两种理想介质的边界上不可能存在表面自由电荷，因此Din = D2r对于各向同性的线性介质，得,En =8,E2r磁场强度的切向分量边界条件也与介质特性有关在一般情况下，由于边界上不可能存在表面电流根据全电流定律，只要电通密度的时间变化率是有限的，可得Hit = H2t或写成失量形式e, x(H, -H)=0
两种理想介质的边界上不可能存在表面自由电 荷，因此 D1n = D2n ④ 磁场强度的切向分量边界条件也与介质特性有关。 在一般情况下，由于边界上不可能存在表面电流， 根据全电流定律，只要电通密度的时间变化率是有 限的，可得 H1t = H2t 或写成矢量形式 en (H2 − H1 ) = 0 对于各向同性的线性介质，得 1 E1n 2 E2n =
在理想导电体表面上可以形成表面电流，此时磁场强度的切向分量不再连续在理想导电体内部不可能存在时变电磁场及时变的传导电流，它们只可能分布在理想导电体的表面。E+0→J=E→8a↓8H+0→ E#0E(t), B (t), J (t) = 0J+0→H0
在理想导电体表面上可以形成表面电流，此时 磁场强度的切向分量不再连续。 在理想导电体内部不可能存在时变电磁场及时 变的传导电流，它们只可能分布在理想导电体的表 面。 → E(t), B (t), J (t) = 0 E ≠ 0 → J = E → H ≠ 0 → E ≠ 0 J ≠ 0 → H ≠ 0
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。enEHe. &,u1a→8
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。 E , H → en et ① ②
enEH2t Js?Het u0?Hit9↓8s 或 e,·D=Ps因D.=O由前式得D2n = Ps由于理想导电体表面存在表面电流J、，令表面电流密度的方向与积分回路构成右旋关系因H求得或e, ×H=JsH2t = Js
因 D1n = ，由前式得 0 D2n = S 或 n S e D = 由于理想导电体表面存在表面电流JS ，令表 面电流密度的方向与积分回路构成右旋关系， 因 ，求得 0 H1t = H2t = S J n = S 或 e H J E , H → en et ① ② H1t H2t JS
例已知内截面为α×b的矩形金属波导中的时变电磁场的各分量为元Hyo sincos(o t -k,z)7a元一H,=Hsincos(o t -k.2)xxoa元Hsin( t - k,z)H=0 COSxa其坐标如图示。试求波导中的位移电流分布和波导内壁上的电荷及电流分布。波导内部为真空
例 已知内截面为a b 的矩形金属波导中的时变电 磁场的各分量为 sin( ) π cos 0 x t k z a Hz Hz − z = cos( ) π 0 sin x t k z a Hx Hx − z = cos( ) π 0 sin x t k z a Ey Ey − z = 其坐标如图示。试求波导中的位移电流分布和波导内 壁上的电荷及电流分布。波导内部为真空。 a z y x b