Открытие Максвелла.
Теория электромагнитного поля, начала которой заложил Фарадей, математически была завершена Максвеллом. При этом одной из важнейших новых идей, выдвинутых Максвеллом, была мысль о симметрии во взаимозависимости электрического и магнитного полей. А именно, поскольку меняющееся во времени дует ожидать, что меняющееся во времени электрическое поле ( $\partial \mathrm{E} / \partial t)$ создает магнитное поле.

К этой идее о необходимости существования по сути нового явления индукции можно прийти путем, например, следующих рассуждений. Мы знаем, что согласно теореме о циркуляции вектора $\mathbf{H}$ $\oint \mathbf{H} \mathrm{d} \mathbf{l}=\int \mathbf{j} \mathrm{d} \mathbf{S}$.

Применим эту теорему к случаю, когда предварительно заряженный плоский конденсатор разряжается через некоторое внешнее сопротивление (рис. $10.1, a$ ). В качестве контура Г возьмем кривую, охватывающую провод. На контур $\Gamma$ можно натянуть разные поверхности, например $S$ и $S^{\prime}$. Обе поверхности имеют «равные права», однако через поверхность $S$ течет ток $I$, а через поверхность $S^{\prime}$ не течет никакого тока!

Получается, что циркуляция вектора Н зависит от того, какую поверхность мы натягиваем на данный контур (?!), чего явно не может быть (в случае постоянных токов этого и не происходило).

А нельзя ли как-то изменить правую часть (10.1), чтобы избежать этой неприятности? Оказывается, можно, и вот как.

Первое, что мы замечаем, это то, что поверхность $S^{\prime}$ «пронизывает» только электрическое поле. По теореме Гаусса поток вектора D сквозь замкнутую поверхность $\oint \mathbf{D} \mathrm{d} \mathbf{S}=q$, откуда
\[
\oint \frac{\partial \mathbf{D}}{\partial t} \mathrm{~d} \mathbf{S}=\frac{\partial q}{\partial t} .
\]

С другой стороны, согласно уравнению непрерывности $(5.4)$
\[
\oint \mathbf{j} \mathbf{d} \mathbf{S}=-\frac{\partial q}{\partial t} .
\]

Сложив отдельно левые и правые части уравнений (10.2) и (10.3), получим

\[
\oint\left(\mathbf{j}+\frac{\partial \mathbf{D}}{\partial t}\right) \mathrm{d} \mathbf{S}=0
\]

Это уравнение аналогично уравнению непрерывности для постоянного тока. Из него видно, что кроме плотности тока проводимости $\mathbf{j}$ имеется еще одно слагаемое $\partial \mathbf{D} / \partial t$, размерность которого равна размерности плотности тока. Максвелл назвал это слагаемое плотностью тока с м е ения:
\[
\mathbf{j}_{\mathrm{CM}}=\partial \mathbf{D} / \partial t .
\]

Сумму же тока проводимости и тока смещения называют пол ны м током. Его плотность
\[
\mathbf{j}_{\text {полн }}=\mathbf{j}+\frac{\partial \mathbf{D}}{\partial t} .
\]

Согласно (10.4) линии полного тока являются непрерывными в отличие от линий тока проводимости. Токи проводимости, если они не замкнуты, замыкаются токами смещения.

Сейчас мы убедимся в том, что введение полного тока устраняет трудность, связанную с зависимостью циркуляции вектора Н от выбора поверхности, натягиваемой на контур Г. Оказывается, для этого достаточно в правой части уравнения (10.1) вместо тока проводимости ввести полный ток, т. е. величину
\[
I_{\text {поли }}=\int\left(\mathrm{j}+\frac{\partial \mathbf{D}}{\partial t}\right) \mathrm{d} \mathbf{S} .
\]

В самом деле, правая часть (10.7) представляет собой сумму тока проводимости $I$ и тока смещения $I_{\text {см }}: I_{\text {полн }}=$ $=I+I_{\text {см }}$. Покажем, что полный ток $I_{\text {полн }}$ будет одинаков и для поверхности $S$, и для поверхности $S^{\prime}$, натянутых на один и тот же контур Г. Для этого применим (10.4) к замкнутой поверхности, составленной из поверхностей $S$ и $S^{\prime}$ (рис. 10.1, б). Учитывая, что для замкнутой поверхности нормаль $\mathbf{n}$ направлена наружу, запишем
\[
I_{\text {полн }}\left(S^{\prime}\right)+I_{\text {полн }}(S)=0 .
\]

Теперь, если обернуть нормаль $\mathbf{n}^{\prime}$ для поверхности $S^{\prime}$ в ту же сторону, что и для $S$, то первое слагаемое в последнем уравнении изменит знак, и мы получим
\[
I_{\text {полн }}\left(S^{\prime}\right)=I_{\text {полн }}(S),
\]

что и требовалось доказать.
Итак, теорему о циркуляции вектора H, которая была

установлена для постоянных токов, можно обобщить для произвольного случая и записать

В таком виде теорема о циркуляции вектора Н справедлива всегда, свидетельством чему является согласие этого уравнения с результатами опыта во всех без исключения случаях.

Дифференциальная форма уравнения (10.8):

е. ротор вектора н определяется плотностью тока проводимости $\mathbf{j}$ тока смещения $\partial \mathbf{D} / \partial t$ в той же точке.

Несколько замечаний о токе смещения.
Следует иметь виду, что ток смещения эквивалентен току проводимости только в отношении способности создавать магнитное оле.

Токи смещения существуют лишь там, где меняется со временем электрическое поле. В диэлектриках ток смещения состоит из двух существенно различных слагаемых. ак как вектор $\mathbf{D}=\varepsilon_{0} \mathbf{E}+\mathbf{P}$, то отсюда видно, что плотность тока смещения $\partial \mathbf{D} / \partial t$ складывается из «истинного» ока смещения $\varepsilon_{0} \partial \mathbf{E} / \partial t$ и тока поляризации и $\mathrm{P} / \partial t$ – величины, обусловленной движением связанных зарядов. В том, что токи поляризации возбуждают магнитное поле, нет ничего неожиданного, ибо эти токи по природе своей не отличаются от токов проводимости. Принципиально новое содержится в утверждении, что и другая часть тока смещения ( $\varepsilon_{0} \partial \mathbf{E} / \partial t$ ), которая не связана ни каким движением зарядов, а обусловлена только изменением электрического поля, также возбуждает магнитное поле. Даже в вакууме всякое изменение во времени электрического поля возбуждает в окружающем пространстве магнитное поле.

Открытие этого явления – наиболее существенный и решающий шаг, сделанный Максвеллом при построении теории электромагнитного поля. Это открытие вполне аналогично открытию электромагнитной индукции, согласно которому переменное магнитное поле возбуждает вихревое электрическое поле. Следует также отметить, что открытие Максвеллом тока смещения – чисто теоретическое открытие, причем первостепенной важности.

Рассмотрим пример, в котором проявляют себя токи смещения.

Пример.
В неограниченной однородной проводящей среде находится металлический шар, которому сообщен положительный электрический заряд (рис. 10.2). Электрические токи, текущие в радиальных направлениях, должны возбуждать магнитное поле. Выясним, куда направлен вектор В в произвольной точке $P$.

Прежде всего ясно, что вектор В не может иметь радиальной составляющей. Если бы это было не так, по-
Рис. 10.2 ток вектора В через поверхность сферы $S$ (рис. 10.2) был бы отличен от нуля, что противоречит уравнению (7.2). Значит, вектор В должен быть перпендикулярен радиальному направлению в точке $P$. Но это также невозможно, так как все направления, перпендикулярные радиальному, совершенно равноправны, они ничем не выделены. Остается единственное магнитное поле всюду равно нулю.

Отсутствие магнитного поля при наличии электрического тока плотностью $\mathbf{j}$ означает, что кроме тока проводимости $\mathbf{j}$ в системе имеется и ток смещения $\mathbf{j}_{\text {см }}$, причем такой, что полный ток всюду равен нулю, т. е. в каждой точке $\mathrm{j}_{\mathrm{cm}}=-\mathrm{j}$. Или
\[
j_{\mathrm{c}}=j=\frac{1}{4 \pi r^{2}}=\frac{\dot{q}}{4 \pi r^{2}}=\frac{\partial D}{\partial t},
\]

где принято во внимание, что $D=q / 4 \pi r^{2}$ согласно теореме Гаусca.