第2章電磁場的基本規(guī)律1

2.1電荷守恒定律2.2真空中靜電場的基本規(guī)律2.3真空中恒定磁場的基本規(guī)律2.4媒質的電磁特性2.5電磁感應定律和位移電流2.6麥克斯韋方程組2.7電磁場的邊界條件本章討論內(nèi)容22.1

電荷守恒定律本節(jié)討論的內(nèi)容：電荷模型、電流模型、電荷守恒定律

電磁場物理模型中的基本物理量可分為源量和場量兩大類。電荷電流電場磁場（運動）

源量為電荷

和電流

，分別用來描述產(chǎn)生電磁效應的兩類場源。電荷是產(chǎn)生電場的源，電流是產(chǎn)生磁場的源。3?

電荷是物質基本屬性之一。帶電體所帶電量多少稱為電荷量。

?1897年英國科學家湯姆遜(J.J.Thomson)在實驗中發(fā)現(xiàn)了電子。

?1907—1913年間，美國科學家密立根(R.A.Miliken)通過油滴實驗，精確測定電子電荷的量值為

e=1.60217733×10-19(單位：C)確認了電荷的量子化概念。換句話說，e是最小的電荷，而任何帶電粒子所帶電荷都是e的整數(shù)倍。電荷以離散方式分布。

?宏觀分析時，電荷常是數(shù)以億計的電子電荷e的集合，故可不考慮其量子化的事實，而認為電荷量q可任意連續(xù)取值。2.1.1電荷與電荷密度41.電荷體密度

單位：C/m3

(庫/米3

)

根據(jù)電荷密度的定義，如果已知某空間區(qū)域V中的電荷體密度，則區(qū)域V中的總電荷q為

電荷連續(xù)分布于體積V內(nèi)，用電荷體密度來描述其分布

理想化實際帶電系統(tǒng)的電荷分布形態(tài)分為四種形式：

點電荷、體分布電荷、面分布電荷、線分布電荷5

若電荷分布在薄層上，當僅考慮薄層外、距薄層的距離要比薄層的厚度大得多處的電場，而不分析和計算該薄層內(nèi)的電場時，可將該薄層的厚度忽略，認為電荷是面分布。面分布的電荷可用電荷面密度表示。

2.電荷面密度單位:C/m2

(庫/米2)

如果已知某空間曲面S上的電荷面密度，則該曲面上的總電荷q為6

若電荷分布在細線上，當僅考慮細線外、距細線的距離要比細線的直徑大得多處的電場，而不分析和計算線內(nèi)的電場時，可將線的直徑忽略，認為電荷是線分布。線分布的電荷可用電荷線密度表示。

3.電荷線密度

如果已知某空間曲線上的電荷線密度，則該曲線上的總電荷q為

單位:C/m(庫/米)7

對于總電荷為q

的電荷集中在很小區(qū)域V的情況，當不分析和計算該電荷所在的小區(qū)域中的電場，而僅需要分析和計算距離電荷區(qū)很遠的電場區(qū)域，即場點距源點的距離遠大于電荷所在的源區(qū)的線度時，小體積V中的電荷可看作位于該區(qū)域中心、電荷為q

的點電荷。點電荷的電荷密度表示4.點電荷82.1.2

電流與電流密度說明：電流通常是時間的函數(shù)，不隨時間變化的電流稱為恒定電流，用I表示。

存在可以自由移動的電荷存在電場單位:A

（安）電流方向:正電荷的流動方向電流

——電荷的定向運動而形成，用i表示，其大小即電流強度定義為：單位時間內(nèi)通過某一橫截面S

的電荷量，即形成電流的條件：9

電荷在某一體積內(nèi)定向運動所形成的電流稱為體電流，用電流密度矢量來描述。單位：A/m2（安/米2）

。

一般情況下，在空間不同的點，電流的大小和方向往往是不同的。在電磁理論中，常用體電流、面電流和線電流來描述電流的分布狀態(tài)。

1.體電流

流過任意曲面S的電流為體電流密度矢量正電荷運動的方向102.面電流

電荷在一個厚度可以忽略的薄層內(nèi)定向運動所形成的電流稱為面電流，用面電流密度矢量來描述其分布面電流密度矢量d0單位：A/m（安/米）

。通過薄導體層上任意有向曲線

的電流為正電荷運動的方向113.線電流

電荷在一個橫截面積可以忽略的細線中定向運動所形成的電流稱為線電流，用電流強度I來表示122.1.3

電荷守恒定律（電流連續(xù)性方程）電荷守恒定律:電荷既不能被創(chuàng)造，也不能被消滅，只能從物體的一部分轉移到另一部分，或者從一個物體轉移到另一個物體。電流連續(xù)性方程積分形式微分形式流出閉曲面S的電流等于體積V內(nèi)單位時間所減少的電荷量恒定電流的連續(xù)性方程恒定電流是無源場，電流線是連續(xù)的閉合曲線，既無起點也無終點電荷守恒定律是電磁現(xiàn)象中的基本定律之一。132.2真空中靜電場的基本規(guī)律1.庫侖（Coulomb）定律(1785年)

2.2.1庫侖定律電場強度靜電場：由靜止電荷產(chǎn)生的電場。重要特征：對位于電場中的電荷有電場力作用。真空中靜止點電荷q1對q2的作用力:

，滿足牛頓第三定律。

大小與兩電荷的電荷量成正比，與兩電荷距離的平方成反比；方向沿q1和q2連線方向，同性電荷相排斥，異性電荷相吸引；14電場力服從疊加定理

真空中的N個點電荷（分別位于）對點電荷（位于）的作用力為qq1q2q3q4q5q6q7152.電場強度

空間某點的電場強度定義為置于該點的單位點電荷（又稱試驗電荷，電量足夠小）受到的作用力，即單位：V/m如果電荷是連續(xù)分布呢？

根據(jù)上述定義，真空中靜止點電荷q

激發(fā)的電場為——描述電場分布的基本物理量

電場強度矢量——試驗正電荷

16小體積元中的電荷產(chǎn)生的電場面密度為的面分布電荷的電場強度線密度為的線分布電荷的電場強度體密度為的體分布電荷產(chǎn)生的電場強度173.幾種典型電荷分布的電場強度（無限長）（有限長）均勻帶電圓環(huán)均勻帶電直線段均勻帶電直線段的電場強度：均勻帶電圓環(huán)軸線上的電場強度：18192021——電偶極矩+q電偶極子zol－q電偶極子的場圖等位線電場線

電偶極子是由相距很近、帶等值異號的兩個點電荷組成的電荷系統(tǒng)，其遠區(qū)電場強度為

電偶極子的電場強度：22

例計算均勻帶電的環(huán)形薄圓盤軸線上任意點的電場強度。

解：如圖所示，環(huán)形薄圓盤的內(nèi)半徑為a、外半徑為b，電荷面密度為。在環(huán)形薄圓盤上取面積元

，其位置矢量為，它所帶的電量為。而薄圓盤軸線上的場點的位置矢量為，因此有P(0,0,z)brRyzx均勻帶電的環(huán)形薄圓盤dSa故由于2324兩邊取體積分，利用散度定理25262.2.2靜電場的散度與旋度高斯定理表明：靜電場是有源場，電力線起始于正電荷，終止于負電荷。靜電場的散度（微分形式）1.靜電場散度與高斯定理靜電場的高斯定理（積分形式）環(huán)路定理表明：靜電場是無旋場，是保守場，電場力做功與路徑無關。靜電場的旋度（微分形式）2.靜電場旋度與環(huán)路定理靜電場的環(huán)路定理（積分形式）27

在電場分布具有一定對稱性的情況下，可以利用高斯定理計算電場強度。

3.利用高斯定理計算電場強度具有以下幾種對稱性的場可用高斯定理求解：

球對稱分布：包括均勻帶電的球面，球體和多層同心球殼等。均勻帶電球體帶電球殼多層同心球殼28

無限大平面電荷：如無限大的均勻帶電平面、平板等。

軸對稱分布：如無限長均勻帶電的直線，圓柱面，圓柱殼等。(a)(b)29

例求真空中均勻帶電球體的場強分布。已知球體半徑為a

，電荷密度為0。ar0rrEa302.3真空中恒定磁場的基本規(guī)律1.

安培力定律

安培對電流的磁效應進行了大量的實驗研究，在1821—1825年之間，設計并完成了電流相互作用的精巧實驗，得到了電流相互作用力公式，稱為安培力定律。實驗表明，真空中的載流回路C1對載流回路C2的作用力載流回路C2對載流回路C1的作用力安培力定律2.3.1安培力定律磁感應強度

滿足牛頓第三定律31312.磁感應強度

電流在其周圍空間中產(chǎn)生磁場，描述磁場分布的基本物理量是磁感應強度，單位為T（特斯拉）。磁場的重要特征是對場中的電流磁場力作用，載流回路C1對載流回路C2的作用力是回路C1中的電流I1產(chǎn)生的磁場對回路C2中的電流I2的作用力。根據(jù)安培力定律，有其中電流I1在電流元處產(chǎn)生的磁感應強度3232任意電流回路C產(chǎn)生的磁感應強度電流元產(chǎn)生的磁感應強度體電流產(chǎn)生的磁感應強度面電流產(chǎn)生的磁感應強度33畢奧-薩伐爾定律333.幾種典型電流分布的磁感應強度載流直線段的磁感應強度：載流圓環(huán)軸線上的磁感應強度：（有限長）（無限長）載流直線段載流圓環(huán)3434

例2.3.1

計算線電流圓環(huán)軸線上任一點的磁感應強度。載流圓環(huán)3535363637373838393940兩端取面積分，并利用斯托克斯定理，得到積分形式402.3.2

恒定磁場的散度和旋度

1.

恒定磁場的散度與磁通連續(xù)性原理磁通連續(xù)性原理表明：恒定磁場是無源場，磁感應線是無起點和終點的閉合曲線。恒定場的散度（微分形式）磁通連續(xù)性原理（積分形式）安培環(huán)路定理表明：恒定磁場是有旋場，是非保守場、電流是磁場的旋渦源。恒定磁場的旋度（微分形式）2.恒定磁場的旋度與安培環(huán)路定理安培環(huán)路定理（積分形式）4141

在磁場分布具有一定對稱性的情況下，可以利用安培環(huán)路定理計算磁感應強度。

3.利用安培環(huán)路定理計算磁感應強度

例

求電流面密度為的無限大電流薄板產(chǎn)生的磁感應強度。4242例

求載流無限長同軸電纜產(chǎn)生的磁感應強度。43432.4媒質的電磁特性

1.電介質的極化現(xiàn)象電介質的分子分為無極分子和有極分子。在電場作用下，介質中無極分子的束縛電荷發(fā)生位移，有極分子的固有電偶極矩的取向趨于電場方向，這種現(xiàn)象稱為電介質的極化。通常，無極分子的極化稱為位移極化，有極分子的極化稱為取向極化。2.4.1

電介質的極化電位移矢量無極分子有極分子無外加電場媒質對電磁場的響應可分為三種情況：極化、磁化和傳導。描述媒質電磁特性的參數(shù)為：

介電常數(shù)、磁導率和電導率。無極分子有極分子有外加電場E44442.極化強度矢量極化強度矢量

是描述介質極化程度的物理量，定義為

——分子的平均電偶極矩

的物理意義：單位體積內(nèi)分子電偶極矩的矢量和。

極化強度與電場強度有關，其關系一般比較復雜。在線性、各向同性的電介質中，與電場強度成正比，即

——電介質的電極化率

E4545

由于極化，正、負電荷發(fā)生位移，在電介質內(nèi)部可能出現(xiàn)凈余的極化電荷分布，同時在電介質的表面上有面分布的極化電荷。3.極化電荷(1)

極化電荷體密度

在電介質內(nèi)任意作一閉合面S，只有電偶極矩穿過S的分子對S內(nèi)的極化電荷有貢獻。由于正電荷位于斜柱體內(nèi)的電偶極矩才穿過小面元dS

，因此dS對極化電荷的貢獻為S所圍的體積內(nèi)的極化電荷為E

S4646(2)

極化電荷面密度緊貼電介質表面取如圖所示的閉合曲面，則穿過面積元的極化電荷為故得到電介質表面的極化電荷面密度為47474.電位移矢量介質中的高斯定理

介質的極化過程包括兩個方面：外加電場的作用使介質極化，產(chǎn)生極化電荷；極化電荷反過來激發(fā)電場，兩者相互制約，并達到平衡狀態(tài)。無論是自由電荷，還是極化電荷，它們都激發(fā)電場，服從同樣的庫侖定律和高斯定理。自由電荷和極化電荷共同激發(fā)的結果介質中的電場應該是外加電場和極化電荷產(chǎn)生的電場的疊加，應用高斯定理得到：4848任意閉合曲面電位移矢量D的通量等于該曲面包含自由電荷的代數(shù)和

小結：靜電場是有源無旋場，電介質中的基本方程為

引入電位移矢量（單位：C/m2)將極化電荷體密度表達式代入，有則有

其積分形式為

（積分形式）

（微分形式），

4949在這種情況下其中稱為介質的介電常數(shù)，稱為介質的相對介電常數(shù)（無量綱）。*

介質有多種不同的分類方法，如：均勻和非均勻介質各向同性和各向異性介質時變和時不變介質線性和非線性介質5.電介質的本構關系極化強度與電場強度之間的關系由介質的性質決定。對于線性各向同性介質，

和

有簡單的線性關系50502.4.2磁介質的磁化磁場強度1.磁介質的磁化

介質中分子或原子內(nèi)的電子運動形成分子電流，形成分子磁矩無外加磁場外加磁場B在外磁場作用下，分子磁矩定向排列，宏觀上顯示出磁性，這種現(xiàn)象稱為磁介質的磁化。無外磁場作用時，分子磁矩不規(guī)則排列，宏觀上不顯磁性。5151B2.磁化強度矢量磁化強度是描述磁介質磁化程度的物理量，定義為單位體積中的分子磁矩的矢量和，即單位為A/m。52523.磁化電流磁介質被磁化后，在其內(nèi)部與表面上可能出現(xiàn)宏觀的電流分布，稱為磁化電流。

考察穿過任意圍線C所圍曲面S的電流。只有分子電流與圍線相交鏈的分子才對電流有貢獻。與線元dl相交鏈的分子，中心位于如圖所示的斜圓柱內(nèi)，所交鏈的電流BC穿過曲面S的磁化電流為（1）磁化電流體密度5353由，即得到磁化電流體密度在緊貼磁介質表面取一長度元dl，與此交鏈的磁化電流為（2）磁化電流面密度則即的切向分量54544.磁場強度介質中安培環(huán)路定理

分別是傳導電流密度和磁化電流密度。

將極化電荷體密度表達式代入上式，有,即外加磁場使介質發(fā)生磁化，磁化導致磁化電流。磁化電流同樣也激發(fā)磁感應強度，兩種相互作用達到平衡，介質中的磁感應強度B應是所有電流源激勵的結果：定義磁場強度為：5555則得到介質中的安培環(huán)路定理為：磁通連續(xù)性定理為小結：恒定磁場是有源無旋場，磁介質中的基本方程為

（積分形式）

（微分形式）5656其中，稱為介質的磁化率（也稱為磁化系數(shù)）。這種情況下其中稱為介質的磁導率，稱為介質的相對磁導率（無量綱）。順磁質抗磁質鐵磁質磁介質的分類5.磁介質的本構關系

磁化強度

和磁場強度

之間的關系由磁介質的物理性質決定，對于線性各向同性介質，與之間存在簡單的線性關系：5757磁場強度磁化強度磁感應強度

例2.4.1

有一磁導率為μ

，半徑為a的無限長導磁圓柱，其軸線處有無限長的線電流I，圓柱外是空氣（μ0），試求圓柱內(nèi)外的、和的分布。

解磁場為平行平面場,且具有軸對稱性，應用安培環(huán)路定律，得58582.4.3媒質的傳導特性

對于線性和各向同性導電媒質，媒質內(nèi)任一點的電流密度矢量J和電場強度E成正比，表示為這就是歐姆定律的微分形式。式中的比例系數(shù)稱為媒質的電導率，單位是S/m（西/米）。晶格帶電粒子

存在可以自由移動帶電粒子的介質稱為導電媒質。在外場作用下，導電媒質中將形成定向移動電流。

59592.5電磁感應定律和位移電流2.5.1電磁感應定律

自從1820年奧斯特發(fā)現(xiàn)電流的磁效應之后，人們開始研究相反的問題，即磁場能否產(chǎn)生電流。

1881年法拉第發(fā)現(xiàn)，當穿過導體回路的磁通量發(fā)生變化時，回路中就會出現(xiàn)感應電流和電動勢，且感應電動勢與磁通量的變化有密切關系，由此總結出了著名的法拉第電磁感應定律。

電磁感應定律

——揭示時變磁場產(chǎn)生電場。

位移電流

——揭示時變電場產(chǎn)生磁場。

重要結論：在時變情況下，電場與磁場相互激勵，形成統(tǒng)一的電磁場。6060負號表示感應電流產(chǎn)生的磁場總是阻止磁通量的變化。1.

法拉第電磁感應定律的表述

設任意導體回路C圍成的曲面為S，其單位法向矢量為，則穿過回路的磁通為當通過導體回路所圍面積的磁通量發(fā)生變化時，回路中產(chǎn)生的感應電動勢in的大小等于磁通量的時間變化率的負值，方向是要阻止回路中磁通量的改變，即6161導體回路中有感應電流，表明回路中存在感應電場，回路中的感應電動勢可表示為感應電場是由變化的磁場所激發(fā)的電場。感應電場是有旋場。

感應電場不僅存在于導體回路中，也存在于導體回路之外的空間。對空間中的任意回路（不一定是導體回路）C，都有因而有對感應電場的討論：6262相應的微分形式為(1)

回路不變，磁場隨時間變化這就是推廣的法拉第電磁感應定律。

若空間同時存在由電荷產(chǎn)生的電場,則總電場應為與之和，即。由于，故有2.引起回路中磁通變化的幾種情況磁通量的變化由磁場隨時間變化引起，因此有6363稱為動生電動勢，這就是發(fā)電機工作原理。(2)

導體回路在恒定磁場中運動(3)

回路在時變磁場中運動6464（1），矩形回路靜止；xbaoyx均勻磁場中的矩形環(huán)L（3），且矩形回路上的可滑動導體L以勻速運動。

解：(1)均勻磁場

隨時間作簡諧變化，而回路靜止，因而回路內(nèi)的感應電動勢是由磁場變化產(chǎn)生的，故

例2.5.1

長為a、寬為b的矩形環(huán)中有均勻磁場

垂直穿過，如圖所示。在以下三種情況下，求矩形環(huán)內(nèi)的感應電動勢。（2），矩形回路的寬邊b=常數(shù)，但其長邊因可滑動導體L以勻速運動而隨時間增大；6565

(3)矩形回路中的感應電動勢是由磁場變化以及可滑動導體L在磁場中運動產(chǎn)生的，故得

(2)均勻磁場

為恒定磁場，而回路上的可滑動導體以勻速運動，因而回路內(nèi)的感應電動勢全部是由導體L在磁場中運動產(chǎn)生的，故得或6666（1）線圈靜止時的感應電動勢；

解:

（1）線圈靜止時，感應電動勢是由時變磁場引起，故（2）線圈以角速度ω

繞x

軸旋轉時的感應電動勢。例2.5.2

在時變磁場中，放置有一個的矩形線圈。初始時刻，線圈平面的法向單位矢量與成α角，如圖所示。試求：xyzabB時變磁場中的矩形線圈6767假定時，則在時刻t時，與y

軸的夾角，故方法一：利用式計算（2）線圈繞x軸旋轉時，的指向將隨時間變化。線圈內(nèi)的感應電動勢可以用兩種方法計算。6868上式右端第二項與(1)相同，第一項xyzabB時變磁場中的矩形線圈12234方法二：利用式計算。6969在時變情況下，安培環(huán)路定理是否要發(fā)生變化？有什么變化？即問題：隨時間變化的磁場要產(chǎn)生電場，那么隨時間變化的電場是否會產(chǎn)生磁場？2.5.2位移電流靜態(tài)情況下的電場基本方程在非靜態(tài)時發(fā)生了變化，即這不僅是方程形式的變化，而是一個本質的變化，其中包含了重要的物理事實，即時變磁場可以激發(fā)電場。（恒定磁場）（時變場）70701.全電流定律而由非時變情況下，電荷分布隨時間變化，由電流連續(xù)性方程有

發(fā)生矛盾在時變的情況下不適用解決辦法：對安培環(huán)路定理進行修正由將修正為：矛盾解決時變電場會激發(fā)磁場7171全電流定律：——

微分形式——

積分形式

全電流定律揭示不僅傳導電流激發(fā)磁場，變化的電場也可以激發(fā)磁場。它與變化的磁場激發(fā)電場形成自然界的一個對偶關系。72722.位移電流密度電位移矢量隨時間的變化率，能像電流一樣產(chǎn)生磁場，故稱“位移電流”。注：在絕緣介質中，無傳導電流，但有位移電流。在理想導體中，無位移電流，但有傳導電流。在一般介質中，既有傳導電流，又有位移電流。位移電流只表示電場的變化率，與傳導電流不同，它不產(chǎn)生熱效應。位移電流的引入是建立麥克斯韋方程組的至關重要的一步，它揭示了時變電場產(chǎn)生磁場這一重要的物理概念。7373

例2.5.3

海水的電導率為4S/m，相對介電常數(shù)為81，求頻率為1MHz時，位移電流振幅與傳導電流振幅的比值。

解：設電場隨時間作正弦變化，表示為則位移電流密度為其振幅值為傳導電流的振幅值為故7474式中的k為常數(shù)。試求：位移電流密度和電場強度。

例

2.5.4

自由空間的磁場強度為

解

自由空間的傳導電流密度為0，故由式,得7575

例2.5.5

銅的電導率、相對介電常數(shù)。設銅中的傳導電流密度為。試證明：在無線電頻率范圍內(nèi)，銅中的位移電流與傳導電流相比是可以忽略的。而傳導電流密度的振幅值為通常所說的無線電頻率是指f=300MHz以上的頻率范圍，即使擴展到極高頻段（f=30～300GHz），從上面的關系式看出比值Jdm/Jm也是很小的，故可忽略銅中的位移電流。解：銅中存在時變電磁場時，位移電流密度為位移電流密度的振幅值為76762.6麥克斯韋方程組麥克斯韋方程組

——宏觀電磁現(xiàn)象所遵循的基本規(guī)律，是電磁場的基本方程。

2.6.1麥克斯韋方程組的積分形式77772.6.2麥克斯韋方程組的微分形式麥克斯韋第一方程，表明傳導電流和變化的電場都能產(chǎn)生磁場麥克斯韋第二方程，表明變化的磁場產(chǎn)生電場麥克斯韋第三方程表明磁場是無源場，磁感線總是閉合曲線麥克斯韋第四方程，表明電荷產(chǎn)生電場78782.6.3媒質的本構關系

代入麥克斯韋方程組中，有限定形式的麥克斯韋方程（均勻媒質）各向同性線性媒質的本構關系為7979時變電場的激發(fā)源除了電荷以外，還有變化的磁場；而時變磁場的激發(fā)源除了傳導電流以外，還有變化的電場。電場和磁場互為激發(fā)源，相互激發(fā)。時變電磁場的電場和磁場不再相互獨立，而是相互關聯(lián)，構成一個整體——

電磁場。電場和磁場分別是電磁場的兩個分量。在離開輻射源（如天線）的無源空間中，電荷密度和電流密度矢量為零，電場和磁場仍然可以相互激發(fā)，從而在空間形成電磁振蕩并傳播，這就是電磁波。8080在無源空間中，兩個旋度方程分別為

可以看到兩個方程的右邊相差一個負號，而正是這個負號使得電場和磁場構成一個相互激勵又相互制約的關系。當磁場減小時，電場的旋渦源為正，電場將增大；而當電場增大時，使磁場增大，磁場增大反過來又使電場減小。8181麥克斯韋方程組時變場靜態(tài)場緩變場迅變場電磁場(EM)準靜電場(EQS)準靜磁場(MQS)靜磁場(MS)小結：麥克斯韋方程適用范圍：一切宏觀電磁現(xiàn)象。靜電場(ES)恒定電場(SS)8282

解：(1)導線中的傳導電流為忽略邊緣效應時，間距為d

的兩平行板之間的電場為E=u/d

，則

例

2.6.1

正弦交流電壓源連接到平行板電容器的兩個極板上，如圖所示。(1)證明電容器兩極板間的位移電流與連接導線中的傳導電流相等；(2)求導線附近距離連接導線為r

處的磁場強度。CPricu平行板電容器與交流電壓源相接8383與閉合線鉸鏈的只有導線中的傳導電流，故得

(2)以r

為半徑作閉合曲線C，由于連接導線本身的軸對稱性，使得沿閉合線的磁場相等，故式中的S0為極板的面積，而為平行板電容器的電容。則極板間的位移電流為8484

例2.6.2

在無源的電介質中，若已知電場強度矢量，式中的E0為振幅、ω為角頻率、k為相位常數(shù)。試確定k與ω

之間所滿足的關系，并求出與相應的其他場矢量。

解：是電磁場的場矢量，應滿足麥克斯韋方程組。因此，利用麥克斯韋方程組可以確定k與ω

之間所滿足的關系，以及與相應的其他場矢量。對時間

t積分，得8585由以上各個場矢量都應滿足麥克斯韋方程，將以上得到的H和D代入式8686

2.7電磁場的邊界條件

什么是電磁場的邊界條件?為什么要研究邊界條件?媒質1媒質2如何討論邊界條件?實際電磁場問題都是在一定的物理空間內(nèi)發(fā)生的，該空間中可能是由多種不同媒質組成的。邊界條件就是不同媒質的分界面上的電磁場矢量滿足的關系，是在不同媒質分界面上電磁場的基本屬性。物理：由于在分界面兩側介質的特性參數(shù)發(fā)生突變，場在界面兩側也發(fā)生突變。麥克斯韋方程組的微分形式在分界面兩側失去意義，必須采用邊界條件。數(shù)學：麥克斯韋方程組是微分方程組，其解是不確定的，邊界條件起定解的作用。麥克斯韋方程組的積分形式在不同媒質的分界面上仍然適用，由此可導出電磁場矢量在不同媒質分界面上的邊界條件。87872.7.1

邊界條件一般表達式媒質1媒質2

分界面上的電荷面密度

分界面上的電流面密度8888

邊界條件的推證

（1）電磁場量的法向邊界條件令Δh→0，則由媒質1媒質2PS即同理，由在兩種媒質的交界面上任取一點P，