Maxwellův tenzor

V elektrodynamice je Maxwellův tenzor tenzor napětí vyjadřující tok hybnosti elektromagnetického pole zvolenou plochou. V jednotkách jednotkách SI je pro izotropní prostředí dán vztahem

${\boldsymbol {\sigma }}={\frac {1}{2}}{\boldsymbol {\delta }}\left(\mathbf {E} \cdot \mathbf {D} +\mathbf {H} \cdot \mathbf {B} \right)-\mathbf {E} \otimes \mathbf {D} -\mathbf {H} \otimes \mathbf {B} ,$

kde δ značí jednotkový tenzor druhého řádu, resp. analogicky ve složkách jako

$\sigma _{ij}={\frac {1}{2}}\delta _{ij}\left(E_{k}D_{k}+H_{k}B_{k}\right)-E_{i}D_{j}-H_{i}B_{j}.$

S pomocí Maxwellova tenzoru lze formulovat zákon zachování hybnosti pro elektromagnetické pole jako rovnici kontinuity

${\frac {\partial \mathbf {g} }{\partial t}}+\mathrm {div} \,{\boldsymbol {\sigma }}=-\mathbf {f} ,$

kde $\mathbf {f}$ je hustota síly působící na daný objem a $\mathbf {g} =\mathbf {D} \times \mathbf {B}$ je hustota hybnosti elektromagnetického pole. Analogicky ve složkách

${\frac {\partial g_{i}}{\partial t}}+{\frac {\partial \sigma _{ij}}{\partial x_{j}}}=-f_{i}.$

Tenzor elektromagnetického pole

V teorii relativity se používá obecnější tenzor, který se označuje jako tenzor elektromagnetického pole.

Použijeme-li čtyřpotenciál elektromagnetického pole ve tvaru

$A_{\iota }=(\varphi ,-c\mathbf {A} )$,

kde $\varphi$ je skalární potenciál elektrostatického pole a $\mathbf {A}$ je vektorový potenciál magnetického pole, pak z parciálních derivací čtyřpotenciálu podle prostoročasových souřadnic lze vytvořit antisymetrický tenzor druhého řádu

$F_{\iota \kappa }={\frac {\partial A_{\kappa }}{\partial x^{\iota }}}-{\frac {\partial A_{\iota }}{\partial x^{\kappa }}}$

pro $\iota ,\kappa =0,1,2,3$. Tento tenzor se nazývá tenzorem elektromagnetického pole.

Složky tenzoru elektromagnetického pole je možné vyjádřit prostřednictvím složek elektrické intenzity $\mathbf {E}$ a magnetické intenzity $\mathbf {H}$

$F_{\iota \kappa }={\begin{pmatrix}0&-E_{1}&-E_{2}&-E_{3}\\E_{1}&0&H_{3}&-H_{2}\\E_{2}&-H_{3}&0&H_{1}\\E_{3}&H_{2}&-H_{1}&0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0&-E_{i}\\E_{k}&H_{ik}\end{pmatrix}}$,

kde $\iota ,\kappa =0,1,2,3$ a $i,k=1,2,3$.

Pro složky kontravariantního tenzoru pak dostaneme

$F^{\iota \kappa }={\begin{pmatrix}0&E^{1}&E^{2}&E^{3}\\-E^{1}&0&H^{3}&-H^{2}\\-E^{2}&-H^{3}&0&H^{1}\\-E^{3}&H^{2}&-H^{1}&0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0&E^{i}\\-E^{k}&H^{ik}\end{pmatrix}}$

Související články

• Tenzor energie a hybnosti elektromagnetického pole
• Poyntingův vektor
• Hustota hybnosti elektromagnetického pole
• Maxwellovy rovnice
• Rovnice kontinuity