电磁场与电磁波总复习

,电磁场与电磁波,*,高等教育出版社,填空题(每小题1分，共25分),判断题(每小题1分，共15-20分),(每小题5分，共15-20分),(每小题10分，共40分),1,第一章 矢量分析,2,1.,标量和矢量,矢量的大小或模,：,矢量的单位矢量,：,标量,：,一个只用大小描述的物理量。,矢量的代数表示,：,1.1 矢量代数,矢量,：,一个既有大小又有方向特性的物理量，常用黑体字,母或带箭头的字母表示。,矢量的几何表示,：,一个矢量可用一条有方向的线段来表示,注意,：,单位矢量不一定是常矢量。,矢量的几何表示,常矢量,：,大小和方向均不变的矢量。,3,矢量用坐标分量表示,z,x,y,4,（1）矢量的加减法,两矢量的加减在几何上是以这两矢量为邻边的平行四边形的对角线,如图所示。,矢量的加减符合交换律和结合律,2. 矢量的代数运算,矢量的加法,矢量的减法,在直角坐标系中两矢量的加法和减法：,结合律,交换律,5,（2）标量乘矢量,（3）矢量的标积（点积）,矢量的标积符合交换律,q,矢量 与 的夹角,6,（4）矢量的矢积（叉积）,q,sin,AB,q,矢量 与 的叉积,用坐标分量表示为,写成行列式形式为,若 ，则,若 ，则,7,（5）矢量的混合运算,分配律,分配律,标量三重积,矢量三重积,8,三维空间任意一点的位置可通过三条相互正交曲线的交点来确定。,1.2,三种常用的正交曲线坐标系,在电磁场与波理论中，,三种常用的正交曲线坐标系为：,直角,坐标系、圆柱坐标系和球坐标系,。,三条正交曲线组成的确定三维空间任意点位置的体系，称为,正交曲线坐标系,；三条正交曲线称为,坐标轴,；描述坐标轴的量称为,坐标变量,。,9,1. 直角坐标系,位置矢量,面元矢量,线元矢量,体积元,坐标变量,坐标单位矢量,点,P,(,x,0,y,0,z,0,),0,y,y,=,（平面）,o,x,y,z,0,x,x,=,（平面）,0,z,z,=,（平面,）,P,直角坐标系,x,y,z,直角坐标系的长度元、面积元、体积元,o,d,z,d,y,d,x,10,2. 圆柱坐标系,坐标变量,坐标单位矢量,位置矢量,线元矢量,体积元,面元矢量,圆柱坐标系中的线元、面元和体积元,圆柱坐标系,（,半平面,）,（,圆柱面,）,（,平面,）,11,3. 球坐标系,坐标变量,坐标单位矢量,位置矢量,线元矢量,体积元,面元矢量,球坐标系中的线元、面元和体积元,球坐标系,（,半平面,）,（,圆锥面,）,（,球面,）,12,1.3 标量场的梯度,如果物理量是标量，称该场为,标量场,。,例如,：温度场、电位场、高度场等。,如果物理量是矢量，称该场为,矢量场,。,例如,：流速场,、,重力场,、电场、磁场等。,如果场与时间无关，称为,静态场,，反之为,时变场,。,时变标量场和矢量场可分别表示为：,确定空间区域上的每一点都有确定物理量与之对应，称在该区域上定义了一个,场,。,从数学上看，场是定义在空间区域上的函数：,标量场和矢量场,静态标量场和矢量场可分别表示为：,13,标量场的等值面,等值面,:,标量场取得同一数值的点在空,间形成的曲面。,等值面方程,：,常数,C,取一系列不同的值，就得到一系列不同的等值面，形成等值面族；,标量场的等值面充满场所在的整个空间；,标量场的等值面互不相交。,等值面的特点,：,意义,:,形象直观地描述了物理量在空间,的分布状态。,标量场的等值线(面),14,标量场的梯度是矢量场，它在空间某点的方向表示该点场变化最大（增大）的方向，其数值表示变化最大方向上场的空间变化率。,标量场在某个方向上的方向导数，是梯度在该方向上的投影。,梯度的性质,：,梯度运算的基本公式,：,标量场的梯度垂直于通过该点的等值面（或切平面）,15,2. 矢量场的通量,问题,：,如何定量描述矢量场的大小？,引入通量的概念。,通量的概念,其中：,面积元矢量；,面积元的法向单位矢量；,穿过面积元 的通量。,如果曲面,S,是闭合的，则,规定曲面的法向矢量由闭合曲面内指向外,，矢量场对闭合曲面的通量是,面积元矢量,16,圆柱坐标系,球坐标系,直角坐标系,散度的表达式,：,散度的有关公式,：,P18,17,4. 散度定理,体积的剖分,V,S,1,S,2,e,n2,e,n1,S,从散度的定义出发，可以得到矢量场在空间任意闭合曲面的通量等于该闭合曲面所包含体积中矢量场的散度的体积分，即,散度定理是闭合曲面积分与体积分之间的一个变换关系，在电磁理论中有着广泛的应用。,18,如果矢量场的任意闭合回路的环流恒为零，称该矢量场为,无旋场,，又称为,保守场,。,环流的概念,矢量场对于闭合曲线,C,的环流定义为该矢量对闭合曲线,C,的线积分，即,如果矢量场对于任何闭合曲线的环流不为零，称该矢量场为,有旋矢量场,，能够激发有旋矢量场的源称为,旋涡源,。电流是磁场的旋涡源。,19,旋度的计算公式,:,直角坐标系,圆柱坐标系,球坐标系,20,3. 斯托克斯定理,斯托克斯,定理是闭合曲线积分与曲面积分之间的一个变换关系式，也在电磁理论中有广泛的应用。,曲面的,剖分,方向相反大小相等结果抵消,从旋度的定义出发，可以得到矢量场沿任意闭合曲线的环流等于矢量场的旋度在该闭合曲线所围的曲面的通量，即,21,1. 矢量场的源,散度源,：,是标量，产生的矢量场在包围源的封闭面上的通量,等于（或正比于）该封闭面内所包围的源的总和，,源在一给定点的（体）密度等于（或正比于）矢量,场在该点的散度；,旋度源,：,是矢量，产生的矢量场具有涡旋性质，穿过一曲面,的旋度源等于（或正比于）沿此曲面边界的闭合回,路的环量，在给定点上，这种源的（面）密度等于,（或正比于）矢量场在该点的旋度。,1.6 无旋场与无散场,22,2. 矢量场按源的分类,（1）无旋场,性质,：,，线积分与路径无关，是保守场。,仅有散度源而无旋度源的矢量场，,无旋场,可以用标量场的梯度表示为,例如：静电场,23,（2）无散场,仅有旋度源而无散度源的矢量场,，即,性质,：,无散场可以表示为另一个矢量场的旋度,例如，恒定磁场,24,第2章 电磁场的基本规律,25,2.1.3,电荷守恒定律（电流连续性方程）,电荷守恒定律,:,电荷既不能被创造，也不能被消灭，只能从物体,的一部分转移到另一部分，或者从一个物体转移,到另一个物体。,电流连续性方程,积分形式,微分形式,流出闭曲面,S,的电流等于体积,V,内单位时间所减少的电荷量,恒定电流的连续性方程,恒定电流是无源场，电流线是连续的闭合曲线，既无起点也无终点,电荷守恒定律是电磁现象中的基本定律之一。,26,1.,库仑,（Coulomb）,定律,(1785年),真空中静止点电荷,q,1,对,q,2,的作用力:,，满足牛顿第三定律。,大小与两电荷的电荷量成正比，与两电荷距离的平方成反比；,2.2.1 库仑定律 电场强度,方向沿,q,1,和,q,2,连线方向，同性电荷相排斥，异性电荷相吸引；,说明：,27,电场力服从叠加定理,真空中的,N,个点电荷 （分别位于 ）,对点电荷 （位于 ）的作用力为,q,q,1,q,2,q,3,q,4,q,5,q,6,q,7,28,2.,电场强度,空间某点的电场强度定义为置于该点的单位点电荷（又称试验电荷）受到的作用力，即,如果电荷是连续分布呢？,根据上述定义，真空中静止点电荷,q,激发的电场为,描述电场分布的基本物理量,电场强度矢量,试验正电荷,29,小体积元中的电荷产生的电场,面密度为 的面分布电荷的电场强度,线密度为 的线分布电荷的电场强度,体密度为 的体分布电荷产生的电场强度,30,3. 几种典型电荷分布的电场强度,（无限长）,（有限长）,均匀带电圆环,均匀带电直线段,均匀带电直线段的电场强度,：,均匀带电圆环轴线上的电场强度：,31,电偶极矩,+q,电偶极子,z,o,l,q,电偶极子的场图,等位线,电场线,电偶极子是由相距很近、带等值异号的两个点电荷组成的电荷系统，其远区电场强度为,电偶极子的电场强度：,32,例 2.2.1,计算均匀带电的环形薄圆盘轴线上任意点的电场强度。,解,：,如图所示，环形薄圆盘的内半径为,a,、外半径为,b,，电荷面密度为 。,在环形薄圆盘上取面积元,，,其位置矢量为,，,它所带的电量为 。,而薄圆盘轴线上的场点 的位置,矢量为 ，因此有,P,(0,0,z,),b,r,R,y,z,x,均匀带电的环形薄圆盘,d,S,a,故,由于,33,2.2.2 静电场的散度与旋度,高斯定理表明,：,静电场是有源场，电力线起始于正电荷，终止,于负电荷。,静电场的散度,（微分形式）,1.,静电场散度与高斯定理,静电场的高斯定理,（积分形式）,环路定理表明,：,静电场是无旋场，是保守场，电场力做功与路径,无关。,静电场的旋度,（微分形式）,2.,静电场旋度与环路定理,静电场的环路定理,（积分形式）,34,在电场分布具有一定对称性的情况下，可以利用高斯定理计算电场强度。,3.,利用高斯定理计算电场强度,具有以下几种对称性的场可用高斯定理求解：,球对称分布,：包括均匀带电的球面，球体和多层同心球壳等。,带电球壳,多层同心球壳,均匀带电球体,a,O,0,35,无限大平面电荷,：如无限大的均匀带电平面、平板等。,轴对称分布,：如无限长均匀带电的直线，圆柱面，圆柱壳等。,36,1.,安培力定律,安培对电流的磁效应进行了大量的实验研究，在 1821 1825年之间，设计并完成了电流相互作用的精巧实验，得到了电流相互作用力公式，称为安培力定律。,实验表明，真空中的载流回路,C,1,对载流回路,C,2,的作用力,载流回路,C,2,对载流回路,C,1,的作用力,安培力定律,2.3.1,安培力定律 磁感应强度,满足牛顿第三定律,37,2.,磁感应强度,电流在其周围空间中产生磁场，,描述磁场分布的基本物理量是磁感应强度 ，单位为,T,（特斯拉）。,磁场的重要特征是对场中的电流磁场力作用，载流回路,C,1,对载流回路,C,2,的作用力是回路,C,1,中的电流,I,1,产生的磁场对回路,C,2,中的电流,I,2,的作用力。,根据安培力定律，有,其中,电流,I,1,在电流元,处产生的磁感应强度,38,任意电流回路,C,产生的磁感应强度,电流元 产生的磁感应强度,体电流产生的磁感应强度,面电流产生的磁感应强度,39,3. 几种典型电流分布的磁感应强度,载流直线段的磁感应强度,：,载流圆环轴线上的磁感应强度：,（有限长）,（无限长）,载流直线段,载流圆环,40,2.3.2,恒定磁场的散度和旋度,1.,恒定磁场的散度与磁通连续性原理,磁通连续性原理,表明,：,恒定磁场是无源场，磁感应线是无起点和,终点的闭合曲线。,恒定场的散度,（微分形式）,磁通连续性原理,（积分形式）,安培环路定理表明,：,恒定磁场是有旋场，是非保守场、电流是磁,场的旋涡源。,恒定磁场的旋度,（微分形式）,2.,恒定磁场的旋度与安培环路定理P48,安培环路定理,（积分形式）,41,2.4.1,电介质的极化 电位移矢量,1.,电介质的极化现象,电介质的分子分为无极分子和有极分子。,无极分子,有极分子,无外加电场,无极分子,有极分子,有外加电场,E,在,电场作用下，介质中无极分子的束缚电荷发生位移，有极分子的固有电偶极矩的取向趋于电场方向，这种现象称为电介质的极化。,无极分子的极化称为位移极化，有极分子的极化称为取向极化。,42,由于极化，正、负电荷发生位移，在电介质内部可能出现净余的极化电荷分布，同时在电介质的表面上有面分布的极化电荷。,3.,极化电荷,( 1 ),极化电荷体密度,在电介质内任意作一闭合面,S，,只有电偶极矩穿过,S,的分子对,S,内的极化电荷有贡献。由于负电荷位于斜柱体内的电偶极矩才穿过小面元,d,S,，因此,d,S,对极化电荷的贡献为,S,所围的体积内的极化电荷 为,E,S,43,( 2 ),极化电荷面密度,紧贴电介质表面取如图所示的闭合曲面，则穿过面积元 的极化电荷为,故得到电介质表面的极化电荷面密度为,44,在这种情况下,其中 称为介质的介电常数， 称为介质的相对介电常数（无量纲）。P53,*,介质有多种不同的分类方法，如：,均匀和非均匀介质,各向同性和各向异性介质,时变和时不变介质,线性和非线性介质,确定性和随机介质,5.,电介质的本构关系,极化强度 与电场强度 之间的关系由介质的性质决定。对于线性各向同性介质，,和,有简单的线性关系,45,2.4.2,磁介质的磁化 磁场强度,1. 磁介质的磁化,介质中分子或原子内的电子运动形成分子电流，形成分子磁矩,无外加磁场,外加磁场,B,在外磁场作用下，分子磁矩定向排列，宏观上显示出磁性，这种现象称为磁介质的,磁化,。,无外磁场作用时，分子磁矩不规则排列，宏观上不显磁性。,46,由 ，即得到磁化电流体密度,在紧贴磁介质表面取一长度元d,l,，与此交链的磁化电流为,（2） 磁化电流面密度,则,即,的切向分量,47,则得到介质中的安培环路定理为：,磁通连续性定理为,小结,：恒定磁场是有,旋无,源场，磁介质中的基本方程为,（积分形式）,（微分形式）,48,2.4.3 媒质的传导特性,对于线性和各向同性导电媒质，媒质内任一点的电流密度矢量,J,和电场强度,E,成正比，表示为,这就是欧姆定律的微分形式。式中的比例系数 称为媒质的电导率，单位是S/m（西/米）。,晶格,带电粒子,存在可以自由移动带电粒子的介质称为,导电媒质,。在外场作用下，导电媒质中将形成定向移动电流。,49,2.5 电磁感应定律和位移电流,本节内容,2.5.1,电磁感应定律,2.5.2,位移电流,电磁感应定律,揭示时变磁场产生电场。,位移电流,揭示时变电场产生磁场。,重要结论,：,在时变情况下，电场与磁场相互激励，形成统一,的电磁场。,50,2.5.1 电磁感应定律,1881年,法拉第发现，当穿过导体回路的磁通量发生变化时，回路中就会出现感应电流和电动势，且感应电动势与磁通量的变化有密切关系，由此总结出了著名的法拉,第,电磁感应定律。,负号表示感应电流产生的磁场总是阻止磁通量的变化。,1.,法拉第电磁感应定律的表述,当通过导体回路所围面积的磁通量,发生变化时，回路中产生的感应电动势,的大小等于磁通量的时间变化率的负值，方向是要阻止回路中磁通量的改变，即,51,相应的微分形式为,(1),回路不变，磁场随时间变化,2. 引起回路中磁通变化的几种情况,磁通量的变化由磁场随时间变化引起，因此有,( 2 ),导体回路在恒定磁场中运动,( 3 ),回路在时变磁场中运动,动生电动势,52,全电流定律：,微分形式,积分形式,全电流定律揭示不仅传导电流激发磁场，变化的电场也可以激发磁场。它与变化的磁场激发电场形成自然界的一个对偶关系。,53,2.,位移电流密度,电位移矢量随时间的变化率，能像电流一样产生磁场，故称“位移电流”。,注,：,在绝缘介质中，无传导电流，但有位移电流。,在理想导体中，无位移电流，但有传导电流。,在一般介质中，既有传导电流，又有位移电流。,位移电流只表示电场的变化率，与传导电流不同，它不产生热效应。,位移电流的引入是建立麦克斯韦方程组的至关重要的一步，它揭示了时变电场产生磁场这一重要的物理概念。,54,2.6.1 麦克斯韦方程组的积分形式,55,2.6.2 麦克斯韦方程组的微分形式,麦克斯韦第一方程，表明传导电流和变化的电场都能产生磁场,麦克斯韦第二方程，表明变化的磁场产生电场,麦克斯韦第三方程表明磁场是无源场，磁感线总是闭合曲线,麦克斯韦第四方程，表明电荷产生电场,56,2.6.3,媒质的本构关系,代入麦克斯韦方程组中，有,限定形式的麦克斯韦方程,（均匀媒质）,各向同性线性媒质的本构关系为,57,时变电场的激发源除了电荷以外，还有变化的磁场；而时变磁场的激发源除了传导电流以外，还有变化的电场。电场和磁场互为激发源，相互激发,。,时变电磁场的电场和磁场不再相互独立，而是相互关联，构成一个整体,电磁场。电场和磁场分别是电磁场的两个分量。,在离开辐射源（如天线）的无源空间中，电荷密度和电流密度矢量为零，电场和磁场仍然可以相互激发，从而在空间形成电磁振荡并传播，这就是电磁波。,58,在无源空间中，两个旋度方程分别为,可以看到两个方程的右边相差一个负号，而正是这个负号使得电场和磁场构成一个相互激励又相互制约的关系。当磁场减小时，电场的旋涡源为正，电场将增大；而当电场增大时，使磁场增大，磁场增大反过来又使电场减小。,59,2.7.1,边界条件一般表达式,媒质1,媒质2,分界面上的电荷面密度,分界面上的电流面密度,60,两种理想介质分界面上的边界条件,2.7.2 两种常见的情况,在两种理想介质分界面上，通常没有电荷和电流分布，即,J,S,0、,S,0，故,的法向分量连续,的法向分量连续,的切向分量连续,的切向分量连续,媒质1,媒质2,、 的法向分量连续,媒质1,媒质2,、 的切向分量连续,61,2.,理想导体表面上的边界条件,理想导体表面上的边界条件,设媒质,2,为理想导体，则,E,2,、,D,2,、,H,2,、,B,2,均为零，故,理想导体,：电导率为无限大的导电媒质,特征,：电磁场不可能进入理想导体内,理想导体,理想导体表面上的电荷密度等于 的法向分量,理想导体表面上 的法向分量为0,理想导体表面上 的切向分量为0,理想导体表面上的电流密度等于 的切向分量,62,第3章 静态电磁场及其边值问题的解,63,2. 边界条件,微分形式：,本构关系：,1. 基本方程,积分形式：,或,或,3.1.1 静电场的基本方程和边界条件,若分界面上不存在面电荷，即 ，则,64,介质2,介质1,在静电平衡的情况下，导体内部的电场为0，则导体表面的边界条件为,或,场矢量的折射关系,导体表面的边界条件,65,2. 电位的表达式,对于连续的体分布电荷，由,同理得，面电荷的电位：,故得,点电荷的电位：,线电荷的电位：,p13,66,3. 电位差,两端点乘 ，则有,将,上式两边从点,P,到点,Q,沿任意路径进行积分，得,关于电位差的说明,P,、,Q,两点间的电位差等于电场力将单位正电荷从,P,点移至,Q,点,所做的功，电场力使单位正电荷由高电位处移到低电位处。,电位差也称为电压，可用,U,表示。,电位差有确定值，只与首尾两点位置有关，与积分路径无关。,P,、,Q,两点间的电位差,电场力做的功,67,静电位不惟一，可以相差一个常数，即,选参考点,令参考点电位为零,电位确定值(电位差),两点间电位差有定值,选择电位参考点的原则,应使电位表达式有意义。,应使电位表达式最简单。若电荷分布在有限区域，通常取无,限远作电位参考点。,同一个问题只能有一个参考点。,4. 电位参考点,为使空间各点电位具有确定值，可以选定空间某一点作为参考点，且令参考点的电位为零，由于空间各点与参考点的电位差为确定值，所以该点的电位也就具有确定值，即,68,在均匀介质中，有,5.,电位的微分方程,在无源区域，,标量泊松方程,拉普拉斯方程,69,6. 静电位的边界条件,设,P,1,和,P,2,是介质分界面两侧紧贴界面的相邻两点，其电位分别为,1,和,2,。,当两点间距离,l,0时,导体表面上电位的边界条件：,由 和,媒质2,媒质1,若介质分界面上无自由电荷，即,常数，,70,电容是导体系统的一种基本属性，是描述导体系统 储存电荷能力的物理量。,孤立导体的电容定义为所带电量,q,与其电位,的比值，即,1.,电容,孤立导体的电容,两个带等量异号电荷（,q,）,的,导体组成的电容器，其电容为,电容的大小只与导体系统的几何尺寸、形状和及周围电介质,的特性参数有关，而与导体的带电量和电位无关。,71,(1) 假定两导体上分别带电荷+,q,和,q,；,计算电容的方法一,：,(4) 求比值 ，即得出所求电容。,(3) 由 ，求出两导体间的电位差；,(2) 计算两导体间的电场强度,E,；,计算电容的方法二,：,(1) 假定两电极间的电位差为,U,；,(4) 由,得到,;,(2) 计算两电极间的电位分布,；,(3) 由,得到,E,;,(5) 由 ，求出导体的电荷,q,；,(6) 求比值 ，即得出所求电容。,72,如果充电过程进行得足够缓慢，就不会有能量辐射，充电过程中外加电源所做的总功将全部转换成电场能量，或者说电场能量就等于外加电源在此电场建立过程中所做的总功。,静电场能量来源于建立电荷系统的过程中外源提供的能量。,静电场最基本的特征是对电荷有作用力，这表明静电场具有,能量。,任何形式的带电系统，都要经过从没有电荷分布到某个最终电荷分布的建立,(或充电),过程。在此过程中，外加电源必须克服电荷之间的相互作用力而做功。,3.1.4 静电场的能量,73,1.,静电场的能量,设系统从零开始充电，最终带电量为,q,、电位为,。,充电过程中某一时刻的电荷量为,q,、电位为,。,(0,1),当,增加为(,+,d,)时，外电源做功为:,(,q,d,),。,对,从0 到 1 积分，即得到外电源所做的总功为,根据能量守恒定律，此功也就是电量为,q,的带电体具有的电场能量,W,e,，即,对于电荷体密度为,的体分布电荷，体积元,d,V,中的电荷,d,V,具有的电场能量为,74,故体分布电荷的电场能量为,对于面分布电荷，,电场能量为,对于多导体组成的带电系统，则有,第,i,个导体所带的电荷,第,i,个导体的电位,式中：,75,2.,电场能量密度,从场的观点来看，静电场的能量分布于电场所在的整个空间。,电场能量密度：,电场的总能量：,积分区域为电场所在的整个空间,对于线性、各向同性介质，则有,76,由,J,E,可知，导体中若存在恒定电流，则必有维持该电流的电场，虽然导体中产生电场的电荷作定向运动，但导体中的电荷分布是一种不随时间变化的恒定分布，这种恒定分布电荷产生的电场称为恒定电场。,恒定电场与静电场的重要区别：,（1）恒定电场可以存在于导体内部。,（2）恒定电场中有电场能量的损耗,要维持导体中的恒定电流，就必须有外加电源来不断补充被损耗的电场能量。,恒定电场和静电场都是有源无旋场，具有相同的性质。,3.2.1,恒定电场的基本方程和边界条件,77,1.,基本方程,恒定电场的基本方程为,微分形式：,积分形式：,恒定电场的基本场矢量是电流密度 和电场强度,线性各向同性导电媒质的本构关系,恒定电场的电位函数,由,若媒质是均匀的，则,均匀导电媒质中没有体分布电荷,78,2.,恒定电场的边界条件,媒质2,媒质1,场矢量的边界条件,即,即,导电媒质分界面上的电荷面密度,场矢量的折射关系,79,电位的边界条件,恒定电场同时存在于导体内部和外部，在导体表面上的电场,既有法向分量又有切向分量，电场并不垂直于导体表面，因,而导体表面不是等位面；,说明,：,80,工程上，常在电容器两极板之间、同轴电缆的芯线与外壳之间，填充不导电的材料作电绝缘。这些绝缘材料的电导率远远小于金属材料的电导率，但毕竟不为零，因而当在电极间加上电压,U,时，必定会有微小的漏电流,J,存在。,漏电流与电压之比为漏电导，即,其倒数称为绝缘电阻，即,3.2.3 漏电导,81,(1) 假定两电极间的电流为,I,；,计算两电极间的电流密度,矢量,J,；,由,J,=, E,得到,E,;,由 ，求出两导,体间的电位差；,(5),求比值 ，即得出,所求电导。,计算电导的方法一,：,计算电导的方法二,：,(1) 假定两电极间的电位差为,U,；,(2) 计算两电极间的电位分布,；,(3) 由,得到,E,;,(4) 由,J =, E,得到,J,;,(5) 由 ，求出两导体间,电流；,(6) 求比值 ，即得出所,求电导。,计算电导的方法三,：,静电比拟法：,82,微分形式:,1. 基本方程,2. 边界条件,本构关系：,或,若分界面上不存在面电流，即,J,S,0,，则,积分形式:,或,3.3.1 恒定磁场的基本方程和边界条件,83,设回路,C,中的电流为,I,，所产生的磁场与回路,C,交链的磁链为,，则磁链,与回路,C,中的电流,I,有正比关系，其比值,称为回路,C,的自感系数，简称自感。,外自感,2.,自感,内自感；,粗导体回路的自感：,L = L,i,+ L,o,自感只与回路的几何形状、尺寸以及周围的磁介质有关，与电流无关。,自感的特点,：,84,对两个彼此邻近的闭合回路,C,1,和回路,C,2,，当回路,C,1,中通过电流,I,1,时，不仅与回路,C,1,交链的磁链与,I,1,成正比，而且与回路,C,2,交链的磁链,12,也与,I,1,成正比，其比例系数,称为回路,C,1,对回路,C,2,的互感系数，简称互感。,3. 互感,同理，回路,C,2,对回路,C,1,的互感为,C,1,C,2,I,1,I,2,R,o,85,互感只与回路的几何形状、尺寸、两回路的相对位置以及周围,磁介质有关，而与电流无关。,满足互易关系，即,M,12,=,M,21,当与回路交链的互感磁通与自感磁通具有相同的符号时，互,感系数,M,为正值；反之，则互感系数,M,为负值,。,互感的特点：,86,4. 纽曼公式,如图所示的两个,回路,C,1,和回路,C,2,，,回路,C,1,中的电流,I,1,在回路,C,2,上的任一,点产生的矢量磁位,回路,C,1,中的电流,I,1,产生的磁场与回路,C,2,交链的磁链为,C,1,C,2,I,1,I,2,R,o,纽曼公式,同理,故得,87,3.3.4 恒定磁场的能量,1.,磁场能量,在恒定磁场建立过程中，电源克服感应电动势做功所供给的能量，就全部转化成磁场能量。,电流回路在恒定磁场中受到磁场力的作用而运动，表明恒定,磁场具有能量。,磁场能量是在建立电流的过程中，由电源供给的。当电流从,零开始增加时，回路中的感应电动势要阻止电流的增加，因,而必须有外加电压克服回路中的感应电动势。,假定建立并维持恒定电流时，没有热损耗。,假定在恒定电流建立过程中，电流的变化足够缓慢，没有辐,射损耗。,88,2.,磁场能量密度,从场的观点来看，磁场能量分布于磁场所在的整个空间。,磁场能量密度：,磁场的总能量：,积分区域为磁场所在的整个空间,对于线性、各向同性介质，则有,89,在场域,V,的边界面,S,上给定 或 的值，则泊松方程或拉普拉斯方程在场域,V,具有惟一值。,3.4.2 惟一性定理,惟一性定理的重要意义,给出了静态场边值问题具有惟一解的条件,为静态场边值问题的各种求解方法提供了理论依据,为求解结果的正确性提供了判据,惟一性定理的表述,90,2. 镜像法的原理,用位于场域边界外虚设的较简单的镜像电荷分布来等效替代该边界上未知的较为复杂的电荷分布，从而将原含该边界的非均匀媒质空间变换成无限大单一均匀媒质的空间，使分析计算过程得以明显简化的一种间接求解法。,在导体形状、几何尺寸、带电状况和媒质几何结构、特性不变的前提条件下，根据惟一性定理，只要找出的解答满足在同一泛定方程下问题所给定的边界条件，那就是该问题的解答，并且是惟一的解答。镜像法正是巧妙地应用了这一基本原理、面向多种典型结构的工程电磁场问题所构成的一种有效的解析求解法。,3.,镜像法的理论基础,解的,惟一性定理,91,像电荷的个数、位置及其电量大小,“三要素” 。,4. 镜像法应用的关键点,5.,确定镜像电荷的两条原则,等效求解的“有效场域”,。,镜像电荷的确定,像电荷必须位于所求解的场区域以外的空间中。,像电荷的个数、位置及电荷量的大小以满足所求解的场,区域 的边界条件来确定。,92,图2 两平行圆柱导体的电轴,通常将带电细线所在的位置称为圆柱导体的电轴，因而这种方法又称为电轴法。,由,利用线电荷与接地导体圆柱面的镜像确定,b,。,思考,：能否用电轴法求解半径不同的两平行圆柱导体问题？,93,第4章 时变电磁场,94,本章内容,4.1,波动方程,4.2,电磁场的位函数,4.3,电磁能量守恒定律,4.4,惟一性定理,4.5,时谐电磁场,95,4.1 波动方程,在无源空间中，设媒质是线性、各向同性且无损耗的均匀媒质，则有,无源区的波动方程,波动方程,二,阶矢量微分方程，,揭示电磁场的波动性。,麦克斯韦方程,一阶矢量微分方程组，描述电场与磁场,间的相互作用关系。,麦克斯韦方程组,波动方程。,问题的提出,电磁波动方程,96,同理可得,推证,问题,若为有源空间，结果如何？,若为导电媒质，结果如何？,97,4.2 电磁场的位函数,讨论内容,位函数的性质,位函数的定义,位函数的规范条件,位函数的微分方程,98,引入位函数来描述时变电磁场，使一些问题的分析得到简化。,引入位函数的意义,位函数的定义,99,位函数的不确定性,满足下列变换关系的两组位函数 和 能描述同一个电磁场问题。,即,也就是说，对一给定的电磁场可用不同的位函数来描述。,不同位函数之间的上述变换称为规范变换。,原因,：未规定 的散度。,为任意可微函数,100,除了利用洛仑兹条件外，另一种常用的是库仑条件，即,在电磁理论中，通常采用洛仑兹条件，即,位函数的规范条件,造成位函数的不确定性的原因就是没有规定 的散度。利用位函数的不确定性，可通过规定 的散度使位函数满足的方程得以简化。,101,位函数的微分方程,102,同样,103,说明,若应用库仑条件，位函数满足什么样的方程? 具有什么特点?,问题,应用洛仑兹条件的特点：,位函数满足的方程在形式上是对称,的，且比较简单，易求解；,解的物理意义非常清楚，明确地,反映出电磁场具有有限的传递速度；,矢量位只决定于,J,，标,量位只决定于,，,这对求解方程特别有利。只需解出,A,，无需,解出 就可得到待求的电场和磁场。,电磁位函数只是简化时变电磁场分析求解的一种辅助函数，应,用不同的规范条件，矢量位,A,和标量位 的解也不相同，但最终,得到的电磁场矢量是相同的。,104,4.3 电磁能量守恒定律,讨论内容,坡印廷定理,电磁能量及守恒关系,坡印廷矢量,105,进入体积,V,的能量体积,V,内增加的能量体积,V,内损耗的能量,电场能量密度,：,磁场能量密度,：,电磁能量密度,：,空间区域,V,中的电磁能量,：,特点,：当场随时间变化时，空间各点的电磁场能量密度也要随,时间改变，从而引起电磁能量流动。,电磁能量守恒关系：,电磁能量及守恒关系,106,其中,：,单位时间内体积,V,中所增加,的电磁能量。,单位时间内电场对体积,V,中的电流所做的功；,在导电媒质中，即为体积,V,内总的损耗功率。,通过曲面,S,进入体积,V,的电磁功率。,表征电磁能量守恒关系的定理,积分形式,：,坡,印廷定理,微分形式,：,107,在线性和各向同性的媒质中，当参数都不随时间变化时，则有,将以上两式相减，得到,由,推证,108,即可得到坡印廷定理的微分形式,再利用矢量恒等式,：,在任意闭曲面,S,所包围的体积,V,上，对上式两端积分，并应用散度定理，即可得到坡印廷定理的积分形式,物理意义：,单位时间内，通过曲面,S,进入体积,V,的电磁能量等于,体积,V,中所增加的电磁场能量与损耗的能量之和。,109,定义：,(,W/m,2,),物理意义,：,的方向, 电磁能量传输的方向,的大小, 通过垂直于能量传输方,向的单位面积的电磁功率,描述时变电磁场中电磁能量传输的一个重要物理量,坡印廷矢量（电磁能流密度矢量）,110,例4.3.1,同轴线的内导体半径为,a,、外导体的内半径为,b,，其间填充均匀的理想介质。设内外导体间的电压为,U,，导体中流过的电流为,I,。（1）在导体为理想导体的情况下，计算同轴线中传输的功率；（2）当导体的电导率,为有限值时，计算通过内导体表面进入每单位长度内导体的功率。,同轴线,111,解：,（1）在内外导体为理想导体的情况下，电场和磁场只存在于内外导体之间的理想介质中，内外导体表面的电场无切向分量，只有电场的径向分量。利用高斯定理和安培环路定理，容易求得内外导体之间的电场和磁场分别为,内外导体之间任意横截面上的坡印廷矢量,112,电磁能量在内外导体之间的介质中沿轴方向流动，即由电源流向负载，如图所示。,穿过任意横截面的功率为,同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量,（理想导体情况）,113,（2）当导体的电导率,为有限值时，导体内部存在沿电流方向的电场,内,根据边界条件，在内导体表面上电场的切向分量连续，即,因此，在内导体表面外侧的电场为,内,磁场则仍为,内导体表面外侧的坡印廷矢量为,同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量,（非理想导体情况）,114,式中 是单位长度内导体的电阻。由此可见，进入内导体中功率等于这段导体的焦耳损耗功率。,由此可见，内导体表面外侧的坡印廷矢量既有轴向分量，也有径向分量，如图所示。,进入每单位长度内导体的功率为,以上分析表明电磁能量是由电磁场传输的，导体仅起着定向引导电磁能流的作用。当导体的电导率为有限值时，进入导体中的功率全部被导体所吸收，成为导体中的焦耳热损耗功率。,同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量,（非理想导体情况）,115,4. 4 惟一性定理,在以闭曲面,S,为边界的有界区域,V,内，,如果给定,t,0 时刻的电场强度和磁场强度,的初始值，并且在,t, 0,时，给定边界面,S,上的电场强度的切向分量或磁场强度的切向分量，那么，在,t, 0,时，区域,V,内的电磁场由麦克斯韦方程惟一地确定。,惟一性定理的表述,在分析有界区域的时变电磁场问题时，常常需要在给定的初始条件和边界条件下，求解麦克斯韦方程。那么，在什么定解条件下，有界区域中的麦克斯韦方程的解才是惟一的呢？这就是麦克斯韦方程的解的惟一问题。,惟一性问题,116,惟一性定理的证明,利用反证法对惟一性定理给予证明。假设区域,内的解不是惟一的，那么至少存在两组解 、 和 、,满足同样的麦克斯韦方程，且具有相同的初始条件和边界条件。,则在区域,V,内 和 的初始值为零；在边界面,S,上电场强度 的切向分量为零或磁场强度 的切向分量为零，且 和 满足麦克斯韦方程,令,117,根据坡印廷定理，应有,所以,由于场的初始值为零，将上式两边对,t,积分，可得,根据 和 的边界条件，上式左端的被积函数为,118,上式中两项积分的被积函数均为非负的，要使得积分为零，必有,（证毕）,即,惟一性定理指出了获得惟一解所必须满足的条件，为电磁场,问题的求解提供了理论依据，具有非常重要的意义和广泛的,应用。,119,时谐电磁场可用复数方法来表示，使得大多数时谐电磁场问题的分析得以简化。,设 是一个以角频率,随时间,t,作正弦变化的场量，它可以是电场和磁场的任意一个分量，也可以是电荷或电流等变量，它与时间的关系可以表示成,其中,时间因子,空间相位因子,利用三角公式,式中的,A,0,为振幅、 为与坐标有关的相位因子。,实数表示法或,瞬时表示法,复数表示法,复振幅,时谐电磁场的,复数表示,120,复数式只是数学表示方式，不代表真实的场。,照此法，矢量场的各分量,E,i,（,i,表示,x、,y,或,z,）可表示成,各分量合成以后，电场强度为,有关复数表示的进一步说明,复矢量,真实场是复数式的实部，即瞬时表达式。,由于时间因子是默认的，有时它不用写出来，只用与坐标有,关的部分就可表示复矢量。,121,从形式上讲，只要把微分算子 用 代替，就可以把时谐电磁场的场量之间的关系，转换为复矢量之间关系。因此得到复矢量的麦克斯韦方程,略去“.”和下标,m,122,第5章 均匀平面波在无界空间中的传播,123,E,H,z,波传播方向,均匀平面波,波阵面,x,y,o,均匀平面波的概念,波阵面,：空间相位相同的点构成的曲面，即等相位面,平面波,：等相位面为无限大平面的电磁波,均匀平面波,：等相位面上电场和磁场的方向、振幅都保持不变,的平面波,均匀平面波是电磁波的一种理想,情况，其分析方法简单，但又表,征了电磁波的重要特性。,124,1. 均匀平面波的传播参数,周期,T,：时间相位变化 2,的时间间隔，即,（1）角频率、频率和周期,角频率,：表示单位时间内的相位变化，单位为,rad /s,频率,f,：,t,T,o,x,E,的曲线,5.1.2,理想介质中均匀平面波的传播特点,125,（2）波长和相位常数,k,的大小等于空间距离2,内所包含的波长数目，因此也称为,波数,。,波长,：,空间相位差为2, 的两个波阵面的间距，即,相位常数,k,：,表示波传播单位距离的相位变化,o,x,E,l,z,的曲线,126,（3）相速（波速）,真空中,：,由,相速,v,：,电磁波的等相位面在空间,中的移动速度,相速只与媒质参数有关，而与电磁波的频率无关,故,得到,均匀平面波的相速为,127,2、能量密度与能流密度,由于,，,于是有,能量的传输速度等于相速,故,电场能量与磁场能量相同,128,3、理想介质中的均匀平面波的传播特点,x,y,z,E,H,O,理想介质中均匀平面波的 和,E,H,电场、磁场与传播方向之间相互垂直，是横电磁波（,TEM,波）。,无衰减，电场与磁场的振幅不变。,波阻抗为实数，电场与磁场同相位。,电磁波的相速与频率无关，无色散。,电场能量密度等于磁场能量密度，,能量的传输速度等于相速。,根据前面的分析，可总结出理想介质中的均匀平面波的传播特点为：,129,一般情况下，沿+,z,方向传播的均匀平面波 ，,其中,电磁波的极化状态取决于,E,x,和,E,y,的振幅之间和相位之间的关系，分为：,线极化、圆极化、椭圆极化,。,极化的三种形式,线极化,：电场强度矢量的端点轨迹为一直线段,圆极化,：电场强度矢量的端点轨迹为一个圆,椭圆极化,：电场强度矢量的端点轨迹为一个椭圆,130,5.2.,2,线极化波,随时间变化,条件,： 或,合成波电场的模,合成波电场与,+,x,轴的夹角,特点,：合成波电场的大小随时间变化但其矢,端，轨 迹与,x,轴的夹角始终保持不变。,结论,：任何两个同频率、同传播方向且极化方向互相垂直的,线极化波，当它们的相位相同或相差为,时，其合,成波为线极化波。,常数,131,5.2.,3 圆极化波,则,条件,：,合成波电场的模,常数,合成波电场与,+,x,轴的夹角,随时间变化,特点,：,合成波电场的大小不随时间改变，但方向却随时间变,化，电场的矢端在一个圆上并以角速度,旋转,。,结论,：任何两个同频率、同传播方向且极化方向互相垂直的,线极化波，,当它们的振幅相同、相位差为,/ 2,时，,其合成波为圆极化波。,132,右旋圆极化波,o,E,x,y,x,E,E,y,a,左旋圆极化波,o,x,E,y,x,E,y,E,a,右旋圆极化波,：,若,y,x,/2,，则电场矢端的旋转方向,与电磁波传播方向成右手螺旋关系，称为右旋圆极化波,左旋圆极化波,：,若,y,x,/2,，则电场矢端的旋转方向,电磁波传播方向成左手螺旋关系，称为左旋圆极化波,133,其它情况下，令,，,由,5.2.,4 椭圆极化波,可得到,特点,：,合成波电场的大,小,和方向都随时间,改变，其端点在一,个椭圆上旋转。,134,5.3,导电媒质中的均匀平面波,导电媒质的典型特征是电导率,0,。,电磁波在导电媒质中传播时，有传导电流,J,=,E,存在，同时,伴随着电磁能量的损耗。,电磁波的传播特性与非导电媒质中的传播特性有所不同。,5.3.1,导电媒质中的均匀平面波,5.3.2,弱导电媒质中的均匀平面波,5.3.3,良导体中的均匀平面波,讨论内容,135,沿,z,轴传播的均匀平面波解为,令,，,则均匀平面波解为,5.3.1,导电媒质中的均匀平面波,称为电磁波的,传播常数,，单位,：,1/m,是,衰减因子,，,称为,衰减常数,，,单位：,Np/m,（奈培/米）,是,相位因子,，,称为,相位常数,，,单位：,rad/m,（弧度/米）,瞬时值形式,振幅有衰减,波动方程,136,本征阻抗,导电媒质中的电场与磁场,非导电媒质中的电场与磁场,相伴的磁场,本征阻抗为复数,磁场滞后于电场,137,平均坡印廷矢量,导电媒质中均匀平面波的传播特点：,电场强度,E,、磁场强度,H,与波的传播方向相互垂直，是横,电磁波（,TEM,波）；,媒质的本征阻抗为复数，电场与磁场不同相位，,磁场滞后于,电场,角,；,在波的传播过程中，电场与磁场的振幅呈指数衰减；,波的传播速度（相速度）不仅与媒质参数有关，而且与频率有关（有色散）,。,138,弱导电媒质,：,5.3.2,弱导电媒质中的均匀平面波,弱导电媒质中均匀平面波的特点,相位常数和非导电媒质中的相位常数大致相等；,衰减小；,电场和磁场之间存在较小的相位差。,139,趋肤效应,：,电磁波的频率越高，衰减系数越大，高频电磁波只能,存在于良导体的表面层内，称为趋肤效应。,趋肤深度,（,）：,电磁波进入良导体后,，,其振幅下降到表面处振幅的,1/e 时所传播的距离。即,本征阻抗,良导体中电磁波的,磁场强度的相位滞后于电磁强度45,o,。,趋肤深度,140,第6章 均匀平面波的反射与透射,141,6.1.1,对导电媒质分界面的垂直入射,z,x,媒质,1,：,媒质2：,y,沿,x,方向极化的均匀平面波从,媒质,1,垂直入射到与导电媒质,2,的分界平面上。,z, 0,中，导电媒质,2,的参数为,142,6.1.2,对理想导体表面的垂直入射,x,媒质,1,：,媒质2：,z,z,= 0,y,媒质1为理想介质，,1,0,媒质2为理想导体，,2,故,媒质1中的入射波：,媒质1中的反射波,：,则,在分界面上，反射波电场与入射波电场的相位差为,143,媒质1中合成波的电磁场为,合成波的平均能流密度矢量,瞬时值形式,理想导体表面上的感应电流,144,合成波的特点,(,n,=,0,1,2,3,),(,n,= 0 ,1,2,3,),媒质,1,中的合成波是驻波。,电场振幅的最大值为,2,E,im,，,最小值为,0,；磁场振幅的最,大值为,2,E,im,/,1,，最小值也,为,0,。,电场波节点（ 的最小值的位置）,电场波腹点（ 的最大值的位置）,145,坡印廷矢量的平均值为零，不,发生能量传输过程，仅在两个,波节间进行电场能量和磁场能,的交换。,在时间上,有,/ 2,的相移。,在空间上错开,/ 4,，电,场,的波腹（节）点正好是磁场,的波节腹）点。,两相邻波节点之间任意两点,的电场同相。同一波节点两,侧的电场反相。,146,6.1.3 对理想介质分界面的垂直入射,设两种媒质均为理想介质，,即,1,= ,2,= 0,则,讨论,当,2,1,时，, 0,，,反射波电场与入射波电场同相。,当,2,1,时，, 0,）,当,1,z,=,n,，即,z,=,n,1,/ 2 时，有,当,1,z,=(2,n,1),/2，即,z,=(,n,/2+1/4),1,时，有,150,合成波电场振幅,（, 0,）,合成波电,场振幅,合成波电,场,z,当,1,z,=,n,，即,z,=,n,1,/ 2 时，有,当,1,z,=(2,n,1),/2，即,z,=(,n,/2+1/4),1,时，有,151,驻波系数,S,定义为驻波的电场强度振幅的最大值与最小值之比，即,驻波