工程电磁场 第2章

1、12第二章第二章 静电场的基本原理静电场的基本原理2.1 2.1 库仑定律与电场强度库仑定律与电场强度两个点电荷之间的作用力用下式表示两个点电荷之间的作用力用下式表示 在真空中，在真空中， 两个静止点电荷两个静止点电荷q1及及q2之间的相互作用力之间的相互作用力的大小和的大小和q1与与q2的乘积成正比，和它们之间距离的乘积成正比，和它们之间距离R的平方的平方成反比；作用力的方向沿着它们的联线，同号电荷相斥，成反比；作用力的方向沿着它们的联线，同号电荷相斥，异号电荷相吸。异号电荷相吸。3 0 0是真空中的介电常数是真空中的介电常数 电荷量的单位库仑，电荷量的单位库仑，C C 距离的单位米，距离的

2、单位米，m m 力的单位牛，力的单位牛，N N 0 0的单位是法的单位是法/ /米，米，F/mF/m库仑定律是静电场的基础，也是电磁场的基础库仑定律是静电场的基础，也是电磁场的基础点电荷：只带电荷而没有形状和大小的物体。点电荷：只带电荷而没有形状和大小的物体。42. 2. 电场强度电场强度电荷在其周围产生电场，产生电场的电荷称为电场的源。电荷在其周围产生电场，产生电场的电荷称为电场的源。相对于观察者静止的电荷产生的电场，称为静电场。相对于观察者静止的电荷产生的电场，称为静电场。 真空中放置一个点电荷真空中放置一个点电荷q q，在其附近放置一个试验电荷，在其附近放置一个试验电荷q1q1。在静电场

3、中的某一点（。在静电场中的某一点（x, x, y,zy,z），），q1q1受到的作用力受到的作用力F F与与q1q1的电荷量成正比，而作用力的电荷量成正比，而作用力F F与与q1q1电荷量的比值与试验电荷量的比值与试验电荷无关，我们定义表征静电场的基本场矢量电场强度为：电荷无关，我们定义表征静电场的基本场矢量电场强度为：单位伏单位伏/ /米，米，V/mV/m点电荷点电荷q q产生的电场强度产生的电场强度R R是从点电荷所在的源点是从点电荷所在的源点(x,y,z)(x,y,z)到场点到场点(x,y,z)(x,y,z)的距离；的距离；e eR R为源点到场为源点到场点的单位矢量点的单位矢量563.

4、 3. 分布电荷的电场强度分布电荷的电场强度电场力的叠加原理电场力的叠加原理 NiiFF1两个点电荷共同产生的电场强度两个点电荷共同产生的电场强度N N个点电荷共同产生的电场强度个点电荷共同产生的电场强度7线密度线密度面密度面密度体密度体密度电荷元电荷元电荷元产生的电场强度与点电荷元产生的电场强度与点电荷相同，是一个无穷小的电荷相同，是一个无穷小的量，积分可得整个源区所有量，积分可得整个源区所有电荷产生的电场强度电荷产生的电场强度8线电荷、面电荷、体电线电荷、面电荷、体电荷产生的电场强度荷产生的电场强度例例2-1-12-1-1真空中长度为真空中长度为2l2l的直线段，均匀带电，电荷线密度为的直

5、线段，均匀带电，电荷线密度为。求线段外任一点。求线段外任一点P P的的电场强度。电场强度。解解 根据对称性分析，采用柱坐标系分析比较方便。根据对称性分析，采用柱坐标系分析比较方便。坐标的源点位于线段的中心，坐标的源点位于线段的中心，z z轴与线段重合。场点轴与线段重合。场点P P的坐标为（的坐标为（r, , zr, , z），取电荷元），取电荷元dzdz，源点坐标，源点坐标为（为（0, , z0, , z）9电荷源在电荷源在p p点产生的电场强度的各分量为点产生的电场强度的各分量为场点坐标（场点坐标（r, , zr, , z）是不变量，源点坐标（）是不变量，源点坐标（0, , z0, , z）

6、中）中zz是变量，统一是变量，统一用用表示表示10总的电场强总的电场强度度若为无限长直导线若为无限长直导线1112131415例例2-1-22-1-2如图所示，真空中圆形线电荷半径为如图所示，真空中圆形线电荷半径为a a，均匀带电，电荷线密度为，均匀带电，电荷线密度为，求在求在其轴线上任一点的电场强度。其轴线上任一点的电场强度。解解 根据电荷分布的对称性，采用圆柱坐标系。设坐标原点在圆形线电荷的圆心，根据电荷分布的对称性，采用圆柱坐标系。设坐标原点在圆形线电荷的圆心，z z轴与线电荷圆心轴线重合。轴与线电荷圆心轴线重合。场点场点P P的坐标为的坐标为(0,z) (0,z) ，取一个电，取一个电

7、荷元荷元ad ad ，源点坐标为，源点坐标为（a a， ，0)0)。再取一个电荷元。再取一个电荷元ad ,ad ,源点坐标为源点坐标为(a(a， + +，0)0)。这样，两对称。这样，两对称电荷元在电荷元在P P点产生的电场强度沿点产生的电场强度沿erer方方向两个分量符号相反，相互抵消向两个分量符号相反，相互抵消; ;沿沿e e 方向的电场强度为零方向的电场强度为零; ;沿沿ezez方向的方向的两个分量符号相同。因此，由这两个两个分量符号相同。因此，由这两个对称电荷元产生的电场强度为对称电荷元产生的电场强度为计算计算P P点电场强度时，场点坐标点电场强度时，场点坐标(0,z)(0,z)不变，

8、源点坐标（不变，源点坐标（a a， ，0)0)中只有中只有 是变量。是变量。1617182. 22. 2电位与静电场的环路定理电位与静电场的环路定理1. 1. 电位电位场点的坐标是场点的坐标是(x, y, z)(x, y, z)，用距离矢量，用距离矢量r r表示表示; ; 源点源点的坐标是的坐标是(x, y, z)(x, y, z)，用距离矢量，用距离矢量rr表示；表示；R R是是以上两距离矢量之差，也就是从源点到场点的距离以上两距离矢量之差，也就是从源点到场点的距离矢量，且矢量，且可见，可见，R R与与(x, y, z) (x, y, z) 和和(x, y, z)(x, y, z)都有关系。

9、当源点不变，场点变化时，都有关系。当源点不变，场点变化时， 的梯度表示为的梯度表示为 。当场点不变，源点变化时，。当场点不变，源点变化时， 的梯度表示为的梯度表示为 19电场强度计算公式梯度是对场点进行的，是电荷密度，是源点的函数，与场点无关式中，体积分是对源点进行的，源点变化；求梯度是对场点进行的，场点变化，故两种运算相互独立，可以交换次序由上式可知，电场强度可表示为某个标量函数的负梯度。我们把这个标量函数定义为电位，并用 来表示，则20体电荷面电荷线电荷N个点电荷 电位的表示式中有常数电位的表示式中有常数C C，说明电位数值不是惟一的。但由电位求负梯度得到的电，说明电位数值不是惟一的。但由

10、电位求负梯度得到的电场强度却是惟一的。电位的惟一性问题，可以由选择电位参考点来解决。电位的参场强度却是惟一的。电位的惟一性问题，可以由选择电位参考点来解决。电位的参考点就是强迫电位为零的点。在电荷分布于有限区域的情况下，选择无穷远处为电考点就是强迫电位为零的点。在电荷分布于有限区域的情况下，选择无穷远处为电位参考点，计算比较方便。这时，前面电位计算式中的常数位参考点，计算比较方便。这时，前面电位计算式中的常数C C为零。为零。21222.电位与电场强度的关系由电位计算电场强度，是求梯度的运算，也就是求微分的运算由电场强度计算电位，是相反的运算，也就是求积分的运算。考虑电场强度的线积分Q点电位已

11、知Q点为参考电位，且=0，则这就是说，这就是说，P P点的电位等于电点的电位等于电场强度从场强度从P P点到参考点的线积点到参考点的线积分。电场强度是单位电荷受分。电场强度是单位电荷受到的电场力。所以，到的电场力。所以，P P点的电点的电位表示将单位电荷从位表示将单位电荷从P P点移动点移动到参考点，电场力所做的功。到参考点，电场力所做的功。电位和电压的单位是伏，电位和电压的单位是伏，V V。233.3.静电场环路定理静电场环路定理对电场强度求旋度，可得对电场强度求旋度，可得即电场强度的旋度为零，这是静电场环路定理的微分形式即电场强度的旋度为零，这是静电场环路定理的微分形式 根据斯托克斯定理，

12、有根据斯托克斯定理，有电场强度的闭合线积分为零，是静电场环路定理的积分形式电场强度的闭合线积分为零，是静电场环路定理的积分形式24对闭合曲线对闭合曲线acbdaacbda，应用环路定理，应用环路定理可见，可见，abab两点之间的电位差与积分路径无关，这是两点之间的电位差与积分路径无关，这是静电场环路定理的具体体现。静电场环路定理的具体体现。旋度处处为零的场称为无旋场。静电场是无旋场。旋度处处为零的场称为无旋场。静电场是无旋场。254 4 等电位面与电场强度线等电位面与电场强度线 等电位面和电场强度线是对电场的形象表示。等电位面就是由电位相同的点组成等电位面和电场强度线是对电场的形象表示。等电位

13、面就是由电位相同的点组成的曲面，其方程为的曲面，其方程为电场强度线是一族有方向的线。电场强度线上每一点的切线方向就是该点的电场强电场强度线是一族有方向的线。电场强度线上每一点的切线方向就是该点的电场强度方向。设度方向。设dldl为为P P点电场强度线的有向线段元，则电场强度可表示为点电场强度线的有向线段元，则电场强度可表示为E= kdlE= kdl。在直角。在直角坐标系中，有坐标系中，有电场强度线方程电场强度线方程点电荷电场点电荷电场26 例例2-2-12-2-1如图所示，在位于直角坐标系坐标原点的点电荷如图所示，在位于直角坐标系坐标原点的点电荷q q所产生的静电场中，求所产生的静电场中，求P

14、1 P1 (0,0,1)(0,0,1)到到P2(0,2,0)P2(0,2,0)的电位差。的电位差。解 （1 1）由电位公式直接计算，）由电位公式直接计算，P1P1和和P2P2点的电位分别为点的电位分别为（2 2）由电场强度积分计算，根据点电荷的电场强度公式）由电场强度积分计算，根据点电荷的电场强度公式272 .3 2 .3 高斯通量定理高斯通量定理1.1.高斯通量定理的微分形式高斯通量定理的微分形式在体电荷情况下，讨论电场强度的散度在体电荷情况下，讨论电场强度的散度: :上式的散度运算是对场点进行，体积分运算对源点进行，两种独立运算可以交换次上式的散度运算是对场点进行，体积分运算对源点进行，两

15、种独立运算可以交换次序，即序，即由于由于是电荷密度，是源点的函数，与场点无关，所以是电荷密度，是源点的函数，与场点无关，所以28式中，体积分的被积函数在式中，体积分的被积函数在R=0(R=0(即源点与场点重合这一点即源点与场点重合这一点) )之外的区域上全为零。因之外的区域上全为零。因此，积分区域可缩小到场点附近的小区域。此，积分区域可缩小到场点附近的小区域。假定小区域是以场点为球心，以假定小区域是以场点为球心，以R R为半径的球体，为半径的球体，因为因为R R可以任意小，所以可认为小体积中的可以任意小，所以可认为小体积中的为常为常数，并将其移到积分号之前。根据散度定理，有数，并将其移到积分号

16、之前。根据散度定理，有29高斯通量定理的微分形式高斯通量定理的微分形式即静电场中任一点上电场强度的散度等于该点的体电荷密度与真空的介电常数之比即静电场中任一点上电场强度的散度等于该点的体电荷密度与真空的介电常数之比302.2.高斯通量定理的积分形式高斯通量定理的积分形式由高斯通量定理的微分形式，利用散度定理可得由高斯通量定理的微分形式，利用散度定理可得式中，式中，S S为任意闭合面，为任意闭合面，q q为该闭合面内电荷总量。为该闭合面内电荷总量。这就是高斯通量定理的积分形式。这就是高斯通量定理的积分形式。31 例例2-3-12-3-1真空中半径为真空中半径为a a的均匀带电球，若其电荷体密度为

17、的均匀带电球，若其电荷体密度为，求球体内外的电场强，求球体内外的电场强度和电位。度和电位。 解解 如图所示，根据电荷分布的对称性，作半径为如图所示，根据电荷分布的对称性，作半径为r r的球面的球面S S，则在，则在S S上电场强度量值上电场强度量值处处相等，方向都沿半径方向。根据高斯通量定理处处相等，方向都沿半径方向。根据高斯通量定理当当ra时时32当当ra时时设无穷远处为电位参考点，则当设无穷远处为电位参考点，则当rara时时当当ra时时33 例例2-3-22-3-2如图所示，真空中，半径为如图所示，真空中，半径为A A的大圆球内有一个半径为的大圆球内有一个半径为a a的小圆球，两圆球面的小

18、圆球，两圆球面之间部分充满体密度为之间部分充满体密度为的电荷，小圆球内电荷密度为零的电荷，小圆球内电荷密度为零( (空洞空洞) )。求小圆球。求小圆球( (空洞空洞) )内内任一点的电场强度。任一点的电场强度。解解 根据叠加原理，空洞内根据叠加原理，空洞内P P点的电场强度，可以看作是由充满电荷、电荷体密度点的电场强度，可以看作是由充满电荷、电荷体密度为为的大球和充满电荷、电荷体密度为的大球和充满电荷、电荷体密度为- - 的小球在的小球在P P共同产生的电场强度。共同产生的电场强度。 因为大球内电荷产生的电场强度为因为大球内电荷产生的电场强度为34小球内电荷产生的小球内电荷产生的电场强度为电场

19、强度为352. 42. 4电偶极子电偶极子1. 1. 电偶极子电偶极子 所谓电偶极子就是两个相距很近的等量异号电荷组成的整体。设电偶极子两电所谓电偶极子就是两个相距很近的等量异号电荷组成的整体。设电偶极子两电荷的电荷量分别为荷的电荷量分别为q q和和-q-q，从负电荷到正电荷的距离矢量为，从负电荷到正电荷的距离矢量为d d，则可以用一个矢量来，则可以用一个矢量来表示电偶极子。这个矢量叫做电偶极矩，记为表示电偶极子。这个矢量叫做电偶极矩，记为p p，且，且2.2.电偶极子的电位电偶极子的电位 电偶极子产生的电场，就是电偶极子产生的电场，就是电偶极子的两个点电荷共同产生电偶极子的两个点电荷共同产生

20、的电场。在如图所示的直角坐标的电场。在如图所示的直角坐标和球坐标系情况下，设电偶极矩和球坐标系情况下，设电偶极矩的方向与二轴一致，且电偶极子的方向与二轴一致，且电偶极子位于坐标原点，则电偶极子的电位于坐标原点，则电偶极子的电位为位为36R远大于d电偶极子产生的电场与单个点电荷产生的电场的空间分布规律有明显不同。点电荷电偶极子产生的电场与单个点电荷产生的电场的空间分布规律有明显不同。点电荷的电位与的电位与R R成反比，而电偶极子的电位与成反比，而电偶极子的电位与R R2 2成反比。成反比。37383.3.电偶极子的电场强度电偶极子的电场强度在球坐标系中，电偶极子的电场强度在球坐标系中，电偶极子的

21、电场强度39402 .52 .5导体和电介质导体和电介质静电场中的导体静电场中的导体 在静电平衡条件下，导体内部电位的梯度为零，导体内部电位各处相等，即导在静电平衡条件下，导体内部电位的梯度为零，导体内部电位各处相等，即导体是一个等电位体，导体表面是一个等位面。导体外表面电场强度只有法向分量，体是一个等电位体，导体表面是一个等位面。导体外表面电场强度只有法向分量，其切向分量为零，即导体外表面上电场强度的方向与外表面垂直。其切向分量为零，即导体外表面上电场强度的方向与外表面垂直。 例例2-5-12-5-1无限长同轴电缆截面如图所示，内导体半径为无限长同轴电缆截面如图所示，内导体半径为R R，单位

22、长度所带电荷为，单位长度所带电荷为外外导体内半径导体内半径R2R2，外半径，外半径R3R3，单位长度所带电荷为，单位长度所带电荷为- - 。假定内外导体之间为真空。假定内外导体之间为真空。求各区域的电场强度。求各区域的电场强度。412.2.静电场中的电介质静电场中的电介质 与导体不同，电介质中的电荷不能自由运动。这些电荷束缚在分子或原子范围与导体不同，电介质中的电荷不能自由运动。这些电荷束缚在分子或原子范围之内，只能作微小的移动，因此叫做束缚电荷。之内，只能作微小的移动，因此叫做束缚电荷。3.3.电介质内电偶极子产生的电场电介质内电偶极子产生的电场 电介质极化后，其内部存在大量按一定规律分布的

23、电偶极子。将电偶极子偶极电介质极化后，其内部存在大量按一定规律分布的电偶极子。将电偶极子偶极矩的密度定义为极化强度矩的密度定义为极化强度P,P,用来表示电介质极化的程度，即用来表示电介质极化的程度，即电偶极子元电偶极子元PdVPdV所产生的电位为所产生的电位为42根据矢量恒等式根据矢量恒等式令根据散度定理，第一项体积分可化为闭合面积分，因此根据散度定理，第一项体积分可化为闭合面积分，因此43 因此，电介质内电偶极子产生的电场，可看成是极化电荷产生的电场，且电位和电因此，电介质内电偶极子产生的电场，可看成是极化电荷产生的电场，且电位和电场强度分别表示为场强度分别表示为442. 62. 6电位移矢

24、量电位移矢量考虑极化电荷的高斯通量定理考虑极化电荷的高斯通量定理1.1. 极化电荷与自由电荷一样产生电场强度。因此，在有电介质存在的情极化电荷与自由电荷一样产生电场强度。因此，在有电介质存在的情况下，高斯通量定理应表示为况下，高斯通量定理应表示为在闭合曲面在闭合曲面S S内的极化电荷为内的极化电荷为45第一项体积分应用散度定理，并把真空当作一种特殊的电介质，即在真空中，第一项体积分应用散度定理，并把真空当作一种特殊的电介质，即在真空中，P=0P=0，得，得高斯通量定理可写成高斯通量定理可写成462.2.电位移矢量电位移矢量在有电介质存在的情况下，高斯诵量定理可以写成在有电介质存在的情况下，高斯

25、诵量定理可以写成定义一个新的场矢量定义一个新的场矢量D D，叫做电位移矢量，且，叫做电位移矢量，且高斯通量定理可写成高斯通量定理可写成47高斯通量定理微分形式高斯通量定理微分形式483.3.静电场的辅助方程静电场的辅助方程 电位移矢量电位移矢量D D与电场强度与电场强度E E有关。有关。P P是极化强度，其值在真空中为零，在电介质是极化强度，其值在真空中为零，在电介质中与电场强度有关。这里的电场强度是电介质中实际电场强度，是由自由电荷和中与电场强度有关。这里的电场强度是电介质中实际电场强度，是由自由电荷和束缚电荷共同产生的总的电场强度。束缚电荷共同产生的总的电场强度。式中，式中，x x是电介质

26、的极化率是电介质的极化率令令r r=1+x=1+x称之为电介质的相对介电常数。称之为电介质的相对介电常数。 = = 0 0 r r称之为电介质的介电常数称之为电介质的介电常数 这就是线性、各向同性电介质中静电场的辅助方程。它建立了电介质中两个基本场矢量D和E之间的简单关系。49对于一般的电介质，辅助方程还应该写成对于一般的电介质，辅助方程还应该写成D D线从正自由电荷发出，终止于负自由电荷。线从正自由电荷发出，终止于负自由电荷。E E线从正电荷线从正电荷( (包括自由电荷和极化电包括自由电荷和极化电荷荷) )发出，终止于负电荷发出，终止于负电荷( (包括自由电荷和极化电荷包括自由电荷和极化电荷

27、) )。P P线从负极化电荷发出，终线从负极化电荷发出，终止于正极化电荷。止于正极化电荷。502. 72. 7静电场的基本方程与分界面条件静电场的基本方程与分界面条件1 1 静电场基本方程的微分形式静电场基本方程的微分形式辅助方程辅助方程2.2.静电场基本方程的积分形式静电场基本方程的积分形式对应于微分形式，前面也已导出了静电场基本方程的积分形式对应于微分形式，前面也已导出了静电场基本方程的积分形式513.3.电介质分界面条件电介质分界面条件在不同电介质的分界面上，存在极化面电荷在不同电介质的分界面上，存在极化面电荷( (束缚面电荷束缚面电荷) )，也可能存在自由面电荷。，也可能存在自由面电荷

28、。这造成分界面两侧场矢量不连续。这种场矢量的不连续性虽然不会影响积分形式基这造成分界面两侧场矢量不连续。这种场矢量的不连续性虽然不会影响积分形式基本方程的应用，却使微分形式的基本方程在不同电介质分界面处的应用遇到困难。本方程的应用，却使微分形式的基本方程在不同电介质分界面处的应用遇到困难。因此必须研究场矢量的分界面条件。因此必须研究场矢量的分界面条件。 电场强度电场强度E E应满足的分界面条件。应满足的分界面条件。围绕分界面上一点围绕分界面上一点P P做一个小矩形闭合曲线，做一个小矩形闭合曲线，abcdaabcda。enen是分界面法线方向的单位矢量，是分界面法线方向的单位矢量，由第一种电介质

29、指向第二种电介质由第一种电介质指向第二种电介质;et;et是一是一个切线方向的单位矢量个切线方向的单位矢量;e;e是与是与etet垂直的垂直的另一个切线方向的单位矢量，另一个切线方向的单位矢量， 代表其方代表其方向垂直于纸面向里。向垂直于纸面向里。5253为为P P点沿分界面切线方向的一个矢量点沿分界面切线方向的一个矢量 ee可以取为任意的切线方向可以取为任意的切线方向这就是电场强度应满足的分界面条件。这就是电场强度应满足的分界面条件。54电位移矢量电位移矢量D D应满足的分界面条件应满足的分界面条件若分界面上没有自由面电荷分布若分界面上没有自由面电荷分布这就是电位移矢量应满足的分界面条件。这

30、就是电位移矢量应满足的分界面条件。554.4.电介质分界面场图电介质分界面场图（1 1）电场强度切线方向连续）电场强度切线方向连续; ;（2 2）电位移矢量法线方向连续。）电位移矢量法线方向连续。例例2-7-12-7-1给定平行平板电容器的尺寸、电介质的介电常数，在图给定平行平板电容器的尺寸、电介质的介电常数，在图2-7-6(a)2-7-6(a)中给定极板中给定极板电压，在图电压，在图2-7-6 ( b)2-7-6 ( b)中给定极板总电荷量，求这两种情况下电容器中的电场强度。中给定极板总电荷量，求这两种情况下电容器中的电场强度。图图2-7-6(a)2-7-6(a)56图图2 2一一7 7一一

31、6(b)6(b)57例例 有两相距为有两相距为d的平行无限大平面电荷，电荷面密度分别为的平行无限大平面电荷，电荷面密度分别为和和- 。求两无穷大平面分割出的三个空间区域的电场强度。求两无穷大平面分割出的三个空间区域的电场强度。1S2S0E作高斯面据高斯通量定理，可得在区域（1）和（3）中，电场强度为零；再作高斯面据高斯通量定理，可得在区域（2），58d例 求厚度为，体电荷密度为的均匀带电无限大平板在空间三个区域产生的电场强度。解 如图2-5所示的三个区域中，作高斯面S1，据高斯通量定理，电场强度在S1上的通量为 01112d1dSSEssE可得在区域（1）和（3）中，电场强度 012dE 59

32、对于区域（2），如图建立坐标系，作高斯面S2，据高斯通量定理，电场强度在S2上的通量为 022221xSSESE22000102dxdxExE60说明 （1）导体表面是等位面，E 线与导体表面垂直；导体与电介质分界面导体与电介质分界面例 试写出导体与电介质分界面上的衔接条件。解: 分界面衔接条件t2t 1n1n2 EEDD，nn221121 ，n0 , const0 tnED，导体中 E0 ，分解面介质侧0 tnED，导体中 E0 ，分解面介质侧（2）导体表面上任一点的 D 等于该点的。（2）导体表面上任一点的 D 等于该点的。下 页下 页上 页上 页返 回返 回612. 82. 8静电场的边

33、值问题静电场的边值问题1.1.电位的泊松方程和分界面条件电位的泊松方程和分界面条件根据静电场基本方程的微分形式和辅助方程，有根据静电场基本方程的微分形式和辅助方程，有在均匀电介质中在均匀电介质中称为静电场的泊松方程。称为静电场的泊松方程。当场域中没有电荷分布时当场域中没有电荷分布时称为静电场的拉普拉斯方程称为静电场的拉普拉斯方程62 静电场的泊松方程或拉普拉斯方程是从场矢量表示的静电场的基本方程和辅助静电场的泊松方程或拉普拉斯方程是从场矢量表示的静电场的基本方程和辅助方程推导出来的，因此它等价于场矢量的基本方程加上辅助方程。在不同电介质分方程推导出来的，因此它等价于场矢量的基本方程加上辅助方程

34、。在不同电介质分界处，电位也应该满足一定的分界面条件。界处，电位也应该满足一定的分界面条件。当分界面上没有自由面电荷分布时63边值问题微分方程边界条件初始条件场域边界条件分界面衔接条件强制边界条件有限值lim0r强制边界条件有限值lim0r自然边界条件有限值rrlim自然边界条件有限值rrlim泊松方程/2泊松方程/2拉普拉斯方程02拉普拉斯方程0221nn221121nn2211边值问题（Boundary Problem)642.2.静电场的边值问题静电场的边值问题 以前讨论的静电场问题可以归结为两类。第一类问题是己知以前讨论的静电场问题可以归结为两类。第一类问题是己知全部场源全部场源( (

35、包括自由电荷和束缚电荷包括自由电荷和束缚电荷) )求电场强度或电位。这类问求电场强度或电位。这类问题可以根据电场强度的积分公式和电位的积分公式直接计算，某题可以根据电场强度的积分公式和电位的积分公式直接计算，某些场源对称情况还可以利用高斯通量定理来求解。些场源对称情况还可以利用高斯通量定理来求解。 第二类问题相反，是已知电位或电场强度求场源分布。这可第二类问题相反，是已知电位或电场强度求场源分布。这可以通过计算梯度和散度求出，并表示为以通过计算梯度和散度求出，并表示为静电场的边值问题，就是已知求解区域中场的基本方程，给定静电场的边值问题，就是已知求解区域中场的基本方程，给定边界条件，计算求解区域内场量的问题。边界条件，计算求解区域内场量的问题。65电荷分布已知无界空间有界空间（边界条件给定）66已知求解区域内部的自由电荷分布已知求解区域内部的自由电荷分布给定求解区域边界给定求解区域边界上的电位上的电位00( (如导体的电如导体的电位位) )，计算求解区域的电位和电场强度分布，这类问题通常称为第一类边值问题，计算求解区域的电位和电场强度分布，这类问题通常称为第一类边值问题，又叫做狄里赫利问题，相应的边界条件称为第一类边界条件。第一类边值问题表述