电流密度

在電磁學裏，電流密度（current density）是電荷流動的密度，即每單位截面面積電流量。電流密度是一種向量，一般以符號 J {\displaystyle \mathbf {J} } 表示。採用國際單位制，電流密度的單位是安培／米2（ampere/meter2，A/m2）。 电流密度 J 可以简单地定义为通过单位面积 A（国际单位：m2）的电流 I（国际单位：A）。它的量值由极限给出： J = lim A → 0 I ( A ) A {\displaystyle J=\lim \limits _{A\rightarrow 0}{\frac {I(A)}{A}}} 当电流密度作为向量 J 时，在曲面 S 上进行曲面积分后，再对持续时间 t1 到 t2 积分，得到 (t2 − t1) 这段时间流过该面的电荷总量： q = ∫ t 1 t 2 ∬ S J ⋅ n ^ d A d t {\displaystyle q=\int _{t_{1}}^{t_{2}}\iint _{S}\mathbf {J} \cdot \mathbf {\hat {n}} {\rm {d}}A{\rm {d}}t} 计算通量所用到的面积可实可虚，可平可曲，可为截面也可为表面。例如，对于通过导体的载流子来说，这里遇到的面积是导体的截面。 對於電力系統和電子系統的設計而言，電流密度是很重要的。電路的性能與電流量緊密相關，而電流密度又是由導體的物體尺寸決定。例如，隨著積體電路的尺寸越變越小，雖然較小的元件需要的電流也較小，為了要達到晶片內含的元件數量密度增高的目標，電流密度會趨向於增高。更詳盡細節，請參閱摩爾定律。 在高頻頻域，由於趨膚效應，傳導區域會更加侷限於表面附近，因而促使電流密度增高。 電流密度過高會產生不理想後果。大多數電導體的電阻是有限的正值，會以熱能的形式消散功率。為了要避免電導體因過熱而被熔化或發生燃燒，並且防止絕緣材料遭到損壞，電流密度必須維持在過高值以下。假若電流密度過高，材料與材料之間的互連部分會開始移動，這現象稱為電遷移（electromigration）。在超導體里，過高的電流密度會產生很強的磁場，這會使得超導體自發地喪失超導性質。 對於電流密度所做的分析和觀察，可以用來探測固體內在的物理性質，包括金屬、半導體、絕緣體等等。在這科學領域，材料學家已經研究發展出一套非常詳盡的理論形式論，來解釋很多機要的實驗觀察。 安培力定律描述電流密度與磁場之間的關係。電流密度是安培力定律的一個重要參數， 大自然有很多種載有電荷的粒子，稱為「帶電粒子」，例如，導電體內可移動的電子、電解液內的離子、電漿內的電子和離子、強子內的夸克。這些帶電粒子的移動，形成了電流。電荷流動的分佈可以由電流密度來描述： J ( r , t ) = q n ( r , t ) v d ( r , t ) = ρ ( r , t ) v d ( r , t ) {\displaystyle \mathbf {J} (\mathbf {r} ,t)=qn(\mathbf {r} ,t)\;\mathbf {v} _{d}(\mathbf {r} ,t)=\rho (\mathbf {r} ,t)\;\mathbf {v} _{d}(\mathbf {r} ,t)} ； 其中， J ( r , t ) {\displaystyle \mathbf {J} (\mathbf {r} ,t)} 是在位置 r {\displaystyle \mathbf {r} } 、在時間 t {\displaystyle t} 的電流密度向量， q {\displaystyle q} 是帶電粒子的電荷量， n ( r , t ) {\displaystyle n(\mathbf {r} ,t)} 是帶電粒子密度，是單位體積的帶電粒子數量， ρ ( r , t ) {\displaystyle \rho (\mathbf {r} ,t)} 是電荷密度， v d ( r , t ) {\displaystyle \mathbf {v} _{d}(\mathbf {r} ,t)} 是帶電粒子的平均漂移速度。 電流密度時常可以近似為與電場成正比，以方程式表達為 J = σ E {\displaystyle \mathbf {J} =\sigma \mathbf {E} } ； 其中， E {\displaystyle \mathbf {E} } 是电场， J {\displaystyle \mathbf {J} } 是电流密度， σ {\displaystyle \sigma } 是电导率，是電阻率的倒數。 採用更基礎性的方法來計算電流密度。這方法建立於方程式 J ( r , t ) = ∫ − ∞ t d t ′ ∫ d 3 r ′ σ ( r − r ′ , t − t ′ ) E ( r ′ ,   t ′ ) {\displaystyle \mathbf {J} (\mathbf {r} ,t)=\int _{-\infty }^{t}\mathrm {d} t'\int \mathrm {d} ^{3}r'\;\sigma (\mathbf {r} -\mathbf {r} ',t-t')\;\mathbf {E} (\mathbf {r} ',\ t')} ； 其中， r ′ {\displaystyle \mathbf {r} '} 和 t ′ {\displaystyle t'} 分別是位置積分變數和時間積分變數。 這方式顯示出電導率 σ {\displaystyle \sigma } 在時間方面的滯後響應，和在空間方面的非局域響應屬性。原則上，通過微觀量子分析，才能推導出來電導率函數。例如，對於足夠弱小的電場，可以從描述物質的電導性質的線性響應函數（linear response function）推導。經過一番沉思，可以了解，這電導率和其伴隨的電流密度反映出，在時間方面和在空間方面，電荷傳輸於介質的基本機制。 假設每當 Δ t < 0 {\displaystyle \Delta t<0} 時， ε r ( Δ t ) = 0 {\displaystyle \varepsilon _{r}(\Delta t)=0} ，則這積分的上限可以延伸至無窮大： J ( r , t ) = ∫ − ∞ ∞ d t ′ ∫ d 3 r ′ σ ( r − r ′ , t − t ′ ) E ( r ′ ,   t ′ ) {\displaystyle \mathbf {J} (\mathbf {r} ,t)=\int _{-\infty }^{\infty }\mathrm {d} t'\int \mathrm {d} ^{3}r'\;\sigma (\mathbf {r} -\mathbf {r} ',t-t')\;\mathbf {E} (\mathbf {r} ',\ t')} 。 做一個對於時間與空間的傅立葉變換，根據摺積定理，可以得到 J ( k , ω ) = σ ( k , ω ) E ( k , ω ) {\displaystyle \mathbf {J} (\mathbf {k} ,\omega )=\sigma (\mathbf {k} ,\omega )\;\mathbf {E} (\mathbf {k} ,\omega )} ； 其中， σ ( k , ω ) {\displaystyle \sigma (\mathbf {k} ,\omega )} 是參數為波向量 k {\displaystyle \mathbf {k} } 和角頻率 ω {\displaystyle \omega } 的電導率複函數。 許多物質的電導率是張量，電流可能不會與施加的電場同方向。例如，晶體物質這是這樣的物質。磁場的施加也可能會改變電導行為。 穿過曲面 S {\displaystyle \mathbb {S} } 的電流 I {\displaystyle I} 可以用面積分計算為 I = ∫ S J ⋅ d a {\displaystyle I=\int _{\mathbb {S} }{\mathbf {J} \cdot \mathrm {d} \mathbf {a} }} ； 其中， J {\displaystyle \mathbf {J} } 是電流密度， d a {\displaystyle \mathrm {d} \mathbf {a} } 是微小面元素。 由於電荷守恆，從某設定體積流出的電流的淨流量，等於在這體積內部的電荷量的淨變率。以方程式表達， ∫ S J ⋅ d a = − d d t ∫ V ρ   d r 3 = −   ∫ V ( ∂ ρ ∂ t ) d r 3 {\displaystyle \int _{\mathbb {S} }{\mathbf {J} \cdot \mathrm {d} \mathbf {a} }=-{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\int _{\mathbb {V} }{\rho \ \mathrm {d} r^{3}}=-\ \int _{\mathbb {V} }{\left({\frac {\partial \rho }{\partial t}}\right)\mathrm {d} r^{3}}} ； 其中， ρ {\displaystyle \rho } 是電荷密度， d r 3 {\displaystyle \mathrm {d} r^{3}} 是微小體元素， V {\displaystyle \mathbb {V} } 是閉曲面 S {\displaystyle \mathbb {S} } 所包圍的體積。 這方程式左邊的面積分表示電流從閉曲面 S {\displaystyle \mathbb {S} } 所包圍的體積 V {\displaystyle \mathbb {V} } 流出來，中間和右邊的體積分的負號表示，隨著時間的前進，體積內部的電荷量逐漸減少。 根據散度定理， ∫ S J ⋅ d a = ∫ V ∇ ⋅ J   d r 3 {\displaystyle \int _{\mathbb {S} }{\mathbf {J} \cdot \mathrm {d} \mathbf {a} }=\int _{\mathbb {V} }\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {J} \ \mathrm {d} r^{3}} 。 所以， ∫ V ∇ ⋅ J   d r 3 = − ∫ V ∂ ρ ∂ t   d r 3 {\displaystyle \int _{\mathbb {V} }\mathbf {\nabla } \cdot \mathbf {J} \ \mathrm {d} r^{3}=-\int _{\mathbb {V} }{\frac {\partial \rho }{\partial t}}\ \mathrm {d} r^{3}} 。 注意到對於任意體積 V {\displaystyle \mathbb {V} } ，上述方程式都成立。所以，兩個被積式恆等： ∇ ⋅ J = −   ∂ ρ ∂ t {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {J} =-\ {\frac {\partial \rho }{\partial t}}} 。 稱這方程式為連續方程式。 霍爾效應 量子霍爾效應 超導現象 漂移速度 Essential Principles of Physics, P.M. Whelan, M.J. Hodgeson, 2nd Edition, 1978, John Murray, ISBN 0-7195-3382-1 Richard P Martin, Electronic Structure:Basic theory and practical methods, Cambridge University Press: pp. 369ff, 2004, ISBN 0521782856  引文格式1维护：冗余文本 (link) Anthony C. Fischer-Cripps, The electronics companion, CRC Press: pp. 13, 2004, ISBN 9780750310123  引文格式1维护：冗余文本 (link) Jørgen Rammer, Quantum Field Theory of Non-equilibrium States, Cambridge University Press: pp. 158ff, 2007, ISBN 9780521874991  引文格式1维护：冗余文本 (link) Griffiths, D.J., Introduction to Electrodynamics 3rd Edition, Pearson/Addison-Wesley: pp. 213, 1999, ISBN 013805326X  引文格式1维护：冗余文本 (link)