电磁场的基本规律课件

1、 第2章 电磁场的基本规律1第1页，共121页。电磁学有三大实验定律： 库仑定律 安培定律 法拉弟电磁感应定律以此为基础，麦克斯韦进行了归纳总结，建立了描述宏观电磁现象的规律麦克斯韦方程组2第2页，共121页。 2.1 电荷守恒定律2.2 真空中静电场的基本规律2.3 真空中恒定磁场的基本规律2.4 媒质的电磁特性2.5 电磁感应定律和位移电流2.6 麦克斯韦方程组2.7 电磁场的边界条件本章讨论内容3第3页，共121页。2.1 电荷守恒定律本节讨论的内容：电荷模型、电流模型、电荷守恒定律 电磁场物理模型中的基本物理量可分为源量和场量两大类。电荷电流电场磁场（运动） 源量为电荷 和电流 ，分别

2、用来描述产生电磁效应的两类场源。电荷是产生电场的源，电流是产生磁场的源。4第4页，共121页。 电荷是物质基本属性之一。 1897年英国科学家汤姆逊(J.J.Thomson)在实验中发现了电子。 1907 1913年间，美国科学家密立根(R.A.Miliken)通过油滴实验，精确测定电子电荷的量值为 e =1.602 177 3310-19 (单位：C )确认了电荷的量子化概念。换句话说，e 是最小的电荷，而任何带电粒子所带电荷都是e 的整数倍。 宏观分析时，电荷常是数以亿计的电子电荷e的集合，故可不考虑其量子化的事实，而认为电荷量q可任意连续取值。2.1.1 电荷与电荷密度5第5页，共121

3、页。1. 电荷体密度 单位：C/m3 (库/米3 ) 根据电荷密度的定义，如果已知某空间区域V 中的电荷体密度，则区域V 中的总电荷q为 电荷连续分布于体积V 内，用电荷体密度来描述其分布 理想化实际带电系统的电荷分布形态分为四种形式： 点电荷、体分布电荷、面分布电荷、线分布电荷6第6页，共121页。 若电荷分布在薄层上，当仅考虑薄层外、距薄层的距离要比薄层的厚度大得多处的电场，而不分析和计算该薄层内的电场时，可将该薄层的厚度忽略，认为电荷是面分布。面分布的电荷可用电荷面密度表示。 2. 电荷面密度单位: C/m2 (库/米2) 如果已知某空间曲面S 上的电荷面密度，则该曲面上的总电荷q 为7

4、第7页，共121页。 若电荷分布在细线上，当仅考虑细线外、距细线的距离要比细线的直径大得多处的电场，而不分析和计算线内的电场时，可将线的直径忽略，认为电荷是线分布。线分布的电荷可用电荷线密度表示。 3. 电荷线密度 如果已知某空间曲线上的电荷线密度，则该曲线上的总电荷q 为 单位: C / m (库/米)8第8页，共121页。 对于总电荷为 q 的电荷集中在很小区域 V 的情况，当不分析和计算该电荷所在的小区域中的电场，而仅需要分析和计算电场的区域又距离电荷区很远，即场点距源点的距离远大于电荷所在的源区的线度时，小体积 V 中的电荷可看作位于该区域中心、电荷为 q 的点电荷。 点电荷的电荷密度

5、表示4. 点电荷9第9页，共121页。2.1.2 电流与电流密度说明：电流通常是时间的函数，不随时间变化的电流称为恒定 电流，用I 表示。 存在可以自由移动的电荷 存在电场单位: A （安）电流方向: 正电荷的流动方向电流 电荷的定向运动而形成，用i 表示，其大小定义为： 单位时间内通过某一横截面S 的电荷量，即形成电流的条件：10第10页，共121页。 电荷在某一体积内定向运动所形成的电流称为体电流，用电流密度矢量 来描述。单位：A / m2 （安/米2） 。 一般情况下，在空间不同的点，电流的大小和方向往往是不同的。在电磁理论中，常用体电流、面电流和线电流来描述电流的分别状态。 1. 体电

6、流 流过任意曲面S 的电流为体电流密度矢量正电荷运动的方向11第11页，共121页。2. 面电流 电荷在一个厚度可以忽略的薄层内定向运动所形成的电流称为面电流，用面电流密度矢量 来描述其分布面电流密度矢量d 0单位：A/m （安/米） 。通过薄导体层上任意有向曲线 的电流为正电荷运动的方向12第12页，共121页。 Js是反映薄层中各点电流流动情况的物理量，它形成一个空间矢量场分布 Js在某点的方向为该点电流流动的方向 Js在某点的大小为单位时间内垂直通过单位长度的电量 当薄层的厚度趋于零时，面电流称为理想面电流 只有当电流密度J趋于无穷，面电流密度Js才不为零，即关于面电流密度的说明 线电流

7、密度 当电流沿一横截面可以忽略的曲线流动，电流被称为线电流。长度元dl上的电流Idl称为电流元。13第13页，共121页。2.1.3 电荷守恒定律（电流连续性方程）电荷守恒定律:电荷既不能被创造，也不能被消灭，只能从物体 的一部分转移到另一部分，或者从一个物体转移 到另一个物体。电流连续性方程积分形式微分形式流出闭曲面S 的电流等于体积V 内单位时间所减少的电荷量恒定电流的连续性方程恒定电流是无源场，电流线是连续的闭合曲线，既无起点也无终点电荷守恒定律是电磁现象中的基本定律之一。14第14页，共121页。例1：一个半径为a的球体内均匀分布总电荷量为Q的电荷，球体以均匀角速度 绕一直径旋转。求：

8、球内的电流密度 。解：建立球面坐标系。例1：解：建立球面坐标系。15第15页，共121页。 例2 在球面坐标系中，传导电流密度为J=er10r-1.5(A/m), 求：（1）通过半径r1mm的球面的电流值；（2）在半径r=1mm的球面上电荷密度的增加率；（3）在半径r=1mm的球体内总电荷的增加率。解： （1）（2）在球面坐标系中（3）由电荷守恒定律得16第16页，共121页。2.2 真空中静电场的基本规律1. 库仑（Coulomb）定律(1785年) 2.2.1 库仑定律 电场强度静电场：由静止电荷产生的电场。重要特征：对位于电场中的电荷有电场力作用。真空中静止点电荷 q1 对 q2 的作用

9、力: ，满足牛顿第三定律。 大小与两电荷的电荷量成正比，与两电荷距离的平方成反比； 方向沿q1 和q2 连线方向，同性电荷相排斥，异性电荷相吸引；17第17页，共121页。 多个电荷对一个电荷的静电力是各电荷力的矢量叠加，即 连续分布电荷系统的静电力必须进行矢量积分 只给出了作用力的大小和方向，没有说明传递方式或途径对库仑定律的进一步讨论 大小与电量成正比、与距离的平方成反比，方向在连线上18第18页，共121页。电场力服从叠加定理 真空中的N个点电荷 （分别位于 ）对点电荷 （位于 ）的作用力为qq1q2q3q4q5q6q719第19页，共121页。2. 电场强度 空间某点的电场强度定义为置

10、于该点的单位点电荷（又称试验电荷）受到的作用力，即如果电荷是连续分布呢？ 根据上述定义，真空中静止点电荷q 激发的电场为 描述电场分布的基本物理量 电场强度矢量试验正电荷 20第20页，共121页。小体积元中的电荷产生的电场面密度为 的面分布电荷的电场强度线密度为 的线分布电荷的电场强度体密度为 的体分布电荷产生的电场强度21第21页，共121页。对电场强度的进一步讨论 电场强度形成矢量场分布，各点相同时，称为均匀电场 电场强度是单位点电荷受到的电场力，它只与产生电场的电荷有关 此式对静电场和时变电场均成立 点电荷产生的电场单个点电荷在空间任意点激发的电场为 N个点电荷组成的电荷系统在空间任意

11、点激发的电场为22第22页，共121页。3. 几种典型电荷分布的电场强度（无限长）（有限长）均匀带电圆环均匀带电直线段均匀带电直线段的电场强度：均匀带电圆环轴线上的电场强度：23第23页，共121页。电偶极矩+q电偶极子zolq电偶极子的场图等位线电场线 电偶极子是由相距很近、带等值异号的两个点电荷组成的电荷系统，其远区电场强度为 电偶极子的电场强度：24第24页，共121页。 例 2.2.1 计算均匀带电的环形薄圆盘轴线上任意点的电场强度。 解：如图所示，环形薄圆盘的内半径为a 、外半径为b，电荷面密度为 。在环形薄圆盘上取面积元 ，其位置矢量为 ，它所带的电量为 。而薄圆盘轴线上的场点 的

12、位置矢量为 ，因此有P(0,0,z)brRyzx均匀带电的环形薄圆盘dSa故由于25第25页，共121页。2.2.2 静电场的散度与旋度 高斯定理表明：静电场是有源场，电力线起始于正电荷，终止 于负电荷。静电场的散度（微分形式）1. 静电场散度与高斯定理静电场的高斯定理（积分形式）环路定理表明：静电场是无旋场，是保守场，电场力做功与路径 无关。静电场的旋度（微分形式）2. 静电场旋度与环路定理静电场的环路定理（积分形式）26第26页，共121页。对环路定理的讨论 空间中静电场旋度处处为零，静电场中不存在旋涡源，电力线不构成闭合回路 静电场沿任意闭合回路的积分都为零 电场旋度和电场强度是不同的两

13、个物理量，从不同角度描述同一个物理对象 虽然空间中电场的旋度处处为零，但电场却可能存在，二者没有必然的联系 27第27页，共121页。 在电场分布具有一定对称性的情况下，可以利用高斯定理计算电场强度。 3. 利用高斯定理计算电场强度具有以下几种对称性的场可用高斯定理求解： 球对称分布：包括均匀带电的球面，球体和多层同心球壳等。均匀带电球体带电球壳多层同心球壳28第28页，共121页。 无限大平面电荷：如无限大的均匀带电平面、平板等。 轴对称分布：如无限长均匀带电的直线，圆柱面，圆柱壳等。(a)(b)29第29页，共121页。 例2.2.2 求真空中均匀带电球体的场强分布。已知球体半径为a ，电

14、 荷密度为 0 。 解：（1）球外某点的场强（2）求球体内一点的场强ar0rrEa( r a )（r a 时，因 ，故由于 ，所以 在圆环的中心点上，z = 0，磁感应强度最大，即40第40页，共121页。2.3.2 恒定磁场的散度和旋度 1. 恒定磁场的散度与磁通连续性原理磁通连续性原理表明：恒定磁场是无源场，磁感应线是无起点和 终点的闭合曲线。恒定场的散度（微分形式）磁通连续性原理（积分形式）安培环路定理表明：恒定磁场是有旋场，是非保守场、电流是磁 场的旋涡源。恒定磁场的旋度（微分形式）2. 恒定磁场的旋度与安培环路定理安培环路定理（积分形式）41第41页，共121页。 恒定磁场的性质 无

15、源（无散）场。磁力线无头无尾且不相交 有旋场。电流是磁场的旋涡源，磁力线构成闭合回路对安培环路定理的讨论 空间任意点磁场的旋度只与当地的电流密度有关 恒定电流是静磁场的旋涡源，电流激发旋涡状的静磁场，并决定旋涡源的强度和旋涡方向 磁场旋度与磁场是不同的物理量，它们的取值没有必然联系。没有电流的地方，磁场旋度为零，但磁场不一定为零 任意回路上恒定磁场的回路积分，等于穿过回路所围区域的总电流强度42第42页，共121页。 解：分析场的分布，取安培环路如图 根据对称性，有 ，故 在磁场分布具有一定对称性的情况下，可以利用安培环路定理计算磁感应强度。 3. 利用安培环路定理计算磁感应强度 例2.3.2

16、 求电流面密度为 的无限大电流薄板产生的磁感应强度。43第43页，共121页。 解 选用圆柱坐标系，则应用安培环路定理，得例2.3.3 求载流无限长同轴电缆产生的磁感应强度。取安培环路 ，交链的电流为44第44页，共121页。应用安培环路定律，得45第45页，共121页。2.4 媒质的电磁特性 1. 电介质的极化现象 电介质的分子分为无极分子和有极分子。在电场作用下，介质中无极分子的束缚电荷发生位移，有极分子的固有电偶极矩的取向趋于电场方向，这种现象称为电介质的极化。通常，无极分子的极化称为位移极化，有极分子的极化称为取向极化。2.4.1 电介质的极化 电位移矢量无极分子有极分子无外加电场 媒

17、质对电磁场的响应可分为三种情况：极化、磁化和传导。 描述媒质电磁特性的参数为： 介电常数、磁导率和电导率。无极分子有极分子有外加电场E46第46页，共121页。2. 极化强度矢量 极化强度矢量 是描述介质极化程 度的物理量，定义为 分子的平均电偶极矩 的物理意义：单位体积内分子电偶 极矩的矢量和。 极化强度与电场强度有关，其关系一般比较复杂。在线性、 各向同性的电介质中， 与电场强度成正比，即 电介质的电极化率 E47第47页，共121页。 由于极化，正、负电荷发生位移，在电介质内部可能出现净余的极化电荷分布，同时在电介质的表面上有面分布的极化电荷。3. 极化电荷( 1 ) 极化电荷体密度 在

18、电介质内任意作一闭合面S，只有电偶极矩穿过S 的分子对 S 内的极化电荷有贡献。由于负电荷位于斜柱体内的电偶极矩才穿过小面元 dS ，因此dS对极化电荷的贡献为S 所围的体积内的极化电荷 为E S48第48页，共121页。( 2 ) 极化电荷面密度 紧贴电介质表面取如图所示的闭合曲面，则穿过面积元 的极化电荷为故得到电介质表面的极化电荷面密度为49第49页，共121页。对介质极化问题的讨论 P=常数时称为均匀极化，此时介质内部不会出现极化电荷，极化电荷只会出现在介质表面上 均匀介质内部一般不存在极化电荷 自由电荷所在地一定有极化电荷出现 电位移矢量和电介质中的高斯定理当介质中出现极化电荷的时候

19、，极化电荷会产生与自由电荷相同的电场，即有介质中的高斯定理50第50页，共121页。4. 电位移矢量 介质中的高斯定理 介质的极化过程包括两个方面： 外加电场的作用使介质极化，产生极化电荷； 极化电荷反过来激发电场，两者相互制约，并达到平衡状 态。无论是自由电荷，还是极化电荷，它们都激发电场，服 从同样的库仑定律和高斯定理。自由电荷和极化电荷共同激发的结果 介质中的电场应该是外加电场和极化电荷产生的电场的叠加，应用高斯定理得到：51第51页，共121页。任意闭合曲面电位移矢量 D 的通量等于该曲面包含自由电荷的代数和 小结：静电场是有源无旋场，电介质中的基本方程为 引入电位移矢量（单位：C/m

20、2 )将极化电荷体密度表达式 代入 ，有则有 其积分形式为 （积分形式） （微分形式）， 52第52页，共121页。在这种情况下其中 称为介质的介电常数， 称为介质的相对介电常数（无量纲）。* 介质有多种不同的分类方法，如：均匀和非均匀介质各向同性和各向异性介质时变和时不变介质线性和非线性介质确定性和随机介质5. 电介质的本构关系 极化强度 与电场强度 之间的关系由介质的性质决定。对于线性各向同性介质， 和 有简单的线性关系53第53页，共121页。驻极体：外场消失后，仍保持极化状态的电介质体。解：在驻极体内：驻极体在表面上：例2.4.1 求半径为a，永久极化强度为 的球形驻极体中的极化电荷分

21、布。已知：54第54页，共121页。例2.4.2 半径为a的球形电介质体，其相对介电常数若在球心处存在一点电荷Q，求极化电荷分布。解：由高斯定律，可以求得在媒质内：体极化电荷分布:面极化电荷分布:在球心点电荷处：55第55页，共121页。例2.4.3 在线性均匀媒质中，已知电位移矢量 的z分量为 ，极化强度 求：介质中的电场强度 和电位移矢量 。解：由定义，知：56第56页，共121页。解：例2.4.4 内外半径分别为a和b的空心极化介质球中，已知极化强度 ，P0为常数，求P和 SP。r=b球面上r=a球面上Oab57第57页，共121页。例 2.4.5 半径为a的球形区域内充满分布不均匀的体

22、密度电荷，设其体密度为(r)。若已知电场分布为式中的A为常数，试求电荷体密度(r)。解：由高斯定律的微分形式 ，得将E的散度在球坐标系中展开，得58第58页，共121页。例2.4.6同轴线内导体半径为a，外导体半径为b。内外导体间充满介电常数分别为 和 的两种理想介质，分界面半径为c。已知外导体接地，内导体电压为U。求:(1)导体间的 和 分布； (2)同轴线单位长度的电容分析：电场方向垂直于边界，由边界条件可知，在媒质两边 连续解：设内导体单位长度带电量为由高斯定律，可以求得两边媒质中，59第59页，共121页。60第60页，共121页。（2）同轴线单位长度带电量为 ，故单位长度电容为61第

23、61页，共121页。例2.4.7球形电容器内导体半径为a，外球壳半径为b。其间充满介电常数为 和 的两种均匀媒质。设内导体带电荷为q，外球壳接地，求球壳间的电场和电位分布。分析：电场平行于介质分界面，由边界条件可知，介质两边 相等。解：令电场强度为 ，由高斯定律62第62页，共121页。应用高斯定理求解边值问题步骤：1)根据电荷分布，判断电场方向；2)判断电场方向与边界面关系（垂直或相切）；3)应用边界条件，判断是 连续还是 连续。4)应用高斯公式求解，一般用 求解63第63页，共121页。2.4.2 磁介质的磁化 磁场强度1. 磁介质的磁化 介质中分子或原子内的电子运动形成分子电流，形成分子

24、磁矩无外加磁场外加磁场B 在外磁场作用下，分子磁矩定向排列，宏观上显示出磁性，这种现象称为磁介质的磁化。 无外磁场作用时，分子磁矩不规则排列，宏观上不显磁性。64第64页，共121页。B2. 磁化强度矢量 磁化强度 是描述磁介质磁化程度的物理量，定义为单位体积中的分子磁矩的矢量和，即 单位为A/m。65第65页，共121页。3. 磁化电流 磁介质被磁化后，在其内部与表面上可能出现宏观的电流分布，称为磁化电流。 考察穿过任意围线C 所围曲面S 的电流。只有分子电流与围线相交链的分子才对电流有贡献。与线元dl 相交链的分子，中心位于如图所示的斜圆柱内，所交链的电流BC穿过曲面S 的磁化电流为（1）

25、 磁化电流体密度66第66页，共121页。由 ，即得到磁化电流体密度 在紧贴磁介质表面取一长度元dl，与此交链的磁化电流为（2） 磁化电流面密度则即的切向分量67第67页，共121页。对介质磁化问题的讨论 M=常数时称为均匀磁化，此时磁介质内部不会出现磁化电流，磁化电流只会出现在磁介质表面上 均匀磁介质内部一般不存在磁化电流 传导电流所在地一定有磁化电流出现 磁场强度和磁介质中的安培环路定理介质中的磁化电流会产生与恒定电流相同的磁效应，即有介质中的安培环路定理68第68页，共121页。4. 磁场强度 介质中安培环路定理 分别是传导电流密度和磁化电流密度。 将极化电荷体密度表达式 代入 ， 有,

26、 即 外加磁场使介质发生磁化，磁化导致磁化电流。磁化电流同样也激发磁感应强度，两种相互作用达到平衡，介质中的磁感应强度B 应是所有电流源激励的结果： 定义磁场强度 为：69第69页，共121页。则得到介质中的安培环路定理为：磁通连续性定理为小结：恒定磁场是有源无旋场，磁介质中的基本方程为 （积分形式） （微分形式）70第70页，共121页。其中， 称为介质的磁化率（也称为磁化系数）。这种情况下其中 称为介质的磁导率， 称为介质的相对磁导率（无量纲）。顺磁质抗磁质铁磁质磁介质的分类5. 磁介质的本构关系 磁化强度 和磁场强度 之间的关系由磁介质的物理性质决定，对于线性各向同性介质， 与 之间存在

27、简单的线性关系：71第71页，共121页。磁场强度磁化强度磁感应强度 例2.4.8 有一磁导率为 ，半径为a 的无限长导磁圆柱，其轴线处有无限长的线电流 I，圆柱外是空气（0 ），试求圆柱内外的 、 和 的分布。 解 磁场为平行平面场,且具有轴对称性，应用安培环路定律，得72第72页，共121页。例 2.4.9 半径为a的磁化介质球球心在坐标原点，磁化强度为 ，A和B为常数，求JM和J SM。解：r=a球面上所以zeOereza73第73页，共121页。例 2.4.10 半内、外半径分别为内=a和外=b的圆筒形磁介质中，沿轴向有电流密度为J =ezJ0的传导电流。设磁介质的磁导率为，求磁化电流

28、分布。bazJ解：利用安培环路定理得 74第74页，共121页。例2.4.11 无限长线电流位于z轴，介质分界面为平面，求空间的 分布和磁化电流分布。分析：电流呈轴对称分布。可用安培环路定律求解。磁场方向沿 方向。解：磁场方向与边界面相切，由边界条件知，在分界面两边， 连续而 不连续。由安培环路定律：75第75页，共121页。求磁化电流：介质磁化强度为：体磁化电流为：面磁化电流为：76第76页，共121页。在介质内r=0位置，还存在磁化线电流Im。由安培环路定律，有：分析:可由电流守恒的关系求77第77页，共121页。例2.4.12 如图，铁心磁环尺寸和横截面如图，已知铁心磁导率 ，磁环上绕有

29、N匝线圈，通有电流I。求:(1)磁环中的 ， 和 。 (2)若在铁心上开一小切口，计算磁环中的 ， 和 。解：(1)由安培环路定律，在磁环内取闭合积分回路，则可得78第78页，共121页。 (2)开切口后，在切口位置为边界问题。在切口处，磁场垂直于边界面，由边界条件知在分界面上 连续， 不连续。 由安培环路定律，在磁环内取闭合积分回路，则可得由于铁心很细，可近似认为磁力线均匀分布在截面上。79第79页，共121页。80第80页，共121页。2.4.3 媒质的传导特性 对于线性和各向同性导电媒质，媒质内任一点的电流密度矢量 J 和电场强度 E 成正比，表示为这就是欧姆定律的微分形式。式中的比例系

30、数 称为媒质的电导率，单位是S/m（西/米）。晶格带电粒子 存在可以自由移动带电粒子的介质称为导电媒质。在外场作用下，导电媒质中将形成定向移动电流。 81第81页，共121页。2.5 电磁感应定律和位移电流2.5.1 电磁感应定律 自从1820年奥斯特发现电流的磁效应之后，人们开始研究相反的问题，即磁场能否产生电流。 1881年法拉第发现，当穿过导体回路的磁通量发生变化时，回路中就会出现感应电流和电动势，且感应电动势与磁通量的变化有密切关系，由此总结出了著名的法拉第电磁感应定律。 电磁感应定律 揭示时变磁场产生电场。 位移电流 揭示时变电场产生磁场。 重要结论： 在时变情况下，电场与磁场相互激

31、励，形成统一 的电磁场。82第82页，共121页。负号表示感应电流产生的磁场总是阻止磁通量的变化。1. 法拉第电磁感应定律的表述 设任意导体回路C围成的曲面为S，其单位法向矢量为 ，则穿过回路的磁通为 当通过导体回路所围面积的磁通量 发生变化时，回路中产生的感应电动势in的大小等于磁通量的时间变化率的负值，方向是要阻止回路中磁通量的改变，即 83第83页，共121页。 导体回路中有感应电流，表明回路中存在感应电场 ，回路中的感应电动势可表示为 感应电场是由变化的磁场所激发的电场。 感应电场是有旋场。 感应电场不仅存在于导体回路中，也存在于导体回路之外的 空间。 对空间中的任意回路（不一定是导体

32、回路）C ，都有因而有 对感应电场的讨论：84第84页，共121页。相应的微分形式为(1) 回路不变，磁场随时间变化这就是推广的法拉第电磁感应定律。 若空间同时存在由电荷产生的电场 ,则总电场 应为 与 之和，即 。由于 ，故有 2. 引起回路中磁通变化的几种情况磁通量的变化由磁场随时间变化引起，因此有85第85页，共121页。称为动生电动势，这就是发电机工作原理。( 2 ) 导体回路在恒定磁场中运动( 3 ) 回路在时变磁场中运动86第86页，共121页。 （1） ，矩形回路静止；xbaoyx均匀磁场中的矩形环L （3） ，且矩形回路上的可滑动导体L以匀速 运动。 解：(1) 均匀磁场 随时

33、间作简谐变化，而回路静止，因而回路内的感应电动势是由磁场变化产生的，故 例 2.5.1 长为 a、宽为 b 的矩形环中有均匀磁场 垂直穿过，如图所示。在以下三种情况下，求矩形环内的感应电动势。 （2） ，矩形回路的宽边b = 常数，但其长边因可滑动导体L以匀速 运动而随时间增大；87第87页，共121页。 ( 3 ) 矩形回路中的感应电动势是由磁场变化以及可滑动导体 L在磁场中运动产生的，故得 ( 2 ) 均匀磁场 为恒定磁场，而回路上的可滑动导体以匀速运动，因而回路内的感应电动势全部是由导体 L 在磁场中运动产生的，故得或88第88页，共121页。 （1）线圈静止时的感应电动势； 解: （1

34、）线圈静止时，感应电动势是由时变磁场引起，故 （2）线圈以角速度 绕 x 轴旋转时的感应电动势。 例 2.5.2 在时变磁场 中，放置有一个 的矩形线圈。初始时刻，线圈平面的法向单位矢量 与 成角，如图所示。试求： xyzabB时变磁场中的矩形线圈89第89页，共121页。 假定 时 ，则在时刻 t 时， 与y 轴的夹角 ，故 方法一：利用式 计算 （2）线圈绕 x 轴旋转时， 的指向将随时间变化。线圈内的感应电动势可以用两种方法计算。90第90页，共121页。 上式右端第一项与( 1 )相同，第二项xyzabB时变磁场中的矩形线圈12234 方法二：利用式计算。91第91页，共121页。 在

35、时变情况下，安培环路定理是否要发生变化？有什么变 化？即问题：随时间变化的磁场要产生电场，那么随时间变化的电场 是否会产生磁场？2.5.2 位移电流 静态情况下的电场基本方程在非静态时发生了变化，即 这不仅是方程形式的变化，而是一个本质的变化，其中包含了重要的物理事实，即 时变磁场可以激发电场 。（恒定磁场）（时变场）92第92页，共121页。1. 全电流定律而由非时变情况下，电荷分布随时间变化，由电流连续性方程有 发生矛盾在时变的情况下不适用 解决办法： 对安培环路定理进行修正由将 修正为： 矛盾解决时变电场会激发磁场93第93页，共121页。全电流定律： 微分形式 积分形式 全电流定律揭示

36、不仅传导电流激发磁场，变化的电场也可以激发磁场。它与变化的磁场激发电场形成自然界的一个对偶关系。94第94页，共121页。2. 位移电流密度电位移矢量随时间的变化率，能像电流一样产生磁场，故称“位移电流”。注：在绝缘介质中，无传导电流，但有位移电流。 在理想导体中，无位移电流，但有传导电流。 在一般介质中，既有传导电流，又有位移电流。位移电流只表示电场的变化率，与传导电流不同，它不产生热效应。位移电流的引入是建立麦克斯韦方程组的至关重要的一步，它揭示了时变电场产生磁场这一重要的物理概念。95第95页，共121页。 例 2.5.3 海水的电导率为4S/m，相对介电常数为81，求频率为1MHz时，

37、位移电流振幅与传导电流振幅的比值。 解：设电场随时间作正弦变化，表示为则位移电流密度为其振幅值为传导电流的振幅值为故96第96页，共121页。式中的 k 为常数。试求：位移电流密度和电场强度。 例 2.5.4 自由空间的磁场强度为 解 自由空间的传导电流密度为0，故由式 , 得97第97页，共121页。 例 2.5.5 铜的电导率 、相对介电常数 。设铜中的传导电流密度为 。试证明：在无线电频率范围内，铜中的位移电流与传导电流相比是可以忽略的。而传导电流密度的振幅值为通常所说的无线电频率是指 f = 300 MHz以下的频率范围，即使扩展到极高频段（f = 30300 GHz），从上面的关系式

38、看出比值Jdm/Jm也是很小的，故可忽略铜中的位移电流。 解：铜中存在时变电磁场时，位移电流密度为位移电流密度的振幅值为98第98页，共121页。2.6 麦克斯韦方程组麦克斯韦方程组 宏观电磁现象所遵循的基本规律，是电 磁场的基本方程。 2.6.1 麦克斯韦方程组的积分形式99第99页，共121页。2.6.2 麦克斯韦方程组的微分形式麦克斯韦第一方程，表明传导电流和变化的电场都能产生磁场麦克斯韦第二方程，表明变化的磁场产生电场麦克斯韦第三方程表明磁场是无源场，磁感线总是闭合曲线麦克斯韦第四方程，表明电荷产生电场100第100页，共121页。2.6.3 媒质的本构关系 代入麦克斯韦方程组中，有限

39、定形式的麦克斯韦方程（均匀媒质）各向同性线性媒质的本构关系为101第101页，共121页。时变电场的激发源除了电荷以外，还有变化的磁场；而时变磁场的激发源除了传导电流以外，还有变化的电场。电场和磁场互为激发源，相互激发。时变电磁场的电场和磁场不再相互独立，而是相互关联，构成一个整体 电磁场。电场和磁场分别是电磁场的两个分量。在离开辐射源（如天线）的无源空间中，电荷密度和电流密度矢量为零，电场和磁场仍然可以相互激发，从而在空间形成电磁振荡并传播，这就是电磁波。102第102页，共121页。在无源空间中，两个旋度方程分别为 可以看到两个方程的右边相差一个负号，而正是这个负号使得电场和磁场构成一个相

40、互激励又相互制约的关系。当磁场减小时，电场的旋涡源为正，电场将增大；而当电场增大时，使磁场增大，磁场增大反过来又使电场减小。103第103页，共121页。麦克斯韦方程组时变场静态场缓变场迅变场电磁场(EM)准静电场(EQS)准静磁场(MQS)静磁场(MS)小结： 麦克斯韦方程适用范围：一切宏观电磁现象。静电场(ES)恒定电场(SS)104第104页，共121页。 解：( 1 ) 导线中的传导电流为忽略边缘效应时，间距为d 的两平行板之间的电场为E = u / d ，则 例 2.6.1 正弦交流电压源 连接到平行板电容器的两个极板上，如图所示。(1) 证明电容器两极板间的位移电流与连接导线中的传

41、导电流相等；(2)求导线附近距离连接导线为r 处的磁场强度。CPricu平行板电容器与交流电压源相接105第105页，共121页。与闭合线铰链的只有导线中的传导电流 ，故得( 2 ) 以 r 为半径作闭合曲线C，由于连接导线本身的轴对称性，使得沿闭合线的磁场相等，故式中的S0为极板的面积，而为平行板电容器的电容。则极板间的位移电流为106第106页，共121页。 例 2.6.2 在无源 的电介质 中，若已知电场强度矢量 ，式中的E0为振幅、为角频率、k为相位常数。试确定k与 之间所满足的关系，并求出与 相应的其他场矢量。 解： 是电磁场的场矢量，应满足麦克斯韦方程组。因此，利用麦克斯韦方程组可以确定 k 与 之间所满足的关系，以及与 相应的其他场矢量。对时间 t 积分，得107第107页，共121页。由以上各个场矢量都应满足麦克斯韦方程，将以上得到的 H 和 D代入式108第108页，共121页。 2.7 电磁场的边界条件 什么是电磁场的边界条件? 为什么要研究边界条件?媒质1媒质2 如何讨论边界条件? 实际电磁场问题都是在一定的物理空间内发