馬克士威應力張量

在這篇文章內，向量與标量分別用粗體與斜體顯示。例如，位置向量通常用 ${\displaystyle \mathbf {r} \,\!}$ 表示；而其大小則用 ${\displaystyle r\,\!}$ 來表示。

在電磁學裏，馬克士威應力張量(Maxwell stress tensor)是描述電磁場帶有之應力的二階張量。馬克士威應力張量可以表現出電場力、磁場力和機械動量之間的相互作用。對於簡單的狀況，例如一個點電荷自由地移動於均勻磁場，應用勞侖茲力定律，就可以很容易地計算出點電荷所感受的作用力。但是，當遇到稍微複雜一點的狀況時，這很普通的程序會變得非常困難，方程式洋洋灑灑地一行又一行的延續。因此，物理學家通常會聚集很多項目於馬克士威應力張量內，然後使用張量數學來解析問題。

詹姆斯·馬克士威

導引

為了方便參考，先列出馬克士威方程組：

馬克士威方程組（國際單位制）

名稱	微分形式
高斯定律	${\displaystyle {\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}}$
高斯磁定律	${\displaystyle {\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {B} =0}$
法拉第感應定律	${\displaystyle {\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}}$
馬克士威-安培定律	${\displaystyle {\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\ }$

其中，${\displaystyle \mathbf {E} }$  是電場，${\displaystyle \mathbf {B} }$  是磁場，${\displaystyle \rho }$  是電荷密度，${\displaystyle \mathbf {J} }$ 是電流密度，${\displaystyle \varepsilon _{0}}$  是電常數，${\displaystyle \mu _{0}}$  是磁常數。

從勞侖茲力定律開始，一個電荷分佈所感受到的單位體積的作用力 ${\displaystyle \mathbf {f} }$  是

${\displaystyle \mathbf {f} =\rho \mathbf {E} +\mathbf {J} \times \mathbf {B} }$  。

應用高斯定律和馬克士威-安培定律，把電荷密度和電流密度替換掉，只讓電場和磁場出現於方程式：

${\displaystyle \mathbf {f} =\epsilon _{0}\left({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} \right)\mathbf {E} +{\frac {1}{\mu _{0}}}\left({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {B} \right)\times \mathbf {B} -\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\times \mathbf {B} }$  。

應用乘積法則和法拉第感應定律：

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial t}}(\mathbf {E} \times \mathbf {B} )={\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\times \mathbf {B} +\mathbf {E} \times {\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}={\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\times \mathbf {B} -\mathbf {E} \times ({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {E} )}$  ，

稍加編排，將 ${\displaystyle \mathbf {f} }$  寫為

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {f} &=\epsilon _{0}\left({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} \right)\mathbf {E} +{\frac {1}{\mu _{0}}}\left({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {B} \right)\times \mathbf {B} -\epsilon _{0}{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\mathbf {E} \times \mathbf {B} \right)-\epsilon _{0}\mathbf {E} \times ({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {E} )\\&=\epsilon _{0}\left[({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} )\mathbf {E} -\mathbf {E} \times ({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {E} )\right]+{\frac {1}{\mu _{0}}}\left[-\mathbf {B} \times \left({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {B} \right)\right]-\epsilon _{0}{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\mathbf {E} \times \mathbf {B} \right)\\\end{aligned}}}$  。

為了使 ${\displaystyle \mathbf {E} }$  的項目 ${\displaystyle \mathbf {B} }$  的項目能夠相互對稱，加入一個 ${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =0}$  項目：

${\displaystyle \mathbf {f} =\epsilon _{0}\left[({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} )\mathbf {E} -\mathbf {E} \times ({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {E} )\right]+{\frac {1}{\mu _{0}}}\left[({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {B} )\mathbf {B} -\mathbf {B} \times \left({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {B} \right)\right]-\epsilon _{0}{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\mathbf {E} \times \mathbf {B} \right)}$  。

應用向量恆等式，對於任意向量 ${\displaystyle \mathbf {A} }$ 

${\displaystyle \mathbf {A} \times ({\boldsymbol {\nabla }}\times \mathbf {A} )={\tfrac {1}{2}}{\boldsymbol {\nabla }}A^{2}-(\mathbf {A} \cdot {\boldsymbol {\nabla }})\mathbf {A} }$ ，

將 ${\displaystyle \mathbf {f} }$  的方程式內的旋度項目除去：

${\displaystyle \mathbf {f} =\epsilon _{0}\left[({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {E} )\mathbf {E} +(\mathbf {E} \cdot {\boldsymbol {\nabla }})\mathbf {E} \right]+{\frac {1}{\mu _{0}}}\left[({\boldsymbol {\nabla }}\cdot \mathbf {B} )\mathbf {B} +(\mathbf {B} \cdot {\boldsymbol {\nabla }})\mathbf {B} \right]-{\frac {1}{2}}{\boldsymbol {\nabla }}\left(\epsilon _{0}E^{2}+{\frac {1}{\mu _{0}}}B^{2}\right)-\epsilon _{0}{\frac {\partial }{\partial t}}\left(\mathbf {E} \times \mathbf {B} \right)}$  。

這方程式最右邊項目涉及了坡印廷向量 ${\displaystyle \mathbf {S} }$  ：

${\displaystyle \mathbf {S} ={\frac {1}{\mu _{0}}}\mathbf {E} \times \mathbf {B} }$  。

設定馬克士威應力張量 ${\displaystyle {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}}$  （以英文字母上面加兩隻箭矢符號來標記二階張量）：

${\displaystyle T_{ij}\equiv \epsilon _{0}\left(E_{i}E_{j}-{\frac {1}{2}}\delta _{ij}E^{2}\right)+{\frac {1}{\mu _{0}}}\left(B_{i}B_{j}-{\frac {1}{2}}\delta _{ij}B^{2}\right)}$  ；

其中，${\displaystyle \delta _{ij}}$  是克羅內克函數。

定義一個向量 ${\displaystyle \mathbf {A} }$  與馬克士威應力張量 ${\displaystyle {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}}$  的內積為

${\displaystyle (\mathbf {A} \cdot {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }})_{j}=\textstyle {\sum _{i}}\ A_{i}T_{ij}}$  。

那麼，一個電荷分佈所感受到的單位體積的作用力 ${\displaystyle \mathbf {f} }$  是

${\displaystyle \mathbf {f} =\nabla \cdot {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}-\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial \mathbf {S} }{\partial t}}}$  。

馬克士威應力張量的性質

馬克士威應力張量是一個對稱張量，表達為

${\displaystyle T_{ij}=\left({\begin{matrix}\epsilon _{0}(E_{x}^{2}-E^{2}/2)+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{x}^{2}-B^{2}/2)&\epsilon _{0}E_{x}E_{y}+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{x}B_{y})&\epsilon _{0}E_{x}E_{z}+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{x}B_{z})\\\epsilon _{0}E_{x}E_{y}+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{x}B_{y})&\epsilon _{0}(E_{y}^{2}-E^{2}/2)+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{y}^{2}-B^{2}/2)&\epsilon _{0}E_{y}E_{z}+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{y}B_{z})\\\epsilon _{0}E_{x}E_{z}+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{x}B_{z})&\epsilon _{0}E_{y}E_{z}+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{y}B_{z})&\epsilon _{0}(E_{z}^{2}-E^{2}/2)+{\cfrac {1}{\mu _{0}}}(B_{z}^{2}-B^{2}/2)\end{matrix}}\right)}$  。

馬克士威應力張量的單位是牛頓／公尺²。馬克士威應力張量的 ij 元素詮釋為，朝著 i-軸方向，施加於 j-軸的垂直平面，單位面積的作用力；對角元素代表負壓力，非對角元素代表剪應力。對角元素給出張力（拖拉力）作用於其對應軸的垂直面微分元素。不同於理想氣體因為壓力而施加的作用力，在電磁場內的一個面元素也會感受到方向不垂直於其面的剪應力。這是由非對角元素給出的。

動量守恆定律

在一個體積 ${\displaystyle {\mathcal {V}}}$  內的電荷，所感受到的總作用力 ${\displaystyle \mathbf {F} }$  是

${\displaystyle \mathbf {F} =\int _{\mathcal {V}}\ \mathbf {f} \mathrm {d} \tau =\int _{\mathcal {V}}\ \nabla \cdot {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}\mathrm {d} \tau -\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\int _{\mathcal {V}}\ \mathbf {S} \mathrm {d} \tau }$  。

應用散度定理，可以得到

${\displaystyle \mathbf {F} =\oint _{\mathcal {S}}\ {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}\cdot \mathrm {d} \mathbf {a} -\epsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\int _{\mathcal {V}}\ \mathbf {S} \mathrm {d} \tau }$  ；

其中，${\displaystyle {\mathcal {S}}}$  是體積 ${\displaystyle {\mathcal {V}}}$  的閉合表面。

根據牛頓第二定律，

${\displaystyle \mathbf {F} ={\frac {\mathrm {d} \mathbf {p} }{\mathrm {d} t}}}$  ；

其中，${\displaystyle \mathbf {p} }$  是動量。

所以，電荷的動量 ${\displaystyle \mathbf {p} _{charge}}$  可以表達為

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} \mathbf {p} _{charge}}{\mathrm {d} t}}=\oint _{\mathcal {S}}\ {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}\cdot \mathrm {d} \mathbf {a} -{\frac {\mathrm {d} \mathbf {p} _{em}}{\mathrm {d} t}}}$ ；

其中，${\displaystyle \mathbf {p} _{em}=\epsilon _{0}\mu _{0}\oint _{\mathcal {V}}\ \mathbf {S} \mathrm {d} \tau }$  是儲存於電磁場的動量（坡印廷向量 ${\displaystyle \mathbf {S} }$  是由電場和磁場組成的一個複合向量）。

稍加編排，可以得到動量守恆定律的積分方程式：

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}(\mathbf {p} _{charge}+\mathbf {p} _{em})=\oint _{\mathcal {S}}\ {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}\cdot \mathrm {d} \mathbf {a} }$  。

動量守恆定律闡明，一個體積的總動量（電荷的動量加上電磁場的動量）的增加速率等於每秒鐘流入閉合表面的動量。負的馬克士威應力張量 ${\displaystyle -}$ ${\displaystyle {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}}$  是一個動量通量密度。

動量守恆定律也能以微分形式表達為

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial t}}({\mathfrak {p}}_{charge}+{\mathfrak {p}}_{em})=\nabla \cdot {\stackrel {\longleftrightarrow }{\mathbf {T} }}}$  ；

其中，${\displaystyle {\mathfrak {p}}_{charge}}$  是電荷的動量密度，${\displaystyle {\mathfrak {p}}_{em}}$  是電磁場的動量密度。

相關條目

• 電磁能量密度
• 坡印廷向量
• 電磁應力-能量張量
• 電磁場的數學表述

參考文獻

• Griffiths, David J. Introduction to Electrodynamics (3rd ed.). Prentice Hall. 1998: pp. 351–356. ISBN 0-13-805326-X.  引文格式1维护：冗余文本 (link)
• Jefimenko, Oleg. Correct Use of Maxwell Stress Equations for Electric and magnetic Fields. American Journal of Physics. Nov 1983, 51 (11): pp. 988–996.  引文格式1维护：冗余文本 (link)^{[永久失效連結]}