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场：描述一定空间中连续分布的物质对象的物理量。
梯度：函数在空间某点的方向导数有无穷多个，其中值为最大的那个定义为梯度。
唯一性定理：在空间某一区域内给定场的散度和旋度以及矢量场在区域边界上的法线分量，则该矢量场在区域内是唯一确定的。
第一章电磁现象的普遍规律静电场：它的方向沿试探电荷受力的方向，大小与试探点电荷无关。
给定Q，它仅是空间点函数，静电场是一个矢量场。
场的叠加原理：电荷系在空间某点产生的电场强度等于组成该电荷系的各点电荷单独存在时在该点产生的场强的矢量和。
电荷守恒定律：封闭系统内的总电荷严格保持不变。
对于开放系统，单位时间流出区域V 的电荷总量等于V内电量的减少率。
电磁感应现象的实质：变化磁场激发电场。
有极分子：无外场时，正负电荷中心不重合，有分子电偶极矩。
但固有取向无规，不表现宏观电矩。
无极分子：无外场时，正负电荷中心重合，无分子电偶极矩，也无宏观电矩。
分子电流：介质分子内部电子运动可以认为构成微观电流。
无外场时，分子电流取向无规，不出现宏观电流分布。
介质的极化：介质中分子和原子的正负电荷在外加电场力的作用下发生小的位移，形成定向排列的电偶极矩。
或原子、分子固有电偶极矩不规则的分布，在外场作用下形成规则排列。
极化使介质内部或表面上出现的电荷称为束缚电荷。
介质的磁化：介质中分子或原子内的电子运动形成分子电流，微观上形成不规则分布的磁偶极矩。
在外磁场力作用下，磁偶极矩定向排列，形成宏观上的磁偶极矩。
传导电流：介质中可自由移动的带电粒子，在外场力作用下，导致带电粒子的定向运动，形成电流。
磁化电流：当介质被磁化后，由于分子电流的不均匀会出现宏观电流，称为磁化电流。
能量：物质运动强度的量度，表示物体做功的物理量。
主要形式：机械能、热能、化学能、电磁能、原子能。
能量守恒与转化：能量在不同形式之间可以相互转化，但总量保持不变。
能流密度矢量（玻印亭矢量）：它表示单位时间、垂直通过单位面积的能量，用来描述能量的传播。
电动力学重点知识总结(期末复习必备)静电场的基本方程可以用微分形式和积分形式表示。
微分形式为$\nabla\times\mathbf{E}=0$，积分形式为$\oint\mathbf{E}\cdot d\mathbf{l}= -\int_S(\nabla\cdot\mathbf{E})dS=\frac{1}{\epsilon}\int_V\rho(\m athbf{x'})dV'$。
这些方程反映了电荷激发电场及电场内部联系的规律性，物理图像是电荷是电场的源，静电场是有源无旋场。
静磁场的基本方程也可以用微分形式和积分形式表示。
微分形式为$\nabla\times\mathbf{B}=\mu\mathbf{J}$，积分形式为$\oint\mathbf{B}\cdot d\mathbf{l}=\mu I$。
这些方程反映了静磁场为无源有旋场，磁力线总闭合的规律性。
它的激发源仍然是运动的电荷。
需要注意的是，静电场可以单独存在，而稳恒电流磁场不能单独存在（永磁体磁场可以单独存在，且没有宏观静电场）。
电荷守恒实验定律表明了电荷的守恒性质，即$\nabla\cdot\mathbf{J}+\frac{\partial\rho}{\partial t}=0$。
稳恒电流的情况下，$\nabla\cdot\mathbf{J}=0$。
稳恒电流的情况下，$\nabla\cdot\mathbf{J}=n(\mathbf{J}_s-\mathbf{J})$。
真空中的麦克斯韦方程组包括四个方程，分别是$\nabla\times\mathbf{E}=-\frac{\partial\mathbf{B}}{\partial t}$，$\nabla\times\mathbf{B}=\mu\mathbf{J}+\mu\epsilon\frac{\partial\mathbf{E}}{\partial t}$，$\nabla\cdot\mathbf{E}=\frac{\rho}{\epsilon}$，$\nabla\cdot\mathbf{B}=0$。
第22讲 唯一性定理 第4章 介质中的电动力学（2）§4.2 唯一性定理在上节中我们说明静电学的基本问题是求出所有边界上满足边值关系或给定边界条件的泊松方程的解。
本节我们把这问题确切地表述出来，即需要给出哪一些条件，静电场的解才能唯一地被确定。
静电场的唯一性定理对于解决实际问题有着重要的意义。
因为它首先告诉我们，哪些因素可以完全确定静电场，这样在解决实际问题时就有所依据。
其次，对于许多实际问题，往往需要根据给定的条件作一定的分析，提出尝试解。
如果所提出的尝试解满足唯一性定理所要求的条件，它就是该问题的唯一正确的解。
下面我们先提出并证明一般形式的唯一定理，然后再证明有导体存在时的唯一性定理。
1. 静电问题的唯一性定理 下面我们研究可以均匀分区的区域V ，即V 可以分为若干个均匀区域 V i ，每一个区域的电容率为 ε i 。
设V 内有给定的电荷分布 ρ（x ）。
电势 φ 在均匀区域 V i 内满足泊松方程2i ρϕε∇=-（4.2---1）在两区域 V i 和 V j 的分界上满足边值关系()()i j i i j j nn ϕϕϕϕεε=⎧⎪∂∂⎨=⎪∂∂⎩ （4.2---2）泊松方程（4.2---1）式和边值关系（4.2---2）式是电势所必须满足的方程，它们属于电场的基本规律。
除此之外，要完全确定V 内的电场，还必须给出V 的边界S 上的一些条件。
下面提出的唯一性定理具体指出所需给定的边界条件。
唯一性定理： 设区域V 内给定自由电荷分布，在V 的边界上S 上给定 （1）电势φ| s 或（2）电势的法向导数 ∂φ/∂n | s ，则V 内的电场唯一确定。
也就是说，在V 内存在唯一的解，它在每个均匀区域内满足泊松方程（4.2---1），在两均匀区域分界面上满足边值关系，并在V 的边界S 上满足该给定的φ或∂φ/∂n 值。
证明 设有两组不同的解 φ' 和 φ'' 满足唯一性条件定理的条件。
令,ϕϕϕ'''=-（4.2---3） 则由 ▽2φ' = −ρ/εi ，▽2φ'' = −ρ/εi ，得20ϕ∇= （在每个均匀区V i 内） （4.2---4） 在两均匀区界面上有i j ϕϕ= ()()i i j j n nϕϕεε∂∂=∂∂ （4.2---5） 在整个区域V 的边界S 上有 0SS S ϕϕϕ'''=-= （4.2---6a ）或SSSnnnϕϕϕ'''∂∂∂=-∂∂∂=0 （4.2---6b ）考虑第i 个均匀区 V i 的界面 S i 上的积分ii S d εϕϕ∇⋅⎰S由附录（Ⅰ.7）式，这积分可以变换为体积分()ii i i S V d dV εϕϕεϕϕ∇⋅=∇⋅∇⎰⎰S22()iii i V V dV dV εϕϕεϕ=∇+∇⎰⎰ 由（4.2---4）式，右边最后一项为零，因此2()iii i S V d dV εϕϕεϕ∇⋅=∇⎰⎰S对所有分区 V i 求和得2()iii i S V iid dV εϕϕεϕ∇⋅=∇∑∑⎰⎰S （4.2---7）在两均匀区 V i 和 V j 的界面上，由（4.2---5）式，φ 和ε▽φ的法向分量分别相等，但 d S i = −d S j 。
因此，在（4.2---7）式左边的和式中，内部分界面的积分互相抵消，因而只剩下整个V 的边界S 上的积分。
但在S 上，由（4.2---6）式，或者 φ| s ，或者 ∂φ/∂n | s ，两情形下面积分都等于零。
因此由（4.2---7）式有2()0ii V idV εϕ∇=∑⎰由于被积分函数 ε（▽φ）2 ≥0，上式成立的条件是在V 内各点上都有 0ϕ∇= 即在V 内ϕ=常量由（4.2---3）式， φ' 和 φ'' 至多只能相差一个常量。
但电势的附加常量对电场没有影响，这就证明了唯一性定理。
2. 有导体存在时的唯一性定理 当有导体存在时，由实践经验我们知道，为了确定电场，所需条件有两种类型：一类是给定每个导体上的电势 φi ，另一个是给定每个导体上的总电荷 Qi 。
为简单起见，我们只讨论区域内含一种均匀介质的情形。
如图2-3，设在某区域V 内有一些导体，我们把除去导体内部以后的区域称为V ' ，因而V ' 的边界包括界面S 以及每个导体的表面 S i 。
设V ' 内有给定电荷分布 ρ ，S 上给定 φ| s 或 ∂φ/∂n | s 值。
对上述第一种类型的问题，每个导体上的电势 φi 亦给定，即给出了V ' 所有边界上的φ或 ∂φ/∂n 值，因而由上一小节证明了的唯一性定理可知，V ' 内的电场唯一地被确定。
对于第二种类型的问题，唯一性定理表述如下：设区域V 内由一些导体，给定导体之外的电荷分布ρ，给定各导体上的总电荷 Q i 以及V 的边界S 上的φ或 ∂φ/∂n 值，则V 内的电场唯一确定。
也就是说，存在唯一的解，它在导体以外满足泊松方程2/ϕρε∇=- （4.2---8） 在第i 个导体上满足总电荷条件（4.2---9） i i S Q dS n ϕε∂-=∂⎰（4.2---9）（n 为导体面的外法线）和等势面条件 iS i ϕϕ==常量， （4.2---10）以及在V 的边界 S 上具有给定的 φ| s 或 ∂φ/∂n | s 值。
证明 设有两个解φ'和φ" 满足上述条件，令,ϕϕϕ'''=-则φ满足20,ϕ∇=(V '体内) （4.2---11） 0,i S dS nϕ∂-=∂⎰ iS ϕ=常量 （4.2---12）S ϕ=0或Snϕ∂∂=0 （4.2---13）对区域 V ' 用公式()V d dV ϕϕϕϕ'∇⋅=∇⋅∇⎰⎰S22''()V V dV dV ϕϕϕ=∇+∇⎰⎰ （4.2---14）上式左边的面积分包括V 的边界S 以及每个导体的表面 S i 上的积分。
作为 V ' 的边界， S i 的法线指向导体内部。
若我们用n 表示导体向外的法线分量，由（4.2---12）式，在 S i 上的积分为0ii i S S d dS nϕϕϕϕ∂∇⋅=-=∂⎰⎰S 由（4.2---13）式，在S 上的面积分亦为零。
因而（4.2---14）式左边等于零。
该式右边最后一项由（4.2---11）式得零，因此，2()0dV ϕ∇=⎰ 由此得0ϕ∇=即φ'和φ" 至多只能相差一个常量，因而电场唯一确定。
当导体外的电势确定后，由边值关系 iS nϕεσ∂-=∂ （4.2---15）因而导体上的电荷面密度亦同时确定。
由本定理的证明可以看出电场与电荷的相互制约关系。
若空间内有一些导体，给定各导体上的总电荷后，在空间中就激发了电场。
同时导体上的电荷受到电场作用。
在静止情况，导体上的电荷分布使得导体表面为一个等势面。
因此，由导体上的总电荷和导体面为等势面的条件同时确定空间中的电场以及导体上的电荷面密度。
例 如图2-4，两同心导体球壳之间充以两种介质，左半部电容率为 ε1，右半部电容率为 ε2。
设内球壳带总电荷Q ，外球壳接地，求电场和球壳上的电荷分布。
解 设两介质内的电势、电场强度和电位移分别为 φ1, E 1，D 1 和 φ2 ，E 2，D 2。
由于左右两半是不同介质，因此电场一般不同于只有一种均匀介质时的球对称解。
在找尝试解时，我们先考虑两介质分界面上的边值关系21,t t E E = （4.2---16） 21,n n D D = （4.2---17） 如果我们假设E 仍保持球对称性，即 13Ar =r E ，（左半部） 23Ar=r E ，（右半部） （4.2---18） （A 为待定常数），则在分界面两侧电场与界面相切，并有相同数值。
因而边值关系（4.2---16）得到满足。
而且由于 D 2n = D 1n = 0 ，因而（4.2---17）式亦被满足。
球对称的E 再到体面上处处与球面垂直，因而保证导体球面为等势面。
为了满足内导体总电荷等于Q 的条件，我们计算内导体球面上的积分121122,S S d d d εε⋅=⋅+⋅=⎰⎰⎰D S E S E S Q （4.2---19）其中 S 1和 S 2 分别为左右半球面。
把（4.2---18）式代入得 122().A Q πεε+= 解得122()A πεε=+Q代入（4.2---18）式得 1312,2()rπεε=+QrE （左半部） 2312.2()r πεε=+QrE （右半部） （4.2---20）此解满足唯一性定理的所有条件，因此是唯一正确的解。
虽然 E 仍保持球对称性，但是D 和导体上的电荷面密度σ不具有球对称性。
设内导体球半径为a ,则球面上的电荷面密度为11111212,2()r r D E a εσεπεε===+Q（左半部）22222212.2()r r r D E aεσεπεε===+Q（右半部） 注意导体两半球上的面电荷密度是不同的，但E 却保持球对称性。
读者试解释这一点。
第21讲 习题解答：第35-36页，第7，8，9，11，12，13题。
7．有一内外半径分别为1r 和2r 的空心介质球，介质的介电常数为ε使介质内均匀带静止自由点荷f ρ求：（1） 空间各点的电场（2） 极化体电荷和极化面电荷分布解：（1）在1r 内取同心球面，以r （1r r <）为半径 ∵D ρ∇⋅=∴0SD d σ⋅=⎰⎰ ∴0DE ==在12r r r <<内取同心球面r ，233144()3f D d E r r r σεππρ⋅=⋅=-⎰⎰ ∴3313()3fr r E r r ρε-=在2r r >取同心球：23302144()3f D d S E r r r εππρ⋅=⋅=-⎰⎰ ∴333210()/3f E r r r r ρε=- 方向：f ρ为正，均为圆心射线方向，f ρ为负，均为汇聚圆心方向 （2）∴0000()(1)p f f p E D χεχεερχερρεεε=-∇⋅=-∇⋅=-∇⋅=-=- ∴1r r <或2r r >处是真空 ∴0p ρ= 在12r r r << 0(1)p f ερρε=- ∴1100p r r Eσε=== （1r r =）2332122200))()3((f r r p r r rEσρεεεεε==-=--3302122(1)3f r r r ερε-=- 2122211223333002121444440()(1)()(1)033r p p P r f f r r r drr r r r πσπσρπεεπρπρεε++=+--+--=⎰即，介质的总极化电荷为零。
