第六章 时变电磁场
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电磁场与电磁波课后习题及答案六章习题解答
第六章时变电磁场有一导体滑片在两根平行的轨道上滑动，整个装置位于正弦时变磁场之中，如题图所示。
滑片的位置由确定，轨道终端接有电阻，试求电流i.解穿过导体回路abcda的磁通为故感应电流为一根半径为a的长圆柱形介质棒放入均匀磁场中与z轴平行。
设棒以角速度绕轴作等速旋转，求介质内的极化强度、体积内和表面上单位长度的极化电荷。
解介质棒内距轴线距离为r处的感应电场为故介质棒内的极化强度为极化电荷体密度为极化电荷面密度为则介质体积内和表面上同单位长度的极化电荷分别为平行双线传输线与一矩形回路共面，如题图所示。
设、、，求回路中的感应电动势。
解由题给定的电流方向可知，双线中的电流产生的磁感应强度的方向，在回路中都是垂直于纸面向内的。
故回路中的感应电动势为式中故则有一个环形线圈，导线的长度为l，分别通过以直流电源供应电压U0和时变电源供应电压U（t）。
讨论这两种情况下导线内的电场强度E。
解设导线材料的电导率为，横截面积为S，则导线的电阻为而环形线圈的电感为L，故电压方程为当U=U0时，电流i也为直流，。
故此时导线内的切向电场为当U=U（t）时，，故即求解此微分方程就可得到。
一圆柱形电容器，内导体半径为a，外导体内半径为b，长为l。
设外加电压为，试计算电容器极板间的总位移电流，证明它等于电容器的传导电流。
解当外加电压的频率不是很高时，圆柱形电容器两极板间的电场分布与外加直流电压时的电场分布可视为相同（准静态电场），即故电容器两极板间的位移电流密度为则式中，是长为l的圆柱形电容器的电容。
流过电容器的传导电流为可见由麦克斯韦方程组出发，导出点电荷的电场强度公式和泊松方程。
解点电荷q产生的电场满足麦克斯韦方程和由得据散度定理，上式即为利用球对称性，得故得点电荷的电场表示式由于，可取，则得即得泊松方程试将麦克斯方程的微分形式写成八个标量方程：（1）在直角坐标中；（2）在圆柱坐标中；（3）在球坐标中。
解（1）在直角坐标中（2）在圆柱坐标中（3）在球坐标系中已知在空气中，求和。
第六章-时变电磁场
4R3
式中：R 为 时间变量t的矢量函数。本 问题中，R 矢径之模不变，其方向随
时得间而 变。由D 位移Dt 电 流4q密R3度R表t 达式，
图6-4 例6-3图
R t
v
R
D
q
4R3
R
q 4R
2
其中为圆周上点M处切线方向上的单位矢量，指向圆
周曲线增大的一方。
7
§6-2 全电流定理
全电流连续性原理
D
iD
t
t
D dS
S
D则称为位移电流密度
dS DStDt
S D dS
(6-8)
(6-7)
位移电流由空间变动的电场所形成，而且 空间任一 点的位移电流密度，等于该点电位移矢量 D对时间的
变化率。
这种真空中的位移电流，同样显示出磁效应。
5
例6-1 空间某点的电位移矢量依照的规律变化。求该点
的环路积分
E dl
l
l (Eq E0 ) dl
l E0 dl
(6-21)
局外电场即是其它形式能量转换为电能量的场所。
在时变电磁场中，由于空间处处不仅存在着电场，
而且同时存在着磁场，因而存在着能够转换为电场能量
的磁场能量，此时的空间电场强度应作广泛的理解，即
它既包含库伦电场，也包含 感应电场 。
v
di dS
v
(6-4)
流电当流面密元度dS无限紧缩v 于 某v点时，即得空间该(点6-的5)运
由于传导电流与运流电流都是带电质点的运动。 因而在空间同一点上，两种电流密度不能同时并存。
3
3.位移电流 处于电介质中的电场，在其建立(变动)过 程中，将引起电介质的极化，而形成极化电荷。在时 变电磁场中，电场总是处于一种变动状态之中，因而 电介质中位移电量的微观迁移运动永不停息，这样就 形成了一种电流。这种电流只是分子束缚电量微观位 移的结果，因而称之为位移电流。
式中：R 为 时间变量t的矢量函数。本 问题中，R 矢径之模不变，其方向随
时得间而 变。由D 位移Dt 电 流4q密R3度R表t 达式，
图6-4 例6-3图
R t
v
R
D
q
4R3
R
q 4R
2
其中为圆周上点M处切线方向上的单位矢量，指向圆
周曲线增大的一方。
7
§6-2 全电流定理
全电流连续性原理
D
iD
t
t
D dS
S
D则称为位移电流密度
dS DStDt
S D dS
(6-8)
(6-7)
位移电流由空间变动的电场所形成，而且 空间任一 点的位移电流密度，等于该点电位移矢量 D对时间的
变化率。
这种真空中的位移电流，同样显示出磁效应。
5
例6-1 空间某点的电位移矢量依照的规律变化。求该点
的环路积分
E dl
l
l (Eq E0 ) dl
l E0 dl
(6-21)
局外电场即是其它形式能量转换为电能量的场所。
在时变电磁场中，由于空间处处不仅存在着电场，
而且同时存在着磁场，因而存在着能够转换为电场能量
的磁场能量，此时的空间电场强度应作广泛的理解，即
它既包含库伦电场，也包含 感应电场 。
v
di dS
v
(6-4)
流电当流面密元度dS无限紧缩v 于 某v点时，即得空间该(点6-的5)运
由于传导电流与运流电流都是带电质点的运动。 因而在空间同一点上，两种电流密度不能同时并存。
3
3.位移电流 处于电介质中的电场，在其建立(变动)过 程中，将引起电介质的极化，而形成极化电荷。在时 变电磁场中，电场总是处于一种变动状态之中，因而 电介质中位移电量的微观迁移运动永不停息，这样就 形成了一种电流。这种电流只是分子束缚电量微观位 移的结果，因而称之为位移电流。
工程电磁场导论时变电磁场
有限差分法的优点在于简单直观，易于编程实现，适用于处理规则的几 何形状和网格划分。
边界元法
01
边界元法是一种将偏微分方程的求解域离散化为边界离散点的 方法，通过在边界上应用离散化的方程来求解问题。
02
在时变电磁场中，边界元法可以用来求解电磁波散射和辐射等
问题。
边界元法的优点在于精度高，适用于处理复杂的几何形状和边
介电常数
描述电场中物质电容特性的物理量，单位 为法拉/米（F/m）。介电常数的大小与物 质的极化程度有关。
VS
磁导率
如前所述，描述材料对磁场响应能力的物 理量。在时变电磁场中，磁导率是复数， 其实部表示物质的磁性，虚部表示物质的 损耗。
铁电材料与铁磁材料
铁电材料
具有自发极化且在一定温度范围内铁电体从 顺电相转变为铁电相的材料。其特点是具有 较高的介电常数和较弱的磁导率。
包括四个基本方程，其中三个描述了电场和磁场的变化，一个描述了电荷 与电流的关系。
适用于所有频率和波长的电磁波，包括无线电波、可见光、X射线等。
波动方程
是描述波动现象的基 本方程，包括声波、 光波、电磁波等。
波动方程是偏微分方 程，需要求解以获得 电场和磁场的分布和 变化。
在时变电磁场中，波 动方程描述了电场和 磁场在空间中的传播 和变化。
铁磁材料
具有显著磁性的材料，其特点是具有较高的 磁导率和较弱的介电常数。在时变电磁场中， 铁磁材料的磁导率可能表现出强烈的非线性。
06
时变电磁场中的数值计算 方法
有限元法
01
有限元法是一种将连续的求解 域离散化为有限个小的、相互 连接但不重叠的单元，然后对 每个单元进行求解的方法。
02
在时变电磁场中，有限元法可 以用来求解复杂的电磁问题， 如电磁波传播、电磁散射和辐 射等。
边界元法
01
边界元法是一种将偏微分方程的求解域离散化为边界离散点的 方法，通过在边界上应用离散化的方程来求解问题。
02
在时变电磁场中，边界元法可以用来求解电磁波散射和辐射等
问题。
边界元法的优点在于精度高，适用于处理复杂的几何形状和边
介电常数
描述电场中物质电容特性的物理量，单位 为法拉/米（F/m）。介电常数的大小与物 质的极化程度有关。
VS
磁导率
如前所述，描述材料对磁场响应能力的物 理量。在时变电磁场中，磁导率是复数， 其实部表示物质的磁性，虚部表示物质的 损耗。
铁电材料与铁磁材料
铁电材料
具有自发极化且在一定温度范围内铁电体从 顺电相转变为铁电相的材料。其特点是具有 较高的介电常数和较弱的磁导率。
包括四个基本方程，其中三个描述了电场和磁场的变化，一个描述了电荷 与电流的关系。
适用于所有频率和波长的电磁波，包括无线电波、可见光、X射线等。
波动方程
是描述波动现象的基 本方程，包括声波、 光波、电磁波等。
波动方程是偏微分方 程，需要求解以获得 电场和磁场的分布和 变化。
在时变电磁场中，波 动方程描述了电场和 磁场在空间中的传播 和变化。
铁磁材料
具有显著磁性的材料，其特点是具有较高的 磁导率和较弱的介电常数。在时变电磁场中， 铁磁材料的磁导率可能表现出强烈的非线性。
06
时变电磁场中的数值计算 方法
有限元法
01
有限元法是一种将连续的求解 域离散化为有限个小的、相互 连接但不重叠的单元，然后对 每个单元进行求解的方法。
02
在时变电磁场中，有限元法可 以用来求解复杂的电磁问题， 如电磁波传播、电磁散射和辐 射等。
第六章 时变电磁场0
C
回路附近的磁感应强度为，穿过回路的磁通 S B dS d in B dS 于是（6-1）可以写成 （6-2） dt S 二、法拉第电磁感应定律的积分与微分形式 从一般意义上讲，电流是电荷的定向运动形成 的，而电荷的定向运动往往是电场力对其作用的结 果。所以，当磁通量发生变化时导体回路中产生感 应电流，这一定预示着空间中存在电场。这个电场 不是电荷激发的，而是由于回路的磁通量发生变化 而引起的，它不同于静电场。当一个单位正电荷在 电场力的作用下绕回路c一周时，电场力所做的功 C Ein dl 为 in 它等效于电源对电荷所做的功，即电源电动 势。此时电源电动势就是感应电动势 , 有
对安培环路定律和位移电流的讨论
时变场情况下，磁场仍是有旋场，但旋涡源除传导 电流外，还有位移电流；
位移电流代表电场随时间的变化率，当电场发生变 化时，会形成磁场的旋涡源（位移电流），从而激 发起磁场； 推广的安培环路定律物理意义：随时间变化的电场 会激发磁场；
位移电流是一种假想电流，由麦克斯韦用数学方法 引入，在此假说的基础上，麦克斯韦预言了电磁波 的存在，而赫兹通过试验证明了电磁波确实存在， 从而反过来证明了位移电流理论的正确性。
J E J
式中 J 代表产生时变电磁场的电流源或非电的外源。 麦克斯韦方程组中各个方程不是完全独立的。可以由第 1、2 方程 导出第 3、4 方程，或反之。 对于不随时间变化的静态场，则
E D H B 0 t t t t
的改变，即
in
（6-1） 式中负号即表示回路中感应电动势的作用总是要阻 止回路中磁通量的变化。这里已规定：感应电动势 的正方向和磁力线的正方向之间存在右手螺旋系。 设任意导体回路围成的曲面为，其单位法向矢量为， 如图6-1所示。 n
回路附近的磁感应强度为，穿过回路的磁通 S B dS d in B dS 于是（6-1）可以写成 （6-2） dt S 二、法拉第电磁感应定律的积分与微分形式 从一般意义上讲，电流是电荷的定向运动形成 的，而电荷的定向运动往往是电场力对其作用的结 果。所以，当磁通量发生变化时导体回路中产生感 应电流，这一定预示着空间中存在电场。这个电场 不是电荷激发的，而是由于回路的磁通量发生变化 而引起的，它不同于静电场。当一个单位正电荷在 电场力的作用下绕回路c一周时，电场力所做的功 C Ein dl 为 in 它等效于电源对电荷所做的功，即电源电动 势。此时电源电动势就是感应电动势 , 有
对安培环路定律和位移电流的讨论
时变场情况下，磁场仍是有旋场，但旋涡源除传导 电流外，还有位移电流；
位移电流代表电场随时间的变化率，当电场发生变 化时，会形成磁场的旋涡源（位移电流），从而激 发起磁场； 推广的安培环路定律物理意义：随时间变化的电场 会激发磁场；
位移电流是一种假想电流，由麦克斯韦用数学方法 引入，在此假说的基础上，麦克斯韦预言了电磁波 的存在，而赫兹通过试验证明了电磁波确实存在， 从而反过来证明了位移电流理论的正确性。
J E J
式中 J 代表产生时变电磁场的电流源或非电的外源。 麦克斯韦方程组中各个方程不是完全独立的。可以由第 1、2 方程 导出第 3、4 方程，或反之。 对于不随时间变化的静态场，则
E D H B 0 t t t t
的改变，即
in
（6-1） 式中负号即表示回路中感应电动势的作用总是要阻 止回路中磁通量的变化。这里已规定：感应电动势 的正方向和磁力线的正方向之间存在右手螺旋系。 设任意导体回路围成的曲面为，其单位法向矢量为， 如图6-1所示。 n
电磁场与电磁波(第三版)课后答案第6章
第六章时变电磁场6.1 有一导体滑片在两根平行的轨道上滑动，整个装置位于正弦时变磁场5cos mT z e t ω=B 之中，如题6.1图所示。
滑片的位置由0.35(1cos )m x t ω=-确定，轨道终端接有电阻0.2R =Ω，试求电流i.解 穿过导体回路abcda 的磁通为5cos 0.2(0.7)cos [0.70.35(1cos )]0.35cos (1cos )z z d B ad ab t x t t t t ωωωωωΦ==⨯=⨯-=--=+⎰ B S e e故感应电流为110.35sin (12cos ) 1.75sin (12cos )mAin d i R R dt t t t t R ωωωωωωΦ==-=-+-+E6.2 一根半径为a 的长圆柱形介质棒放入均匀磁场0z B =B e 中与z 轴平行。
设棒以角速度ω绕轴作等速旋转，求介质内的极化强度、体积内和表面上单位长度的极化电荷。
解 介质棒内距轴线距离为r 处的感应电场为 00z r r r B φωω=⨯=⨯=E v B e e B e故介质棒内的极化强度为 00000(1)()e r r r r B r B εεεωεεω==-=-P E e e X极化电荷体密度为2000011()()2()P rP r B r r r rB ρεεωεεω∂∂=-∇⋅=-=--∂∂=--P极化电荷面密度为00()()P r r r a e r a B σεεωεεω==⋅=-⋅=-P n B e 则介质体积内和表面上同单位长度的极化电荷分别为220020012()212()P P PS P Q a a B Q a a B πρπεεωπσπεεω=⨯⨯=--=⨯⨯=-6.3 平行双线传输线与一矩形回路共面，如题6.3图所示。
设0.2a m =、0.1m b c d ===、71.0cos(210)A i t π=⨯，求回路中的感应电动势。
六章节时变电磁场和平面电磁波-精品.ppt
4
1R e(EH )1R e(EH ej2t)
2
2
S a v T 10 T [1 2 R e (E H ) 1 2 R e (E H e j2 t)]d t
1 Re(EH) 2
边界条件的复数形式
nˆ ( E 1 E 2 ) 0 nˆ ( H 1 H 2 ) J s nˆ ( D 1 D 2 ) s nˆ ( B 1 B 2 ) 0
2E2E,2H2H
t2
t2
则无源空间的波动方程变为：
2
E
2E t2
0
2
H
2H t2
0
22EH22EH00
亥姆霍兹方程
若令： k2 2，则亥姆霍兹方程变为
2E k2E 0 2H k2H 0 说明：亥姆霍兹方程的解为时谐场（正弦电磁波）。
例
在自由空间某点存在频率为5 GHz的时谐电磁场, 其磁场强度复
Re Jm (r) j Dm (r) e jt
R e H m ( r ) e j t R e J m ( r ) jD m ( r ) e j t
上式表明这些复数的实部相等，且等式两边都有时间
因子 ，故意味着相应的复数相等，即
H m ( r ) e j t J m ( r ) jD m ( r )e j t
§6-1. 时谐电磁场 Time harmonic electromagnetic fields
时谐电磁场又称为正弦电磁场，在这种形式的场中，激励源 以单一频率随时间作正弦变化，在线性系统中，一个正弦变 化的源，在系统中所有的点产生的场随时间做正弦变化
在线性媒质中，以任意规律随时间变化的的电磁场，都可分解 为一系列正弦场的叠加。
电场强度复振幅矢量
电磁场与电磁波课件第六章时变电磁场
利用散射技术可以对地球表面、气象云层等进行遥感探测，获取 相关信息。
环境监测
通过测量大气中污染物的吸收特性，可以监测空气质量、污染物 排放等环境问题。
医学成像
核磁共振、超声成像等医学成像技术中，利用物质的散射和吸收 特性，实现对人体内部结构的无损检测。
06
时变电磁场的测量与观 测
测量与观测的基本方法
01
描述时变电磁场的运动规律，包括变化的电场和磁 场之间的关系。
02
包括安培定律、法拉第定律和奥斯特定律等基本物 理规律。
03
麦克斯韦方程组是经典电磁学理论的核心，为电磁 波的传播和辐射奠定了基础。
波动方程与时变电磁场
01
时变电磁场遵循波动方程，描述了电场和磁场随时间
和空间的变化规律。
02
波动方程的解为电磁波，具有振幅、相位、频率和波
描述
时变电磁场可以用麦克斯韦方程组来 描述，其中电场和磁场是相互耦合的， 并且它们的源是电荷和电流。
时变电磁场的重要性
应用广泛
时变电磁场在许多领域都有重要的应 用，如无线通信、雷达、电磁成像、 电磁感应加热等。
基础研究
时变电磁场也是电磁学和物理学领域 的基础研究内容之一，对于深入理解 电磁波传播、辐射和散射等现象具有 重要意义。
时变电磁场的历史与发展
历史回顾
时变电磁场的概念可以追溯到19世纪末麦克斯韦的理论研究 。随着科学技术的发展，时变电磁场的研究不断深入和应用 范围不断扩大。
发展趋势
目前，时变电磁场的研究正朝着更高频率、更短脉冲、更复 杂环境等方向发展，为未来的科技应用提供了更多可能性。
03
时变电磁场的特性
麦克斯韦方程组
电磁波与物质的相互作用
环境监测
通过测量大气中污染物的吸收特性，可以监测空气质量、污染物 排放等环境问题。
医学成像
核磁共振、超声成像等医学成像技术中，利用物质的散射和吸收 特性，实现对人体内部结构的无损检测。
06
时变电磁场的测量与观 测
测量与观测的基本方法
01
描述时变电磁场的运动规律，包括变化的电场和磁 场之间的关系。
02
包括安培定律、法拉第定律和奥斯特定律等基本物 理规律。
03
麦克斯韦方程组是经典电磁学理论的核心，为电磁 波的传播和辐射奠定了基础。
波动方程与时变电磁场
01
时变电磁场遵循波动方程，描述了电场和磁场随时间
和空间的变化规律。
02
波动方程的解为电磁波，具有振幅、相位、频率和波
描述
时变电磁场可以用麦克斯韦方程组来 描述，其中电场和磁场是相互耦合的， 并且它们的源是电荷和电流。
时变电磁场的重要性
应用广泛
时变电磁场在许多领域都有重要的应 用，如无线通信、雷达、电磁成像、 电磁感应加热等。
基础研究
时变电磁场也是电磁学和物理学领域 的基础研究内容之一，对于深入理解 电磁波传播、辐射和散射等现象具有 重要意义。
时变电磁场的历史与发展
历史回顾
时变电磁场的概念可以追溯到19世纪末麦克斯韦的理论研究 。随着科学技术的发展，时变电磁场的研究不断深入和应用 范围不断扩大。
发展趋势
目前，时变电磁场的研究正朝着更高频率、更短脉冲、更复 杂环境等方向发展，为未来的科技应用提供了更多可能性。
03
时变电磁场的特性
麦克斯韦方程组
电磁波与物质的相互作用
第6章 时变电磁场(8)
。 要经过t=r/v时间才能传播到场点 r 对于矢势 A也可以作同样的解释。
由于在场点观察到
处电荷分布产生的电磁场，
标势 和矢势 A的时刻均迟于 “源”点激发的时刻，故称 A
和 为推迟势或滞后位。
z
(r ', t ' )
r
Rr r'
(r , t )
标量位和矢量位 仍然相互关联。
下面利用势的不确定性，引入适当的辅助条件， 使方程简化，以便求解。
13
★势函数的规范
(根据矢量场的Helmholtz定理)
要确定区域上的矢量函数， 只有在该矢量函数的
散度 旋度 边界条件 是确定时才能唯一确定。
14
根据磁矢势引入的定义，由关系式
是不能唯一确定磁矢势 Ar, t 。
Ar , t r , t Ar , t E r , t r , t r , t t t t
Ar , t Ar , t r , t r , t r , t r , t t
28
(3)达朗贝尔方程中标势 和矢势 A满足的 波动方程具有高度对称的形式。 这种对称性并不是偶然的， 它恰好满足了相对论对物理规律协 变性的要求。 同时，也为我们求解 和 A 提供了极 大的方便。
29
★规范变换的不变性 每一种规范建立了势函数与时变电磁场之 间的一一对应关系。因此同一电磁场可以
第六章 时变电磁场
§6.1 法拉第电磁感应定律 与麦克斯韦第二方程 §6.2 位移电流和全电流定律 §6.3 麦克斯韦方程组 §6.4 分界面上的边界条件 §6.5 坡印亭定理和坡印亭矢量 §6.6 时谐变电磁场 §6.7 波动方程 §6.8 时变场的标量位和矢量位
坡印廷矢量
一与能量流密度有关的矢量，称为坡印廷矢量.
定义：坡印廷矢量(用符号S 表示) S (t) E(t) H (t) 瞬时坡印廷矢量
16
第六章 时变电磁场
31~32
六、坡印廷定理和坡印廷矢量
2. 坡印廷定理和坡印廷矢量
坡印廷矢量： ① 坡印廷矢量为时间t的函数，表示瞬时功率流密度；
② 公式中 E, H 表达式应为场量的实数表达式；
3
第六章 时变电磁场
31~32
五、时变电磁场的边界条件
2. 边界条件的一般形式 0,
③磁感应强度 B 的边界条件
法向分量连续
B1 nˆ B2 nˆ 0
B2n B1n
④电位移矢量 D 的边界条件
法向分量不连续
(D1 D2 ) nˆ s D1n D2n s
4
第六章 时变电磁场
0
E A E A
t
t
就是动态标量位。
25
第六章 时变电磁场
31~32
八、动态矢量位和标量矢量位
2. 洛伦兹条件和达朗贝尔方程
动态标量位和矢量位可以分别代入麦克斯韦方程组得到
它们的方程
2 ( A)
t
2A
2 A t 2
J
A
t
26
第六章 时变电磁场
31~32
八、动态矢量位和标量矢量位
5
第六章 时变电磁场
31~32
五、时变电磁场的边界条件
4. 理想导体界面上的边界条件
在导体内，电场强度和磁感应强度均为零，表面上，一
般存在自由电荷和传导电流
nˆ H Js Ht Js
nˆ E 0 Et 0
B nˆ 0 Bn 0
D nˆ s Dn s
定义：坡印廷矢量(用符号S 表示) S (t) E(t) H (t) 瞬时坡印廷矢量
16
第六章 时变电磁场
31~32
六、坡印廷定理和坡印廷矢量
2. 坡印廷定理和坡印廷矢量
坡印廷矢量： ① 坡印廷矢量为时间t的函数，表示瞬时功率流密度；
② 公式中 E, H 表达式应为场量的实数表达式；
3
第六章 时变电磁场
31~32
五、时变电磁场的边界条件
2. 边界条件的一般形式 0,
③磁感应强度 B 的边界条件
法向分量连续
B1 nˆ B2 nˆ 0
B2n B1n
④电位移矢量 D 的边界条件
法向分量不连续
(D1 D2 ) nˆ s D1n D2n s
4
第六章 时变电磁场
0
E A E A
t
t
就是动态标量位。
25
第六章 时变电磁场
31~32
八、动态矢量位和标量矢量位
2. 洛伦兹条件和达朗贝尔方程
动态标量位和矢量位可以分别代入麦克斯韦方程组得到
它们的方程
2 ( A)
t
2A
2 A t 2
J
A
t
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第六章 时变电磁场
31~32
八、动态矢量位和标量矢量位
5
第六章 时变电磁场
31~32
五、时变电磁场的边界条件
4. 理想导体界面上的边界条件
在导体内，电场强度和磁感应强度均为零，表面上，一
般存在自由电荷和传导电流
nˆ H Js Ht Js
nˆ E 0 Et 0
B nˆ 0 Bn 0
D nˆ s Dn s
电磁场与电磁波(第六章)
E
2
t
H
E
2
t
2
0
二、H 的波动方程
同E 的波动方程，有
H
2
H
2
t
2
0
三、直角坐标系下的波动方程
2
为矢量的拉普拉斯算符，则有 磁场
2 2 2
电场
Ex Ex Ex Ex 0 2 2 2 2 x y z t 2 2 2 2E Ey Ey Ey y 0 2 2 2 2 x y z t 2 2 2 2E Ez Ez Ez z 0 2 2 2 2 x y z t
三、媒质的本构关系式 对于线性各向同性媒质有
D E 0 r E B H 0 r H J E
四、麦克斯韦方程组的限定形式 ◇ 麦氏方程的非限定形式：用E、D、B、H四个场量写出的方程。 ◇ 麦氏方程的限定形式：用E、H 二个场量写出的方程。 微分形式
H E E t
in
E dl
C
◇ 穿过回路的磁通量为 综上可得
m
B d S
S
法拉第电磁感应定律的积分形式
C
E dl =
B dS dt
S
d
法拉第电磁感应定律的微分形式 E 五、意义
B t
◇ 积分形式：感应电场在时变磁场中沿闭合曲线的线积分等于该曲线所围曲面 上穿过磁通的负变化率。 ◇ 微分形式： 1.感应电场是涡旋场，不是保守场； 2.感应电场的源是时变的磁场。
1
l
H 1t
H1
C
H dl JS dS +
2
t
H
E
2
t
2
0
二、H 的波动方程
同E 的波动方程，有
H
2
H
2
t
2
0
三、直角坐标系下的波动方程
2
为矢量的拉普拉斯算符，则有 磁场
2 2 2
电场
Ex Ex Ex Ex 0 2 2 2 2 x y z t 2 2 2 2E Ey Ey Ey y 0 2 2 2 2 x y z t 2 2 2 2E Ez Ez Ez z 0 2 2 2 2 x y z t
三、媒质的本构关系式 对于线性各向同性媒质有
D E 0 r E B H 0 r H J E
四、麦克斯韦方程组的限定形式 ◇ 麦氏方程的非限定形式：用E、D、B、H四个场量写出的方程。 ◇ 麦氏方程的限定形式：用E、H 二个场量写出的方程。 微分形式
H E E t
in
E dl
C
◇ 穿过回路的磁通量为 综上可得
m
B d S
S
法拉第电磁感应定律的积分形式
C
E dl =
B dS dt
S
d
法拉第电磁感应定律的微分形式 E 五、意义
B t
◇ 积分形式：感应电场在时变磁场中沿闭合曲线的线积分等于该曲线所围曲面 上穿过磁通的负变化率。 ◇ 微分形式： 1.感应电场是涡旋场，不是保守场； 2.感应电场的源是时变的磁场。
1
l
H 1t
H1
C
H dl JS dS +
第六章时变电磁场
c
H i dl = ∫ J f i ds + ∫
V
(6-4-4b) (6-4-4c) (6-4-4d)
� ∫ D i ds = ∫ � ∫ Bids = 0
s s
ρ f dV
以上所说的介质当然也包括自由空间。麦克斯韦方程组(6-4-3)是我们常用的形式。 利用电流连续性方程及下面恒等式：
∇ i (∇ × F ) ≡ 0
a I a I z I Jd I z
(a) 平行板电容器
(b) 电容器截面
图 6-3-1 正以 I 电流充电的平行板电容器
电容器左右板上的电荷分别是 q(t)和–q(t)，由例 2-7-1 知，平行板间的电通密度 为：
181
D(t ) = ε 0 E (t ) =
q (t ) ez π a2
因 I = dq/dt，因此平行板间的位移电流为：
179
6-2 麦克斯韦方程(法拉第定律)
我们知道，在导体中，必须有电场才能维持导体中的电流。这使得我们可用感 应电场 Eind 来描述导体中的感应电动势 e，即
e=� ∫ Eind idl
c
因由 C 包围的总磁通为：
ψ = ∫ Bids
s
因此，式(6-1-1)可写成：
� ∫
成：
c
Eind idl = −
1) 2) What is the displacement current? Is it an electric flow? How is the displacement current different from the conduction current and convection current?
d B i ds dt ∫s
第六章 时变电磁场
第六章
6.1 6.2 6.3 6.4 6.5 6.6 6.7
时变电磁场
法拉第电磁感应定律 位移电流 麦克斯韦方程 时变电磁场的边界条件 坡印廷定理和坡印廷矢量 波动方程 动态矢量位和标量位
1
静电场和恒定磁场各自独立存在，可以分开讨论。 静电场和恒定磁场各自独立存在，可以分开讨论。 在时变电磁场中，电场与磁场都是时间和空间的函数； ◇ 在时变电磁场中，电场与磁场都是时间和空间的函数； 变化的磁场会产生电场，变化的电场会产生磁 变化的磁场会产生电场，变化的电场会产生磁场，电场 与磁场相互依存，构成统一的电磁场。 与磁场相互依存，构成统一的电磁场。 英国科学家麦克斯韦提出位移电流假说，将静态场、 麦克斯韦提出位移电流假说 ◇ 英国科学家麦克斯韦提出位移电流假说，将静态场、 恒定场、 恒定场、时变场的电磁基本特性用统一的电磁场基本 方程组概括。 方程组概括。电磁场基本方程组是研究宏观电磁现象的 理论基础。 理论基础。
∫ H • dl = ∑ I
C
应用于时变场领域的时候产生了矛盾。 应用于时变场领域的时候产生了矛盾。
8
连接于交流电源上的电容器， 连接于交流电源上的电容器，作闭合曲线 C 与导线相交链 根据安培环路定律：
∫ H • dl = ∑ I
C
S2
S1 C
10、经过 1 面（茶杯盖平面） 经过S 茶杯盖平面）
3
◇电动势是非保守电场沿闭合路径的积分，回路中出现 电动势是非保守电场沿闭合路径的积分， 感应电动势，表明导体内出现感应电场。 感应电动势，表明导体内出现感应电场。这说明 感应电场是有旋场， 感应电场是有旋场，且感应电场的出现是磁场变化 的结果。 的结果。
dΦ εin = ∫ Ein ⋅ dl = − dt c
6.1 6.2 6.3 6.4 6.5 6.6 6.7
时变电磁场
法拉第电磁感应定律 位移电流 麦克斯韦方程 时变电磁场的边界条件 坡印廷定理和坡印廷矢量 波动方程 动态矢量位和标量位
1
静电场和恒定磁场各自独立存在，可以分开讨论。 静电场和恒定磁场各自独立存在，可以分开讨论。 在时变电磁场中，电场与磁场都是时间和空间的函数； ◇ 在时变电磁场中，电场与磁场都是时间和空间的函数； 变化的磁场会产生电场，变化的电场会产生磁 变化的磁场会产生电场，变化的电场会产生磁场，电场 与磁场相互依存，构成统一的电磁场。 与磁场相互依存，构成统一的电磁场。 英国科学家麦克斯韦提出位移电流假说，将静态场、 麦克斯韦提出位移电流假说 ◇ 英国科学家麦克斯韦提出位移电流假说，将静态场、 恒定场、 恒定场、时变场的电磁基本特性用统一的电磁场基本 方程组概括。 方程组概括。电磁场基本方程组是研究宏观电磁现象的 理论基础。 理论基础。
∫ H • dl = ∑ I
C
应用于时变场领域的时候产生了矛盾。 应用于时变场领域的时候产生了矛盾。
8
连接于交流电源上的电容器， 连接于交流电源上的电容器，作闭合曲线 C 与导线相交链 根据安培环路定律：
∫ H • dl = ∑ I
C
S2
S1 C
10、经过 1 面（茶杯盖平面） 经过S 茶杯盖平面）
3
◇电动势是非保守电场沿闭合路径的积分，回路中出现 电动势是非保守电场沿闭合路径的积分， 感应电动势，表明导体内出现感应电场。 感应电动势，表明导体内出现感应电场。这说明 感应电场是有旋场， 感应电场是有旋场，且感应电场的出现是磁场变化 的结果。 的结果。
dΦ εin = ∫ Ein ⋅ dl = − dt c
时变电磁场
p
• t ＝ ０. 由此有 .Ｊ=０， ∮SJ.dS＝ ０. 恒定电流是无源场. 电流线
是连续的闭合曲线. 既无起点也无终点.
• 电流连续性方程的积分形式为:
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6.1 时变电磁场的概念和基本方程
• 2. 电磁场中的三种力
• (１) 库仑定律与电场力:
• (２) 磁感应强度 Ｂ 与磁场力:
个显式标量ρ. ５ 个矢量(Ｅ. Ｂ. Ｈ. Ｄ. Ｊ). 每一个矢量隐含３ 个标量
分量.即一共１６ 个标量. 前述独立标量方程只有７ 个. 无法完全确定
５ 个电磁场矢量. 所以需要另有９ 个独立的标量方程来确定电磁场分
布.
• 基本方程称为非限定形式. 引入本构方程. 使麦克斯韦方程构成自身一
致的完备方程组. 称为方程组的限定形式.
在许多科学仪器和工业设备如β 谱仪、质谱仪、粒子加速器、电子显
微镜、磁镜装置、霍尔器件中. 洛伦兹力都有广泛应用.
• (四) 基本方程记忆理解图
• 基本方程体现了时变电磁场的全部场与源相互依存、相互制约、不可
分割的关系. 反映变化的磁场周围伴随一个变化电场. 变化的电场周围
要产生一个变化磁场的必然规律. 电磁场基本方程可以用来分析各种
D
E
中. 位移电流密度Jd＝ ＝
ε
t 0
. t
• 位移电流的定义: 位移电流是电位移矢量随时间的变化率对曲面的积
分。
• (三) 电流连续性定理和洛伦兹力定律
• １. 电流连续性定理
• (时变) 电磁场的基本方程还包括电流连续性定理和洛伦兹力定律. 电
流连续性定理与电荷守恒定律一脉相承.
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• 1. 时变电磁场基本方程的积分形式
• t ＝ ０. 由此有 .Ｊ=０， ∮SJ.dS＝ ０. 恒定电流是无源场. 电流线
是连续的闭合曲线. 既无起点也无终点.
• 电流连续性方程的积分形式为:
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6.1 时变电磁场的概念和基本方程
• 2. 电磁场中的三种力
• (１) 库仑定律与电场力:
• (２) 磁感应强度 Ｂ 与磁场力:
个显式标量ρ. ５ 个矢量(Ｅ. Ｂ. Ｈ. Ｄ. Ｊ). 每一个矢量隐含３ 个标量
分量.即一共１６ 个标量. 前述独立标量方程只有７ 个. 无法完全确定
５ 个电磁场矢量. 所以需要另有９ 个独立的标量方程来确定电磁场分
布.
• 基本方程称为非限定形式. 引入本构方程. 使麦克斯韦方程构成自身一
致的完备方程组. 称为方程组的限定形式.
在许多科学仪器和工业设备如β 谱仪、质谱仪、粒子加速器、电子显
微镜、磁镜装置、霍尔器件中. 洛伦兹力都有广泛应用.
• (四) 基本方程记忆理解图
• 基本方程体现了时变电磁场的全部场与源相互依存、相互制约、不可
分割的关系. 反映变化的磁场周围伴随一个变化电场. 变化的电场周围
要产生一个变化磁场的必然规律. 电磁场基本方程可以用来分析各种
D
E
中. 位移电流密度Jd＝ ＝
ε
t 0
. t
• 位移电流的定义: 位移电流是电位移矢量随时间的变化率对曲面的积
分。
• (三) 电流连续性定理和洛伦兹力定律
• １. 电流连续性定理
• (时变) 电磁场的基本方程还包括电流连续性定理和洛伦兹力定律. 电
流连续性定理与电荷守恒定律一脉相承.
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• 1. 时变电磁场基本方程的积分形式
时变电磁场
据此如果将这根通电导线周围的所有导线都弯曲变成通电线圈，那么不能与中心这根通电导线产生引力的通 电线圈，就都会在斥力的作用之下产生绕轴的翻转运动。
如果这些通电线圈，就是摆放在通电导线周围，处在同一平面上的小磁针，此时通电导线周围的所有小磁针， 就会在通电导线周围形成一圈NS二极首尾相连的小磁针的圆形分布。这就是通电导线周围的小磁针能够产生绕轴 旋转，在通电导线周围能够形成NS二极首尾相连的小磁针圆圈分布的原因。
同理，如果将右边的通电导线向左弯曲成平面线圈，线圈就与左边的通电导线之间产生的就是斥力，若右边 的通电线圈可以绕着中心轴旋转，右边的通电线圈就会在斥力的作用下产生绕轴的翻转运动，就会直至翻转到能 够与左边的通电导线产生最大引力的位置为止，此时向左弯曲线圈中的电流方向就会因翻转转的运动変成会与向 右弯曲线圈中的电流方向一致，不会再产生绕轴的翻转运动了。
术语
Байду номын сангаас
时变电磁场是随时间变化着的电磁场。时变电磁场与静态的电场和磁场有显著的差别，出现一些由于时变而 产生的效应。这些效应有重要的应用，并推动了电工技术的发展。
时变电磁场如果将二根通入同向电流的平行导线，右边的那根导线向右弯曲成平面线圈，该平面线圈就成了 最简单的磁石，那么根据平行电流的相互作用产生引斥力的结论，此时右边的通电平面线圈与左边的通电导线之 间产生的就是引力。
关系
坡印廷矢量
电磁场的能量
电磁场的动量
线性媒质中电场能量密度we与磁场能量密度wm分别为
式中D为电位移矢量；E为电场强度；B为磁感应强度；H为磁场强度。在时变电磁场中，它们均随时间而变化， 根据能量守恒原理，自然伴随有能量的流动。
用S表示， S=E×H，在闭合面A上的面积分代表单位时间内由该闭合面A内向外传播的能量，即能流。坡印廷 矢量则代表单位时间内在单位面积上由内向外传播的能量，即能流面密度。在无线电工程中常用它来分析天线的 辐射能量或辐射功率。
如果这些通电线圈，就是摆放在通电导线周围，处在同一平面上的小磁针，此时通电导线周围的所有小磁针， 就会在通电导线周围形成一圈NS二极首尾相连的小磁针的圆形分布。这就是通电导线周围的小磁针能够产生绕轴 旋转，在通电导线周围能够形成NS二极首尾相连的小磁针圆圈分布的原因。
同理，如果将右边的通电导线向左弯曲成平面线圈，线圈就与左边的通电导线之间产生的就是斥力，若右边 的通电线圈可以绕着中心轴旋转，右边的通电线圈就会在斥力的作用下产生绕轴的翻转运动，就会直至翻转到能 够与左边的通电导线产生最大引力的位置为止，此时向左弯曲线圈中的电流方向就会因翻转转的运动変成会与向 右弯曲线圈中的电流方向一致，不会再产生绕轴的翻转运动了。
术语
Байду номын сангаас
时变电磁场是随时间变化着的电磁场。时变电磁场与静态的电场和磁场有显著的差别，出现一些由于时变而 产生的效应。这些效应有重要的应用，并推动了电工技术的发展。
时变电磁场如果将二根通入同向电流的平行导线，右边的那根导线向右弯曲成平面线圈，该平面线圈就成了 最简单的磁石，那么根据平行电流的相互作用产生引斥力的结论，此时右边的通电平面线圈与左边的通电导线之 间产生的就是引力。
关系
坡印廷矢量
电磁场的能量
电磁场的动量
线性媒质中电场能量密度we与磁场能量密度wm分别为
式中D为电位移矢量；E为电场强度；B为磁感应强度；H为磁场强度。在时变电磁场中，它们均随时间而变化， 根据能量守恒原理，自然伴随有能量的流动。
用S表示， S=E×H，在闭合面A上的面积分代表单位时间内由该闭合面A内向外传播的能量，即能流。坡印廷 矢量则代表单位时间内在单位面积上由内向外传播的能量，即能流面密度。在无线电工程中常用它来分析天线的 辐射能量或辐射功率。
06第六章_时变电磁场(定稿9学时)
l
路径的线积分出现了两种不同结果。这就说明，静态场中 的安培环路定律用于时变场时要产生矛盾。麦克斯韦首先 发现并从理论上解决了这一矛盾。他假定在电容器两极板 间传导电流中断处存在另一种电流，称之为“位移电流”，
由一个极板流向另一个极板的位移电流的数值 i d 等于导
线中的传导电流 ic ，而且位移电流与传导电流有相同的 磁效应，即以相同的方式激发磁场。
（6.2.6）
13 23 33
11 12 例如：地磁场作用下的电离层，其介电常数为张量： 21 22 31 32 D E
恒定磁场作用下的铁氧体材料，其磁导率为张量：
B H
11 21 31
S
（6.1.4）
以及反映媒质特性的组成关系：
D 0 E P B M H 0 J E
或：B 0 H M
（6.1.5）
此外，还有表示电荷守恒的电流连续性方程：
d s J ds dt v d , J t
l
（6.1.6）
如前所述，式（6.1.3）是静电场方程 E dl 0 在
时变条件下的推广。同时，在第四章中也将式（6.1.2）
推广用于时变场。为了考察式（6.1.4）是否适用于时变 场，我们来研究电容器在充放电过程中电流与磁场的关 系。
如图示，设电容器中的介质是理想的，因而电容器极 板间不可能有传导电流或运流电流。但当开关接通瞬间， 导线中必然有电流向电容器充电并在空间建立磁场。应用 安培环路定律，若选取由闭合路径 所限定的曲面 S1 与 导线相交，则有：
12 22 32
13 23 33
路径的线积分出现了两种不同结果。这就说明，静态场中 的安培环路定律用于时变场时要产生矛盾。麦克斯韦首先 发现并从理论上解决了这一矛盾。他假定在电容器两极板 间传导电流中断处存在另一种电流，称之为“位移电流”，
由一个极板流向另一个极板的位移电流的数值 i d 等于导
线中的传导电流 ic ，而且位移电流与传导电流有相同的 磁效应，即以相同的方式激发磁场。
（6.2.6）
13 23 33
11 12 例如：地磁场作用下的电离层，其介电常数为张量： 21 22 31 32 D E
恒定磁场作用下的铁氧体材料，其磁导率为张量：
B H
11 21 31
S
（6.1.4）
以及反映媒质特性的组成关系：
D 0 E P B M H 0 J E
或：B 0 H M
（6.1.5）
此外，还有表示电荷守恒的电流连续性方程：
d s J ds dt v d , J t
l
（6.1.6）
如前所述，式（6.1.3）是静电场方程 E dl 0 在
时变条件下的推广。同时，在第四章中也将式（6.1.2）
推广用于时变场。为了考察式（6.1.4）是否适用于时变 场，我们来研究电容器在充放电过程中电流与磁场的关 系。
如图示，设电容器中的介质是理想的，因而电容器极 板间不可能有传导电流或运流电流。但当开关接通瞬间， 导线中必然有电流向电容器充电并在空间建立磁场。应用 安培环路定律，若选取由闭合路径 所限定的曲面 S1 与 导线相交，则有：
12 22 32
13 23 33
电动力学第六章时变电磁场-时变电场和时变磁场都是有旋无散
问题1：法拉第电磁感应定律是怎样表示的，其物理 意义何在，产生感应电动势有哪几种形式？
三、法拉第电磁感应定律（由学生回答）
１、法拉第电磁感应定律：当穿过线圈所包围面积对磁通 发生变化时，线圈中就产生感应电动势
Ñ in
d dt
c
rr B dS
r in为感应电动势，它是电导线体内的感应电场Ein来维持的。
变化的电场
变化的磁场
５）由于电场、磁场相互激发，转化可形成电磁波，以有限的 速度向空间传播,形成电磁波。
麦克斯韦方程经典电磁理论的基本定律.麦克斯韦方程如 下:
微分形式
r H
r J
r D
t
r E
r B
t
积分形式
Ñ r r
Hdl
r (J
r D
)
r dS
(安培定理)
c
s
t
Ñ r r
Edl
c
r B
r dS
s t
(法拉第电磁感觉 定理)
r
rr
B 0 Ñ s B dS 0
(磁通连续性方程)
r
rr
D Ñ s D dS q
(高斯定理)
谢谢各位领导和 专家们指导！
❖ １）时变电场是有旋有散的，电力线可闭合也可不闭合；
❖ ２）时变磁场是有旋无散的，磁力线总是闭合的；
❖ ３）不闭合的电力线从正电荷到负电荷； 闭合的电力线与磁力线相交链； 闭合的磁力线要么与电力线交链，要么与电流相交链。
４）在无源区域（即：无电荷，也无电流）时变电场和时变磁 场都是有旋无散，电力线与磁力线自行闭合，相互交链；
第六章 时变电磁场
法拉第电磁感应定律 位移电流与麦克斯韦方程组
第六章时变电磁场和平面电磁波
Re(
Em (r)e j
t)
E(r, t)e jtdt Re( Em (r)e jt )
j
H J D t
Re Hm (r)e jt Re Hm(r)e jt
Re
Jm (r)e j t
Re t
Dm (r)e jt
Re
Jm (r)e jt
Re t
Hy
j
E x z
Ex Ex0e jkz
k
Hy
Ex0e jkz
H y0e jkz
式中 H y0
Ex0
在理想介质中，均匀平面波的电场相位与磁场相位相同，
且两者空间相位均与变量 z 有关，但振幅不会改变。
Ex
左图表示 t = 0 时刻，电
z
场及磁场随空间的变化情
Hy
况。
波阻抗(wave impedance): 指与传播方向垂直的横平面
时谐电磁场场中物理量的表示
E(r,t) Em (r) cos( t e (r)) 时谐场的相量表示法
E(r,t) Re Em(r)e j te (r) Re Em(r)e jt
Em (r) Em (r) Em (r)e je (r)
电场强度复振幅矢量
它只是空间坐标的函数，与时间t无关。
f
f
2
周期(period)： T 1 T 2
❖
波数k、波长与波矢量
f k
波数k: 长为 2 距离内包含的波长数。 k 2
波长(wavelength): 2 2 1 k f
波矢量: k k k 式中：k即为波数
k 2 k 即为表示波传播方向的单位矢量。 说明： 平面波的频率是由波源决定的，它始终与源的频
时变场6.1-6.3
E ( A) 0 t
A E t
A E t A E t
它表明产生电场的原因有两个：一是电荷产 生的；二是随时间变化的磁场。
6.1.3 运动系统中B不随时 间变化情形下的感应电动势 所谓运动系统是指回路相对磁场有机械运动，如果 此时不伴随磁场的变化（即磁场不随时间变化）。这 时回路中的磁通也将发生变化，产生感应电场，产生 感应电动势。 假设回路的元线段 dl 的运动速 度为 v ，则其中的自由电荷 dq 所受到的磁力为：
恒定磁场中的安培环路定律应用于时变电流的磁 场中会遇到矛盾。为解决这一矛盾，麦克斯韦提出了 “位移电流”的假说，并利用“位移电流”的概念揭 开了电场与磁场相联系的另一方面——即变化的电场 产生磁场。
首先来看恒定磁场中的安培环路定律应用于时变电 流的磁场中会遇到矛盾。
如图所示的电路中 +q
i S1
–q
df dq( B v )
产生感应电场： df Ei dq
v
Bv
Ei B v
ei Ei dl l B v dl
l
E dS E dl
S l
旋度定理
6.2 位移电流与全电流定律（Displacement Current and ） 6.2.1 位移电流（Displacement Current）
麦克斯韦利用感应电场的概念揭开了电场与磁场相 联系的一个方面——即变化的磁场产生电场。 深信电场与磁场密切联系并具有对称性的麦克斯 韦，认为变化的电场产生磁场。
Id
D ε R t 称为位移电流密度Jd，它是对变化电场的等
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O
y
x
位于V 中的体电荷在 r 处产生的电位为
r r
(r ,t) 1
r,t
v
dV
4 V
r r
将矢量位方程在直角坐标系中展开，则矢量位 A 各
个分量均满足结构相同的非齐次标量波动方程式，
即
2 Ax
2 Ax t 2
Jx
2 Ay
2 Ay t 2
Jy
2 Az
2 Az t 2
(r,t)
f1
t
r v
r
已知位于原点的静止点电荷 q dV 产生的电位为
(r) dV 4π r
t r
可见函数
f1
为
f1
t
r v
v dV
4π
位于原点的时变点电荷的标量位为
d
(r,t)
t
r v
dV
4π r
z
r,t
r
r v
dV'
r' - r
(r, t)
V'
r'
r
Jz
每个分量的解结构同前。三个分量合成后，矢量位 A
的解为
r r
A(r ,t)
J r,t
v
dV
4 V
r r
r r
(r ,t) 1
r,t
v
dV
4 V
r r
r r
A(r ,t)
J r,t
v
dV
4 V
r r
推论：位于 r 处的源产生的场传到 r 处需要一段时间这段
t
移电流密度，以 JD 表示
J S
D t
dS
0
S J JD d S 0
J
D t
0
J JD 0
上式称为全电流连续性原理。
对于静电场，由于 D 0 ，自然不存在位移电流。
t
麦克斯韦认为位移电流也可产生磁场，因此安培环路 定律变为
H dl C
S JC dS
时变电磁场的边界条件
电场的边界条件
l
E
d
l
S
B t
d
S
S DdS q
D2n D1n S
en (D2 D1) S
E1t E2t
en (E2 E1) 0
磁场的边界条件
l
H dl
S (J
D)dS t
S BdS 0
B1n B2n
en (B2 B1) 0
H2t H1t JS en (H 2 H1) JS
推结推论论2：134：：为时离静源了变开变止向源时化电空的变越荷间附源快或辐近的，恒射，远空定电时处间电磁差，滞流能很由后一量小于越旦，，时大消必场差，失须强很即，使的大使它用变，在们高化辐源产频基射附生电本效近的上场 与流也应源激随显有同励著显之步发，著失，射所的去所天以电，以线远磁因近，处辐而处而的射静的通时。态时常变所场变5场以称0场H称似为z称的为稳束为交辐场缚似流射和场稳电场辐，场不。射没。可场有能的辐有区射效域作划用。 地分辐不射仅电取磁决能于量空。间距离，也和源的变化快慢有关。
S JV dS +
S JD dS
即
H
J
D
t
上两式称为全电流定律。它表明时变磁场是由传导
电流、运流电流和位移电流共同产生的。
位移电流是由时变电场形成的，由此可见，时变 电场可以产生时变磁场。
讨论
对全电流定律和位移电流的讨论
时变场情况下，磁场仍是有旋场，但旋涡源除传导电流 外，还有位移电流.
在无源区中，时变电磁场是有旋无散的。 电场线与磁场线相互交链，自行闭合，从而在 空间形成电磁波。
时变电场与时变磁场处处相互垂直。
物性方程
为了完整地描述时变电磁场的特性，麦克斯韦方程还 应包括电荷守恒方程以及说明场与介质关系的方程，即
J
t
D E B H J E J
式中 J 代表电流源或非电的外源。
时差就是 r r 。v来自r r 为源点至场点的距离，因此 v 代表电磁波的传播速度。
在真空中 v 1 299 792 458m/s 3108 m/s
00
这就是光速，通常以 c 表示。
电磁辐射：若某一时刻源已消失，只要前一时刻源还 存在，它们原来产生的空间场仍然存在，这就表明源 已将电磁能量释放到空间，这种现象称为电磁辐射。
J 0
t
安培环路定理：
二 者
矛
H J
盾
H 0
J 0
电荷守恒定律是更基础的定律，因此时变场中安培环路 定理需要修正！
位移电流
由电荷守恒定律和高斯定理得：
q
S J d S t S DdS q
S
J
D t
dS
0
J
D t
0
上式中的 D 具有电流密度量纲。麦克斯韦将其称为位
位移电流代表电场随时间的变化率，当电场发生变化时，会 形成磁场的旋涡源（位移电流），从而激发起磁场.
推广的安培环路定律物理意义：随时间变化的电场会激发磁 场.
位移电流是一种假想电流，由麦克斯韦用数学方法引入，但 在此假说的基础上，麦克斯韦预言了电磁波的存在，而赫兹 通过实验证明了电磁波确实存在，从而反过来证明了位移电 流理论的正确性.
第六章 时变电磁场
主要内容
1，位移电流 2，麦克斯韦方程 3，边界条件 4，位函数方程 5，能量密度与能量密度矢量 6，正弦电磁场 7，麦克斯韦方程的复矢量形式
静电场
E 0
D
恒定磁场
H J B 0
时变电场
E B t
D
时变磁场
H ？ B 0
电荷守恒定律与安培环路定理的矛盾
时变场中，电荷守恒定律：
理想导电体的边界条件
J E
已知在任何边界上，电场强度的切向分量及磁通 密度的法向分量是连续的，因此理想导体表面上 不可能存在电场切向分量及磁场法向分量，即时 变电场必须垂直于理想导电体的表面，而时变磁 场必须与其表面相切。
en
E
et , H
② ①
en
et ,
E
H
H2t JS
②
①
H1t
因D1n 0 ，得 因 H1t 0，求得
D2n S
或
en D S
H2t J S
或 en H J S
位函数表示的电磁场方程
静态位
动态位
达朗贝尔方程
方程的解
z φ (r, t)
r
2 ( r)
r 2
1 v2
2 (
t 2
r)
0
0r
O
x
y
式中 v 1
函数 r 的齐次波动方程，其通解为
r
f1
t
r v
f
2
t
r v
位于原点的时变点电荷产生的标量电位为
麦克斯韦方程
静态场中的高斯定律及磁通连续性原理对于时变 电磁场仍然成立。
积分形式
微分形式
l
H dl
S (J
D)dS t
B
l E dl S t d S
S BdS 0
H J D 全电流定律 t
E B t
B 0
电磁感应定律 磁通连续性原理
S DdS q
D
高斯定律
时变电场是有旋有散的，时变磁场是有旋无散 的。但是，时变电磁场中的电场与磁场是不可分割 的，因此，时变电磁场是有旋有散场。