक डेरिवेटिव के साथ समीकरणों [[सहपरिवर्ती व्युत्पन्न]] को बदलकर प्राप्त किया जा सकता है। (क्या यह उपयुक्त सामान्यीकरण है, अलग जांच की आवश्यकता है।) स्रोत और स्रोत-मुक्त समीकरण बन जाते हैं (गाऊसी इकाइयां|सीजीएस-गाऊसी इकाइयां):
+पदार्थ और ऊर्जा स्पेस-टाइम की वक्रता उत्पन्न करते हैं। यह [[सामान्य सापेक्षता]] का विषय है। स्पेसटाइम की वक्रता इलेक्ट्रोडायनामिक्स को प्रभावित करती है। ऊर्जा और गति वाला एक विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र भी दिक्-काल में वक्रता उत्पन्न करता है। कर्व्ड स्पेसटाइम में मैक्सवेल के समीकरणों को फ्लैट स्पेसटाइम में सहसंयोजक व्युत्पन्न  के साथ समीकरणों में [[सहपरिवर्ती व्युत्पन्न]] को बदलकर प्राप्त किया जा सकता है। (क्या यह उपयुक्त सामान्यीकरण है, इसके लिए अलग जांच की आवश्यकता है)। स्रोत और स्रोत-मुक्त समीकरण बन जाते हैं (सीजीएस-गाऊसी इकाइयां):
 <math display="block"> { 4 \pi \over c }j^{\beta} = \partial_{\alpha} F^{\alpha\beta} + {\Gamma^{\alpha}}_{\mu\alpha} F^{\mu\beta} + {\Gamma^{\beta}}_{\mu\alpha} F^{\alpha \mu} \ \stackrel{\mathrm{def}}{=}\ \nabla_{\alpha} F^{\alpha\beta} \ \stackrel{\mathrm{def}}{=}\ {F^{\alpha\beta}}_{;\alpha} \, \!</math>
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 <math display="block">{\Gamma^{\alpha}}_{\mu\beta}</math>
-एक क्रिस्टोफेल प्रतीक है जो स्पेसटाइम और ∇ की वक्रता को दर्शाता है<sub>''α''</sub> सहपरिवर्ती व्युत्पन्न है।
+एक क्रिस्टोफेल प्रतीक है जो स्पेसटाइम की वक्रता को दर्शाता है और ∇<sub>''α''</sub> सहसंयोजक व्युत्पन्न है।
 === विभेदक रूपों के संदर्भ में सूत्रीकरण ===
-विभेदक रूपों के संदर्भ में मैक्सवेल समीकरणों के निर्माण का उपयोग सामान्य सापेक्षता में परिवर्तन के बिना किया जा सकता है। अधिक पारंपरिक सामान्य सापेक्षतावादी सूत्रीकरण की तुल्यता को सहसंयोजक व्युत्पन्न के साथ विभेदक रूप सूत्रीकरण के रूप में निम्नानुसार देखा जा सकता है। स्थानीय निर्देशांक x चुनें<sup>α</sup> जो 1-फॉर्म dx का आधार देता है<sup>α</sup> खुले सेट के हर बिंदु पर जहाँ निर्देशांक परिभाषित हैं। इस आधार और गॉसियन इकाइयों|सीजीएस-गाऊसी इकाइयों का उपयोग करके हम परिभाषित करते हैं
+विभेदक रूपों के संदर्भ में मैक्सवेल समीकरणों के निर्माण का उपयोग सामान्य सापेक्षता में परिवर्तन के बिना किया जा सकता है। अधिक पारंपरिक सामान्य सापेक्षतावादी सूत्रीकरण की तुल्यता को सहसंयोजक व्युत्पन्न के साथ विभेदक रूप को सूत्रीकरण के रूप में निम्नानुसार देखा जा सकता है। स्थानीय निर्देशांक ''x<sup>α</sup>'' चुनें जो खुले सेट के हर बिंदु पर 1-रूप d''x<sup>α</sup>''  का आधार देता है जहां निर्देशांक परिभाषित होते हैं। इस आधार और सीजीएस-गाऊसी इकाइयों का उपयोग करके हम परिभाषित करते हैं
 *प्रतिसममित क्षेत्र टेन्सर F<sub>''αβ''</sub>, फ़ील्ड 2-फ़ॉर्म F के अनुरूप <math display="block"> \mathbf{F} = \frac{1}{2}F_{\alpha\beta} \,\mathrm{d}x^{\alpha} \wedge \mathrm{d}x^{\beta}.</math>
-*वर्तमान-सदिश अपरिमित 3-रूप J <math display="block"> \mathbf{J} = {4 \pi \over c } \left ( \frac{1}{6} j^{\alpha} \sqrt{-g} \, \varepsilon_{\alpha\beta\gamma\delta} \mathrm{d}x^{\beta} \wedge \mathrm{d}x^{\gamma} \wedge \mathrm{d}x^{\delta}. \right)</math>
+*धारा-सदिश अपरिमित 3-रूप J <math display="block"> \mathbf{J} = {4 \pi \over c } \left ( \frac{1}{6} j^{\alpha} \sqrt{-g} \, \varepsilon_{\alpha\beta\gamma\delta} \mathrm{d}x^{\beta} \wedge \mathrm{d}x^{\gamma} \wedge \mathrm{d}x^{\delta}. \right)</math>
-एप्सिलॉन टेन्सर 3-फॉर्म डिफरेंशियल के साथ अनुबंधित होता है जो आवश्यक शर्तों की संख्या का 6 गुना उत्पादन करता है।
+एप्सिलॉन टेन्सर 3-रूप डिफरेंशियल के साथ अनुबंधित होता है जो आवश्यक शर्तों की संख्या का 6 गुना उत्पादन करता है।
-यहाँ जी हमेशा की तरह [[मीट्रिक टेंसर]], जी का प्रतिनिधित्व करने वाले मैट्रिक्स का निर्धारक है<sub>''αβ''</sub>. एक छोटी संगणना जो क्रिस्टोफेल प्रतीकों की समरूपता (यानी, [[लेवी-Civita कनेक्शन]] की मरोड़-मुक्तता) और [[हॉज स्टार ऑपरेटर]] की सहसंयोजक स्थिरता का उपयोग करती है, तब पता चलता है कि इस समन्वय पड़ोस में हमारे पास है:
+यहाँ जी हमेशा की तरह [[मीट्रिक टेंसर]],  ''g<sub>αβ</sub>'' का प्रतिनिधित्व करने वाले मैट्रिक्स का निर्धारक है। एक छोटी संगणना जो क्रिस्टोफेल प्रतीकों की समरूपता (अर्थात, [[लेवी-Civita कनेक्शन|लेवी-सिविता कनेक्शन]] की मरोड़-मुक्तता) और [[हॉज स्टार ऑपरेटर]] की सहसंयोजक स्थिरता का उपयोग करती है, तब पता चलता है कि यह समन्वय निकटतम में हमारे पास है:
 * बियांची पहचान <math display="block"> \mathrm{d}\mathbf{F} = 2(\partial_{\gamma} F_{\alpha\beta} + \partial_{\beta} F_{\gamma\alpha} + \partial_{\alpha} F_{\beta\gamma})\mathrm{d}x^{\alpha}\wedge \mathrm{d}x^{\beta} \wedge \mathrm{d}x^{\gamma} = 0,</math>
 * स्रोत समीकरण <math display="block"> \mathrm{d}{\star \mathbf{F}} = \frac{1}{6}{F^{\alpha\beta}}_{;\alpha}\sqrt{-g} \, \varepsilon_{\beta\gamma\delta\eta}\mathrm{d}x^{\gamma} \wedge \mathrm{d}x^{\delta} \wedge \mathrm{d}x^{\eta} = \mathbf{J},</math>
 * निरंतरता समीकरण <math display="block"> \mathrm{d}\mathbf{J} = { 4 \pi \over c } {j^{\alpha}}_{;\alpha} \sqrt{-g} \, \varepsilon_{\alpha\beta\gamma\delta}\mathrm{d}x^{\alpha}\wedge \mathrm{d}x^{\beta} \wedge \mathrm{d}x^{\gamma} \wedge \mathrm{d}x^{\delta} = 0.</math>
 == एक [[लाइन बंडल]] की वक्रता के रूप में क्लासिकल इलेक्ट्रोडायनामिक्स ==
-मैक्सवेल के समीकरणों को तैयार करने का एक सुंदर और सहज तरीका जटिल लाइन बंडलों या [[ प्रधान बंडल ]] | प्रिंसिपल यू(1)-बंडल का उपयोग करना है, जिसके तंतुओं पर यू(1) समूह क्रिया (गणित) #नियमित है। [[कनेक्शन (प्रमुख बंडल)]] [[U(1)]] - [[कनेक्शन (गणित)]] ∇ लाइन बंडल पर एक वक्रता रूप है F = ∇<sup>2</sup> जो एक दो रूप है जो स्वचालित रूप से संतुष्ट करता है {{math|1=d'''F''' = 0}} और क्षेत्र-शक्ति के रूप में व्याख्या की जा सकती है। यदि फ्लैट संदर्भ कनेक्शन के साथ लाइन बंडल तुच्छ है तो हम लिख सकते हैं {{math|1=∇ = d + '''A'''}} और {{math|1='''F''' = d'''A'''}} ए के साथ विभेदक रूप | 1-रूप विद्युत क्षमता और चुंबकीय सदिश क्षमता से बना है।
+मैक्सवेल के समीकरणों को तैयार करने का एक सुंदर और सहज उपाय जटिल लाइन बंडलों या [[ प्रधान बंडल |प्रिंसिपल यू(1)-बंडल]] का उपयोग करना है, जिसके फाइबर पर यू(1) नियमित रूप से कार्य करता है। [[कनेक्शन (प्रमुख बंडल)|प्रमुख बंडल]] [[U(1)]] - [[कनेक्शन (गणित)]] ∇ लाइन बंडल पर एक वक्रता F = ∇2 है जो एक दो-रूप है जो स्वचालित रूप से {{math|1=d'''F''' = 0}} को संतुष्ट करता है और इसे क्षेत्र-शक्ति के रूप में प्रस्तुत किया जा सकता है। यदि लाइन बंडल फ्लैट संदर्भ  कनेक्शन ''d'' के साथ नगण्य है तो हम {{math|1=∇ = d + '''A'''}} और {{math|1='''F''' = d'''A'''}} लिख सकते हैं, जिसमें A 1-रूप विद्युत क्षमता और चुंबकीय सदिश क्षमता से बना है।
-क्वांटम यांत्रिकी में, कनेक्शन का उपयोग सिस्टम की गतिशीलता को परिभाषित करने के लिए किया जाता है। यह सूत्रीकरण अहरोनोव-बोहम प्रभाव के प्राकृतिक विवरण की अनुमति देता है। इस प्रयोग में, एक लंबे चुंबकीय तार के माध्यम से एक स्थिर चुंबकीय क्षेत्र चलता है (उदाहरण के लिए, एक लोहे का तार अनुदैर्ध्य रूप से चुंबकित होता है)। इस तार के बाहर चुंबकीय प्रेरण शून्य है, वेक्टर क्षमता के विपरीत, जो अनिवार्य रूप से तार के क्रॉस-सेक्शन के माध्यम से चुंबकीय प्रवाह पर निर्भर करता है और बाहर गायब नहीं होता है। चूँकि कोई विद्युत क्षेत्र भी नहीं है, मैक्सवेल टेंसर {{math|1='''F''' = 0}} प्रयोग के दौरान ट्यूब के बाहर स्पेस-टाइम क्षेत्र में। इसका मतलब परिभाषा से है कि कनेक्शन ∇ वहां सपाट है।
+क्वांटम यांत्रिकी में, कनेक्शन का उपयोग सिस्टम की गतिशीलता को परिभाषित करने के लिए किया जाता है। यह सूत्रीकरण अहरोनोव-बोहम प्रभाव के प्राकृतिक विवरण की अनुमति देता है। इस प्रयोग में, एक लंबे चुंबकीय तार के माध्यम से एक स्थिर चुंबकीय क्षेत्र चलता है (उदाहरण के लिए, एक लोहे का तार अनुदैर्ध्य रूप से चुंबकित होता है)। इस तार के बाहर चुंबकीय प्रेरण शून्य है, सदिश क्षमता के विपरीत, जो अनिवार्य रूप से तार के अनुप्रस्थ काट के माध्यम से चुंबकीय प्रवाह पर निर्भर करता है और बाहर लुप्त नहीं होता है। चूंकि कोई विद्युत क्षेत्र भी नहीं है, जो प्रयोग के समय, ट्यूब के बाहर स्पेस-टाइम क्षेत्र में मैक्सवेल टेंसर {{math|1='''F''' = 0}} हो। इसका मतलब परिभाषा से है कि कनेक्शन ∇ वहां सपाट है।
-हालांकि, जैसा कि उल्लेख किया गया है, कनेक्शन ट्यूब के माध्यम से चुंबकीय क्षेत्र पर निर्भर करता है क्योंकि ट्यूब को घेरने वाले गैर-संकुचित वक्र के साथ समरूपता उचित इकाइयों में ट्यूब के माध्यम से चुंबकीय प्रवाह है। ट्यूब के चारों ओर घूमने वाली इलेक्ट्रॉन तरंग पर एक डबल-स्लिट इलेक्ट्रॉन विवर्तन प्रयोग के साथ क्वांटम-यांत्रिक रूप से इसका पता लगाया जा सकता है। [[ holonomi ]] एक अतिरिक्त चरण बदलाव से मेल खाती है, जो विवर्तन पैटर्न में बदलाव की ओर ले जाती है।<ref>{{cite web |author=M. Murray |date=5 September 2008 |url=http://www.maths.adelaide.edu.au/michael.murray/line_bundles.pdf |title=Line Bundles. Honours 1996 | publisher=[[University of Adelaide]] |access-date=2010-11-19 }}</ref><ref>{{cite journal |author=R. Bott |year=1985 |title=गणित और भौतिकी के बीच हाल की कुछ बातचीत पर|journal=[[Canadian Mathematical Bulletin]] |volume=28 |issue=2 | pages=129–164 |doi=10.4153/CMB-1985-016-3 | doi-access=free}}</ref>
+चूंकि, जैसा कि उल्लेख किया गया है, कनेक्शन ट्यूब के माध्यम से चुंबकीय क्षेत्र पर निर्भर करता है क्योंकि ट्यूब को घेरने वाले एक गैर-संकुचित वक्र के साथ समरूपता उचित इकाइयों में ट्यूब के माध्यम से चुंबकीय प्रवाह है। ट्यूब के चारों ओर घूमने वाली इलेक्ट्रॉन तरंग पर एक डबल-स्लिट इलेक्ट्रॉन विवर्तन प्रयोग के साथ इसका क्वांटम-यांत्रिक रूप से पता लगाया जा सकता है। [[ holonomi |होलोनॉमी]] एक अतिरिक्त चरण परिवर्तन से मेल खाती है, जो विवर्तन पैटर्न में परिवर्तन की ओर ले जाती है।<ref name=":0">{{cite web |author=M. Murray |date=5 September 2008 |url=http://www.maths.adelaide.edu.au/michael.murray/line_bundles.pdf |title=Line Bundles. Honours 1996 | publisher=[[University of Adelaide]] |access-date=2010-11-19 }}</ref><ref name=":1">{{cite journal |author=R. Bott |year=1985 |title=गणित और भौतिकी के बीच हाल की कुछ बातचीत पर|journal=[[Canadian Mathematical Bulletin]] |volume=28 |issue=2 | pages=129–164 |doi=10.4153/CMB-1985-016-3 | doi-access=free}}</ref>
 == चर्चा ==
-ऐसे प्रत्येक फॉर्मूलेशन का उपयोग करने के कारण निम्नलिखित हैं।
+ऐसे प्रत्येक सूत्रीकरण का उपयोग करने के कारण निम्नलिखित हैं।
 === संभावित सूत्रीकरण ===
-उन्नत शास्त्रीय यांत्रिकी में यह अक्सर उपयोगी होता है, और क्वांटम यांत्रिकी में अक्सर आवश्यक होता है, मैक्सवेल के समीकरणों को विद्युत क्षमता (जिसे स्केलर क्षमता भी कहा जाता है) φ, और चुंबकीय [[वेक्टर क्षमता]] (एक वेक्टर क्षमता) 'ए' से जुड़े संभावित फॉर्मूलेशन में व्यक्त करने के लिए। उदाहरण के लिए, रेडियो एंटेना का विश्लेषण मैक्सवेल के वेक्टर और स्केलर क्षमता का पूर्ण उपयोग चर को अलग करने के लिए करता है, एक सामान्य तकनीक जो अंतर समीकरणों के समाधान तैयार करने में उपयोग की जाती है। एक सार्वभौमिक तरीके से उन्हें हल करने के लिए सजातीय समीकरणों पर पॉइनकेयर लेम्मा का उपयोग करके संभावितों को पेश किया जा सकता है (यह मानता है कि हम एक [[टोपोलॉजी]] को सरल मानते हैं, उदाहरण के लिए अनुबंधित स्थान)। संभावनाओं को उपरोक्त तालिका में परिभाषित किया गया है। वैकल्पिक रूप से, ये समीकरण विद्युत और चुंबकीय क्षमता के संदर्भ में 'ई' और 'बी' को परिभाषित करते हैं जो फिर 'ई' और 'बी' के समरूप समीकरणों को पहचान के रूप में संतुष्ट करते हैं। प्रतिस्थापन संभावित रूप में गैर-सजातीय मैक्सवेल समीकरण देता है।
+उन्नत उत्कृष्ट यांत्रिकी में यह अधिकांशतः उपयोगी होता है, और क्वांटम यांत्रिकी में अधिकांशतः आवश्यक होता है, मैक्सवेल के समीकरणों को विद्युत क्षमता (जिसे स्केलर क्षमता भी कहा जाता है) φ, और चुंबकीय [[वेक्टर क्षमता|सदिश क्षमता]] (एक सदिश क्षमता) '''A''' से जुड़े संभावित सूत्रीकरण में व्यक्त करने के लिए। उदाहरण के लिए, रेडियो एंटेना का विश्लेषण मैक्सवेल के सदिश और अदिश क्षमता का पूर्ण उपयोग चर को अलग करने के लिए करता है, एक सामान्य तकनीक जो अंतर समीकरणों के समाधान तैयार करने में उपयोग की जाती है। एक सार्वभौमिक उपायो से उन्हें हल करने के लिए सजातीय समीकरणों पर पॉइनकेयर लेम्मा का उपयोग करके संभावितों को प्रस्तुत किया जा सकता है (यह मानता है कि हम एक [[टोपोलॉजी]] रूप से सरल, उदाहरण के लिए अनुबंधित स्थान पर विचार करते हैं)। संभावनाओं को उपरोक्त सूची में परिभाषित किया गया है। वैकल्पिक रूप से, ये समीकरण '''E''' और '''B''' को विद्युत और चुंबकीय क्षमता के संदर्भ में परिभाषित करते हैं जो तब '''E''' और '''B''' के लिए समरूप समीकरणों को पहचान के रूप में संतुष्ट करते हैं। प्रतिस्थापन संभावित रूप में गैर-सजातीय मैक्सवेल समीकरण देता है।
-'ए' और φ के कई अलग-अलग विकल्प दिए गए अवलोकन योग्य विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र 'ई' और 'बी' के अनुरूप हैं, इसलिए संभावना में अधिक, ([[शास्त्रीय भौतिकी]]) अप्राप्य जानकारी शामिल है। हालाँकि, संभावनाओं की गैर-विशिष्टता अच्छी तरह से समझी जाती है। स्थिति और समय के प्रत्येक अदिश कार्य के लिए {{math|''λ''(''x'', ''t'')}}, क्षमता को [[गेज परिवर्तन]] द्वारा बदला जा सकता है
+'ए' और φ के कई अलग-अलग विकल्प दिए गए अवलोकन योग्य विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र 'ई' और 'बी' के अनुरूप हैं, इसलिए संभावना में अधिक, ([[शास्त्रीय भौतिकी]]) रूप से अप्राप्य जानकारी सम्मलित है। चूंकि, संभावनाओं की गैर-विशिष्टता अच्छी तरह से समझी जाती है। स्थिति और समय के प्रत्येक अदिश कार्य के लिए {{math|''λ''(''x'', ''t'')}}, क्षमता को [[गेज परिवर्तन]] द्वारा बदला जा सकता है
- <math display="block">\varphi' = \varphi - \frac{\partial \lambda}{\partial t}, \quad \mathbf A' = \mathbf A + \mathbf \nabla \lambda</math>
+<math display="block">\varphi' = \varphi - \frac{\partial \lambda}{\partial t}, \quad \mathbf A' = \mathbf A + \mathbf \nabla \lambda</math>
-विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को बदले बिना। गेज के दो जोड़े ने क्षमता बदल दी {{math|(''φ'', '''A''')}} और {{math|(''φ''′, '''A'''′)}} को गेज समतुल्य कहा जाता है, और इसके गेज समकक्ष वर्ग में क्षमता के किसी भी जोड़े को चुनने की स्वतंत्रता को [[गेज फिक्सिंग]]#गेज स्वतंत्रता कहा जाता है। फिर से पोनकारे लेम्मा (और इसकी मान्यताओं के तहत), गेज स्वतंत्रता अनिश्चितता का एकमात्र स्रोत है, इसलिए यदि हम संभावित समीकरणों को गेज तुल्यता वर्गों के समीकरणों के रूप में मानते हैं तो क्षेत्र सूत्रीकरण संभावित सूत्रीकरण के बराबर है।
+विद्युत और चुंबकीय क्षेत्र को बदले बिना। गेज रूपांतरित क्षमता के दो जोड़े {{math|(''φ'', '''A''')}} और {{math|(''φ''′, '''A'''′)}} को गेज समतुल्य कहा जाता है, और इसके गेज तुल्यता वर्ग में किसी भी जोड़ी की क्षमता का चयन करने की स्वतंत्रता को [[गेज फिक्सिंग|गेज स्वतंत्रता]] कहा जाता है। फिर से पोनकारे लेम्मा (और इसकी मान्यताओं के अंतर्गत), गेज स्वतंत्रता अनिश्चितता का एकमात्र स्रोत है, इसलिए यदि हम संभावित समीकरणों को गेज तुल्यता वर्गों के समीकरणों के रूप में मानते हैं तो क्षेत्र सूत्रीकरण संभावित सूत्रीकरण के बराबर होता है।
-गेज फिक्सिंग नामक प्रक्रिया का उपयोग करके संभावित समीकरणों को सरल बनाया जा सकता है। चूँकि क्षमताएँ केवल गेज तुल्यता तक परिभाषित की जाती हैं, हम क्षमता पर अतिरिक्त समीकरण लागू करने के लिए स्वतंत्र हैं, जब तक कि क्षमता के प्रत्येक जोड़े के लिए एक गेज समकक्ष जोड़ी होती है जो अतिरिक्त समीकरणों को संतुष्ट करती है (अर्थात यदि गेज फिक्सिंग समीकरण एक परिभाषित करते हैं) गेज थ्योरी#स्लाइस टू गेज एक्शन). गेज-फिक्स्ड पोटेंशिअल में अभी भी सभी गेज परिवर्तनों के तहत गेज की स्वतंत्रता है जो गेज फिक्सिंग समीकरणों को अपरिवर्तित छोड़ देता है। संभावित समीकरणों का निरीक्षण दो प्राकृतिक विकल्पों का सुझाव देता है। कूलम्ब गेज में, हम लगाते हैं {{math|1='''∇''' &sdot; '''A''' = 0}} जो ज्यादातर मैग्नेटो स्टैटिक्स के मामले में उपयोग किया जाता है जब हम उपेक्षा कर सकते हैं {{math|''c''<sup>−2</sup>∂<sup>2</sup>'''A'''/∂''t''<sup>2</sup>}} अवधि। [[लॉरेंज गेज]] में (डेन [[लुडविग लॉरेंज]] के नाम पर), हम लगाते हैं
+गेज फिक्सिंग नामक प्रक्रिया का उपयोग करके संभावित समीकरणों को सरल बनाया जा सकता है। चूँकि क्षमताएँ केवल गेज तुल्यता तक परिभाषित की जाती हैं, हम क्षमता पर अतिरिक्त समीकरण लागू करने के लिए स्वतंत्र हैं, जब तक कि क्षमता के प्रत्येक जोड़े के लिए एक गेज समकक्ष जोड़ी होती है जो अतिरिक्त समीकरणों को संतुष्ट करती है (अर्थात यदि गेज फिक्सिंग समीकरण एक स्लाइस को गेज एक्शन के रूप में परिभाषित करते हैं)। गेज-फिक्स्ड क्षमता में अभी भी सभी गेज परिवर्तनों के अंतर्गत गेज की स्वतंत्रता है जो गेज फिक्सिंग समीकरणों को अपरिवर्तित छोड़ देता है। संभावित समीकरणों का निरीक्षण दो प्राकृतिक विकल्पों का सुझाव देता है। कूलम्ब गेज में, हम {{math|1='''∇''' &sdot; '''A''' = 0}} लगाते हैं जो ज्यादातर मैग्नेटो स्टैटिक्स के मामले में उपयोग किया जाता है जब हम {{math|''c''<sup>−2</sup>∂<sup>2</sup>'''A'''/∂''t''<sup>2</sup>}} अवधि की उपेक्षा कर सकते हैं। [[लॉरेंज गेज]] में (डेन [[लुडविग लॉरेंज]] के नाम पर), हम लगाते हैं<math display="block">\mathbf \nabla \cdot \mathbf A + \frac{1}{c^2} \frac{\partial \varphi}{\partial t} = 0\,.</math>लॉरेंज गेज की स्थिति में लोरेंत्ज़ अपरिवर्तनीय होने और क्षमता के लिए लोरेंत्ज़-अपरिवर्तनीय समीकरणों की ओर अग्रसर होने का लाभ है।
- <math display="block">\mathbf \nabla \cdot \mathbf A + \frac{1}{c^2} \frac{\partial \varphi}{\partial t} = 0\,.</math>
-लॉरेंज गेज की स्थिति में लोरेंत्ज़ अपरिवर्तनीय होने और क्षमता के लिए लोरेंत्ज़-अपरिवर्तनीय समीकरणों की ओर अग्रसर होने का लाभ है।
 === प्रकट रूप से सहपरिवर्ती (टेंसर) दृष्टिकोण ===
-मैक्सवेल के समीकरण विशेष आपेक्षिकता के साथ पूरी तरह से संगत हैं - यानी, यदि वे एक जड़त्वीय संदर्भ फ्रेम में मान्य हैं, तो वे स्वचालित रूप से हर दूसरे जड़त्वीय संदर्भ फ्रेम में मान्य हैं। वास्तव में, विशेष सापेक्षता के ऐतिहासिक विकास में मैक्सवेल के समीकरण महत्वपूर्ण थे। हालाँकि, मैक्सवेल के समीकरणों के सामान्य सूत्रीकरण में, विशेष सापेक्षता के साथ उनकी संगति स्पष्ट नहीं है; यह केवल एक श्रमसाध्य गणना द्वारा सिद्ध किया जा सकता है।
+मैक्सवेल के समीकरण विशेष आपेक्षिकता के साथ पूरी तरह से संगत हैं - अर्थात, यदि वे एक जड़त्वीय संदर्भ फ्रेम में मान्य हैं, तो वे स्वचालित रूप से हर दूसरे जड़त्वीय संदर्भ फ्रेम में मान्य हैं। वास्तव में, विशेष सापेक्षता के ऐतिहासिक विकास में मैक्सवेल के समीकरण महत्वपूर्ण थे। चूंकि मैक्सवेल के समीकरणों के सामान्य सूत्रीकरण में, विशेष सापेक्षता के साथ उनकी संगति स्पष्ट नहीं है; यह केवल एक श्रमसाध्य गणना द्वारा सिद्ध किया जा सकता है।
-उदाहरण के लिए, गतिमान चुम्बक और चालक समस्या पर विचार करें।<ref>Albert Einstein (1905) ''On the electrodynamics of moving bodies''</ref> चुंबक के [[जड़त्वीय फ्रेम]] में, वह कंडक्टर एक चुंबकीय बल का अनुभव करता है। लेकिन चुम्बक के सापेक्ष गतिमान चालक के फ्रेम में, चालक विद्युत क्षेत्र के कारण एक बल का अनुभव करता है। गति इन दो अलग-अलग संदर्भ फ़्रेमों में बिल्कुल संगत है, लेकिन यह गणितीय रूप से काफी भिन्न तरीकों से उत्पन्न होती है।
+उदाहरण के लिए, चुंबक के क्षेत्र में गतिमान एक चालक पर विचार करें।<ref name=":2">Albert Einstein (1905) ''On the electrodynamics of moving bodies''</ref> चुंबक के [[जड़त्वीय फ्रेम]] में वह चालक एक चुंबकीय बल का अनुभव करता है। लेकिन चुम्बक के सापेक्ष गतिमान चालक के फ्रेम में, चालक विद्युत क्षेत्र के कारण एक बल का अनुभव करता है। गति इन दो अलग-अलग संदर्भ फ़्रेमों में बिल्कुल संगत है, लेकिन यह गणितीय रूप से काफी भिन्न उपायो से उत्पन्न होती है।
-इस कारण और अन्य कारणों से, मैक्सवेल के समीकरणों को इस तरह से फिर से लिखना अक्सर उपयोगी होता है जो प्रकट रूप से सहसंयोजक है - अर्थात। विशेष सापेक्षता के साथ स्पष्ट रूप से संगत, यहां तक कि समीकरणों पर सिर्फ एक नज़र के साथ - सहप्रसरण और सदिशों के प्रतिप्रसरण का उपयोग करते हुए | सहपरिवर्ती और प्रतिपरिवर्ती चार-सदिश और टेन्सर। यह EM टेन्सर 'F', या [[4-संभावित]] 'A' का उपयोग करके किया जा सकता है, [[4-वर्तमान]] 'J' के साथ - क्लासिकल इलेक्ट्रोमैग्नेटिज़्म का सहपरिवर्ती सूत्रीकरण देखें।
+इस कारण से और अन्य कारणों से, मैक्सवेल के समीकरणों को इस तरह से फिर से लिखना अधिकांशतः उपयोगी होता है जो "प्रकट रूप से सहसंयोजक" है - अर्थात विशेष सापेक्षता के साथ स्पष्ट रूप से संगत हो, यहां तक कि समीकरणों पर सिर्फ एक ग्लांस के साथ - सहपरिवर्ती और प्रतिपरिवर्ती चार-सदिशों और टेन्सर का उपयोग करते हुए। यह EM टेन्सर F, या [[4-संभावित]] A का उपयोग करके किया जा सकता है, [[4-वर्तमान|4-धारा]] J के साथ - उत्कृष्ट विद्युत चुंबकत्व का सहपरिवर्ती सूत्रीकरण देखें।
 === विभेदक रूप दृष्टिकोण ===
-चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम और फैराडे-मैक्सवेल कानून को एक साथ समूहीकृत किया जा सकता है क्योंकि समीकरण सजातीय हैं, और क्षेत्र 'एफ' (एक 2-फॉर्म) को व्यक्त करने वाली विभेदक ज्यामिति पहचान के रूप में देखा जा सकता है, जिसे 4-संभावित 'से प्राप्त किया जा सकता है। ए'। बिजली के लिए गॉस का नियम और एम्पीयर-मैक्सवेल कानून को खेतों की गति के गतिशील समीकरणों के रूप में देखा जा सकता है, जो कम से कम क्रिया के लैग्रैन्जियन (क्षेत्र सिद्धांत) सिद्धांत के माध्यम से प्राप्त किया जाता है, बातचीत शब्द 'एजे' से ([[गेज सिद्धांत]] सहसंयोजक डेरिवेटिव के माध्यम से पेश किया गया) ), फ़ील्ड को मैटर से जोड़ना। एक्सट्रीमल एक्शन (भौतिकी) के सिद्धांत के संदर्भ में मैक्सवेल के समीकरणों के क्षेत्र निर्माण के लिए, इलेक्ट्रोमैग्नेटिक टेन्सर # लैग्रैंगियन फॉर्मूलेशन ऑफ क्लासिकल इलेक्ट्रोमैग्नेटिज्म बिना चार्ज और करंट के देखें।
+चुंबकत्व के लिए गॉस का नियम और फैराडे-मैक्सवेल नियम को एक साथ समूहीकृत किया जा सकता है क्योंकि समीकरण सजातीय हैं, और क्षेत्र 'एफ' (एक 2-रूप)  को व्यक्त करने वाली ज्यामितीय पहचान के रूप में देखा जा सकता है, जिसे 4-संभाव्य ए से प्राप्त किया जा सकता है। विद्युत के लिए गॉस का नियम और एम्पीयर-मैक्सवेल नियम को क्षेत्र की गति के गतिशील समीकरणों के रूप में देखा जा सकता है, जो संपर्क पद ए जे ([[गेज सिद्धांत]] सहसंयोजक व्युत्पन्न के माध्यम से प्रस्तुत किया गया) से कम से कम क्रिया के लैग्रैन्जियन (क्षेत्र सिद्धांत) सिद्धांत के माध्यम से प्राप्त होता है, और क्षेत्र को मैटर से जोड़ता है। अत्यधिक क्रिया के सिद्धांत के संदर्भ में मैक्सवेल के समीकरणों के क्षेत्र निर्माण के लिए, विद्युत चुम्बकीय टेन्सर देखें।
-अक्सर, फैराडे-मैक्सवेल समीकरण में व्युत्पन्न समय इस समीकरण को गतिशील कहने के लिए प्रेरित करता है, जो पूर्ववर्ती विश्लेषण के अर्थ में कुछ हद तक भ्रामक है। बल्कि यह पसंदीदा समय दिशा चुनकर विशेष सापेक्षता [[सहप्रसरण]] को तोड़ने की एक कलाकृति है। इन क्षेत्र समीकरणों द्वारा प्रचारित स्वतंत्रता की भौतिक डिग्री प्राप्त करने के लिए, एक [[गतिज शब्द]] शामिल होना चाहिए {{math|'''F''' ⋆'''F'''}} ए के लिए, और स्वतंत्रता की गैर-भौतिक डिग्री को ध्यान में रखें जिसे गेज परिवर्तन द्वारा हटाया जा सकता है {{math|'''A''' ↦ '''A''' − d''α''}}. गेज फिक्सिंग और फद्दीव-पोपोव भूत भी देखें।
+अधिकांशतः, फैराडे-मैक्सवेल समीकरण में व्युत्पन्न समय इस समीकरण को "गतिशील" कहने के लिए प्रेरित करता है, जो पूर्ववर्ती विश्लेषण के अर्थ में कुछ हद तक भ्रामक है। बल्कि यह अधिमानित समय दिशा चुनकर विशेष सापेक्षतावादी [[सहप्रसरण]] को विघात करने का एक विरूपण साक्ष्य है। इन क्षेत्र समीकरणों द्वारा प्रचारित स्वतंत्रता की भौतिक डिग्री प्राप्त करने के लिए, एक [[गतिज शब्द]]  {{math|'''F''' ⋆'''F'''}}  सम्मलित करना चाहिए '''A''' के लिए, और स्वतंत्रता की गैर-भौतिक डिग्री को ध्यान में रखना चाहिए जिसे गेज परिवर्तन {{math|'''A''' ↦ '''A''' − d''α''}}. द्वारा हटाया जा सकता है। गेज फिक्सिंग और फाद्दीव-पोपोव परछाप भी देखें।
 ===ज्यामितीय कलन दृष्टिकोण===
-यह सूत्रीकरण बीजगणित का उपयोग करता है जो अंतरिक्ष-समय एक वितरणात्मक, साहचर्य (लेकिन क्रमविनिमेय नहीं) उत्पाद की शुरूआत के माध्यम से उत्पन्न करता है जिसे ज्यामितीय बीजगणित कहा जाता है। बीजगणित के तत्व और संचालन आम तौर पर ज्यामितीय अर्थ से जुड़े हो सकते हैं। बीजगणित के सदस्यों को ग्रेड द्वारा विघटित किया जा सकता है (जैसा कि विभेदक रूपों के औपचारिकता में) और एक के-वेक्टर वाले वेक्टर के (ज्यामितीय) उत्पाद में विघटित हो जाता है {{math|(''k'' − 1)}}-वेक्टर और ए {{math|(''k'' + 1)}}-वेक्टर। वह {{math|(''k'' − 1)}}-वेक्टर घटक को आंतरिक उत्पाद और के साथ पहचाना जा सकता है {{math|(''k'' + 1)}}-वेक्टर घटक बाहरी उत्पाद के साथ। यह बीजगणितीय सुविधा का है कि ज्यामितीय उत्पाद व्युत्क्रमणीय है, जबकि आंतरिक और बाहरी उत्पाद नहीं हैं। मैक्सवेल के समीकरणों में दिखाई देने वाले डेरिवेटिव्स वैक्टर हैं और विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र फैराडे बाइवेक्टर एफ द्वारा दर्शाए जाते हैं। यह सूत्रीकरण उतना ही सामान्य है जितना कि मीट्रिक टेन्सर के साथ मैनिफोल्ड्स के लिए डिफरेंशियल फॉर्म, तब ये स्वाभाविक रूप से ''आर'' से पहचाने जाते हैं- रूपों और संबंधित संचालन हैं। मैक्सवेल के समीकरण इस औपचारिकता में एक समीकरण तक कम हो जाते हैं। इस समीकरण को भागों में विभाजित किया जा सकता है जैसा कि तुलनात्मक कारणों से ऊपर किया गया है।
+यह सूत्रीकरण बीजगणित का उपयोग करता है जो अंतरिक्ष-समय वितरण के परिचय के माध्यम से उत्पन्न होता है, जिसे साहचर्य (लेकिन क्रमविनिमेय नहीं) उत्पाद या ज्यामितीय उत्पाद कहा जाता है। बीजगणित के तत्व और संचालन सामान्यतः ज्यामितीय अर्थ से जुड़े हो सकते हैं। बीजगणित के सदस्यों को ग्रेड द्वारा विघटित किया जा सकता है (जैसा कि विभेदक रूपों के औपचारिकता में) और (ज्यामितीय) ''k''-सदिश वाले सदिश के उत्पाद a {{math|(''k'' − 1)}}-सदिश और a {{math|(''k'' + 1)}}-सदिश में विघटित होते है। {{math|(''k'' − 1)}}-सदिश घटक को आंतरिक उत्पाद और {{math|(''k'' + 1)}}-सदिश घटक को बाहरी उत्पाद के साथ पहचाना जा सकता है। यह बीजगणितीय सुविधा है कि ज्यामितीय उत्पाद व्युत्क्रमणीय है, जबकि आंतरिक और बाहरी उत्पाद नहीं हैं। मैक्सवेल के समीकरणों में दिखाई देने वाले व्युत्पन्न सदिश हैं और विद्युत चुम्बकीय क्षेत्रों को फैराडे बाइसदिश एफ द्वारा दर्शाया गया है। यह सूत्रीकरण उतना ही सामान्य है जितना कि एक मीट्रिक टेन्सर के साथ विविध के लिए विभेदक रूप, क्योंकि ये स्वाभाविक रूप से आर-रूप के साथ पहचाने जाते हैं और इसके अनुरूप संचालित होते हैं। मैक्सवेल के समीकरण इस औपचारिकता में एक समीकरण तक कम हो जाते हैं। इस समीकरण को भागों में विभाजित किया जा सकता है जैसा कि तुलनात्मक कारणों से ऊपर किया गया है।
 == यह भी देखें ==
 * [[घुंघराले पथरी]]
@@ Line 335: / Line 308: @@
 * {{cite book|last1=Hehl|first1=Friedrich|last2=Obukhov|first2=Yuri|title=Foundations of Classical Electrodynamics|date=2003|publisher=Birkhäuser|isbn=978-0-8176-4222-8|url=https://link.springer.com/978-1-4612-0051-2}}
 * {{cite book|last1=Doran|first1=Chris|last2=Lasenby|first2=Anthony|title=Geometric Algebra for Physicists|date=2007|publisher=Cambridge Univ. Press|isbn=978-0-521-71595-9}}
-[[Category: विद्युत चुंबकत्व]] [[Category: गणितीय भौतिकी]]
-[[Category: Machine Translated Page]]
+[[Category:Articles with hatnote templates targeting a nonexistent page]]
 [[Category:Created On 24/03/2023]]
+[[Category:Lua-based templates]]
+[[Category:Machine Translated Page]]
+[[Category:Pages with script errors]]
+[[Category:Templates Translated in Hindi]]
+[[Category:Templates Vigyan Ready]]
+[[Category:Templates that add a tracking category]]
+[[Category:Templates that generate short descriptions]]
+[[Category:Templates using TemplateData]]
+[[Category:गणितीय भौतिकी]]
+[[Category:विद्युत चुंबकत्व]]

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विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र का गणितीय विवरण: Difference between revisions

Latest revision as of 16:07, 27 April 2023

सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण

सदिश क्षेत्र दृष्टिकोण में मैक्सवेल के समीकरण

संभावित क्षेत्र दृष्टिकोण

संभावित सूत्रीकरण में मैक्सवेल के समीकरण

गेज स्वतंत्रता

कूलम्ब गेज

लॉरेंज गेज की स्थिति

क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स का विस्तार

ज्यामितीय बीजगणित सूत्र

विभेदक रूप दृष्टिकोण

फील्ड 2-रूप

धारा 3-रूप, दोहरी धारा 1-रूप

पदार्थ का रेखीय मैक्रोस्कोपिक प्रभाव

वैकल्पिक मीट्रिक हस्ताक्षर

घुमावदार स्पेसटाइम

पारंपरिक सूत्रीकरण

विभेदक रूपों के संदर्भ में सूत्रीकरण

एक लाइन बंडल की वक्रता के रूप में क्लासिकल इलेक्ट्रोडायनामिक्स

चर्चा

संभावित सूत्रीकरण

प्रकट रूप से सहपरिवर्ती (टेंसर) दृष्टिकोण

विभेदक रूप दृष्टिकोण

ज्यामितीय कलन दृष्टिकोण

यह भी देखें

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