21[]电滋波的支持了这个假定。現在我們有媒质存在时的情况。我們命（5）式的解为：E-Re(Aei(r-r-wt+a)),(12)式中Re(）裁示{）中数量的实数部分。把(12)式代入（5)式得ka*+idmμw=(13)c2C2由上式知后必须是一个复数。命一十证，取坐标本行于k，我们得E-Re(Ae-tet(los-wt+a).(14)(13)式变为：KHa"+4mw碗-1+2ibor.(15)C2C在很小时，≤o，我彻得H/k27r71(16)ho会CcK由（14)式指出当增加了长度入时，波动的振幅减少了e-倍。振幅的减少是因为媒质内产生电流而将波动的能消耗为热能所致。T称为媒质的吸收系数。（16）式的第一式指出波动在媒质中进行的速度为c/Vkμ。因为ku对于所有媒质都大于1,所以在媒质男波傅播的速度比℃小。另一方面，从光学的实驗我們知道，光在真空中速度与在媒质中的速度比值等于介质的折射系数。如果依照麦克斯韦的假定，承认光波是一种电磁波，我們就得田下面关系Ku=n"(17)上式中，和n都是可以直接由实验測量的物理量。測量的粘果证实（17)式是正确的。这个秸果可看作麦克斯韦的假定的一个有力的证实。现在我证明电磁波的坡即亭向量代表能最的流动。为簡单
22[第一章]电磁現象的普温定律起见，我彻假定"非常小可以略去，（5）式变为HKEE-VE(18)c2312上式相当于（7)，（8)的解为：(19)E-Acos(kr-t+a),C-A xkco(k·r-wt+a),(20)H=-a，满足下面关系kμw=V研+磁+磁=k.(21)c由（11)式，我们知道k与A垂直，于是H=（cAz/μw）co（kr一wt十α）=E√k/μ。利用上面桔果，坡印亭向量可写为：C_kEH-CExH-S--4元rk4T + 18元/ukk命为波前进的速度，于是=ck/buk，上式变为：(22)S-vW.式中W=W。+W㎡一（8元）-1H·B+（8元）-E·D为场能的密度。(22)表明S是以速度v傅递着的能量密度W，这个桔果与我們以前对S的物理解是完全符合的。多8.小粘麦克斯韦方程式和洛偷慈兹力的公式是由低速度的、宏观的实聪桔果总籍出来的，在本章里，我着重指出，电动力学的任务是从这两个式子出发，来推广应用这些方程式和公式到高速度的颂域和微观的颂域里去。我们可以把麦克斯韦方程式看作代表实物对于場的作用，把落偷兹力看作場对于实物的反作用：假定已知P和（或：和在任何时候的分布，期我們可从麦克斯韦方程粗計算出电場E、D、H和B的值。同样假定任何时候的
23[58]小装E、D、H和B为已知时，则我反过来可以利用洛偷萃力的公式来計算場对于P和i分布的影响。实际上，我們是用这种方式来处理电动力学的周题的，即先假定一个P和i的分布利用麦克斯韦方程来計算出电磁場，然后由算出来的电磁場利用洛偷兹力的公式計算P和i应得的改变，然后从修正后的P和i的分布出发，利用麦克斯韦方程租重新算出电磁場，再从算出的电磁場，利用洛偷萃力的公式算出对P，分布的新的修正，这样重复的計算，面至新的修正非常微小可以忽略去时为止。在电流完全由欧姆定律决定时，电流j可值接利用公式一由E的分布得出，P也可利用电荷守恒方程式值接由算出，这样在計算i和β的分布时就无需再利用洛偷慈力的公式了。这是因为欧姆定律作为一个唯象的定律，已經包括洛偷慈力的效果在内。在下面儿章里，除去特别标明的情况外，我将不再引用欧姆定律。最后，根据我溯引入ED,B,H的方式，我們看到E和B是相当的物理量，D和H是相当的物理量。在洛偷兹的电子一章里我将会更明确的认清这一点。因此H之被称为“磁場强度”实在是不恰当的。与电場强度E相当的磁場的量实际应慈是B而不是H。这个认观念是由“磁极”的观念而来的。现現在我们知道“磁极”在客观世界里是不存在的。这一点我也将在下面电子的一章里加以
粥静电場及稳定电流的磁場第二章89.静止情况，分别观察静电现象和静磁現象的可能性当E,D,H,B，p都与时周无关，并且j=0时，麦克斯韦方程粗变为:V·B=0,V·D=4TPf(1)V×H-0.VXE-0,我們立刻看出，B=0,H=0显然可以滞足（1)式，于是有(2)V-D-4TP,V×E-0,B-H=-0.（2）式即代表一个箍粹的电場，我们称这样的电場为静电場。现現在考虑在一个介电系数为无穷大的媒质里的情况。由D二kE，（2)-的前两式变为：4met.(3)V·E=-VXE0.K由于上面第二式，E可写成(4)E--.我侧必须证明，对于任一个满足√×E0的向量E都可以我由一个函数V(α,,）满足（4)式。这显然是对的，因为aVaz, da + dy+avaa2ay应用（4）式得(5)-dV-E,da+Edy+EdaV×E一0正是（5）式的可积条件，所以，由（5）式一定可以求得V(α,yz）。把(4)式代人(3)式的第一式，得(6)vy-4p (p=pt/k)
[$9]25止情况，分列观察静电现象和静进现象的可能性这个方程式一般称为泊松(Poisson)方程式，在p0的地方，我們有(7)v*=0.这式一般称为拉普拉斯Laplace）方程式。其次，如果在空闻任一点的P都等于筹。（1）式显然文可由D=0,E一0满足，于是有(8)V·B-0,V×H-0,D-E=0(8)式描写一个純释的磁場，我侧称这种磁場为静磁場。上面的桔果指出静电現象和静磁現象是互相独立的，可以分别讨。如果也像在静电的情形一样，让B=uH，并把μ看做常数，那么，我们就得(9)V·H-0,V×H=0上式对于空間任何点都是对的。在数学上我們知道，满足上式唯一的解是H0，这显然是与事实相反的。错的原因是不应骸把u看做常数，因为静磁場必须由磁体产生（稳定电流所产生的磁場不于静磁場，因为j0)，而在磁体里面和外面的μ值是不一样的。事实上，由83中的（2）式，得到×B=(ir+jx),(10)上面所迹的静止条件只是一0。一个磁体由于分子电流规律的排列，在它表面上的盘丰0。（10）式变为：ATiMVXB-(11)G由（11）式及（8)式中的第二式：V×H=0，立刻可以看出B和H是不可能满足B一H（u一常数）的。我假知道一个磁体的性质可由磁化强度M完全表示。由（11）和×H一0,很容易出：LinVxM(12)G