电磁场与电磁波第三章-静态场及其边值问题的解课件

,第,3,章,静态电磁场及其边值问题的解,电磁场与电磁波,*,第3章 静态电磁场及其边值问题的解,1,本章内容,3.1,静电场分析,3.2,导电媒质中的恒定电场分析,3.3,恒定磁场分析,3.4,静态场的边值问题及解的惟一性定理,3.5,镜像法,3.6,分离变量法,静态电磁场：,场量不随时间变化，包括：,静电场、恒定电场和恒定磁场,时变情况下，电场和磁场相互关联，构成统一的电磁场,静态情况下，电场和磁场由各自的源激发，且相互独立,2,3.1 静电场分析,学习内容,3.1.1,静电场的基本方程和边界条件,3.1.2,电位函数,3.1.3,导体系统的电容与部分电容,3.1.4,静电场的能量,3.1.5,静电力,3,2. 边界条件,微分形式：,本构关系：,1. 基本方程,积分形式：,或,若分界面上不存在面电荷，即,S,0，则,或,3.1.1 静电场的基本方程和边界条件,4,由,即,静电场可以用一个标量函数的梯度来表示，,标量函数 称为静电场的标量电位或简称电位。,1. 电位函数的定义,3.1.2,电位函数,6,2. 电位的表达式,对于连续的体分布电荷，由,面电荷的电位：,故得,点电荷的电位：,线电荷的电位：,7,3. 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,8,例 3.1.1,求电偶极子的电位.,解,在球坐标系中,用二项式展开，由于，得,代入上式，得,表示电偶极矩，方向由负电荷指向正电荷。,+q,电偶极子,z,o,d,q,10,由球坐标系中的梯度公式，可得到电偶极子的远区电场强度,11,x,y,z,L,-L,解,采用圆柱面坐标系，令线电荷与 z,轴相重合，中点位于坐标原点。由于轴对称性，电位与,无关。,在带电线上位于 处的线元 ，它,到点 的距离 ，,则,例3.1.3,求长度为2,L,、电荷线密度为 的均匀带电线的电位。,13,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,15,6. 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,若介质分界面上无自由电荷，即,导体表面上电位的边界条件：,由 和,媒质2,媒质1,常数，,16,利用边界条件，有,处，,最后得,处，,处，,所以,由此解得,18,电容器广泛应用于电子设备的电路中：,在电子电路中，利用电容器来实现滤波、移相、隔直、旁,路、选频等作用；,通过电容、电感,、,电阻的排布，可组合成各种功能的复杂,电路,；,在电力系统中，可利用电容器来改善系统的功率因数，以,减少电能的损失和提高电气设备的利用率；,3.1.3 导体系统的电容与部分电容,19,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。,20,(1) 假定两导体上分别带电荷+,q,和 -,q,；,(2) 计算两导体间的电场强度,E,；,计算电容的步骤：,(4) 求比值 ，即得出所求电容。,(3) 由 ，求出两导体间的电位差；,21,解,：,设内导体的电荷为,q,，则由高斯定理可求得内外导体间的电场,同心导体间的电压,球形电容器的电容,当,时，,例,3.1.4,同心球形电容器的内导体半径为,a,、外导体半径为,b,，其间填充介电常数为,的均匀介质。,求此球形电容器的电容。,孤立导体球的电容,22,例,3.1.6,同轴线内导体半径为,a,，外导体半径为为,b,，内外导体间填充的介电常数为,的均匀介质，,求同轴线单位长度的电容。,内外导体间的电位差,解,设同轴线的内、外导体单位长度带电量分别为 和 ，应用高斯定理可得到内外导体间任一点的电场强度为,故得同轴线单位长度的电容为,同轴线,24,2,部份电容,在多导体系统中，任何两个导体间的电压都要受到其余导体,上的电荷的影响。因此，研究多导体系统时，必须把电容的,概念加以推广，引入部分电容的概念。,在由,N,个导体组成的系统中，由于电位与各导体所带的电荷之间成线性关系，所以，各导体的电位为,式中：, 自电位系数, 互电位系数,（1）,电位系数,25,i j,在数值上等于第,i,个导体上的总电量为一个单位、而其余,导体上的总电量都为零时，第,j,个导体上的电位，即,i j,只与各导体的形状、尺寸、相互位置以及导体周围的介质,参数有关，而与各导体的电位和带电量无关；,具有对称性，即,i j,=,j i,。,i j,0,；,电位系数的特点：,26,i j,在数值上等于第,j,个导体上的,电位为一个单位、而其余导,体接地时，,第,i,个导体上的电量，即,i j,只与各导体的形状、尺寸、相互位置以及导体周围的介质,参数有关，而与各导体的电位和带电量无关；,具有对称性，即,i j,=,j i,。,i i,0,、 ；,电容系数的特点：,28,将各导体的电量表示为,式中：,（3）,部分电容,导体,i,与导体,j,之间的部分电容,导体,i,与地之间的部分电容,29,在多导体系统中，把其中任意两个导体作为电容器的两个电极，设在这两个电极间加上电压,U,，极板上所带电荷分别为 ，则比值 称为这两个导体间的等效电容。,（4）,等效电容,如图所示，有三个部分电容,导线 1 和 2 间的等效电容为,导线 1 和大地间的等效电容为,导线 2 和大地间的等效电容为,1,2,大地,大地上空的平行双导线,31,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作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作的总功。,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作功。,3.1.4 静电场的能量,32,1.,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,33,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：,34,2.,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,35,由于体积,V,外的电荷密度,0，若将上式中的积分区域扩大到整个场空间，结果仍然成立。只要电荷分布在有限区域内，当闭合面,S,无限扩大时，则有,故,推证：,0,S,36,例,3.1.7,半径为,a,的球形空间内均匀分布有电荷体密度为,的电荷，试求静电场能量。,解,：,方法一,，,利用 计算,根据高斯定理求得电场强度,故,37,方法二,：,利用 计算,先求出电位分布,故,38,已知带电体的电荷分布，原则上，根据库仑定律可以计算带电体电荷之间的电场力。但对于电荷分布复杂的带电系统，根据库仑定律计算电场力往往是非常困难的，因此通常采用虚位移法来计算静电力。,虚位移法,：,假设第,i,个带电,导体在电场力,F,i,的作用下发生位移,d,g,i,，则电场力做功,d,A,F,i,d,g,i,，系统的静电能量改变为,d,W,e,。,根据能量守恒定律，该系统的功能关系为,其中,d,W,S,是与各带电体相连接的外电源所提供的能量。,具体计算中，可假定各带电导体的电位不变，或假定各带电导体的电荷不变。,3.1.5 静电力,39,1.,各带电导体的电位不变,此时，各带电导体应分别与外电压源连接，外电压源向系统提供的能量,系统所改变的静电能量,即,此时，所有带电体都不和外电源相连接，则,d,W,S,0,，因此,2.,各带电导体的电荷不变,式中的“”号表示电场力做功是靠减少系统的静电能量来实现的。,不变,q,不变,40,例3.1.8,有一平行金属板电容器，极板面积为,l,b,，板间距离为,d,，用一块介质片（宽度为,b,、厚度为,d,，介电常数为,）部分填充在两极板之间，如图所示。设极板间外加电压为,U,0,，忽略边缘效应，求介质片所受的静电力。,所以电容器内的电场能量为,由 可求得介质片受到的静电力为,解,平行板电容器的电容为,部分填充介质的平行板电容器,d,b,U,0,l,x,由于,0,，所以介质片所受到的力有将其拉,进电容器的趋势,41,此题也可用式 来计算,q,不变,设极板上保持总电荷,q,不变，则,由此可得,由于,同样得到,42,3.2 导电媒质中的恒定电场分析,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。,恒定电场与静电场重要区别：,（1）恒定电场可以存在导体内部。,（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。,43,3.2.1,恒定电场的基本方程和边界条件,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,44,2.,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,45,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：,46,媒质2,媒质1,媒质2,媒质1,如,2,1,、且,2,90,，,则,1,0,，,即电场线近似垂直于与良导体表面。,此时，良导体表面可近似地看作为,等位面；,若媒质,1,为理想介质,，,即,1,0,，,则,J,1,=0,，,故,J,2n,=0,且,E,2n,=0,，即导体中,的电流和电场与分界面平行,。,47,3.2.2 恒定电场与静电场的比拟,如果两种场，在一定条件下，场方程有相同的形式，边界形状相同，边界条件等效，则其解也必有相同的形式，求解这两种场分布必然是同一个数学问题。只需求出一种场的解，就可以用对应的物理量作替换而得到另一种场的解。这种求解场的方法称为比拟法。,48,恒定电场与静电场的比拟,基本方程,静电场（ 区域）,本构关系,位函数,边界条件,恒定电场（电源外）,对应物理量,静电场,恒定电场,49,例,3.2.1,一个有两层介质的平行板电容器，其参数分别为,1,、,1,和,2,、,2,，外加电压,U,。求介质面上的自由电荷密度。,解,：极板是理想导体，为等位面，电流沿z方向。,50,例3.2.2,填充有两层介质的同轴电缆，内导体半径为,a,，外导体半径为,c,，介质的分界面半径为,b,。两层介质的介电常数为,1,和,2,、电导率为,1,和,2,。设内导体的电压为,U,0,，外导体接地。求：（1）两导体之间的电流密度和电场强度分布；（2）介质分界面上的自由电荷面密度。,外导体,内导体,介质2,介质1,51,（1）设同轴电缆中单位长度的径向电流为I,则由,可得电流密度,介质中的电场：,解,电流由内导体流向外导体，在分界面上只有法向分量，所以电流密度成轴对称分布。可先假设电流为,I,，,由求出电流密度,的表达式，然后求出 和 ，再由 确定出电流,I。,52,故两种介质中的电流密度和电场强度分别为,由于,于是得到,53,（2）由 可得，介质1内表面的电荷面密度为,介质2外表面的电荷面密度为,两种介质分界面上的电荷面密度为,54,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,55,(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：,56,例3.2.3,求同轴电缆的绝缘电阻。设内外的半径分别为,a,、,b，,长度为,l,，其间媒质的电导率为,、介电常数为,。,解,：,直接用恒定电场的计算方法,电导,绝缘电阻,则,设由内导体流向外导体的电流为,I,。,57,3.3.1,恒定磁场的基本方程和边界条件,3.3.2,恒定磁场的矢量磁位和标量磁位,3.3.3,电感,3.3.4,恒定磁场的能量,3.3.5,磁场力,3.3 恒定磁场分析,58,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,59,矢量磁位的定义,磁矢位的任意性,与电位一样，磁矢位也不是惟一确定的，它加上任意一个标量,的梯度以后，仍然表示同一个磁场，即,由,即恒定磁场可以用一个矢量函数的旋度来表示。,磁矢位的任意性是因为只规定了它的旋度，没有规定其散度造成的。为了得到确定的A，可以对A的散度加以限制，在恒定磁场中通常规定，并称为库仑规范。,1.,恒定磁场的矢量磁位,矢量磁位或称磁矢位,3.3.2,恒定磁场的矢量磁位和标量磁位,60,磁矢位的微分方程,在无源区：,矢量泊松方程,矢量拉普拉斯方程,磁矢位的表达式,61,磁矢位的边界条件,由此可得出,（可以证明满足 ）,对于面电流和细导线电流回路，磁矢位分别为,面电流,：,细线电流,：,利用磁矢位计算磁通量：,62,例,3.3.1,求,小圆环电流回路的远区矢量磁位与磁场。小圆形回路的半径为,a,，回路中的电流为,I,。,解,如图所示，由于具有对称性，计算,x,z,平面上的矢量磁位与磁场,将不失一般性。,小圆环电流,a,I,x,z,y,r,R,I,P,63,64,65,解,：先长度为,2,L,的直线电流的磁矢位。,电流元 到点 的距离 。则,例,3.3.2,求无限长线电流,I,的磁矢位，设电流沿+z方向流动。,与计算无限长线电荷的电位一样，令 可得到无限长线电流的磁矢位,x,y,z,L,-L,66,2.,恒定磁场的标量磁位,一般情况下，恒定磁场只能引入磁矢位来描述，但在无传导电流（,J,0）的空间 中，则有,即在无传导电流,（,J,0）,的空间中，可以引入一个,标量位函数来描述磁场。,标量磁位的引入,标量磁位或磁标位,标量磁位的边界条件,在线性、各向同性的均匀媒质中,和,67,静电位 磁标位,磁标位与静电位的比较,68,当,r l,时，可将磁柱体等效成磁偶极子，则利用与静电场的比较和电偶极子场，有,解,：M为常数，,m,= 0，柱内没有磁荷。在柱的两个端面上，磁化磁荷为,R,1,R,2,r,P,z,x,-,l,/2,l,/2,M,例,3.3.3,半径为,a,、长为,l,的圆柱永磁体，沿轴向均匀磁化，其磁化强度为 。求远区的磁感应强度。,69,1.,磁通与磁链,3.3.3,电感,单匝线圈形成的回路的磁链定,义为穿过该回路的磁通量,多匝线圈形成的导线回路的磁,链定义为所有线圈的磁通总和,C,I,细回路,粗导线构成的回路，磁链分为,两部分：一部分是粗导线包围,的、磁力线不穿过导体的外磁通量,o,；另一部分是磁力线穿过,导体、只有粗导线的一部分包围的内磁通量,i,。,i,C,I,o,粗回路,70,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、尺寸以及周围磁介质有关，与电流无关。,自感的特点：,71,解,：先求内导体的内自感。设同轴线中的电流为,I,，由安培环路定理,穿过沿轴线单位长度的矩形面积元d,S,=d,的磁通为,例,3.3.4,求同轴线单位长度的自感。设内导体半径为,a,，外导体厚度可忽略不计，其半径为,b,，空气填充。,得,与d,i,交链的电流为,则与d,i,相应的磁链为,72,因此内导体中总的内磁链为,故单位长度的内自感为,再求内、外导体间的外自感。,则,故单位长度的外自感为,单位长度的总自感为,73,例,3.3.5,计算平行双线传输线单位的长度的自感。设导线的半径为,a,，两导线的间距为,D,，且,D,a,。导线及周围媒质的磁导率为,0 。,穿过两导线之间沿轴线方向为单位长度的面积的外磁链为,解,设两导线流过的电流为,I,。由于,D,a,，故可近似地认为导线中的电流是均匀分布的。应用安培环路定理和叠加原理，可得到两导线之间的平面上任一点,P,的磁感应强度为,P,I,I,74,于是得到平行双线传输线单位的长度的外自感,两根导线单位的长度的内自感为,故得到平行双线传输线单位的长度的自感为,75,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,76,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：,77,4. 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,同理,故得,纽曼公式,78,由图中可知,长直导线与三角形回路,穿过三角形回路面积的磁通为,解,设长直导线中的电流为,I,，,根据,安培环路定律，得到,例,3.3.6,如图所示，长直导线与三角,形导体回路共面，求它们之间的互感。,79,因此,故长直导线与三角形导体回路的互感为,80,例,3.3.7,如图所示，两个互相平行且共轴的圆形线圈,C,1,和,C,2,，半径分别为,a,1,和,a,2,，中心相距为,d,。求它们之间的互感。,于是有,解,利用纽曼公式来计算，则有,两个平行且共轴的线圈,式中,=,2,1,为 与 之间的夹角，d,l,1,=,a,1,d,1,、,d,l,2,=,a,1,d,2,，且,81,若,d,a,1,，则,于是,一般情况下，上述积分只能用椭圆积分来表示。但是若,d,a,1,或,d,a,2,时，可进行近似计算。,82,3.3.4 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作功所供给的能量，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。,83,设回路从零开始充电，最终的电流为,I,、交链的磁链为,。 在时刻,t,的电流为,i =,I,、磁链为,=, 。,(0,1),根据能量守恒定律，此功也就是电流,为,I,的载流回路具有的磁场能量,W,m,，即,对,从0 到 1 积分，即得到外电源所做的总功为,外加电压应为,所做的功,当,增加为(,+,d,)时，回路中的感应电动势:,84,对于多个载流回路，则有,对于体分布电流，则有,例如，两个电流回路,C,1,和回路,C,2,回路,C,2,的自有能,回路,C,1,的自有能,C,1,和,C,2,的互能,85,2.,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：,积分区域为电场所在的整个空间,对于线性、各向同性介质，则有,86,若电流分布在有限区域内，当闭合面,S,无限扩大时，则有,故,推证：,S,87,例,3.3.8,同轴电缆的,内导体半径为,a，,外导体的内、外半径分别为,b,和,c,，如图所示。导体中通有电流,I,，试求同轴电缆中单位长度储存的磁场能量与自感。,解,：由安培环路定律，得,88,三个区域单位长度内的磁场能量分别为,89,单位长度内总的磁场能量为,单位长度的总自感,内导体的内自感,内外导体间的外自感,外导体的内自感,90,3.3.5,磁场力,假定第,i,个回路在磁场力的作用下产生一个虚位移,d,g,i,。此时，磁场力做功,d,A,F,i,d,g,i,，系统的能量增加,d,W,m,。根据能量守恒定律，有,式中,d,W,S,是与各电流回路相连接的外电源提供的能量。,具体计算过程中，可假定各回路电流维持不变，或假定与各回路交链的磁通维持不变。,虚位移原理,91,1 .,各回路电流维持不变,若假定各回路中电流不改变，则回路中的磁链必定发生改变，因此两个回路都有感应电动势。此时，外接电源必然要做功来克服感应电动势以保持各回路中电流不变。此时，电源所源提供的能量,即,于是有,故得到,不变,系统增加的磁能,92,2. 各回路的磁通不变,故得到,式中的“”号表示,磁场力做功是靠减少系统的磁场能量来实现的,。,若假定各回路的磁通不变，则各回路中的电流必定发生改变。由于各回路的磁通不变，回路中都没有感应电动势，故与回路相连接的电源不对回路输入能量，即,d,W,S,0,，因此,不变,93,例3.3.9,如图所示的一个电磁铁，由铁轭（绕有,N,匝线圈的铁芯）和衔铁构成。铁轭和衔铁的横截面积均为,S,，平均长度分别为,l,1,和,l,2,。铁轭与衔铁之间有一很小的空气隙，其长度为,x,。设线圈中的电流为,I,，铁轭和衔铁的磁导率为 。若忽略漏磁和边缘效应，求铁轭对衔铁的吸引力。,解,在忽略漏磁和边缘效应的情况下，若保持磁通,不变，则,B,和,H,不变，储存在铁轭和衔铁中的磁,场能量也不变，而空气隙中的磁场能量则,要变化。于是作用在衔铁上的磁场力为,电磁铁,空气隙中的,磁场强度,94,若采用式 计算，由储存在系统中的磁场能量,由于 和 ，考虑到 ，可得到,同样得到铁轭对衔铁的吸引力为,根据安培环路定律，有,95,3.4,静态场的边值问题及解的惟一性定理,3.4.1 边值问题的类型,已知场域边界面上的位函数值，即,边值问题：在给定的边界条件下，求解位函,数的泊松方程或拉普拉斯方程,第一类边值问题（或狄里赫利问题）,已知场域边界面上的位函数的法向导数值，即,已知场域一部分边界面上的,位函数值，而另一部分边界面上则已知,位函数的法向导数值，即,第三类边值问题（或混合边值问题）,第二类边值问题（或纽曼问题）,96,自然边界条件 （无界空间）,周期边界条件,衔接条件,不同媒质分界面上的边界条件，如,97,例：,（第一类边值问题）,（第三类边值问题）,例：,98,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,99,惟一性定理的证明,反证法,：假设解不惟一，则有两个位函数,和 在场域,V,内满足同样的方程，即,且在边界面,S,上有,令,，,则,在场域,V,内,且在边界面,S,上满足同样的边界条件。,或,或,100,由格林第一恒等式,可得到,对于第一类边界条件：,对于第二类边界条件：若 和 取同一点,Q,为参考点 ，则,对于第三类边界条件：,101,当有电荷存在于导体或介质表面附近时，导体和介质表面会出现感应电荷或极化电荷，而感应电荷或极化电荷将影响场的分布。,非均匀感应电荷产生的电位很难求解，可以用等效电荷的电位替代,1.,问题的提出,几个实例,接地导体板附近有一个点电荷，如图所示。,q,q,非均匀感应电荷,等效电荷,3.5 镜像法,102,接地导体球附近有一个点电荷，如图。,非均匀感应电荷产生的电位很难求解，可以用等效电荷的电位替代,接地导体柱附近有一个线电荷。情况与上例类似，但等效电,荷为线电荷。,q,非均匀感应电荷,q,等效电荷,结论：所谓镜像法是将不均匀电荷分布的作用等效为点电荷,或线电荷的作用。,问题：这种等效电荷是否存在？ 这种等效是否合理？,103,2.,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,104,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。,105,1. 点电荷对无限大接地导体平面的镜像,满足原问题的边界条件，所得的结果是正确的。,3.5.1 接地导体平面的镜像,镜像电荷,电位函数,因,z = 0时，,q,有效区域,q,106,上半空间(,z0 ）的电位函数,q,导体平面上的感应电荷密度为,导体平面上的总感应电荷为,107,2. 线电荷对无限大接地导体平面的镜像,镜像线电荷：,满足原问题的边界条件，,所得的解是正确的。,电位函数,有效区域,当z=0时，,108,3. 点电荷对相交半无限大接地导体平面的镜像,如图所示，两个相互垂直相连的半无限大接地导体平板，点电荷,q,位于(,d,1,d,2,)处。,显然，,q,1,对平面 2 以及,q,2,对平面 1 均不能满足边界条件。,对于平面1，有镜像电荷,q,1,=,q,，位于(,d,1,d,2,),对于平面2，有镜像电荷,q,2,=,q,，位于(,d,1, ,d,2,),只有在,(,d,1, ,d,2,)处,再设置一,镜像电荷,q,3,=,q,，所有边界条件才能,得到满足。,电位函数,q,d,1,d,2,1,2,R,R,1,R,2,R,3,q,1,d,1,d,2,d,2,q,2,d,1,q,3,d,2,d,1,109,3.5.2 导体球面的镜像,1. 点电荷对接地导体球面的镜像,球面上的感应电荷可用镜像电荷,q,来等效。,q,应位于导体球内（显然,不影响原方程），且在点电荷,q,与球,心的连线上，距球心为,d,。则有,如图所示，点电荷,q,位于半径,为,a,的接地导体球外，距球心为,d,。,方法：利用导体球面上电位为零确定,和,q,。,问题：,P,q,a,r,R,d,q,P,a,q,r,R,R,d,d,110,q,P,a,q,a,R,R,d,d,111,可见，导体球面上的总感应电荷也与所设置的镜像电荷相等。,球外的电位函数为,导体球面上的总感应电荷为,球面上的感应电荷面密度为,112,点电荷对接地空心导体球壳的镜像,如图所示接地空心导体球壳的内半径为,a,、外半径为,b,，点电荷,q,位于球壳内，与球心相距为,d,(,d,|,q,|,，,可见镜像电荷的电荷量大于点电荷的电荷量,a,q,d,o,b,q,r,R,R,a,q,d,o,d,113,球壳内的电位,感应电荷分布在导体球面的内表面上，电荷面密度为,导体球面的内表面上上的总感应电荷为,可见，在这种情况下，镜像电荷与感应电荷的电荷量不相等。,114,2 . 点电荷对不接地导体球的镜像,先设想导体球是接地的，则球面上只有总电荷量为,q,的感应电荷分布，则,导体球不接地时的特点：,导体球面是电位不为零的等位面,球面上既有感应负电荷分布也有感应正电荷分布，但总的感应,电荷为零,采用叠加原理来确定镜像电荷,点电荷,q,位于一个半径为,a,的不接地导体球外，距球心为,d,。,P,q,a,r,R,d,115,然后断开接地线，并将电荷,q,加于导体球上，从而使总电荷为零。为保持导体球面为等位面，所加的电荷,q,可用一个位于球心的镜像电荷,q,来替代，即,球外任意点的电位为,q,P,a,q,r,R,R,d,d,q,116,3.5.2 导体圆柱面的镜像,问题,：,如图 1 所示，一根电荷线密度为 的无限长线电荷位于半径为,a,的,无限长接地导体圆柱面外，与圆柱的轴线平行且到轴线的距离为,d,。,图1 线电荷与导体圆柱,图2 线电荷与导体圆柱的镜像,特点,：在导体圆柱面上有感应电荷，,圆轴外的电位由线电荷与感应电荷共,同产生。,分析方法,：镜像电荷是圆柱面内部与,轴线平行的无限长线电荷，如图2所示。,1. 线电荷对接地导体圆柱面的镜像,117,由于上式对任意的,都成立，因此，将上式对求导，可以得到,由于导体圆柱接地，所以当 时，电位应为零，即,所以有,设镜像电荷的线密度为 ，,且距圆柱的轴线为 ，则由 和 共同产生的电位函数,118,导体圆柱面外的电位函数：,由 时，,故,导体圆柱面上的感应电荷面密度为,导体圆柱面上单位长度的感应电荷为,导体圆柱面上单位长度的感应电荷与所设置的镜像电荷相等。,119,2. 两平行圆柱导体的电轴,图1 两平行圆柱导体,图2 两平行圆柱导体的电轴,特点：,由于两圆柱带电导体的电场互相影响，使导体表面的电荷分布不均匀，相对的一侧电荷密度大，而相背的一侧电荷密度较小。,分析方法：,将导体表面上的电荷用线密度分别为 、且相距为2,b,的两根无限长带电细线来等效替代，如图 2所示。,问题：,如图1所示，两平行导体圆柱的半径均为,a,，两导体轴线间距为2,h,，单位长度分别带电荷 和 。,120,图2 两平行圆柱导体的电轴,通常将带电细线的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,。,121,3.6 分离变量法,将偏微分方程中含有,n,个自变量的待求函数表示成,n,个各自只含一个变量的函数的乘积，把偏微分方程分解成,n,个常微分方程，求出各常微分方程的通解后，把它们线性叠加起来，得到级数形式解，并利用给定的边界条件确定待定常数。,分离变量法是求解边值问题的一种经典方法,分离变量法的理论依据是惟一性定理,分离变量法解题的基本思路：,122,在直角坐标系中，若位函数与z无关，则拉普拉斯方程为,3.6.1 直角坐标系中的分离变量法,将,(,x,y)表示为两个一维函数X(,x,)和Y(,y,)的乘积，即,将其代入拉普拉斯方程，得,再除以X(,x,) Y(,y,) ，有,分离常数,123,若取,k,2,，则有,当,当,124,将所有可能的,(,x,y)线性,叠加起来，则得到位函数的通解，即,若取,k,2,，同理可得到,通解中的分离常数和待定系数由给定的边界条件确定。,125,例,3.6.1,无限长的矩形金属导体槽上有一盖板，盖板与金属槽绝缘，盖板电位为,U,0,，金属槽接地，横截面如图所示，试计算此导体槽内的电位分布。,解：,位函数满足的方程和边界条件为,因,(0,y)0、,(,a,y)0，故,位函数的通解应取为,126,确定待定系数,127,将,U,0,在（0，,a,）上按 展开为傅立叶级数，即,其中,128,由,故得到,129,3.6.2,圆柱坐标系中的分离变量法,令其解为,代入方程，可得到,由此可将拉普拉斯方程分离为两个常微分方程,在圆柱坐标系中，若位函数与z无关，则拉普拉斯方程为,通常,(,)随变量,的变化是以 2,为周期的周期函数。因此，分离常数,k,应为整数，即,k,n,(,n,0,1,2,)。,130,当,n,= 0时,考虑到以上各种情况，,电位微分方程,的解可取下列一般形式,当,n, 0时,131,解,选取圆柱坐标系，令,z,轴为圆柱轴线，电场强度的方向与,x,轴一致，即,当导体圆柱处于静电平衡时，圆柱内的电场强度为零，圆柱为等位体，圆柱表面电场强度切向分量为零，且柱外的电位分布函数应与,z,无关。解的形式可取前述一般形式，但应满足下列两个边界条件：,例,3.6.2,均匀外电场 中，有一半径为,a,、介电常数为,的无限长均匀介质圆柱，其轴线与外电场垂直，圆柱外为空气，如图所示。试求介质圆柱内外的电位函数和电场强度。,x,y,a,E,0,o,P,(,),132, 由于圆柱表面电场强度的切向分量为零，即, 无限远处的电场未受到扰动，因此电位应为,此式表明，无限远处电位函数仅为,cos,的函数，可见系数 ，且,m,= 0,。因此电位函数为,那么，根据应满足的边界条件即可求得系数,B,1,，,D,1,应为,133,代入前式，求得柱外电位分布函数为,则柱外电场强度为,x,y,a,E,0,电场线,等位面,圆柱外电场线、等位面以及圆柱表面的电荷分布如图所示。,134,3.6.3,球坐标系中的分离变量法,电位微分方程在球坐标系中的展开式为,令,代入上式，得,与前同理，,的解应为,且,135,上式中第一项仅为,r,的函数，第二项与,r,无关。因此，与前同理第一项应为常数。为了便于进一步求解，令,式中,n,为整数。这是尤拉方程，其通解为,且,令 ，则上式变为,上式为,连带勒让德方程,，其通解为,第一类连带勒让德函数,与,第二类连带勒让德函数,之和，这里,m,n,。,136,根据第二类连带勒让德函数的特性知，当 时，,因此，当场存在的区域包括 或,时， ，此时只能取第一类连带勒让德函数作为方程的解。,所以，通常令,那么，电位微分方程的通解通常取为下列线性组合,若静电场与变量,无关，则,m,= 0,。那么 称为勒让德多项式。此时，,电位微分方程,的通解为,137,例 3.6.3,设半径为,a,，介电常数为,的介质球放在无限大的真空中，受到其内均匀电场,E,0,的作用，如,图所示。试求介质球内的电场强度。,解,取球坐标系，令,E,0,的方向与,z,轴一致，即 。显然，此时场分布以,z,轴为旋转对称，因此与,无关。这样，球内外的电位分布函数可取为,则球内外电位分别为,E,0,z,x,a,0,138,球内外电位函数应该满足下列边界条件：, 无限远处电场未受干扰，因此电位应为, 球内电位与球外电位在球面上应该连续，即, 根据边界上电位移法向分量的连续性，获知球面上内外电位的法向导数应满足, 球心电位 应为有限值；,139,考虑到边界条件，系数,D,n,应为零，即,为了满足边界条件，除了,A,1,以外的系数,A,n,0，且 ，即,再考虑到边界条件，得,为了进一步满足边界条件，得,式中,140,由于上两式对于所有的,值均应满足，因此等式两边对应的各项系数应该相等。由此获知各系数分别为,代入前式，求得球内外电位分别为,141,值得注意的是球内的电场分布。已知 ，求得球内的电场为,可见，球内电场仍然为均匀电场，而且球内场强低于球外场强。球内外的电场线如图示。,如果在无限大的介电常数为,的均匀介质中存在球形气泡，那么当外加均匀电场时，气泡内的电场强度应为,那么，泡内的场强高于泡外的场强。,电场线,等位面,x,z,0,a,E,0,142,