Montag, 28. Mai 2012

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Feldtheorie

Der Begriff Feldtheorie wird zusammenfassend für die Begriffe klassische Feldtheorie (Potential- und Vektorfelder) und Quantenfeldtheorie benutzt.

Die Feldtheorien haben sich aus der um 1800 entstandenen Potentialtheorie des Erdschwerefeldes entwickelt und sind die mathematische Grundlage für die Beschreibung all jener physikalischen Effekte, die durch Kräfte bzw. Wechselwirkungen hervorgerufen werden. Als solche sind sie ein zentraler Bestandteil der theoretischen Physik, der Geophysik und auch anderer Geowissenschaften.

Fürs Erste unterscheidet man dabei zwischen so genannten Skalarfeldern und Vektorfeldern: Ein Skalarfeld ordnet jedem Raumpunkt einen Skalar, also eine reelle Zahl zu wie im Fall der Temperatur oder des elektrischen Potentials. Felder dagegen, die jedem Raumpunkt einen Vektor zuordnen, bezeichnet man als Vektorfelder wie etwa beim elektrischen Feld oder dem Geschwindigkeitsfeld einer Strömung. In der allgemeinen Relativitätstheorie spielen darüber hinaus relative Felder eine Rolle, und in der Quantenfeldtheorie schließlich gibt es Quantenfelder.

Zwischen den einzelnen Feldern existieren außerdem diverse Querbeziehungen. Beispielsweise gibt es Kraft–, d.h. Vektorfelder, deren einzelne Vektoren sich aus einem zugrunde liegenden Skalarfeld (dem Skalarpotential) durch Ableitung nach dem Ort ergeben, z.B. das Gravitationsfeld als Ableitung (Gradient) des Gravitationspotentials, das Schwerefeld als Ableitung des Schwerepotentials, das elektrische Feld als Ableitung des elektrischen Potentials usw. Umgekehrt können aus bestimmten Vektorfeldern mittels der sogenannten Divergenz wieder Skalarfelder abgeleitet werden, oder schließlich mittels einer Rotation aus bestimmten Vektorpotential-Feldern andere Vektorfelder, etwa die magnetische Flussdichte.

Klassische Feldtheorien

Die klassischen Feldtheorien entstanden im 19. Jahrhundert und vernachlässigen daher noch die Effekte der Quantenmechanik. Die bekanntesten klassischen Theorien sind die Potentialtheorie -- entstanden um 1800 aus der Erforschung von Erdfigur und Erdschwerefeld -- und die Elektrodynamik, die von Maxwell um 1850 entwickelt wurde. Auch die Gravitation im Rahmen der allgemeinen Relativitätstheorie ist eine klassische Feldtheorie. Kräfte wirken hierbei kontinuierlich.

Historisch wurden zunächst zwei Hypothesen über Felder aufgestellt: die Nahwirkungshypothese und die Fernwirkungshypothese. In der Nahwirkungshypothese wird angenommen, dass sowohl die an der Wechselwirkung beteiligten Körper als auch das beteiligte Feld eine Energie besitzen, hingegen in der Fernwirkungstheorie nur die beteiligten Körper. Zudem würden sich gemäß der Fernwirkungshypothese Störungen instantan ausbreiten. Diese Diskussion ging von Isaac Newton, Pierre-Simon Laplace und Michael Faraday aus. Da im Fall statischer (d. h.: zeitlich gleich bleibender) Felder zwischen beiden Hypothesen nicht experimentell unterschieden werden kann, blieb die Frage bis zur Entdeckung elektromagnetischer Wellen durch Heinrich Hertz unentschieden. Elektromagnetische Wellen können sich nämlich nur dann ausbreiten, wenn das Feld selbst über eine Energie verfügt.

Man unterscheidet zudem zwischen relativistischen und nichtrelativistischen Feldtheorien.

Formalismus

Alle Feldtheorien können mit mathematischen Formeln der Lagrangedichten beschrieben werden. Diese erweitern den Lagrange-Formalismus der Mechanik. Ist für eine Feldtheorie eine Lagrange-Dichte \mathcal L=\mathcal L(\phi_i,\partial\phi_i) bekannt, dann führt eine Variation der Wirkung

S=\int \mathrm{d}^nx \mathcal L(\phi_i,\partial\phi_i)

analog zum Vorgehen in der klassischen Mechanik (einschließlich partieller Integration) auf die Euler-Lagrange-Gleichung der Feldtheorie:

\frac{\partial\mathcal L}{\partial\phi_i} - {\partial_\mu} \frac{\partial\mathcal L}{\partial ( \partial_\mu \phi_i ) } = 0 \quad i= 0,1,...

Diese Gleichungen bilden ein System von Differentialgleichungen, die das Verhalten der Felder eindeutig festlegen. Daher bezeichnet man sie auch als Bewegungsgleichungen einer Feldtheorie. Um ein bestimmtes physikalisches System zu beschreiben ist es notwendig, die Randbedingungen geeignet festzulegen. Viele physikalische Probleme sind jedoch derart komplex, dass eine allgemeine Lösung des Problems unmöglich oder nur über numerische Verfahren zugänglich ist. Dennoch ermöglichen die Lagrangedichten in der Feldtheorie eine systematische Untersuchung von Symmetrien und Erhaltungsgrößen.

Die Bewegungsgleichung für Felder

So, wie man die Lagrangegleichungen 2. Art aus dem Hamiltonschen Prinzip erhält, kann man die Lagrangegleichungen für Felder aus dem Hamiltonschen Prinzip für Felder erhalten.

Dazu variiert man das Feld

\phi(x,t) \rightarrow \phi(x,t) + \delta \phi(x,t)

womit auch die räumliche und zeitliche Ableitungen variiert werden, zu

\frac{\partial \phi}{\partial x} \rightarrow \frac{\partial \phi}{\partial x} + \delta \frac{\partial \phi}{\partial x} = \frac{\partial \phi}{\partial x} + \frac{\partial}{\partial x} \delta \phi
\frac{\partial \phi}{\partial t} \rightarrow \frac{\partial \phi}{\partial t} + \frac{\partial}{\partial t} \delta \phi

Wie bei der Herleitung der Lagrangegleichungen 2. Art schreibt man das Integral in erster Ordnung mit

\delta \int \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \, \mathcal{L}
=\int \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \left[\mathcal{L}\left(\phi + \delta \phi , \frac{\partial \phi}{\partial t} + \frac{\partial}{\partial t} \delta\phi , \frac{\partial \phi}{\partial x} + \frac{\partial}{\partial x} \delta \phi, t \right) - \mathcal{L}\left(\phi , \frac{\partial \phi}{\partial t} , \frac{\partial \phi}{\partial x} , t \right) \right]
=\int \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \left[\frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \phi} \delta \phi + \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \frac{\partial \phi}{\partial t}} \frac{\partial}{\partial t} \delta \phi + \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \frac{\partial \phi}{\partial x}}\frac{\partial}{\partial x}\delta \phi \right]

Nun führt man in den räumlichen und zeitlichen Integralen eine partielle Integration aus, so dass die Ableitungen von den Variationstermen abgewälzt werden. Für die zeitliche Integration gilt demnach

\int_{t_1}^{t_2} \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \frac{\partial \phi}{\partial t}}\frac{\partial}{\partial t} \delta \phi = \left[\int \mathrm{d}x \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \frac{\partial \phi}{\partial t}} \delta \phi \right]_{t_1}^{t_2} - \int \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \frac{\partial \phi}{\partial t}} \delta \phi

Hierbei wird benutzt, dass

\delta \phi(x, t_1) = \delta \phi(x, t_2) = 0

ist, da Anfangs- und Endpunkt festgehalten werden. Daher gilt für die Randterme

\left[\int \mathrm{d}x \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \frac{\partial \phi}{\partial t}} \delta \phi \right]_{t_1}^{t_2} = 0

Mit der räumlichen Ableitung verfährt man analog, wobei die Randterme verschwinden, weil die Felder in großer Entfernung gegen Null gehen (z. B. wenn die Lagrange-Dichte ein Teilchen beschreibt) oder sie im Falle einer schwingenden Saite an den Enden fest sind; d. h. dass in diesen Punkten die Auslenkung, welche durch \phi(x,t) beschrieben wird, verschwindet.

Damit resultiert schließlich

\delta \int \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \, \mathcal{L} = \int \mathrm{d}t \int \mathrm{d}x \left[\frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \phi} - \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial\frac{\partial \phi}{\partial t}} - \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial\frac{\partial \phi}{\partial x}}\right] \delta \phi

Da nun \delta \phi als Faktor des gesamten Integrals auftritt und beliebig ist, kann das Integral nur dann nach dem Variationsprinzip verschwinden, wenn der Integrand selbst verschwindet. Es gilt also

\frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \phi} - \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial\frac{\partial \phi}{\partial t}} - \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial\frac{\partial \phi}{\partial x}} = 0

Im dreidimensionalen Fall kommen einfach die Terme für y und z hinzu. Die vollständige Bewegungsgleichung lautet demnach

\frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \phi} - \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial\frac{\partial \phi}{\partial t}} - \sum_{i=1}^3 \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}x_i} \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial\frac{\partial \phi}{\partial x_i}} = 0

Oder in obiger Darstellung und in der Verallgemeinerung für N Skalarfelder \Phi_i

\frac{\partial\mathcal L}{\partial\phi_i} - {\partial_\mu} \frac{\partial\mathcal L}{\partial\partial_\mu \phi_i} = 0, \quad i=1,\dots,N

Feldtypen

In der Feldtheorie wird zwischen Quellenfeldern und Wirbelfeldern unterschieden. Quellenfelder besitzen als Ursache Quellen und Senken, auf denen ihre Feldlinien entspringen und enden. Wirbelfelder besitzen als Ursache sogenannte Wirbel, um die sich ihre Feldlinien in geschlossener Form zusammenziehen, obwohl eine solch anschauliche Form des Wirbelfelds keineswegs zwingend notwendig ist: Es genügt, wenn das Umlaufintegral längs eines beliebigen in sich geschlossenen Weges innerhalb des Felds wenigstens einmal einen von Null verschiedenen Wert liefert (s.u.), zum Beispiel in sogen. laminaren Strömungen[1].

Quellenfeld
\exists A: \oint_A \vec X \cdot \mathrm d\vec A \neq 0
Es existiert wenigstens eine Hüllfläche A, für die das Umlaufintegral über \vec X \cdot \mathrm d\vec A nicht verschwindet.
Quellenfreies Feld
\forall A: \oint_A \vec X \cdot \mathrm d\vec A = 0
Es existiert keine Hüllfläche A, für die das Umlaufintegral über \vec X \cdot \mathrm d\vec A nicht verschwindet.

Quellenfeld

→ Hauptartikel: Quelle und Senke

Für eine allgemeine Feldgröße X ist ein Quellenfeld dann gegeben, wenn die Divergenz ungleich 0 ist und die Rotation gleich 0 ist:

\mathbf{\operatorname{div}} \mathbf X = \nabla \cdot \mathbf X \ne \mathbf 0 , \qquad \mathbf{\operatorname{rot}} \mathbf X = \nabla \times \mathbf X = \mathbf 0

Quellenfelder lassen sich je nach ihren Randwertstellung in Newton-Felder und Laplace-Felder einteilen. Newton-Felder wie beispielsweise das Gravitationsfeld existieren in einer räumlich unbegrenzten Umgebung einer Quelle bzw. Senke, Laplace-Felder dagegen nur in der endlichen Umgebung einer Kombination von Quellen und Senken, woraus sich entsprechende Randwertprobleme ergeben. Beispiel eines solchen Laplace-Felds ist das elektrostatische Feld zwischen zwei elektrisch gegensinnig geladenen Elektroden. Newton- und Laplace-Felder können dabei auch in gemischter Konfiguration auftreten. [2]

Wirbelfeld
\exists S: \oint_S \vec X \cdot \mathrm d\vec s \neq 0
Es existiert wenigstens eine Randkurve S, für die das Umlaufintegral über \vec X \cdot \mathrm d\vec s nicht verschwindet.
Wirbelfreies Feld
\forall S: \oint_S \vec X \cdot \mathrm d\vec s = 0
Es existiert keine Randkurve S, für die das Umlaufintegral über \vec X \cdot \mathrm d\vec s nicht verschwindet.

Wirbelfeld

Die Feldlinien von Wirbelfeldern sind in sich geschlossen und nicht an die Existenz von Quellen und Senken gebunden. Die Bereiche, um die sich Feldlinien zusammenziehen, werden als Wirbel (engl. curl) bezeichnet und es gilt:

\mathbf{\operatorname{rot}} \mathbf X = \nabla \times \mathbf X \ne \mathbf 0, \qquad \mathbf{\operatorname{div}} \mathbf X = \nabla \cdot \mathbf X = \mathbf 0

Ähnlich wie Quellenfelder lassen sich auch Wirbelfelder in die Klasse der Newton-Felder und Laplace-Felder unterteilen. Beispiele eines Newton-Feldes ist die Dichte des Verschiebungsstromes einer elektromagnetischen Welle, Beispiel eines Laplace-Feldes dagegen das elektrische Wirbelfeld, welches sich um einen zeitlich veränderlichen magnetischen Fluss ausbildet. [3]

Allgemein

Im allgemeinen Fall besteht ein beliebiges Feld X aus einer Überlagerung eines Quellenfeldes XQ und eines Wirbelfeldes XW. Dieser Zusammenhang wird wegen seiner zentralen Stellung als Fundamentalsatz der Vektoranalysis oder als das Helmholtz-Theorem bezeichnet:

\mathbf X = \mathbf X_Q + \mathbf X_W

Jeder Summand kann sich dabei nochmal aus einer Überlagerung eines Newton- und eines Laplace-Feldes zusammensetzen, womit die Gleichung vier Komponenten aufweisen kann.

In der Feldtheorie ist ein Feld dann eindeutig spezifiziert, wenn sowohl seine Quellen- und Wirbeldichten als auch Aussagen über eventuell vorhandene Ränder und dort herrschende Randwerte vorliegen. Die praktische Bedeutung für die Aufspaltung ist in der leichteren Zugänglichkeit der einzelnen Problemstellung begründet. Außerdem lassen sich in vielen praktisch bedeutsamen Anwendungen die Problemstellung auf nur eine Komponente reduzieren.

Literatur

  • Ashok Das: Field theory - a path integral approach. World Scientific, Singapore 2006. ISBN 981-256-848-4
  • Lev D. Landau: The classical theory of fields. Elsevier/Butterworth-Heinemann, Amsterdam 2005. ISBN 0-7506-2768-9
  • Günther Lehner: Elektromagnetische Feldtheorie: für Ingenieure und Physiker. Springer, Berlin 2008. ISBN 3-540-77681-8
  • Kurt Lewin: Feldtheorie in den Sozialwissenschaften. Hans Huber, Bern/Stuttgart 1963. (Field Theory in Social Sciences, Harper & Brothers, New York 1951.)
  • Parry Moon u a: Field theory handbook. Springer, Berlin 1971. ISBN 0-387-02732-7
  • Arnim Nethe: Einführung in die Feldtheorie. Köster, Berlin 2003. ISBN 3-89574-520-0
  • Adolf J. Schwab: Begriffswelt der Feldtheorie. Springer, Berlin 2002. ISBN 3-540-42018-5

Weblinks

Einzelnachweise

  1. ↑ Grimsehl: Lehrbuch der Physik, Bd. I; Leipzig 1954, S.271.
  2. ↑ Adolf J. Schwab; Begriffswelt der Feldtheorie; Springer, 2002, S.18-20.
  3. ↑ Adolf J. Schwab; Begriffswelt der Feldtheorie; Springer, 2002, S.22.
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