在任何边界上，石磁通密度的法向分量是连续的。即Bin = B2n或写成失量形式en-(B, -B)=0上式由磁通连续性原理B.ds求得。对于各向同性的线性媒质，得 μ,Hin=μ,H2n电通密度的法向分量边界条件与介质特性有关3.在一般情况下，由高斯定律求得D2n -Din = Ps或写成失量形式e -(D2 -D)= Ps式中ps为边界表面上自由电荷的面密度
② 在任何边界上，磁通密度的法向分量是连续的。 或写成矢量形式 en (B2 −B1 ) = 0 ③ 电通密度的法向分量边界条件与介质特性有关。 在一般情况下，由高斯定律求得 D D 2n 1n − = S 或写成矢量形式 n 2 1 ( ) S e D D − = 式中 S 为边界表面上自由电荷的面密度。 对于各向同性的线性媒质，得 1 H1n = 2 H2n 上式由磁通连续性原理 d 求得。 = 0 S B S 即 B1n = B2n
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 =82E2r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, ×(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Hzt - Hit = J,磁场强度的切向分量不再连续e, x(H, -H)=J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 H H J 2t 1t − = s n 2 1 ( ) s e − = H H J
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?Hit→8Dan = Ps 或 e, D= Ps因D,=0由前式得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HI=,0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 H1t = ，求得 0 H2t = S J n = S 或 e H J E , H → en et ① ② H1t H2t JS