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1、麦克斯韦方程组可以应用于任何连续介质内部。在两介质分界面上，由于一般出现面电荷、面电流分布，使物理量发生跃变，微分形式的麦克斯韦方程组不再适用。因此，我们要用另一种形式描述界面两侧的场强以及界面上电荷电流的关系。,第五节 电磁场边值关系,边值关系是描述两侧场量与界面上电荷电流的关系。由于场量跃变的原因是面电荷、电流激发附加的电磁场，而积分形式的麦氏方程可以应用于任意不连续分布的电荷电流所激发的场，因此，在两介质分界面上，应该用麦氏方程组的积分形式求解电磁场。边值关系就是两介质分界面上经过化简以后的麦氏方程组的积分形式。,下面我们分别求出场量的法向分量和切向分量的跃变。,麦氏方程组的积分形式为：
2、,(1),(2),(3),(4),我们先从最简单的开始。在分界面上化简,当柱体的厚度趋于零时,对侧面的积分趋于零,对上下底面积分得(B2nB1n)S=0。,1.关于磁感强度的边值关系：,B2n=B1n,此式表示界面两侧B的法向分量连续。,由此得到：,分界面上的一个扁平状柱体表面。上式左边的面积分遍及柱体的上下底和侧面。,质边界上的一个扁平状柱体表面。上式左边的面积分遍及柱体的上下底和侧面。当柱体的厚度趋于零时,对侧面的积分趋于零,对上下底面积分得(D2nD1n)S。,2.关于电位移的边值关系：,(D2nD1n)S=f S,n(D2-D1)=f,或矢量形式：,由此得到：,为了弄清楚边界条件的物理
3、意义，我们先把总电场的麦氏方程:,上式左边的面积分遍及柱体的上下底和侧面,Qf和Qp分别为柱体内的总自由电荷和总束缚电荷,它们等于相应的电荷面密度f 和p乘以底面积S。当柱体的厚度趋于零时,对侧,应用到两介质边界上的一个扁平状柱体。,面的积分趋于零,对上下底面积分得0(E2nE1n)S。,如右图:通过薄层右侧面进入介质2的正电荷为:-P2dS，由介质1通过薄层左侧进入薄层的正电荷为P1dS，因此，薄层内,出现的净余电荷为(P2 P1)dS，以P表示束缚电荷面密度，有,0(E2nE1n)S=Qf+Qp,0(E2nE1n)=f+p,由此，,n为分界面上由介质1指向介质2的法线。,由此看出，极化矢量
4、的跃变与束缚电荷面密度相关，Dn的跃变与自由电荷面密度相关，En的跃变与总电荷面密度相关。,由上面的推导我们可以看清楚自由电荷和面束缚电荷在边值关系中所起的作用。由于在通常情况下只给出自由电荷，因而实际上主要应用关于Dn的边值关系式。,面电荷分布使界面两侧电场法向分量发生跃变，我们可以证明面电流分布使界面两侧磁场切向,面电流分布:,面电流实际上是在靠近表面的相当多分子层内电流的平均宏观效应。,3.关于磁场强度的边值关系：,分量生跃变。我们先说明表面电流分布的概念。,图示为界面的一部分，其上有面电流，其线密度为，l为横截线，垂直流过l段的电流为:,I=l,关于磁场强度的边值关系：,旁取一狭长形回
5、路，回路的一长边在介质1中，另一长边在介质2中。长边l与面电流正交。,定义电流线密度，其大小等于垂直通过单位横截线的电流。,由于存在面电流，在界面两侧的磁,如图，在界面两,场强度发生跃变。,在狭长形回路上应用麦氏方程：,取回路上下边深入到足够多分子层内部，使面电流完全通过回路内部。,其中t表示沿l的切向分量。,If=fl,由于回路所围面积趋于零，而D/t为有限量，因而,从宏观来说回路短边的长度仍,可看作趋于零，因而有,通过回路内的总自由电流为,上式可以用矢量形式表示。设l为界面上任一线元，t为l方向上的单位矢量。流过l的自由电流为,对于狭长形回路，应用,得,由于l为界面上任一矢量，因此,上式再
6、用n叉乘,注意到,这就是磁场切向分量的边值关系。,得到,式中/表示投射到界面上的矢量。,4.关于电场强度的边值关系：,同理，应用,可得电场切向分量的边值关系。,此式表示界面两侧E的切向分量连续。,对应的矢量形式为：,以后在公式中出现的和,除特别声明者外，都代表自由电荷面密度和自由电荷线密度，不再写出角标f。,这组方程和麦氏方程积分式一一对应。边值关系表示界面两侧的场以及界面上电荷电流的制约关系，它们实质上是边界上的场方程。,或,总括我们得到的边值关系为：,同样，把边值关系应用到上板与介质2界面上得,无穷大平行板电容器内有两层介质(如图)，极板上面电荷密度f，求电场和束缚电荷分布。,例:,解:,由对称性可知，电场沿垂直于平板的方向，把边值关系应用于下板与介质1界面上，因导体内场强为零，故得,由此可得：,束缚电荷分布于介质表面上。在两介质界面处,f=0，由0(E2nE1n)=f+p得：,在介质1与下板分界处，由0(E2nE1n)=f+p得,容易验证,说明介质整体是电中性的。,在介质2与上板分界处，,
