馬克士威方程組

19世纪60年代,詹姆斯-克拉克-麦克斯韦(James Clerk Maxwell)发表了描述带电粒子如何产生单位电荷的电和磁的方程式。每单位电荷的力被称为。粒子可以是静止的或移动的。这些,加上洛伦兹力方程,提供了人们计算经典粒子在电场和磁场中的运动所需要的一切。

麦克斯韦方程描述了电荷电流如何产生电场和磁场。此外,它们还描述了电场如何产生磁场,反之亦然。

第一个方程允许你计算电荷所产生的电场。第二个方程允许你计算磁场。另外两个方程描述了场如何围绕其源头 "循环"。磁场围绕着电流和时间变化的电场 "循环",安培定律和麦克斯韦修正,而电场围绕着时间变化的磁场 "循环",法拉第定律。

麦克斯韦方程的经典形式

命名

微分形式

积分形式

高斯定律。

D = ρ {displaystyle \nabla \cdot \mathbf {D} =\rho } {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {D} =\rho }

S D d A = ∫ V ρ d V {\displaystyle \oint _{S}\mathbf {D}\ǞǞ =INT _{V}\rho Ǟ dV {\displaystyle \oint _{S}\mathbf {D} \cdot d\mathbf {A} =\int _{V}\rho \cdot dV}

磁学的高斯定律
(没有
磁单极)。

B = {0displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =0}。 {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =0}

S B d A = {0displaystyle\oint _{S}\mathbf {B}\cdot d\mathbf {A} =0}。 {\displaystyle \oint _{S}\mathbf {B} \cdot d\mathbf {A} =0}

法拉第的感应定律。

∇ × E = - ∂ B ∂ t {\displaystyle \nabla \times \mathbf {E} =-{frac {partial \mathbf {B}}}}{partial t}}.}{partial t}}。 {\displaystyle \nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}}

C E d l - C B × v d l = - d d t ∫ S B d A {displaystyle 点 _{C}\mathbf {E }\cdot d\mathbf {l}-oint _{C}\mathbf {B} --oint _{C}\mathbf {E}。\times \mathbf {v} \cdot d{\mathbf {l}}=- {d over dt}\int _{S}\mathbf {B}}。\cdot d\mathbf {A}} {\displaystyle \oint _{C}\mathbf {E} \cdot d\mathbf {l} -\oint _{C}\mathbf {B} \times \mathbf {v} \cdot d{\mathbf {l} }=-\ {d \over dt}\int _{S}\mathbf {B} \cdot d\mathbf {A} }

安培定律
(有麦克斯韦的扩展)。

∇ × H = J + ∂ D ∂ t {\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =mathbf {J} +{frac {partial \D}}.+{frac {partial \mathbf {D}}}{partial t}}.}{partial t}}。 {\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =\mathbf {J} +{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}}

C H d l = ∫ S J d A + ∫ S ∂ D ∂ t d A {\displaystyle 点 _{C}\mathbf {H}\cdot d\mathbf {l} =oint _{S}\mathbf {J} =int _{S}\mathbf {J}。cdot d\mathbf {A} =int _{S}\mathbf {J}.+int _{S}{frac {partial\mathbf {D}}}{partial t}}.}{partial t}}\cdot d\mathbf {A}} {\displaystyle \oint _{C}\mathbf {H} \cdot d\mathbf {l} =\int _{S}\mathbf {J} \cdot d\mathbf {A} +\int _{S}{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}\cdot d\mathbf {A} }

其中,下表中提供了每个符号的含义和SI计量单位。

符号

意义

SI测量单位

E {displaystyle mathbf {E}.} {\displaystyle \mathbf {E} }

电场

每米电压

H {displaystyle mathbf {H}.} {\displaystyle \mathbf {H} }

磁场强度

每米安培

D {displaystyle mathbf {D}} {\displaystyle \mathbf {D} }

电位移场

库仑/平方米

B {displaystyle mathbf {B}} {\displaystyle \mathbf {B} }

磁通量密度
也称为磁感应强度。

特斯拉,或等效的。
每平方米韦伯

  ρ {displaystyle \rho \rho } {\displaystyle \ \rho \ }

自由电荷密度,
不计入束缚在材料中的偶极电荷。

库仑/立方米

J {displaystyle mathbf {J}{J}.} {\displaystyle \mathbf {J} }

自由电流密度。
不计入束缚在材料中的极化或磁化电流。

每平方米安培

d A {displaystyle dmathbf {A}{A}}.} {\displaystyle d\mathbf {A} }

表面积为A的微分矢量元素,幅度非常小
,方向为表面S的
法线

平方米

d V {displaystyle dV\ } {\displaystyle dV\ }

被表面S包围的体积为V的微分元素

立方米

d l {displaystyle dmathbf {l}} {\displaystyle d\mathbf {l} }

与轮廓C相切的路径长度的微分向量元素,包围着表面的c

仪表

v {displaystyle mathbf {v} } {\displaystyle \mathbf {v} }

线路元素d l的瞬时速度{displaystyle d\mathbf {l}}。}{\displaystyle d\mathbf {l} }定义(对于移动电路)。

米/秒

{displaystyle\nabla\cdot }{\displaystyle \nabla \cdot }发散算子(SI单位:每米1)。

∇ × {displaystyle\nabla\times }{\displaystyle \nabla \times }curl算子(SI单位:1/米)。

方程的含义

电荷密度和电场

D = ρ {displaystyle \nabla \cdot \mathbf {D} =\rho }{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {D} =\rho },

其中ρ {displaystyle {rho }}{\displaystyle {\rho }}是自由电荷密度(以C3/m为单位),不包括绑定在材料中的偶极电荷,而D {displaystyle \mathbf {D}是电位移场(以C/m为单位)。}{\displaystyle \mathbf {D} }是电位移场(以C/m为单位2)。这个方程就像真空中非移动电荷的库伦定律。

下一个积分形式(根据发散定理),也被称为高斯定律,说的是同样的事情。

A D d A = Q enclosed {\displaystyle\oint _{A}\mathbf {D}.\cdot d\mathbf {A} =Q_{text{enclosed}}。 {\displaystyle \oint _{A}\mathbf {D} \cdot d\mathbf {A} =Q_{\text{enclosed}}}

d A {displaystyle dmathbf {A}是封闭面A上的微分方块的面积。}{\displaystyle d\mathbf {A} }是闭合表面A上的微分方块的面积。表面法线指向外是方向,Q封闭{displaystyle Q{\displaystyle Q_{\text{enclosed}}}_{text{enclosed}}是在表面内的自由电荷。

线性材料中,D {displaystyle \mathbf {D}与电场E {displaystyle \mathbf {E}直接相关。}{\displaystyle \mathbf {D} }与电场E {displaystyle\mathbf {E}直接相关。ε {displaystyle \varepsilon }{\displaystyle \mathbf {E} }与一个常数有关,这个常数被称为允许率。}{\displaystyle \varepsilon }(这个常数对于不同的材料是不同的)。

D = ε E {displaystyle\mathbf {D} =\varepsilon\mathbf {E} }。}{\displaystyle \mathbf {D} =\varepsilon \mathbf {E} }.

如果电场不是很强,你可以假装一种材料是线性的。

自由空间的介电常数被称为ε {0displaystyle\varepsilon _{0}} 。{\displaystyle \varepsilon _{0}},并在此方程中使用。

E = ρ t ε {\0displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} ={frac {\rho _{t}{varepsilon _{0}}}} {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{t}}{\varepsilon _{0}}}}

这里E {displaystyle mathbf {E}是电场(单位为V/m)。}{\displaystyle \mathbf {E} }又是电场(单位为V/m),ρ t {\displaystyle \rho _{t{\displaystyle \rho _{t}}}}是总电荷密度(包括束缚电荷),ε {\0displaystyle \varepsilon _{0}}是自由空间的电容。{\displaystyle \varepsilon _{0}}(大约8.854 pF/m)是自由空间的介电常数。我们也可以把ε {displaystyle \varepsilon }{\displaystyle \varepsilon }写成ε 0 ε r {displaystyle \varepsilon _{0}\cdot \varepsilon _{r}}。{\displaystyle \varepsilon _{0}\cdot \varepsilon _{r}}.这里,ε r {displaystyle \varepsilon _{r}}{\displaystyle \varepsilon _{r}}是与自由空间的允许率相比,材料的允许率。这被称为相对介电率介电常数

另见泊松方程。

磁场的结构

B = {0displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =0}。 {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =0}

B {displaystyle mathbf {B}是磁通密度(单位为特斯拉,T)。}{\displaystyle \mathbf {B} }是磁通密度(以特斯拉为单位,T),也叫磁感应。

接下来的这个积分表说的是同样的事情。

A B d A = {0displaystyle\oint _{A}\mathbf {B} \cdot dmathbf {A} =0}。\cdot d\mathbf {A} =0}。 {\displaystyle \oint _{A}\mathbf {B} \cdot d\mathbf {A} =0}

d A {displaystyle d\mathbf {A}的面积是表面A {displaystyle A}上的微分平方的面积。}的面积{\displaystyle d\mathbf {A} }是表面A {displaystyle A}{\displaystyle A}上的一个微分方块的面积。d A {displaystyle d\mathbf {A}的方向是在A {displaystyle A}上向外的法线。}{\displaystyle d\mathbf {A} }A {displaystyle A}{\displaystyle A}表面上向外的法线。

这个方程只有在封闭的表面上进行积分时才有效。这个方程说,在每个体积中,进入的磁场线之和等于出去的磁场线之和。这意味着磁场线必须是闭环的。另一种说法是,磁场线不能从某个地方开始。这是数学上的一种说法。"不存在磁单极"。

变化的磁通量和电场

∇ × E = - ∂ B ∂ t {\displaystyle \nabla \times \mathbf {E} =-{frac {partial \mathbf {B}}}}{partial t}}.}{partial t}}。 {\displaystyle \nabla \times \mathbf {E} =-{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}}

接下来的这个积分表说的是同样的事情。

s E d s = - d Φ B d t {\displaystyle\oint _{s}\mathbf {E}\cdot d\mathbf {s} =-{frac {dPhi _{mathbf {B}}}{dt}}}} {\displaystyle \oint _{s}\mathbf {E} \cdot d\mathbf {s} =-{\frac {d\Phi _{\mathbf {B} }}{dt}}}

这里Φ B = ∫ A B d A {\displaystyle\Phi _{mathbf {B} }=int _{A}\mathbf {B} ⋅ d A}=int _{A}\mathbf {B}}。\cdot d\mathbf {A}} {\displaystyle \Phi _{\mathbf {B} }=\int _{A}\mathbf {B} \cdot d\mathbf {A} }

这就是这些符号的含义。

ΦB是通过第二个方程描述的区域A的磁通量。

E是磁通量引起的电场。

s是一个封闭的路径,其中有电流感应,例如一根电线。

v是线元件的瞬时速度(对于移动电路)。

电动势等于这个积分的值。有时这个符号被用来表示电动势E {displaystyle {mathcal {E}}} ,不要把它与之前使用的介电常数符号混淆。\mathcal{E},不要把它与之前使用的许可率的符号混淆。

这个定律就像法拉第的电磁感应定律。

一些教科书显示积分形式的右手符号在磁通量导数前面有一个N(N是围绕A边缘的线圈数量)。N可以在计算A时加以注意(多个线圈意味着有多个表面供磁通量通过),而且它是一个工程细节,所以这里就不提了。

负号是能量守恒的需要。它是如此重要,以至于它甚至有自己的名字,伦茨定律

这个方程式显示了电场和磁场是如何相互作用的。例如,这个方程式解释了电动机和发电机的工作原理。在电机或发电机中,电路有一个固定的电场,引起一个磁场。这就是所谓的固定励磁。变化的电压是在电枢电路上测量的。麦克斯韦方程是在一个右手坐标系中使用的。为了在左手系统中使用它们,在不改变方程的情况下,必须使磁场的极性相反(这并没有错,但令人困惑的是,它通常不是这样做的)。

磁场的来源

∇ × H = J + ∂ D ∂ t {\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =mathbf {J} +{frac {partial \D}}.+{frac {partial \mathbf {D}}}{partial t}}.}{partial t}}。 {\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =\mathbf {J} +{\frac {\partial \mathbf {D} }{\partial t}}}

H是磁场强度(以A/m为单位),你可以通过将磁通量B除以一个叫做磁导率的常数μ(BH)得到,J电流密度,定义为:。

J = ∫ρqvdA

v是一个称为漂移速度的矢量场。它描述了电荷载体的速度,其密度由标量函数ρq描述。

在自由空间中,磁导率μ是自由空间的磁导率μ0,根据定义,正好是4π×10 W/−7A-m。另外,允许率是自由空间的允许率ε0。 因此,在自由空间中,公式为:。

∇ × B = μ J0 + μ 0ε 0∂ E ∂ t {\displaystyle \nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}varepsilon _{0}{frac {partial \mathbf {E} ∂ t+mu _{0}varepsilon _{0}{frac {partial `mathbf {E}}{partial t}}.}{partial t}}。 {\displaystyle \nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} +\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}}

下一个积分表说的是同样的事情。

s B d s = μ I0 encircled + μ 0ε 0∫ A ∂ E ∂ t d A {\displaystyle doint _{s}\mathbf {B}\cdot d\mathbf {s} =\mu _{0}I_{text{encircled}+mu _{0}\varepsilon _{0}int _{A}{frac {partial `mathbf {E}}{partial t}}.}{partial t}}cdot d\mathbf {A}} {\displaystyle \oint _{s}\mathbf {B} \cdot d\mathbf {s} =\mu _{0}I_{\text{encircled}}+\mu _{0}\varepsilon _{0}\int _{A}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}\cdot d\mathbf {A} }

s是开放曲面A的边缘(任何以曲线s为边缘的曲面在此都可以),Iencircled是曲线s所包围的电流(通过任何曲面的电流由公式定义。Ithrough = ∫J-AAdA)。

如果电通量密度变化不大,那么右侧的第二项(位移通量)就非常小,可以不计入,然后该方程就与安培定律相同。

协变式

只有两个协变麦克斯韦方程,因为协变场矢量包括电场和磁场。

数学说明:在本节中,将使用抽象的索引符号。

在狭义相对论中,麦克斯韦的真空方程是以四向量和张量的 "显性协变 "形式来写的。这样做是为了更清楚地表明这样一个事实:麦克斯韦方程(在真空中)在任何惯性坐标系中都采取同样的形式。这就是 "明显协变 "形式。

J b = ∂a F a b {displaystyle J^{b}=\partial _{a}F^{ab}\, \!}{\displaystyle J^{b}=\partial _{a}F^{ab}\,\!},

0= ∂c F a b + ∂b F c a + ∂a F b c {\displaystyle 0=partial _{c}F_{ab}+partial _{b}F_{ca}+partial _{a}F_{bc}}。 {\displaystyle 0=\partial _{c}F_{ab}+\partial _{b}F_{ca}+\partial _{a}F_{bc}}

第二个方程与之相同。

0=ε d a b c ∂a F b c {\displaystyle 0=\varepsilon _{dabc}partial ^{a}F^{bc}\,\!} {\displaystyle 0=\varepsilon _{dabc}\partial ^{a}F^{bc}\,\!}

这里J a {displaystyle \J{\displaystyle \,J^{a}}^{a}}是4电流,F a b {displaystyle \F{\displaystyle \,F^{ab}}^{ab}}是场强张量(写成4×4矩阵),ε a b c d {displaystyle \varepsilon _{abcd}}{\displaystyle \,\varepsilon _{abcd}}是Levi-Civita符号。and ∂ a = ( ∂ / ∂ c t , ) {\displaystyle \partial _{a}=(\partial /partial ct,\nabla )}{\displaystyle \partial _{a}=(\partial /\partial ct,\nabla )}是4梯度(因此,∂ a ∂ a {displaystyle \partial _{a}\partial ^{\displaystyle \partial _{a}\partial ^{a}}{a}是d'Alembertian算子)。(根据爱因斯坦的符号,第一个方程中的a {displaystyle a}a隐含地被加起来了)。第一个张量方程与两个不均匀的麦克斯韦方程说的是同一件事。高斯定律和安培定律加上麦克斯韦的修正。第二个方程与另外两个方程,即同质方程说的是同一件事。法拉第的感应定律和没有磁单极的情况。

J a {displaystyle `,J{\displaystyle \,J^{a}}^{a}}也可以通过这个方程更明确地描述。J a = ( c ρ , J → ) {displaystyle J^{a}=, (c\rho ,{vec {J}})}(作为一个禁变量矢量)。{\displaystyle J^{a}=\,(c\rho ,{\vec {J}})}(作为一个禁忌矢量),你从电荷密度ρ和电流密度J → {\displaystyle {\vec {J}}中得到J a {displaystyle \,J^{\displaystyle \,J^{a}}{a}}{\displaystyle {\vec {J}}}。4个电流是连续性方程的一个解决方案。

J a , a = {0displaystyle J^{a}{}_{,a}\,=0} {\displaystyle J^{a}{}_{,a}\,=0}

就4势(作为一个禁忌矢量)而言,A a = ( ϕ , A → c ) {\displaystyle A^{a}=\left(\phi ,{\vec {A}}c\right)} ,其中φ是电势,A → {\displaystyle {vec {A}} 是洛伦兹规的磁矢量势。{\displaystyle A^{a}=\left(\phi ,{\vec {A}}c\right)}其中,φ是电势,A → {displaystyle {vec {A}}{\displaystyle {\vec {A}}}是洛伦兹规中的磁矢量势( ∂ a A a = ) {0displaystyle `left(\partial _{a}A^{a}=0\right)},F可写成}{\displaystyle \left(\partial _{a}A^{a}=0\right)}F可以写成。

F a b = ∂b A a - ∂a A b {\displaystyle F^{ab}=partial ^{b}A^{a}-partial ^{a}A^{b}\, \!} {\displaystyle F^{ab}=\partial ^{b}A^{a}-\partial ^{a}A^{b}\,\!}

这导致了4×4矩阵的秩-2张量。

F a b = (0 - E x c - E y c - E z c E x c 0- B z B y E y c B z0 - B x E z c - B y B x )0 。{displaystyle F^{ab}==left({begin{matrix}0&-{frac {E_{x}}{c}}&-{frac {E_{y}}{c}}&-{frac {E_{z}}{c}}&-{frac {E_{x}}{c}}&)0&-B_{z}&B_{y}\\{\frac {E_{y}}{c}}&B_{z}&0&-B_{x}\\{\frac {E_{z}}{c}}&-B_{y}&B_{x}&0\end{matrix}}\right).} {\displaystyle F^{ab}=\left({\begin{matrix}0&-{\frac {E_{x}}{c}}&-{\frac {E_{y}}{c}}&-{\frac {E_{z}}{c}}\\{\frac {E_{x}}{c}}&0&-B_{z}&B_{y}\\{\frac {E_{y}}{c}}&B_{z}&0&-B_{x}\\{\frac {E_{z}}{c}}&-B_{y}&B_{x}&0\end{matrix}}\right).}

电场和磁场合并成一个张量的事实表明,根据相对论,这两者是同一事物的不同部分--通过改变参照系,在一个参照系中看起来像电场的东西,在另一个参照系中看起来像磁场,反之亦然。

使用麦克斯韦方程的张量形式,第一个方程意味着

◻ F a b = {\0displaystyle\Box F^{\displaystyle \Box F^{ab}=0}{ab}=0}(参见电磁四势,了解四势的达勒姆波特和四电流之间的关系,用旧的矢量算子符号表示)。

不同的作者有时对这些张量和4-向量使用不同的符号约定(但这并不改变它们的含义)。

F a b {displaystyle `F^{ab}}{\displaystyle \,F^{ab}}F a b {displaystyle `F{\displaystyle \,F_{ab}}_{ab}}不一样的:它们是由闵可夫斯基公转张量η {displaystyle `eta }关系的{\displaystyle \eta }F a b = η a c η b d F c d {displaystyle F_{ab}=,`ac`eta _{bd}F^{cd}}。{\displaystyle F_{ab}=\,\eta _{ac}\eta _{bd}F^{cd}}.这改变了F的一些分量的符号;在广义相对论中可以看到更复杂的度量二重性。

问题和答案

问:麦克斯韦方程描述了什么?
答:麦克斯韦方程描述了电荷和电流如何产生电场和磁场。

问:电场如何产生磁场?
答:麦克斯韦方程描述了电场如何产生磁场。

问:麦克斯韦方程是谁提出的,何时发表的?
答:麦克斯韦方程是由詹姆斯-克拉克-麦克斯韦提出的,于19世纪60年代发表。

问:什么是场?
答:场是由带电粒子产生的每单位电荷的力。

问:这些方程是否可以用来计算粒子在电场和磁场中的运动?
答:是的,这些方程与洛伦兹力方程一起,可以用来计算经典粒子在电场和磁场中的运动。

问:麦克斯韦方程的第一个方程允许人们计算什么?
答:第一个方程允许人们计算电荷所产生的电场。

问:麦克斯韦方程的另外两个方程是用来描述什么的?
答:另外两个方程描述了场如何围绕其源头 "循环"。磁场围绕电流和时间变化的电场 "循环",而电场围绕时间变化的磁场 "循环"。

AlegsaOnline.com - 2020 / 2023 - License CC3