Équations de Maxwell

Vers 1865, Maxwell a réalisé une synthèse harmonieuse des diverses lois expérimentales découvertes par ses prédécesseurs (lois de l'électrostatique, du magnétisme, de l'induction…). Mais cette synthèse n'a été possible que parce que Maxwell a su dépasser les travaux de ses devanciers, en introduisant dans une équation un « chaînon manquant », appelé le courant de déplacement, dont la présence assure la cohérence de l'édifice unifié.

Maxwell a d'abord publié en 1865 sa théorie sous la forme de vingt équations à vingt inconnues, écrites à l'aide de quaternions. En 1873, dans l'ouvrage en deux volumes A Treatise on Electricity and Magnetism, Maxwell a déjà réécrit sa théorie sous la forme de huit équations. Ce n'est que plus tard, en 1884, qu'Oliver Heaviside réécrivit ces équations sous la forme des quatre équations vectorielles et scalaires aux dérivées partielles que l'on connaît maintenant[12].

Aujourd'hui, les quatre équations (vectorielles) de Maxwell se réduisent à seulement deux équations tensorielles, ou même à une seule équation multivectorielle en algèbre géométrique.

La synthèse de Maxwell a permis ultérieurement les deux plus grandes avancées de la physique moderne :

• la théorie de la relativité restreinte (via le problème du référentiel de l'hypothétique éther). En effet, les équations de Maxwell permettent de prédire l'existence d'une onde électromagnétique, c'est-à-dire que la modification d'un des paramètres (densité de charge, intensité du courant…) a des répercussions à distance avec un certain retard. Or, la vitesse de ces ondes, c, calculée avec les équations de Maxwell, est égale à la vitesse de la lumière mesurée expérimentalement. Cela a permis de conclure que la lumière était une onde électromagnétique. Le fait que c soit la même dans toutes les directions et indépendante du référentiel, conclusion que l'on tire de ces équations, est un des fondements de la théorie de la relativité restreinte. Si l'on change de référentiel, le changement de coordonnées classique ne s'applique pas aux équations de Maxwell, il faut utiliser une autre transformation : la transformation de Lorentz. Einstein a tenté d'appliquer les transformations de Lorentz à la mécanique classique, ce qui l'a conduit à la théorie de la relativité restreinte ;
• la physique quantique. L'étude de la lumière et des ondes électromagnétiques, avec notamment les travaux de Max Planck sur le corps noir et d'Heinrich Hertz sur l'effet photoélectrique, donna naissance à la théorie quantique en 1900.

Dans cette équation, on utilisera l'opérateur nabla, noté : ${\displaystyle {\vec {\nabla }}}$, dont on peut écrire l'expression en coordonnées cartésiennes avec

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}={\vec {e}}_{x}{\frac {\partial }{\partial x}}+{\vec {e}}_{y}{\frac {\partial }{\partial y}}+{\vec {e}}_{z}{\frac {\partial }{\partial z}}.}$$

Cette équation locale donne la divergence du champ électrique en fonction de la densité de la charge électrique :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot {\vec {E}}={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}\quad \mathrm {aussi\;not{\acute {e}}e} \quad \operatorname {div} {\vec {E}}={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}.}$$

Cette équation correspond à un «terme de source» : la densité de charge électrique ${\displaystyle \rho }$ est une source du champ électrique. Par exemple, pour une charge ponctuelle ${\displaystyle q}$ fixée à l'origine ${\displaystyle O}$, la loi de Coulomb donnant le champ électrostatique en un point ${\displaystyle M}$ de l'espace, point repéré par le vecteur position ${\displaystyle {\overrightarrow {OM}}={\vec {r}}=r\,{\vec {u}}_{r}}$ où ${\displaystyle {\vec {u}}_{r}}$ est le vecteur unitaire radial, et qui s'écrit :

$${\displaystyle {\vec {E}}(M)={\frac {q}{4\pi \varepsilon _{0}r^{2}}}{\vec {u}}_{r}.}$$

Ce champ électrostatique vérifie l'équation de Maxwell-Gauss pour la source statique, soit

$${\displaystyle \rho ({\vec {r}},t)=q\delta ^{3}({\vec {r}}),}$$

où ${\displaystyle \delta ^{3}({\vec {r}})}$ est la distribution de Dirac dans l'espace à trois dimensions.

Le théorème de Gauss est la forme intégrale de l'équation de Maxwell-Gauss. Il affirme que le flux du champ électrique permanent à travers une surface de Gauss fermée ${\displaystyle \Sigma }$, orientée selon la normale sortante, est égale au rapport de la charge ${\displaystyle Q_{\text{int}}}$ contenue dans le volume ${\displaystyle V}$ délimité par la surface ${\displaystyle \Sigma }$ [13] et de la permittivité du vide :

$${\displaystyle \oint _{\Sigma }{\vec {E}}\cdot \mathrm {d} {\vec {S}}={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}\int _{V}\rho \mathrm {d} \tau ={\frac {Q_{\mathrm {int} }}{\varepsilon _{0}}}.}$$

On remarquera que l'équation de Maxwell-Gauss se retrouve facilement en appliquant le théorème d'Ostrogradski au théorème de Gauss et en prenant un volume infinitésimal.

Cette équation est aussi appelée équation de Maxwell-flux[14] ; elle exprime que le flux du champ magnétique à travers une surface ${\displaystyle (\Sigma )}$ fermée est toujours nul :

$${\displaystyle \oint _{\Sigma }{\vec {B}}\cdot \mathrm {d} {\vec {S}}=0.}$$

Cette équation est la forme intégrale de l'équation locale de Maxwell, et on passe de l'une à l'autre en appliquant le théorème d'Ostrogradski.

Cette équation locale est au champ magnétique ce que l'équation de Maxwell-Gauss est au champ électrique, à savoir une équation avec « terme de source », ici identiquement nul :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot {\vec {B}}=0\quad \mathrm {aussi\;not{\acute {e}}e} \quad \operatorname {div} {\vec {B}}=0.}$$

Elle traduit le fait expérimental suivant : il n'existe pas de monopôle magnétique. Un monopôle magnétique serait une source ponctuelle de champ magnétique, analogue de la charge électrique ponctuelle pour le champ électrique. Or, l'objet de base source d'un champ magnétique est l'aimant, qui se comporte comme un dipôle magnétique : un aimant possède en effet un pôle nord et un pôle sud. L'expérience fondamentale consistant à tenter de couper un aimant en deux donne naissance à deux aimants, et non un pôle nord et un pôle sud séparément[15].

L'analyse vectorielle montre que la divergence d'un rotationnel est toujours identiquement nulle pour tout champ quelconque ${\displaystyle {\vec {F}}}$, c'est-à-dire${\textstyle {\vec {\nabla }}\cdot ({\vec {\nabla }}\times {\vec {F}})=0}$. Réciproquement, tout champ de vecteurs dont la divergence est identiquement nulle peut localement[16] être exprimé sous la forme d'un rotationnel. L'équation locale de conservation du flux magnétique permet donc de définir au moins localement un potentiel-vecteur ${\displaystyle {\vec {A}}}$ tel que :

$${\displaystyle {\vec {B}}={\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}.}$$

Le problème important de l'unicité du potentiel-vecteur est discuté dans l'article Invariance de jauge de la théorie.

Cette équation locale traduit le phénomène fondamental d'induction électromagnétique découvert par Faraday.

Elle donne le rotationnel du champ électrique en fonction de la dérivée temporelle du champ magnétique :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\wedge {\vec {E}}=-{\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}\quad \mathrm {aussi\;not{\acute {e}}e} \quad \operatorname {\overrightarrow {rot}} {\vec {E}}=-{\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}.}$$

Cette équation indique que la variation du champ magnétique crée un champ électrique.

La forme intégrale de l'équation locale est donnée, d'après le théorème de Stokes, par :

$${\displaystyle \oint _{C}{\vec {E}}\cdot \mathrm {d} {\vec {\ell }}=-{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\left(\int _{S}{\vec {B}}\cdot \mathrm {d} {\vec {S}}\right).}$$

Il s'agit de la loi de Faraday, qui s'écrit aussi :

$${\displaystyle e=-{\frac {\mathrm {d} \Phi }{\mathrm {d} t}}}$$

où :

• ${\textstyle \displaystyle e=\oint _{C}{\vec {E}}\cdot \mathrm {d} {\vec {\ell }}}$ est la force électromotrice d'induction dans un circuit électrique de contour C;
• ${\textstyle \displaystyle \Phi =\int _{S}{\vec {B}}\cdot \mathrm {d} {\vec {S}}}$ est le flux du champ magnétique à travers la surface S délimitée par le contour C.

L'analyse vectorielle montre que le rotationnel d'un gradient est toujours identiquement nul. Pour un champ scalaire quelconque ${\displaystyle F}$:

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\times ({\vec {\nabla }}F)={\vec {0}}.}$$

L'équation de Maxwell-Faraday couplée à l'existence locale d'un potentiel-vecteur ${\displaystyle {\vec {A}}}$ permettent de définir (au moins localement) le potentiel électrique ${\displaystyle V}$ (scalaire) tel que :

$${\displaystyle {\vec {E}}=-{\vec {\nabla }}V-{\frac {\partial {\vec {A}}}{\partial t}}.}$$

Le problème important de l'unicité du potentiel électrique est discuté dans Invariance de jauge de la théorie.

Cette équation est héritée du théorème d'Ampère. Sous forme locale, elle s'écrit en termes du vecteur densité de courant ${\displaystyle {\vec {\jmath }}}$ :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\times {\vec {B}}=\mu _{0}{\vec {\jmath }}+\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}\quad \mathrm {aussi\;not{\acute {e}}e} \quad \operatorname {\overrightarrow {rot}} {\vec {B}}=\mu _{0}{\vec {\jmath }}+\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}}$$

L'équation précédente peut se réécrire

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\times {\vec {B}}=\mu _{0}\left({\vec {\jmath }}+{\vec {\jmath }}_{D}\right),}$$

en introduisant le courant de déplacement de Maxwell

$${\displaystyle {\vec {\jmath }}_{D}=\varepsilon _{0}{\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}.}$$

La forme intégrale lie la circulation du champ magnétique sur un contour ${\displaystyle C}$ fermé, et les courants qui traversent une surface ${\displaystyle S}$ s'appuyant sur ce contour. C'est une conséquence directe du théorème de Stokes :

$${\displaystyle \oint _{C}{\overrightarrow {B}}\cdot {\mathrm {d} {\vec {\ell }}}=\mu _{0}\int _{S}{\vec {\jmath }}\cdot {\mathrm {d} {\vec {S}}}+\varepsilon _{0}\mu _{0}\int _{S}{\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}\cdot {\mathrm {d} {\vec {S}}}.}$$

Prenons la divergence de l'équation de Maxwell-Ampère :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot {\vec {\nabla }}\times {\vec {B}}=0=\mu _{0}{\vec {\nabla }}\cdot {\vec {\jmath }}+\varepsilon _{0}\mu _{0}{\vec {\nabla }}\cdot \left({\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}\right).}$$

Les dérivées spatiales et temporelles étant indépendantes, le théorème de Schwarz assure que l'on peut permuter l'opérateur nabla et la dérivée partielle temporelle. Puis en utilisant l'équation de Maxwell-Gauss, il vient :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot \left({\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}\right)={\frac {\partial ~}{\partial t}}\left({\vec {\nabla }}\cdot {\vec {E}}\right)={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}{\frac {\partial \rho }{\partial t}}.}$$

On obtient finalement l'équation locale de conservation de la charge électrique :

$${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot {\vec {j}}+{\frac {\partial \rho }{\partial t}}=0\quad \mathrm {aussi\;not{\acute {e}}e} \quad \operatorname {div} {\vec {j}}+{\frac {\partial \rho }{\partial t}}=0.}$$

La présence du terme de courant de déplacement, introduit par Maxwell, est essentielle à l'obtention de cette équation.

Prenons le rotationnel de l'équation de Maxwell-Faraday, compte tenu de Maxwell-Gauss et de Maxwell-Ampère :

soit, en utilisant le fait que les dérivées spatiales et temporelle sont indépendantes

ou, en réorganisant :

Ceci montre que le champ électrique suit l'équation des ondes.

En prenant le rotationnel de l'équation de Maxwell-Ampère, compte tenu de Maxwell-Thomson et de Maxwell-Faraday, on retrouve le résultat équivalent :

Ceci montre que le champ magnétique suit également l'équation des ondes.

La vitesse de propagation de l'onde électro-magnétique ${\displaystyle c}$ est donnée par :

On pose la condition de jauge de Lorenz (qui couple les deux potentiels) :

${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot {\vec {A}}+\varepsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial V}{\partial t}}=0}$.

Prenons l'équation de Maxwell-Ampère, compte tenu de la condition de jauge de Lorenz et de l'expression de ${\displaystyle {\vec {E}}}$ en fonction des potentiels ${\displaystyle V}$ et ${\displaystyle {\vec {A}}}$ :

${\displaystyle {\vec {\nabla }}\times ({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})={\vec {\nabla }}\left({\vec {\nabla }}\cdot {\vec {A}}\right)-\operatorname {\Delta } {\vec {A}}={\vec {\nabla }}\left(-\varepsilon _{0}\mu _{0}{\frac {\partial V}{\partial t}}\right)-\operatorname {\Delta } {\vec {A}}}$,

${\displaystyle ={\vec {\nabla }}\times {\vec {B}}=\mu _{0}{\vec {\jmath }}+\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial {\vec {E}}}{\partial t}}=\mu _{0}{\vec {\jmath }}-\mu _{0}\varepsilon _{0}{\frac {\partial }{\partial t}}\left({\vec {\nabla }}V+{\frac {\partial {\vec {A}}}{\partial t}}\right)}$.

On obtient l'équation de propagation du potentiel-vecteur :

${\displaystyle {\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}{\vec {A}}}{\partial t^{2}}}-\operatorname {\Delta } {\vec {A}}=\mu _{0}{\vec {\jmath }}}$

en utilisant ${\displaystyle \mu _{0}\varepsilon _{0}c^{2}=1}$. Idem pour le potentiel scalaire :

${\displaystyle {\vec {\nabla }}\cdot {\vec {E}}={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}={\vec {\nabla }}\cdot \left(-{\vec {\nabla }}V-{\frac {\partial {\vec {A}}}{\partial t}}\right)={\vec {\nabla }}\cdot (-{\vec {\nabla }}V)-{\frac {\partial }{\partial t}}({\vec {\nabla }}\cdot {\vec {A}})}$,

soit

${\displaystyle {\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}V}{\partial t^{2}}}-\operatorname {\Delta } V={\frac {\rho }{\varepsilon _{0}}}}$

On remarque que la jauge de Lorenz permet de découpler les équations de propagation des champs ${\displaystyle V}$ et ${\displaystyle {\vec {A}}}$ : elles ne dépendent respectivement que des sources ${\displaystyle \rho }$ et ${\displaystyle {\vec {\jmath }}}$. C'est pourquoi la jauge de Lorenz est souvent utilisée pour l'étude de phénomènes ondulatoires.

Les expressions des champs électriques et magnétiques peuvent être obtenues en intégrant sur tout l'espace les équations de Liénard-Wiechert ou celles de Heaviside-Feynman.

Résolvons les équations de Maxwell dans l'espace éventuellement limité par des conditions qui gardent la linéarité^{[précision nécessaire]}.

Représentons des solutions par des lettres ${\displaystyle Q,R,\dots }$ (ensembles des 6-vecteurs formés des six composantes du champ en tout point de coordonnées ${\displaystyle x,y,z,t}$). Comme dans le vide les équations sont linéaires, ${\displaystyle \alpha {}Q+\beta {}R+\cdots }$, où ${\displaystyle \alpha ,\beta ,\dots }$ sont des constantes réelles, est aussi une solution. En conséquence, l'ensemble des solutions des équations de Maxwell est un espace vectoriel réel.

Conformément à la définition introduite en acoustique, un mode est une direction de cet espace. Un système complet de solutions constitue une base dans cet espace nommé tantôt espace des solutions, tantôt espace des modes. Une solution particulière dans un mode est obtenue en multipliant un champ de ce mode posé comme champ d'amplitude unité, par une constante réelle, l'amplitude.

Avec un système d'unités convenable, l'énergie (à un moment donné) ${\displaystyle W(Q)}$ d'une solution ${\displaystyle Q}$ est l'intégrale étendue à tout l'espace, du carré de la norme du vecteur ${\displaystyle Q}$ par rapport au produit scalaire usuel. Il faut faire attention au fait que l'énergie ne dépend pas linéairement de ${\displaystyle Q}$. L'énergie de la somme de plusieurs solutions n'est donc pas, a priori, la somme des énergies des différentes solutions prises séparément. Néanmoins, le procédé de Gram-Schmidt permet d'obtenir, à partir d'un système complet de solutions, un système complet de solutions orthogonales, ou encore système complet de modes orthogonaux. Dans de tels systèmes, les énergies sont indépendantes, c'est-à-dire que l'énergie d'une solution est égale à la somme des énergies de ses différentes composantes dans le système.

Planck a posé que l'énergie dans un mode monochromatique de fréquence ${\displaystyle \nu }$ se propageant dans un corps noir à la température ${\displaystyle T}$ est ${\displaystyle w={\frac {h\nu }{\exp(h\nu /kT)-1}}+K}$. La valeur erronée de ${\displaystyle K}$ donnée par Planck a été corrigée par Nernst en 1916 ; la valeur ${\displaystyle K={\frac {h\nu }{2}}}$ est facilement retrouvée car la thermodynamique impose que ${\displaystyle w}$ tende vers ${\displaystyle kT}$ lorsque ${\displaystyle T}$ tend vers l'infini. Cette formule définit la température d'un mode. Cependant l'interprétation de cette formule est physiquement délicate car la définition d'une fréquence pure suppose une expérience de durée infinie.

On sait calculer les champs émis par des charges, par exemple le champ émis par un dipôle électrostatique oscillant. Pour se ramener au problème précédent, on utilise l'« astuce de Schwarzschild et Fokker ». Le champ émis par une source est nommé « champ retardé » ${\displaystyle Q^{R}}$. Dépouillé de la source, ce champ n'est pas solution des équations de Maxwell. Pour obtenir une solution identique dans le futur, il faut lui ajouter un « champ avancé » ${\displaystyle Q^{A}}$. Par cette définition, ${\displaystyle Q^{A}+Q^{R}}$ est solution des équations de Maxwell. Ainsi, en substituant le champ avancé à la source, on est ramené au problème linéaire d'un champ dans le vide et on peut définir des modes.

Les solutions générales et causales des équations de Maxwell sont données par les équations de Jefimenko.

Les équations de Jefimenko donnent le champ électrique et le champ magnétique dus à une distribution de charges électriques et de courant électrique dans l'espace. Elles prennent en compte le retard dû à la propagation (temps retardé) des champs en raison de la limite finie de la vitesse de la lumière et des effets relativistes. Elles peuvent donc être utilisées pour des charges et des courants en déplacement. Elles sont les solutions générales des équations de Maxwell pour n'importe quelle distribution arbitraire de charges et de courants.

Ces équations sont la généralisation, dépendant du temps (électrodynamique), de la loi de Coulomb et de la loi de Biot-Savart, qui étaient à l'origine vraies uniquement pour les champs en électrostatique et en magnétostatique ainsi que pour les courants continus.

Une des caractéristiques essentielles des équations de Jefimenko se voit dans la partie droite ou apparaît le temps retardé ce qui reflète la causalité de ces équations. En d'autres mots, la partie gauche des équations sont en réalité causées par la partie droite, contrairement aux équations différentielles de Maxwell où les deux cotés ont lieu en même temps.

Un système physique possède, en général, des minimums d'énergie relatifs. En régime non évolutif (stationnaire), le système, excité par un champ électromagnétique de l'ordre de ${\displaystyle h/2}$ dans chaque mode qu'il est susceptible d'émettre (donc d'absorber), reste au voisinage d'un minimum d'énergie ; pour chaque mode monochromatique, son excitation l'amène à rayonner un champ en quadrature avec le champ incident, ce qui ne produit aucun échange d'énergie permanent, mais introduit un retard, la réfraction. Pour un champ plus intense, en particulier en raison d'une fluctuation favorable du champ, le système peut franchir un col de son diagramme d'énergie et absorber une énergie ${\displaystyle h}$ cette absorption peut conduire à un niveau peu stable d'où le système peut évoluer rapidement vers d'autres niveaux, en une cascade plus ou moins radiative qui l'amène à un état stationnaire, stable.

Dans une théorie classique, aucun paradoxe ne peut être admis, en particulier le paradoxe d'Einstein, Podolsky et Rosen n'existe pas : supposons qu'un atome perde une énergie de résonance ${\displaystyle h}$, par exemple par le rayonnement d'un dipôle. Le mode d'émission de ce dipôle n'est pas orthogonal aux modes d'émission (donc d'absorption) d'autres atomes dont l'amplitude peut être accrue ; 0, 1, 2, … atomes peuvent alors absorber ${\displaystyle h}$, même si, en moyenne, un seul atome est excité ; les champs résiduels jouent le rôle d'un bain thermodynamique.

Il a été écrit que l'électron d'un atome d'hydrogène suivant une orbite de Bohr émet un champ, donc rayonne de l'énergie et devrait tomber sur le noyau. L'électron émet bien un champ, mais d'énergie très faible en raison de l'interférence du champ émis avec le champ résiduel ; cette énergie tombe à zéro si l'orbite est légèrement corrigée, de sorte que l'énergie de l'état stationnaire subit le décalage de Lamb.

L'étude de l'amorçage d'un laser semble indiquer que le champ du point zéro induit une émission deux fois plus intense qu'un champ d'intensité plus grande. Pour tenir compte de ce résultat, on peut introduire une « radiation de réaction », ad hoc. La véritable explication est très simple : un atome est excité par un champ dans le mode qu'il peut émettre, dit sphérique ; au démarrage du laser, il existe dans ce mode une amplitude correspondant à ${\displaystyle h/2}$ ; le laser fonctionne sur un mode d'onde plane dont il faut prendre la composante sphérique pour exciter l'atome, ce qui divise l'énergie par deux.

Il n'existe pas de système électromagnétique isolé ; oublier que le champ minimum est le champ du point zéro conduit à des erreurs lorsqu'on détecte des champs faibles.

L'espace-temps de Minkowski (1908) est une variété différentielle M plate munie d'une métrique lorentzienne.

Soit un système de coordonnées quelconque ${\displaystyle x^{\mu }}$ autour d'un évènement (point) ${\displaystyle P}$ de l'espace-temps, et soient ${\displaystyle \mathbf {e} _{\mu }(x)}$ une base locale de ${\displaystyle T_{x}M}$, espace tangent à la variété au point ${\displaystyle x\in M}$. Un vecteur tangent ${\displaystyle \mathbf {w} \in T_{x}M}$ s'écrit alors comme la combinaison linéaire :

${\displaystyle \mathbf {w} =w^{\mu }\mathbf {e} _{\mu }}$.

Les ${\displaystyle w^{\mu }}$ sont appelée les composantes contravariantes du vecteur ${\displaystyle \mathbf {w} }$. Le tenseur métrique ${\displaystyle \mathbf {\eta } }$ est la forme bilinéaire symétrique[19] :

${\displaystyle \mathbf {\eta } =\eta _{\mu \nu }\mathrm {d} x^{\mu }\otimes \mathrm {d} x^{\nu }}$

Dans une base orthonormée d'un référentiel inertiel, ses composantes covariantes ${\displaystyle \eta _{\mu \nu }}$ sont :

${\displaystyle \eta _{\mu \nu }=\mathrm {diag} (-,+,+,+)}$

Ses composantes contravariantes ${\displaystyle \eta ^{\mu \nu }}$ vérifient :

${\displaystyle \eta _{\mu \alpha }\eta ^{\alpha \nu }=\delta _{\mu }^{\nu }}$.

On obtient explicitement :

${\displaystyle \eta ^{\mu \nu }=\mathrm {diag} (-,+,+,+)}$.

On utilisera ci-dessous les conventions usuelles suivantes :

• un indice grec varie de 0 à 3. Il est associé à une grandeur dans l'espace-temps ;
• un indice latin varie de 1 à 3. Il est associé aux composantes spatiales d'une grandeur dans l'espace-temps.

Par exemple, les composantes contravariantes du 4-vecteur position s'écrivent dans un système de coordonnées orthonormales :

${\displaystyle x^{\mu }=(x^{0},x^{i})=(x^{0},x^{1},x^{2},x^{3})=(ct,x,y,z)}$.

Le tenseur métrique définit pour chaque point ${\displaystyle x\in M}$ de l'espace-temps un pseudo-produit scalaire (pseudo au sens où l'hypothèse de positivité est retirée) dans l'espace ${\displaystyle T_{x}M}$ euclidien tangent à M au point ${\displaystyle x}$. Si ${\displaystyle \mathbf {u} }$ et ${\displaystyle \mathbf {v} }$ sont deux vecteurs de ${\displaystyle T_{x}M}$, leur produit scalaire s'écrit :

${\displaystyle \mathbf {u} \cdot \mathbf {v} =\mathbf {\eta } (\mathbf {u} ,\mathbf {v} )=\eta _{\mu \nu }u^{\mu }v^{\nu }}$.

En particulier, en prenant deux vecteurs de base, on obtient les composantes :

${\displaystyle \eta _{\mu \nu }=\mathbf {\eta } (\mathbf {e} _{\mu },\mathbf {e} _{\nu })=\mathbf {e} _{\mu }\cdot \mathbf {e} _{\nu }}$.

${\displaystyle w^{\mu }}$ désignant les composantes contravariantes du vecteur w, on peut définir de même ses composantes covariantes par :

${\displaystyle w_{\mu }=\mathbf {w} \cdot \mathbf {e} _{\mu }}$.

Par exemple, les composantes covariantes du 4-vecteur position s'écrivent dans un système de coordonnées orthonormales :

${\displaystyle x_{\mu }=(x_{0},x_{i})=(x_{0},x_{1},x_{2},x_{3})=(-ct,x,y,z)}$.

On introduit l'opérateur différentiel quadrigradient pour généraliser l'opérateur nabla.

Ses composantes covariantes s'écrivent :

${\displaystyle \partial _{\mu }={\begin{pmatrix}\partial _{0}\partial _{i}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}{\frac {1}{c}}{\frac {\partial }{\partial t}};{\vec {\nabla }}\end{pmatrix}}}$.

Ses composantes contravariantes s'écrivent :

${\displaystyle \partial ^{\mu }={\begin{pmatrix}\partial ^{0}\partial ^{i}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}-{\frac {1}{c}}{\frac {\partial }{\partial t}};{\vec {\nabla }}\end{pmatrix}}}$.

L'opérateur invariant d'Alembertien s'écrit par exemple :

${\displaystyle \Box =\partial ^{\mu }\partial _{\mu }=\partial _{\mu }\partial ^{\mu }=-{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}+{\vec {\nabla }}^{2}}$.

On introduit le quadrivecteur potentiel électromagnétique par ses composantes contravariantes :

${\displaystyle A^{\mu }=\left(A^{0}~;~A^{i}\right)_{i=1,2,3}={\begin{pmatrix}{\frac {V}{c}}~;~{\overrightarrow {A}}\end{pmatrix}}}$

où ${\displaystyle V}$ est le scalaire potentiel électrique, et ${\displaystyle {\overrightarrow {A}}}$ le potentiel-vecteur magnétique. Ses composantes covariantes s'écrivent :

${\displaystyle A_{\mu }={\begin{pmatrix}A_{0}~;~A_{i}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}-{\frac {V}{c}}~;~{\overrightarrow {A}}\end{pmatrix}}}$.

Les lois de transformation de jauge écrites précédemment sont donc résumées dans cette notation sous la forme

${\displaystyle A^{\mu }\rightarrow A^{\mu }+\partial ^{\mu }f}$.

La condition de jauge de Lorenz s'écrit par exemple de façon covariante :

${\displaystyle \partial _{\mu }A^{\mu }={\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial V}{\partial t}}+{\vec {\nabla }}\cdot {\overrightarrow {A}}=0}$.

On introduit le quadricourant électromagnétique par ses composantes contravariantes :

${\displaystyle j^{\mu }={\begin{pmatrix}j^{0}j^{i}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\rho c,{\vec {\jmath }}\end{pmatrix}}}$

où ${\displaystyle \rho }$ est le scalaire densité électrique de charge, et ${\displaystyle {\vec {\jmath }}}$ le vecteur densité de courant. Ses composantes covariantes s'écrivent :

${\displaystyle j_{\mu }={\begin{pmatrix}j_{0}j_{i}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}-\rho c,{\vec {\jmath }}\end{pmatrix}}}$.

Le tenseur électromagnétique est le tenseur antisymétrique de rang deux défini à partir du quadripotentiel par :

${\displaystyle F_{\alpha \beta }=\partial _{\alpha }A_{\beta }-\partial _{\beta }A_{\alpha }=-F_{\beta \alpha }}$.

Ses composantes covariantes s'écrivent explicitement :

${\displaystyle F_{\alpha \beta }={\begin{pmatrix}0&\displaystyle -{\frac {E_{x}}{c}}&\displaystyle -{\frac {E_{y}}{c}}&\displaystyle -{\frac {E_{z}}{c}}\\\displaystyle {\frac {E_{x}}{c}}&0&B_{z}&-B_{y}\\\displaystyle {\frac {E_{y}}{c}}&-B_{z}&0&B_{x}\\\displaystyle {\frac {E_{z}}{c}}&B_{y}&-B_{x}&0\\\end{pmatrix}}}$.

On obtient ses composantes contravariantes en écrivant :

${\displaystyle F^{\alpha \beta }=\eta ^{\alpha \mu }\eta ^{\beta \nu }F_{\mu \nu }}$.

La métrique étant diagonale dans un référentiel inertiel, on obtient alors les formules suivantes, sans sommation sur les indices répétés :

• ${\displaystyle F^{00}=\eta ^{00}\eta ^{00}F_{00}=+F_{00}=0}$
• ${\displaystyle F^{0i}=\eta ^{00}\eta ^{ii}F_{0i}=-F_{0i}}$
• ${\displaystyle F^{ij}=\eta ^{ii}\eta ^{jj}F_{ij}=+F_{ij}}$

soit explicitement :

${\displaystyle F^{\alpha \beta }=\eta ^{\alpha \mu }\eta ^{\beta \nu }F_{\mu \nu }={\begin{pmatrix}0&\displaystyle {\frac {E_{x}}{c}}&\displaystyle {\frac {E_{y}}{c}}&\displaystyle {\frac {E_{z}}{c}}\\\displaystyle -{\frac {E_{x}}{c}}&0&B_{z}&-B_{y}\\\displaystyle -{\frac {E_{y}}{c}}&-B_{z}&0&B_{x}\\\displaystyle -{\frac {E_{z}}{c}}&B_{y}&-B_{x}&0\\\end{pmatrix}}}$.

Les équations de Maxwell se mettent sous forme relativiste covariante.

• Les deux équations de Maxwell sans termes de sources s'écrivent :

${\displaystyle \partial _{\alpha }F_{\beta \gamma }+\partial _{\beta }F_{\gamma \alpha }+\partial _{\gamma }F_{\alpha \beta }=0}$.

• Les deux équations de Maxwell avec termes de sources s'écrivent :

${\displaystyle \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }=-\mu _{0}j^{\beta }}$.

Puisque le tenseur de Maxwell est antisymétrique, cette dernière relation entraîne en particulier que le quadricourant est conservé :

${\displaystyle \partial _{\beta }\left(\partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }\right)=0=-\mu _{0}\partial _{\beta }j^{\beta }\quad \Longrightarrow \quad \partial _{\beta }j^{\beta }=0}$.

En écrivant explicitement le tenseur de Maxwell en termes du quadripotentiel dans l'équation covariante avec terme de sources, on obtient pour le membre de gauche :

${\displaystyle \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }=\partial _{\alpha }\left(\partial ^{\alpha }A^{\beta }-\partial ^{\beta }A^{\alpha }\right)=\Box A^{\beta }-\partial ^{\beta }\left(\partial _{\alpha }A^{\alpha }\right)}$.

Dans la jauge de Lorenz ${\displaystyle \partial _{\alpha }A^{\alpha }=0}$, le second terme disparaît, et l'équation de Maxwell avec terme de sources se réduit à une équation de propagation pour le quadripotentiel :

${\displaystyle \Box A^{\mu }(x)=-\mu _{0}j^{\mu }(x)}$.

La solution de cette équation s'écrit de façon simple si l'on connaît une fonction de Green de l'équation de propagation, c'est-à-dire une fonction G(x) solution[20] de l'équation aux dérivées partielles :

${\displaystyle \Box G(x)=\delta (x)}$

où ${\displaystyle \delta (x)}$ est la distribution de Dirac. On obtient alors le quadripotentiel sous la forme d'un produit de convolution :

${\displaystyle A^{\mu }(x)=-\mu _{0}\left(G\star j^{\mu }\right)(x)=-\mu _{0}\int G(x-y)j^{\mu }(y)\mathrm {d} y}$.

En électrodynamique classique, on utilise le plus souvent la fonction de Green retardée qui satisfait à l'hypothèse de causalité :

${\displaystyle G(x)=G({\vec {x}},t)=0\quad {\mbox{ lorsque }}t<0}$.

Accessible au niveau du premier cycle universitaire.

• Richard P. Feynman, Robert B. Leighton (en) et Matthew Sands (en), Le Cours de physique de Feynman [détail de l’édition], InterEditions (1979). Le grand théoricien de l'électrodynamique quantique, prix Nobel de physique 1965, nous donne ici un superbe cours d'introduction à l'électromagnétisme classique. Publié en deux volumes :
  • Électromagnétisme I (ISBN 2-7296-0028-0). Rééd. Dunod (ISBN 2-10-004861-9)
  • Électromagnétisme II (ISBN 2-7296-0029-9). Rééd. Dunod (ISBN 2-10-004316-1)

• John David Jackson (trad. Christian Jeanmougin), Électrodynamique classique : cours et exercices d'électromagnétisme [« Classical electrodynamics 3rd edition »], Paris, Dunod, coll. « Sciences sup », 2001, 851 p. (ISBN 978-2-10-004411-5).

  Traduction française de la 3^e édition d'un classique américain.

• Lev Landau et E. Lifchitz (trad. Sergueï Medvédev), Physique théorique : en 10 tomes [« Teorii︠a︡ poli︠a︡. »], Moscou, Éditions Mir, coll. « Physique théorique » (n^o 2),‎ 1989, 4^e éd. (ISBN 978-5-03-000641-3 et 978-5-030-00197-5).
• Wolfgang K. H. Panofsky et Melba Phillips, Classical electricity and magnetism, Addison-Wesley (2^e édition-1962). Réédité par : Dover Publications, Inc. (2005), (ISBN 0-486-43924-0).

  L'ouvrage de référence en électrodynamique classique avant la parution de l'ouvrage de Jackson

• Ruth Durrer ; Électrodynamique II (PostScript)

  Cours approfondi donné par l'auteure (département de physique théorique de l’université de Genève, Suisse) aux étudiants de deuxième année de premier cycle (123 pages).

• Jean-Michel Raimond ; [PDF]Électromagnétisme & relativité restreinte

  Cours approfondi (mécanique analytique, relativité et électromagnétisme) donné par l'auteur (laboratoire Kastler-Brossel, ENS Ulm, Paris) aux étudiants de première année du magistère interuniversitaire de physique.

• James Clerk Maxwell ; Traité d'Électricité et de Magnétisme, Gauthier-Villars, tome I (1885) et tome II (1887). Réédité par Jacques Gabay (1989), (ISBN 2-87647-045-4).
• Hendrik Antoon Lorentz ; The Theory of Electrons and its Applications to the Phenomena of Light and Radiant Heat - A Course of Lectures delivered in Columbia University, in March and April 1906, B.G. Teubner (Leipzig - 2^e édition : 1916). Réédité par Jacques Gabay (1992), (ISBN 2-87647-130-2).
• Olivier Darrigol, Les équations de Maxwell - de MacCullagh à Lorentz, Belin (2005), (ISBN 2-7011-3073-5).

  Historien des sciences, Olivier Darrigol est chercheur au CNRS. Les équations de Maxwell, monument scientifique, fournissent une description de l'ensemble des phénomènes électromagnétiques. Bien que James Clerk Maxwell a joué le rôle le plus éminent dans leur introduction, elles sont apparues dans des contextes divers sous la plume de plusieurs auteurs et n'ont acquis leur interprétation moderne que grâce aux efforts d'héritiers de Maxwell. C'est ce que montre l'auteur, à travers l'étude détaillée de textes fondateurs écrits dans les deux derniers tiers du XIX^e siècle.

• Edmund T. Whittaker (Sir) ; A History of the Theories of Aether and Electricity, Springer Verlag/A.I.P. Press (1986) (ISBN 0-88318-523-7), réédité par Dover (1990) (ISBN 0-48626-126-3).

  Le premier volume (Part I : the classical theories, from the age of Descartes to the close of the nineteenth century) de cette histoire érudite a été publié à Dublin en 1910. Le second volume complémentaire (Part II : the modern theories 1900-1926) paraît en 1953. Ce livre est aujourd'hui épuisé. Whittaker, mathématicien appliqué, est également coauteur (avec G. N. Watson) du renommé cours d'analyse : A Course of Modern Analysis (Cambridge University Press) paru initialement en 1902.

• Olivier Darrigol ; Electrodynamics from Ampère to Einstein, Oxford University Press (2000) (ISBN 0-19-850593-0).

  Volta invente la pile électrique en 1800. Cette découverte capitale va amorcer un champ de recherche : l'électrodynamique, initialement science des courants circulants dans les fils, par opposition aux phénomènes électrostatique des charges fixes connus depuis l'Antiquité. La première loi fondamentale de cette électrodynamique est établie par Ampère en 1820 : il s'agit de la loi de force qui s'exerce entre deux fils parcourus chacun par un courant. Cet ouvrage détaille le chemin parcouru entre cette loi d'Ampère de 1820 et le triomphe de la théorie des champs de Maxwell-Lorentz-Faraday avec son interprétation par Einstein en 1905 dans le cadre de la théorie de la relativité restreinte. Historien des sciences, Olivier Darrigol est chercheur au CNRS.

• John D. Jackson et L. B. Okun, Historical roots of gauge invariance, Review of Modern Physics 73 (2001) 663-680. Texte complet disponible sur l'ArXiv : hep-ph/0012061.

• [Akbi 2021] Mohamed Akbi, Ondes électromagnétiques : cours, applications, exercices corrigés, Paris, Ellipses, coll. « Technosup / électromagnétisme » (n^o 1), 14 septembre 2021, 1^re éd., VIII-395 p., 17,5 × 26 cm (ISBN 978-2-340-05453-0, EAN 9782340054530, OCLC 1274196875, BNF 46879944, SUDOC 257833846, présentation en ligne, lire en ligne).
• [Tchofo Dinda et Mathey 2017] Patrice Tchofo Dinda et Pierre Mathey, Électromagnétisme : ondes et propagation guidée, Malakoff, Dunod, coll. « Science Sup », septembre 2017, 1^re éd., X-373 p., 17 × 24 cm (ISBN 978-2-10-076001-5, EAN 9782100760015, OCLC 1004746921, BNF 45296726, SUDOC 204284228, présentation en ligne, lire en ligne).
• [Rax 2017] Jean-Marcel Rax, Électromagnétisme : milieux, structures et énergie, Louvain-la-Neuve et Paris, De Boeck Supérieur, coll. « LMD / physique », juin 2017, 1^re éd., 320 p., 17 × 24 cm (ISBN 978-2-8073-0693-6, EAN 9782807306936, OCLC 992748702, BNF 45296485, SUDOC 202756017, présentation en ligne, lire en ligne).

• [Taillet, Villain et Febvre 2018] Richard Taillet, Loïc Villain et Pascal Febvre, Dictionnaire de physique, Louvain-la-Neuve, De Boeck Supérieur, hors coll. / physique, janvier 2018, 4^e éd. (1^re éd. mai 2008), X-956 p., 17 × 24 cm (ISBN 978-2-8073-0744-5, EAN 9782807307445, OCLC 1022951339, BNF 45646901, SUDOC 224228161, présentation en ligne, lire en ligne).

• Vecteur de Poynting
• Établissement de l'équation de propagation à partir des équations de Maxwell
• Électrodynamique des milieux continus
• Invariance de Lorentz
• Champ de Maxwell

• Portail de la physique
• Portail de l’électricité et de l’électronique