변위 전류

전자기학에서 변위전류밀도란 맥스웰 방정식에 나타나는 양 $δD / δ$ 를 말하며, 전기변위장 $D$ 의 변화율에 따라 정의된다.변위전류밀도는 전류밀도와 같은 단위를 가지며 실제 전류와 마찬가지로 자기장의 원천이다.그러나 이는 이동 전하의 전류가 아니라 시시각각 변하는 전장이다.(진공과는 반대로) 물리적 물질에서는 유전체 편광이라고 불리는 원자 안에 결합된 전하의 미세한 움직임으로부터도 기여합니다.

이 아이디어는 1861년 제임스 클럭 맥스웰이 유전체 매체의 전기 입자의 이동과 관련하여 쓴 그의 논문 On Physical Lines of Force, Part III에서 고안되었습니다.Maxwell은 Amper's Circuital의 법칙에서 전류 항에 변위 전류를 추가했습니다.그의 1865년 논문 "A Dynamical Theory of the Electronagnetic Field Maxwell"에서 전자파 방정식을 도출하기 위해 이 수정된 버전의 Amper's Circuital Law를 사용했습니다.전기, 자기, 광학을 하나의 통일된 이론으로 통합함으로써 이러한 파생은 현재 일반적으로 물리학의 역사적 랜드마크로 받아들여지고 있다.현재 변위 전류 항은 맥스웰 방정식을 완성한 중요한 추가 항으로 간주되며 많은 현상, 특히 전자파의 존재를 설명하는 데 필요합니다.

설명.

전기 변위 필드는 다음과 같이 정의됩니다.

\mathbf {D} =\varepsilon _{0}\mathbf {E} +\mathbf {P} \,

여기서:

$θ$ 는₀ 자유 공간의 유전율이다.
$E$ 는 전계 강도이다.
$P$ 는 매체의 편광이다.

시간에 대한 이 방정식을 미분하면 변위 전류 밀도가 정의되며, 따라서 유전체에 두 가지 성분이 있습니다.^[1] ('전류 밀도' 기사의 '변위 전류' 섹션도 참조).

\mathbf {J} _{\mathrm {D} = \varepsilon _{0} {\frac {\frac \mathbf {E}} {\frac t} + {\frac \mathbf {P} {\f}},

오른쪽에 있는 첫 번째 항은 재료 매체와 빈 공간에 있습니다.반드시 실제 전하의 움직임에서 오는 것은 아니지만 전하운동에 의한 전류와 마찬가지로 관련된 자기장이 있습니다.일부 저자는 첫 번째 항에 ^[2]변위 전류라는 이름을 단독으로 적용한다.

오른쪽의 두 번째 항인 분극 전류 밀도라고 불리는 것은 유전체 물질의 개별 분자의 분극 변화에서 비롯됩니다.분극은 인가된 전계의 영향을 받아 분자의 전하가 정확한 상쇄 위치에서 이동했을 때 발생합니다.분자의 양전하와 음전하가 분리되어 $분극$ P 상태의 증가를 일으킨다.편광 상태가 변화하는 것은 전하 이동에 해당하므로 전류에 해당하므로 "편광 전류"라고 합니다.따라서,

\displaystyle \mathbf {I} _{\mathrm {D} =\iint _{S} \mathbf {J} _{\mathbf {D} \cdot \operatorname {d} \!\mathbf {S} =\iint _{S} \frac {D}t}}, .}

이 편광은 맥스웰이 원래 구상한 변위 전류입니다.맥스웰은 진공청소기를 재료 매개체로 취급하면서 특별한 처리를 하지 않았다.맥스웰의 경우, P의 $효과$ 는 단순히 D = $δδE$ 의₀_r $관계$ 에서 상대 유전율 $δ$ 를_r 변화시키는 것이었다.

아래에는 변위 전류의 최신 정당성이 설명되어 있습니다.

등방성 유전체 케이스

매우 단순한 유전물질의 경우 구성관계는 다음과 같다.

\mathbf {D} =\varepsilon,\mathbf {E} ~,

여기서 유전율 $\varepsilon =\varepsilon _{0}\,\varepsilon _{\mathrm {r} }$ $=$ $\varepsilon =\varepsilon _{0}\,\varepsilon _{\mathrm {r} }$ 0 $\varepsilon =\varepsilon _{0}\,\varepsilon _{\mathrm {r} }$ r ${\displaystyle$ \ $varepsilon$ =\ $varepsilon _$ {0 $},\varepsilon$ _ ${\mathrm {r}}}$ 은 $\varepsilon =\varepsilon _{0}\,\varepsilon _{\mathrm {r} }$ 다음 곱이다.

$θ 0$ , 자유 공간의 유전율 또는 전기 상수
$유전체$ 의_r 상대 유전율인 δ.

상기 식에서는 유전체 재료의 편광(있는 경우)을 θ로 설명한다.

변위 전류의 스칼라 값은 전기 플럭스로도 나타낼 수 있다.

I_{\mathrm {D}}=\varepsilon,{\frac {,\flac \Phi _{\mathrm {E}},}{\flac t}}~

스칼라 $θ$ 에 관한 형태는 선형 등방성 재료에 대해서만 정확하다.선형 비등방성 재료의 경우 $θ$ 는 매트릭스가 되며, 보다 일반적으로 θ는 텐서로 대체될 수 있으며, 텐서는 전계 자체에 의존하거나 주파수 의존성(이 때문에 분산)을 나타낼 수 있다.

선형 등방성 유전체의 경우 $편파$ P는 다음과 같이 주어진다.

\displaystyle \mathbf {P} =\varepsilon _{0}\chi _{\mathbf {E} =\varepsilon _{\mathrm {r} }-1),\mathbf {E} ~,}

여기서 δ는 $e$ 유전체의 전기장에 대한 감수성으로 알려져 있다.주의:

\displaystyle \varepsilon = \varepsilon _{\mathrm {r} } ,\varepsilon _{0}=\left (1+\chi _{\mathrm {e} }\right),\varepsilon _{0}~}

필요성

변위 전류의 몇 가지 의미는 실험 관찰 및 전자기 이론의 논리적 일관성에 대한 요구 사항과 일치합니다.

암페르의 회로 법칙 일반화

콘덴서의 전류

플레이트 사이에 매체가 없는 콘덴서와 관련하여 변위 전류의 필요성을 나타내는 예가 있다.그림에서 충전 캐패시터를 살펴봅니다.캐패시터는 왼쪽 플레이트와 오른쪽 플레이트에 등전하와 반대 전하가 나타나 캐패시터를 충전하고 플레이트 사이의 전계를 증가시키는 회로에 있습니다.플레이트 사이의 진공 상태를 통해 실제 전하가 전달되지 않습니다.그럼에도 불구하고 플레이트 사이에 전류가 존재하는 것처럼 자기장이 존재합니다.한 가지 설명은 변위 $전류 D$ I가 진공에서 "흐른다"며, 이 전류는 Ampér의 법칙에 ^[3]^[4]따라 플레이트 사이의 영역에 자기장을 발생시킨다는 것입니다.

좌측 플레이트를 둘러싼 가상의 원통면을 가진 대전 캐패시터.

우측면

R은 플레이트 사이의 공간에 있고

좌측면

L은 좌측판 왼쪽에 있다.통전류는 실린더

표면

R로 들어오지 않고

전류

I

는 표면 L을 통과합니다.Ampér 법칙의 일관성을 유지하려면

표면

R을 가로질러 변위

전류 D

I =

I

가 흐를 필요가 있습니다.

\displaystyle \point _{C}\mathbf {B} \cdot \operatorname {d} \!{\boldsymbol {ell}}=\mu _{0}I_{\mathrm {D}}~,}

어디에

$\oint _{C}$ § $C(\displaystyle$ \ $point _$ {C $})$ 는 $일부$ 폐곡선 C 주위에 적분된 폐선이다 $\oint _{C}$
$(\$ 는 $\mathbf{B}$ 테슬라 단위로 측정된 자기장입니다.
$\operatorname {\cdot } ~$ ⋅ $⁡$ $display$ （ \ displaystyle \ $operatorname$ \ cdot $）$ ~ ）는 $\operatorname {\cdot } ~$ 벡터 도트 곱입니다 $\operatorname {\cdot } ~$
$\mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}$ ${\$ { $displaystyle$ \ $mathrm$ { $d }$ { bold $symbol$ { $ell }}$ 은 $\mathrm {d} {\boldsymbol {\ell }}$ 곡선 C의 길이 $요소$ 와 크기가 같고 $곡선$ C의 $접선$ 에 의해 주어진 방향을 갖는 벡터입니다.
$\mu _{0}\,$ 0 $displaystyle \mu$ _ ${0})$ 은 $\mu _{0}\,$ 자유 공간의 투과성이라고도 하는 자기 상수입니다.
$I_{\mathrm {D} }\,$ D $displaystyle I_{\mathrm {D}},})$ 는 $I_{\mathrm {D} }\,$ $곡선$ C로 둘러싸인 작은 표면을 통과하는 순 변위 전류입니다.

플레이트 사이의 자기장은 플레이트 외부의 자기장과 동일하므로 변위전류는 와이어의 전도전류와 동일해야 한다.

I_{\mathrm {D}}=I,

단순한 전하 전달을 넘어 전류에 대한 개념을 확장합니다.

다음으로 이 변위전류는 캐패시터의 충전과 관련이 있다.왼쪽 플레이트를 둘러싼 가상의 원통형 표면에서 전류를 고려합니다.통의 $왼쪽면$ L을 전류, $예$ 를 들어 I는 바깥쪽으로 흐르지만 $우측면$ R에는 전도전류(실전하의 수송 없음)가 흐르지 않는다.플레이트 사이의 전계 E는 $캐패시터$ 가 충전됨에 따라 증가합니다.즉, 가우스의 법칙에 따라 플레이트 사이에 유전체가 없다고 가정하면 다음과 같습니다.

Q(t)=\varepsilon _{0}\point _{S}\mathbf {E}(t)\cdot \operatorname {d} \!\mathbf {S} \,

$여기$ 서 S는 가상의 원통형 표면을 말한다.전계가 균일한 평판 캐패시터를 가정하고 평판 가장자리 주변의 프링 효과를 무시한 전하 보존 방정식

I=-{\frac {d}{\mathrm {d} t}=-\varepsilon _{0}\point _{S}{\frac {\frac \mathbf {E}}}{\frac t}\cdot \operatorname {d} \!\mathbf {S} \S} = SARE,}{\frac {\partial \mathbf {E} {\partial t}}{\Biggr}_{R}~,

첫 번째 항은 전하가 표면 L(전하가 감소)을 남기 때문에 음의 부호를 가지며, $마지막$ 항은 표면 R의 단위 벡터가 왼쪽에서 오른쪽으로, 전계 방향은 오른쪽에서 왼쪽으로, $S$ 는 $표면$ R의 면적이기 때문에 양의 부호를 가진다. $표면$ L은 캐패시터 외부에 있기 $때문$ 에 표면 L의 전장은 0입니다.캐패시터 내부의 전계 분포가 균일하다고 가정했을 때 변위 $전류$ _D 밀도 J는 다음과 같이 표면의 면적으로 나누어 구한다.

\mathbf {J} _{\mathbrm {D} = spec frac {\mathbf {D} } {S} =\varepsilon _{0} {\frac \mathbf {E} = tp

여기서 I는 원통 표면(I와 $동일$ 해야_D 함)에서 나오는 $전류$ 이고_D J는 $면$ R을 통해 원통 표면으로 들어가는 단위 면적당 전하 흐름입니다.

이러한 결과를 조합하여 자기장은 변위 전류 밀도 항이 전도 전류 밀도(Ampere-Maxwell 방정식)^[5]에 추가될 경우 임의 등고선 선택과 함께 Amper's 법칙의 적분 형식을 사용하여 구한다.

\displaystyle \point _{\mathbf {B} \cdot \operatorname {d} \!{\boldsymbol {ell}}=\mu _{0}\int _{S}\left(\mathbf {J} +\ilon _{0}{\frac \mathbf {E}}}}}} {\mathbol {\mathbf {\mathbf {\}}}}} } } } } } } } } } t}

이 방정식은 $표면$ S의 가장자리 $\partial S$ S $주위$ 의 $자기장$ B(\displaystyle $\partial$ S $)$ 의 $\partial S$ 적분이 동일한 가장자리를 가진 모든 표면을 통해 적산 $전류$ J와 같으며, 변위 전류 기간 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ 0 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ E / $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ t $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ \ $displaystyle \varepsilon _0}$ \ $partial$ \ $mathb$ { $D} /\partial$ \mathf {\partial}이하의 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ t를 더한 값임을 나타냅니다.표면 열화면.

예제에서는 동일한 경계 등고선

δS

를 공유하는 두

표면 1

S

와₂ S를 보여 줍니다.

단 1

, S는 전도전류에 의해 뚫리고

S

는₂ 변위전류에 의해 뚫린다.

표면 2

S는 콘덴서 플레이트 아래에 닫힙니다.

오른쪽 그림과 같이 $전류교차면 1$ S는 모두 전도전류이다. $표면 1$ S에 Ampere-Maxwell 방정식을 적용하면 다음과 같이 산출됩니다.

B=mu_{0}I}{2\pi r}}~.

단, $전류교차면 2$ S는 전부 변위전류이다. $이 2$ 법칙을 표면 S에 적용하면 표면 S는 완전히 동일한 곡선 $\partial S$ δ $(\displaystyle\partial$ S $\partial S$ 로 둘러싸여 있지만 플레이트 사이에 놓여 있는 경우 다음과 같이 됩니다.

B=mu_{0}I_{\mathrm {D}}}{2\pi r}~.

와이어를 교차하는 모든 $1$ 표면 S에는 $전류$ I가 통과하므로 Amper의 법칙에 따라 올바른 자기장이 제공됩니다.단, 같은 $\partial S$ S $(\displaystyle\partial$ S $)$ 로 $\partial S$ 경계가 된 두 번째 $표면S$ 는₂ 캐패시터 플레이트 사이를 통과하여 그려질 수 있으므로 전류가 흐르지 않습니다.변위 전류가 없다면 암페어의 법칙은 이 표면에 0의 자기장을 제공할 것입니다.따라서 변위 전류 항 암페어의 법칙이 일관되지 않은 결과를 제공하지 않으면 자기장은 통합을 위해 선택한 표면에 따라 달라집니다.따라서 콘덴서 플레이트 사이를 적분면이 통과할 때 올바른 자기장을 얻을 수 있는 두 번째 소스 기간으로서 변위 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ 기간 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ 0 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ E / $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ t \ $displaystyle$ \ $varepsilon$ _ { $0$ } \ $partial$ \ $mathbf$ { E } / \ $partial$ t가 $\varepsilon _{0}\partial \mathbf {E} /\partial t$ 필요합니다.전류가 캐패시터 플레이트의 전하를 증가시키기 때문에 플레이트 간의 전계가 증가하며 전계 변화율은 위의 $필드$ B에 대한 정확한 값을 제공합니다.

수학 공식화

보다 수학적인 맥락에서, 동일한 결과를 기초적인 미분 방정식으로부터 얻을 수 있다.단순성을 위해 M $\mathbf {M} =0$ $\mathbf {M} =0$ \ $displaystyle \mathbf {M}$ = $0$ = $\mathbf {J} =\mathbf {J} _{\mathrm {f} }$ $\mathbf {J} =\mathbf {J} _{\mathrm {f} }$ $\mathbf {J} =\mathbf {J} _{\mathrm {f} }$ \ $displaystyle \mathbf {J}$ = \ $mathbf {J}$ _ ${\mathbf {J}$ = \mathbf {J} } $}$ }인 $\mathbf {M} =0$ 비자기 투과성 매체를 고려합니다.볼륨에서 나가는 전류는 볼륨 내 전하 감소율과 같아야 합니다.미분 형식에서 이 연속성 방정식은 다음과 같이 됩니다.

\displaystyle \cdot \mathbf {J} _{\mathrm {f} =-{\frac \rho _{\mathrm {f}}} {\frac t},}

여기서 왼쪽은 자유 전류 밀도의 발산이고 오른쪽은 자유 전하 밀도의 감소 속도입니다.그러나 Ampér의 법칙의 원형은 다음과 같습니다.

\displaystyle \times \mathbf {B} = \mu _{0}\mathbf {J} _{\mathrm {f} } , , , }

이는 연속성 방정식에 반하는 현재의 용어의 차이가 사라진다는 것을 의미한다. (차이의 소멸은 컬의 분산을 나타내는 수학적 동일성의 결과이다.)이 충돌은 다음과 같이 ^[6]^[7]변위 전류를 추가하면 제거됩니다.

\displaystyle \times \mathbf {B} =\mu _{0}\left(\mathbf {J} +\varepsilon _{0}{\frac \frac \mathbf {E}} {\f} {\f}\f} =\mu _0}\left(\mathbf {\f}

그리고.

(\displaystyle \displaystyle \cdot \times \mathbf {B} \right)=0=\mu _{0}\left(\displayla \cdot \cdot \mathbf {J} + {\frac }{\display t}}\la \cdot \mathbf {D} \right} \mathbf {D} \mathbf {D} \mathbf {D} \mathbf {D} \right} \mathbf}

이는 가우스의 법칙 때문에 연속성 방정식과 일치한다.

\displaystyle \cdot \mathbf {D} =\rho _{\mathrm {f},}

파동 전파

또한 추가된 변위 전류는 자기장에 ^[8]대한 방정식의 컬을 취함으로써 파동 전파로 이어집니다.

\mathbf {J} _{\mathrm {D} = \ilon _{0} {\frac \frac \mathbf {E} } {\frac t},

이 형식을 Amper의 법칙에 $J$ 로 대체하고 J에 기여하는 $결합$ 또는 자유 전류 밀도가 없다고 가정하면:

\displaystyle \times \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {J} _{\mathrm {D} },}

그 결과:

\displaystyle \times \left(\displayla \times \mathbf {B} \오른쪽)=\mu _{0}\silon _{0}{\frac {\times t}}\displayla \times \mathbf {E} \,}

하지만,

\displaystyle \times \mathbf {E} =-{\frac {\frac t}}\mathbf {B},}

파동 ^[9]방정식으로 이어집니다.

-\displayla \times \mathbf {B} \오른쪽)=\displayla ^{2}\mathbf {B} =\mu _{0}\displaysilon _{0} {\frac {\display t^{2}} = frac {bf {c

여기서, 임의의 $벡터$ $필드$ V( $r,$ t $)$ 에 대해 유지되는 벡터 항등식을 사용한다.

\displaystyle \times \left(\displayla \times \mathbf {V} \right)=\displayla \left(\displayla \cdot \mathbf {V} \right)-\sla ^{2}\mathbf {V} \,}

그리고 자기장의 차이가 0이라는 사실도 있습니다.컬을 취하면 전기장에 대해 동일한 파동 방정식을 찾을 수 있습니다.

\displaystyle \times \left(\displayla \times \mathbf {E} \right)=-{\frac \times \mathbf {B} =-\mu _0}{\frac t}\left(\displaybf {E} \times\f} \fright)_f {\f}}

J, $P$ 및 $are$ 가 0일 $경우$ 결과는 다음과 같습니다.

\mathbf {E} =\mu _{0}\ilon _{0} {\frac {\frac ^{2}} {\frac {E} =\frac {1} {c^{2}} {\frac {\f} {\f

전기장은 일반적인 형태로 표현될 수 있습니다.

\mathbf {E} =-\displayla \varphi -{\frac {\displaystyle \mathbf {A}}{\display t}},},

여기서 $θ$ 는 전위(Poisson의 방정식을 만족시키기 위해 선택될 수 있음)이고, A는 벡터 전위(즉, A가 다른 곳에서 $표시$ 되듯이 표면적과 혼동되지 않는 자기 벡터 전위)이다.오른쪽에 있는 $theφ$ 성분은 가우스의 법칙 성분이며, 이는 위의 전하 인수의 보존과 관련된 성분이다.오른쪽에 있는 두 번째 항은 전자파 방정식과 관련된 항입니다. 왜냐하면 E의 컬에 $기여$ 하는 항이기 때문입니다.구배의 컬이 0이라고 하는 벡터 항등식 때문에, $δδ$ 는δ× $E$ 에 기여하지 않는다.

역사와 해석

맥스웰의 변위 전류는 1861년 그의 논문 '힘의 물리적 선에 대하여'의 파트 III에 가정되었다.현대 물리학에서 변위 ^[10]전류만큼 많은 혼란과 오해를 불러일으킨 주제는 드물다.이것은 부분적으로 맥스웰이 그의 유도 과정에서 분자 소용돌이의 바다를 사용했다는 사실 때문인데, 현대 교과서는 변위 전류가 자유 공간에 존재할 수 있다는 근거로 작동한다.맥스웰의 유도는 자기장에 대한 암페어의 회로 법칙과 전하에 대한 연속 방정식 사이의 일관성에 기초한 진공 내 변위 전류에 대한 현대의 유도와 무관합니다.

Maxwell의 목적은 다음과 같이 명시되어 있다(Part I, 페이지 161).

저는 이제 자기현상을 기계적 관점에서 검토하여 관찰된 기계현상을 발생시킬 수 있는 매체의 장력이나 움직임을 결정할 것을 제안합니다.

그는 조심스럽게 그 치료법이 유추의 하나라고 지적합니다.

이 표현 방법의 저자는 탄성 고체에서의 이러한 변형으로 인한 효과에 의해 관측된 힘의 기원을 설명하려는 것이 아니라, 두 문제에 대한 연구에서 상상력을 돕기 위해 두 문제의 수학적 유추를 이용한다.

파트 III에서, 변위 전류와 관련하여, 그는 말한다.

회전하는 물질은 세포에 비해 매우 작은 입자로 이루어진 세포벽에 의해 서로 구분되는 특정 세포의 물질이라고 생각했습니다. 그리고 이러한 입자의 움직임과 세포 내의 물질에 대한 접선 작용에 의해 한 세포에서 다른 세포로 회전이 전달됩니다.

같은 도입부가 유전체 분극에 대해 명확하게 말하고 있음에도 불구하고 맥스웰은 분명히 자화를 추진하고 있었다.

맥스웰은 소리의 속도에 대한 뉴턴의 방정식 (힘선, 파트 III, 방정식 (132))을 사용하여 "빛은 전기와 자기 현상의 원인이 되는 같은 매질에서 횡방향의 물결로 구성되어 있다"고 결론지었다.

그러나 위의 인용문은 예를 들어 위의 컬 방정식의 분산을 바탕으로 변위 전류에 대한 자기적 설명을 가리키지만, 맥스웰의 설명은 궁극적으로 유전체의 선형 편광을 강조했습니다.

이 변위는...전류...의 시작이다.변위의 양은 물체의 특성과 기전력에 따라 달라지므로 $h$ 가 $변위$ 라면 기전력은 R이고 $E$ 는 유전체의 특성에 따라 계수가 된다.
$R=-4\pi \mathrm {E}^{2}h,;$ r이 변위에 의한 전류의 값인 $경우$ $r=syslogfrac {dh}{dt}},$ 이러한 관계는 유전체의 메커니즘에 대한 어떤 이론과도 무관합니다; 하지만 유전체에서 전기 변위를 생성하는 기전력을 발견할 때, 그리고 유전체가 전기 변위 상태에서 회복되는 것을 발견할 때...우리는 그 현상을 탄성체의 현상으로 보지 않을 수 없으며, 압력에 굴복하여 압력이 제거되면 그 형태를 회복한다.

--

기호(및 단위)의 일부 변경과 "콘덴서 내 $전류$ ( $r$ → $J$ , R → $-E$ , $재료 -2$ 상수 E → $4µθ r 0$ ") 절에서 추론한 결과를 결합하면, 이러한 방정식은 균일한 전계를 가진 평행 플레이트 캐패시터 사이에서 익숙한 형태를 취하며, 플레이트 가장자리 주변의 프링 효과를 무시합니다.

J=sqfrac {d}{dt}{\frac {1}{4\pi \mathrm {E}^{2}}}E=sqfrac {d}{dt}}\varepsilon _{0}E=sqfrac {d}{d}}D,

1865년 논문 '전자장의 동적 이론'에서 변위 전류에서 전자파 방정식을 도출할 때 그는 가우스항을 없애고 솔레노이드 전용 파동 방정식을 도출함으로써 가우스의 법칙과 유전체 변위에 관련된 0이 아닌 발산 문제를 해결했다.알 자기장 벡터.

편광에 대한 맥스웰의 강조는 전기 캐패시터 회로에 주의를 돌렸고, 맥스웰이 전기 캐패시터 회로의 전하 보존을 유지하기 위해 변위 전류를 생각했다는 일반적인 믿음을 가져왔다.맥스웰의 사고방식에는 필드 방정식의 대칭을 완성하려는 그의 추정된 욕망부터 연속성 ^[11]^[12]방정식과의 양립을 달성하려는 욕망까지 다양한 논쟁의 여지가 있는 개념들이 있다.

「」를 참조해 주세요.

레퍼런스

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맥스웰의 논문

추가 정보

AM Bork Maxwell, 변위 전류 및 대칭(1963년)
AM Bork Maxwell과 전자파 방정식(1967)

외부 링크

Wikimedia Commons에서의 변위 전류와 관련된 매체

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