在物理学中，单一带电粒子的运动在较强的磁场中的运动可以被分解成两种运动的叠加：粒子绕着被称为导心（guiding center） 的一点进行相对较快的圆周运动，导心则以相对较慢的速度进行漂移（drift）运动。由于各粒子的电荷量、质量、温度有所不同，漂移速度亦会有所差异，可能会导致对电流密度的净贡献或者是化学分离。
回旋
如果磁场是均匀的且不考虑其他作用力，洛伦兹力就会给粒子一个垂直于磁场和粒子速度的加速度。这不会影响粒子平行于磁场方向的运动，但在垂直磁场平面会导致以固定速度进行的圆周运动。这一圆周运动被称为回旋运动（gyromotion）。质量为 m 、电荷量为 q 的粒子运动在磁感应强度为 B 的磁场中，其回旋频率（gyrofrequency 或 cyclotron frequency）为
: \omega_{\rm c} = \frac{qB}\frac{\boldsymbol{R}_{c}\times\boldsymbol{B}}{R_{c}^{2} B}
其中 \boldsymbol{R}_{c} 是向外指的曲率半径，由最逼近粒子矢径处磁力线的圆弧（circular arc）的圆心向外指。
: \boldsymbol{u}_{\rm inertial} = \frac{v_{\parallel}}{\omega_c}\, \hat{\boldsymbol{b}}\times\frac{\mathrm{d} \hat{\boldsymbol{b}} }{\mathrm{d} t},
其中 \hat{\boldsymbol{b}}=\boldsymbol{B}/B 是磁场方向的单位向量。这一惯性漂移可以被分解成曲率漂移和以下漂移的总和
: \frac{v_\|}{\omega_c}\, \hat{\boldsymbol{b}}\times\left[\frac{\partial\hat{\boldsymbol{b}} }{\partial t} + (\boldsymbol{v}_E\cdot\nabla\hat{\boldsymbol{b}})
\right].
当磁场处于稳态且弱电场时，惯性漂移由曲率漂移主导。
:
极化漂移
时变的电场也会导致一项漂移
: \boldsymbol{u}_p = \frac{m}{qB^2}\frac{ \mathrm{d}\boldsymbol{E}}{ \mathrm{d} t}
显然这一漂移不同于其他漂移，它不能无限期地延续。一般而言，振荡的电场会引起振荡的极化漂移，相位相差 90 度。由于对质量的依赖，这一效应被称为惯性漂移（inertia drift）。电子质量小，对它而言，这一漂移往往可以忽略。
单粒子在缓变电磁场中的运动
单粒子的导心在缓变电磁场中的非相对论运动方程由 Theodore G. Northrop 给出。
将粒子位矢分解为 \boldsymbol{r}\equiv \boldsymbol{R}+\boldsymbol{\varrho}
，记 \boldsymbol{R}
为导心，回旋运动的矢径定义为 \boldsymbol{\varrho}:=\frac{m}{q} \frac{ \boldsymbol{B}}{B^{2}} \times
\left(
\boldsymbol{v}-
\frac{\boldsymbol{E} \times \boldsymbol{B} }{B^{2}} \right)
，其中 \boldsymbol{E}
、 \boldsymbol{B}
取在粒子位矢 \boldsymbol{r}
位置处的值。如此，导心便有了精确的定义 \boldsymbol{R}:= \boldsymbol{r} - \boldsymbol{\varrho}
。符号上面加一点表示对时间的导数 \mathrm{d} / \mathrm{d}t
，小参数取为 \epsilon := m/q，
\rho \sim \epsilon
，
\omega \sim \epsilon^{-1}
，从而可效仿牛顿第二定律得到导心的运动方程，
\ddot{\boldsymbol{R}}=\boldsymbol{g}(\boldsymbol{R})
+
\frac{q}{m}
[\boldsymbol{E}(\boldsymbol{R}) + \dot{\boldsymbol{R}} \times \boldsymbol{B}(\boldsymbol{R})]
- \frac{\mu}{m} \nabla B(\boldsymbol{R})+\mathcal{O}(\epsilon),
其中
\mu := \frac{ m (\rho \omega)^{2}}{2 B}
是磁矩，是一绝热不变量，初始速度
\dot{\boldsymbol{R}}(0)
取
\left[\hat{\boldsymbol{b}} \hat{\boldsymbol{b}} \cdot \boldsymbol{v}
+\left(\boldsymbol{E} \times \boldsymbol{B} / B^{2}\right)\right]_{t=0} +
\mathcal{O}(\epsilon)
。这一运动方程等价于下面两式：
垂直磁场方向的各漂移运动速度方向完全由电磁场和场的时空变化所决定，导心本身的平行、垂直速度仅起到系数作用。导心垂直磁场方向的速度 \dot{\boldsymbol{R}}_{\perp}
:= \dot{\boldsymbol{R}}-\hat{\boldsymbol{b}}\hat{\boldsymbol{b}} \cdot \dot{\boldsymbol{R}}
满足以下方程
\dot{\boldsymbol{R}}_{\perp}
=
\frac{\hat{\boldsymbol{b}}}{B} \times
\Bigl\{
- \boldsymbol{E}
- \frac{\mu }{q} \nabla B
- \frac{m }{q}\Bigl[-\boldsymbol{g}+v_{\parallel} \frac{\partial \hat{\boldsymbol{b}}}{\partial t}
- v_{\parallel}^{2} \frac{\partial \hat{\boldsymbol{b}}}{\partial s}
- v_{\parallel} \boldsymbol{u}_{E} \cdot \nabla \hat{\boldsymbol{b}}
+\frac{\partial}{\partial t} \boldsymbol{u}_{E}
- v_{\parallel} \frac{\partial}{\partial s} \boldsymbol{u}_{E}
- \boldsymbol{u}_{E} \cdot \nabla \boldsymbol{u}_{E}\Bigr]\Bigr\}+\mathcal{O}\left(\epsilon^{2}\right),
其中
v_{\parallel}:=\dot{\boldsymbol{R}} \cdot \hat{\boldsymbol{b}}( \boldsymbol{R} )
是导心平行方向的速度标量、
\boldsymbol{u}_{E}:= \frac{ \boldsymbol{E}\times \boldsymbol{B}}{B^{2}}
是
\boldsymbol{E}\times \boldsymbol{B}
漂移速度，而
\frac{\partial }{\partial s}:= \hat{\boldsymbol{b}}\cdot \nabla
表示沿磁场方向的方向导数。其中的
\frac{\mu}{q} = \frac{m(\rho \omega)^{2} }{ 2 q B } \sim \epsilon
和 \frac{m}{q}=: \epsilon 均为一阶量。
v_{\parallel}
的变化满足方程
\frac{m}{q}
\frac{ \mathrm{d} v_{\parallel} }{\mathrm{d} t}
=
\frac{m}{q} g_{\parallel} + E_{\parallel} - \frac{\mu}{q} \frac{\partial B}{\partial s}
- \frac{m}{q} \boldsymbol{u}_{E} \cdot\left(\frac{\partial \hat{\boldsymbol{b}}}{\partial t}
- v_{\parallel} \frac{\partial \hat{\boldsymbol{b}}}{\partial s}+\boldsymbol{u}_{E} \cdot \nabla \hat{\boldsymbol{b}}\right)+\mathcal{O}\left(\epsilon^{2}\right) .
逆磁漂移
逆磁漂移实际上不是导心的漂移。压强梯度不会导致单个粒子的漂移，而是贡献于宏观的流体速度。流体速度可视为通过某一参考面的粒子数，压强梯度会导致往某一方向漂移的粒子更多。这一漂移对流体净速度的贡献为
: \boldsymbol{v}_D = -\frac{\nabla p\times\boldsymbol{B}}{qn B^2}
漂移电流
除 \boldsymbol{E}\times\boldsymbol{B} 漂移之外，不同带电粒子的漂移速度各有不同。它们之间的速度差会导致对电流密度的净的贡献，而漂移速度对密度的依赖亦可引起化学分离。
参考资料
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