电磁场与电磁波第四章 时变电磁场

1、第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版1 本章内容本章内容 4.1 波动方程波动方程 4.2 电磁场的位函数电磁场的位函数 4.3 电磁能量守恒定律电磁能量守恒定律 4.4 惟一性定理惟一性定理 4.5 时谐电磁场时谐电磁场第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版2 在时变场情况下，电场和磁场相互激励，在空间在时变场情况下，电场和磁场相互激励，在空间形

2、成电磁波，时变电磁场的能量以电磁波的形式形成电磁波，时变电磁场的能量以电磁波的形式传播。传播。电磁场的波动性可用电磁场满足的波动方程来描电磁场的波动性可用电磁场满足的波动方程来描述，而波动方程是将麦克斯韦方程组进行适当变述，而波动方程是将麦克斯韦方程组进行适当变化后得到的。化后得到的。第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版34.1 波动方程波动方程 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，则有质，则有 无

3、源区的波动方程无源区的波动方程 波动方程波动方程 二二阶矢量微分方程，阶矢量微分方程，揭示电磁场的波动性。揭示电磁场的波动性。 麦克斯韦方程麦克斯韦方程 一阶矢量微分方程组，描述电场与磁场一阶矢量微分方程组，描述电场与磁场 间的相互作用关系。间的相互作用关系。 麦克斯韦方程组麦克斯韦方程组 波动方程。波动方程。 问题的提出问题的提出0222tHH0222tEE电磁波动方程电磁波动方程第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版40222tHH0222tEE22)(tHHH2)(

4、tEH00HtHtH同理可得同理可得 推证推证 问题问题 若为有源空间，结果如何？若为有源空间，结果如何？ 若为导电媒质，结果如何？若为导电媒质，结果如何？ 波动方程解的一般形式波动方程解的一般形式 求解三维方程比较困难，且解的物理意义求解三维方程比较困难，且解的物理意义不易理解。下面将方程简化，再进行求解和不易理解。下面将方程简化，再进行求解和分析。分析。设强度设强度E只与只与z和时间和时间t有关，其方向沿有关，其方向沿x方向，即方向，即 ( , )xE z t Ee0222tEE222221( ,)( ,)0E z tE z tzvt一维波动方程一维波动方程 ( ,)( ,)( ,)zzE

5、 z tEz tEz tftftvv解的函数形式解的函数形式 变量变量 波动方程解的诠注波动方程解的诠注 电磁场的波动性电磁场的波动性 现在关心函数变量现在关心函数变量 。ztv ( ,)zEz tftv 考虑第一项考虑第一项 代表的物理意义。代表的物理意义。0ztv 设设f+ +的波形当变量的波形当变量 时为最大值。令波形最大值的时为最大值。令波形最大值的位置为位置为z=zmaxt00t1vt1t2vt2t3vt3t4vt4z不同时刻波形最大值出现的位置不同时刻波形最大值出现的位置t=0，zmax=0；t=t1 0，zmax= vt10； 沿沿z方向传播方向传播 max1212zvtvtvt

6、tt图形移动速度，即电磁波速度图形移动速度，即电磁波速度 相速度，即等相位面的传播速度相速度，即等相位面的传播速度t=t2 t1，zmax= vt2vt10；t5vt5波动方程及其解的进一步说明波动方程及其解的进一步说明 同理可得第二项表示沿同理可得第二项表示沿- -z方向传播的波方向传播的波 波动方程的解代表两个沿相反方向传播的波，具体选择视具波动方程的解代表两个沿相反方向传播的波，具体选择视具体情况而定体情况而定 三维波动方程的解仍然代表传播的波，但无法用图形描绘三维波动方程的解仍然代表传播的波，但无法用图形描绘 满足波动方程的电磁场，以振荡形式在空间中传播，形成电满足波动方程的电磁场，以

7、振荡形式在空间中传播，形成电磁波，其传播速度为磁波，其传播速度为 ，真空中，真空中 1v 80013 10/vcm s 第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版94.2 电磁场的位函数电磁场的位函数 讨论内容讨论内容 位函数的性质位函数的性质 位函数的定义位函数的定义 位函数的规范条件位函数的规范条件 位函数的微分方程位函数的微分方程第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出

8、版社出版社 出版出版10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。 引入位函数的意义引入位函数的意义 位函数的定义位函数的定义0)(tA0 BABtBtAE第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版11 位函数的不确定性位函数的不确定性()()()AAAAAAtttt ）、（A 满足下列变换关系的两组位函数满足下列变换关系的两组位函数 和和 能描述同能描述同一个电磁场问题。一个电磁场问题。）、（AAAt 即即也

9、就是说，对一给定的电磁场可用不同的位函数来描述。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。不同位函数之间的上述变换称为规范变换。A 原因：未规定原因：未规定 的散度。的散度。为任意可微函数为任意可微函数第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版12除了利用洛仑兹条件外，另一种常用的是库仑条件，即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，即在电磁理论中，通常采用洛仑兹条件，即 位函数的规范

10、条件位函数的规范条件 造成位函数的不确定性的原因就是没有规定造成位函数的不确定性的原因就是没有规定 的散度。利用的散度。利用位函数的不确定性，可通过规定位函数的不确定性，可通过规定 的散度使位函数满足的方程得的散度使位函数满足的方程得以简化。以简化。AA0 A0tA第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版13tDJH)(tAtJA)(222tAJtAAtEJBJtAA222 位函数的微分方程位函数的微分方程BHEDtAEABAAA2)(0tA第第 4 章章电磁场与电磁波电磁

11、场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版14 D)(tA222t同样同样tAEED、0tA第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版15222t 说明说明JtAA222 若应用库仑条件，若应用库仑条件，位函数满足什么样的方程位函数满足什么样的方程? 具有什么特点具有什么特点? 问题问题 应用洛仑兹条件的特点：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位函数满足的方程在形式上是

12、对称 的，且比较简单，易求解；的，且比较简单，易求解； 解的物理意义非常清楚，明确地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；反映出电磁场具有有限的传递速度； 矢量位只决定于矢量位只决定于J，标，标 量位只决定于量位只决定于，这对求解方程特别有利。只需解出这对求解方程特别有利。只需解出A，无需，无需 解出解出 就可得到待求的电场和磁场。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，矢量位用不同的规范条件，矢量位A和标量位和标量位 的解也不相同，但最终的解也不相同，但

13、最终 得到的电磁场矢量是相同的。得到的电磁场矢量是相同的。第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版164.3 电磁能量守恒定律电磁能量守恒定律 讨论内容讨论内容 坡印廷定理坡印廷定理 电磁能量及守恒关系电磁能量及守恒关系 坡印廷矢量坡印廷矢量 能量守恒定律是一切物质运动过程遵守的普遍规律，作为能量守恒定律是一切物质运动过程遵守的普遍规律，作为特殊形态的物质，电磁场及其运动过程也遵守这一规律。特殊形态的物质，电磁场及其运动过程也遵守这一规律。 电磁能量问题有关概念电磁能量问题

14、有关概念 电磁场的能量密度：电磁场的能量密度：电磁场能量的空间分布用能量密度电磁场能量的空间分布用能量密度w来来描述，它表示描述，它表示单位体积中电磁场的能量单位体积中电磁场的能量，通常是坐标与时间的，通常是坐标与时间的函数，即函数，即 ,wwt r 电磁场的能量流密度：电磁场的能量流密度：电磁波电磁振荡定向运动伴随电磁电磁波电磁振荡定向运动伴随电磁场能量移动，其流动情况用电磁场能量流密度场能量移动，其流动情况用电磁场能量流密度( (能流密度能流密度) )S表表示。示。S是矢量，数值为是矢量，数值为单位时间垂直流过单位面积的能量单位时间垂直流过单位面积的能量，方，方向为能量流动方向，一般是坐标

15、和时间的函数，即向为能量流动方向，一般是坐标和时间的函数，即 , t SS r第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版18 进入体积进入体积V的能量体积的能量体积V内增加的能量体积内增加的能量体积V内损耗的能量内损耗的能量电场能量密度电场能量密度：e12w E D磁场能量密度磁场能量密度：m12w H B电磁能量密度电磁能量密度：em1122wwwE DH B 空间区域空间区域V中的电磁能量中的电磁能量：11d()d22VVWw VE DH BV 特点特点：当场随时间变化时

16、，空间各点的电磁场能量密度也要随：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。时间改变，从而引起电磁能量流动。 电磁能量守恒关系：电磁能量守恒关系： 电磁能量及守恒关系电磁能量及守恒关系ddWtVS第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版19 其中其中： 单位时间内体积单位时间内体积V 中所增加中所增加 的电磁能量的电磁能量 单位时间内电场对体积单位时间内电场对体积V中的电流所做的功；中的电流所做的功； 在导电媒质中，即为体积在导电媒质

17、中，即为体积V内总的损耗功率内总的损耗功率 通过曲面通过曲面S 进入体积进入体积V 的电磁功率的电磁功率 表征电磁能量守恒关系的定理表征电磁能量守恒关系的定理积分形式：积分形式：VVSVJEVBHDEtSHEdd)2121(ddd)(VVJEdVVBHDEtd)2121(ddSSHEd)(JEBHDEtHE)2121()( 坡坡印廷定理印廷定理微分形式：微分形式：第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版20在线性和各向同性的媒质中，当参数都不随时间变化时，则有在线性和各向同

18、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，得到将以上两式相减，得到由由tBtDJHtBHHtDJHtBHtDJHH)21()(21DttttD)21()(21BHttHHtHHtBH 推证推证第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版21即可得到坡印廷定理的微分形式即可得到坡印廷定理的微分形式再利用矢量恒等式再利用矢量恒等式：)(HHHJBHDtH)2121()(在任意闭曲面在任意闭曲面S 所包围的体积所包围的体积V上，对上式两端积分，并应用散上，对上式两端积分

19、，并应用散度定理，即可得到坡印廷定理的积分形式度定理，即可得到坡印廷定理的积分形式VVSVJEVBHDEtSHEdd)2121(ddd)( 物理意义：物理意义：单位时间内，通过曲面单位时间内，通过曲面S 进入体积进入体积V的电磁能量等于的电磁能量等于 体积体积V 中所增加的电磁场能量与损耗的能量之和。中所增加的电磁场能量与损耗的能量之和。第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版22 定义：定义： ( W/m2 )HS 物理意义物理意义： 的方向的方向 电磁能量传输的方向电磁

20、能量传输的方向S 的大小的大小 通过垂直于能量传输方通过垂直于能量传输方 向的单位面积的电磁功率向的单位面积的电磁功率S 描述时变电磁场中电磁能量传输的一个重要物理量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）坡印廷矢量（电磁能流密度矢量） H S 能能流流密密度度矢矢量量 E O第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版23 例例4.3.1 同轴线的内导体半径为同轴线的内导体半径为a 、外导体的内半径为、外导体的内半径为b，其间，其间填充均匀

21、的理想介质。设内外导体间的电压为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，导体中流过的电流为流为I 。（。（1）在导体为理想导体的情况下，计算同轴线中传输的）在导体为理想导体的情况下，计算同轴线中传输的功率；（功率；（2）当导体的电导率）当导体的电导率为有限值时，计算通过内导体表面为有限值时，计算通过内导体表面进入每单位长度内导体的功率。进入每单位长度内导体的功率。同轴线同轴线第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版24 解：解：（1）在内外导体为理想导

22、体的情况下，电场和磁场只存）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求得内外导体之间的电场和磁场分别为,ln()UEeb a()ab2IHe2 ()ln()22ln()zUIUISEHeeeb ab a内外导体之间任意横截面上的坡印廷矢量内外导体之间任意横截面上的坡印廷矢量第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大

23、学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版25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。负载，如图所示。2d2 d2ln()bzSaUIPS eSUIb a 穿过任意横截面的功率为穿过任意横截面的功率为同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量（理想导体情况）（理想导体情况）第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出

24、版26 （2）当导体的电导率）当导体的电导率为有限值时，导体内部存在沿电流方为有限值时，导体内部存在沿电流方向的电场向的电场内内2zJIEea根据边界条件，在内导体表面上电场的切向分量连续，即根据边界条件，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因此，在内导体表面外侧的电场为zzEE外 内2ln()zaUIEeeab aa外2aIHea外磁场则仍为磁场则仍为内导体表面外侧的坡印廷矢量为内导体表面外侧的坡印廷矢量为2232()22ln()zaaIUISEHeeaab a 外外外同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量（非理想导体情况）（非理想导体

25、情况）第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版2722122320()d2 d2SaIIPSSa zRIaa e外21Ra式中式中 是单位长度内导体的电阻。由此可见，进入内导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。体中功率等于这段导体的焦耳损耗功率。由此可见，内导体表面外由此可见，内导体表面外侧的坡印廷矢量既有轴向侧的坡印廷矢量既有轴向分量，也有径向分量，如分量，也有径向分量，如图所示。图所示。进入每单位长度进入每单位长度内导体的功率为

26、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。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、磁场和坡印廷矢量同轴线中的电场、磁场和坡印廷矢量（非理想导体情况）（非理想导体情况）第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版2

27、84. 4 惟一性定理惟一性定理 在以闭曲面在以闭曲面S为边界的有界区域为边界的有界区域V 内，内，如果给定如果给定t0 时刻的电场强度和磁场强度时刻的电场强度和磁场强度的初始值，并且在的初始值，并且在 t 0 时，给定边界面时，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，区域时，区域V 内的电磁场由麦克斯韦方程惟一地确定。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

28、条件下，求解麦克斯韦方程。那么，在什么定解条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。克斯韦方程的解的惟一问题。 惟一性问题惟一性问题VS第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版29 惟一性定理的证明惟一性定理的证明 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内的解不是惟一的

29、，那么至少存在两组解一的，那么至少存在两组解 、 和和 、 满足同样的麦克斯韦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。方程，且具有相同的初始条件和边界条件。1E2H2E1H000EHEt00HEt0()0H0()0E则在区域则在区域V 内内 和和 的初始值为零；在的初始值为零；在边界面边界面S 上电场强度上电场强度 的的切向分量为零或磁场强度切向分量为零或磁场强度 的切向分量为零，且的切向分量为零，且 和和 满足麦满足麦克斯韦方程克斯韦方程0E0H0E0H0E0H012EEE012HHH令令第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社

30、高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版30根据坡印廷定理，应有根据坡印廷定理，应有222000d11()dd0d22VVHEVEVt所以所以由于场的初始值为零，将上式两边对由于场的初始值为零，将上式两边对 t 积分，可得积分，可得222000011()d(d)d022tVVHEVEVt 00nn000n0()()()0SSSEHeeEHHeE根据根据 和和 的边界条件，上式左端的被积函数为的边界条件，上式左端的被积函数为0E0HVVSVEVEHtSeHEdd)2121(ddd)(202020n00第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技

31、大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版3100,E 00H 12,EE12HH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）（证毕）即即 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。应用。 第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版

32、社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版324. 5 时谐电磁场时谐电磁场 复矢量的麦克斯韦方程复矢量的麦克斯韦方程 时谐电磁场的复数表示时谐电磁场的复数表示 复电容率和复磁导率复电容率和复磁导率 时谐场的位函数时谐场的位函数 亥姆霍兹方程亥姆霍兹方程 平均能流密度矢量平均能流密度矢量第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版33 时谐电磁场的概念时谐电磁场的概念 如果场源以一定的角频率随时间呈时谐（正弦或余弦）变化，如果场源以一定的角频率随时间呈时谐（

33、正弦或余弦）变化，则所产生电磁场也以同样的角频率随时间呈时谐变化。这种以一则所产生电磁场也以同样的角频率随时间呈时谐变化。这种以一定角频率作时谐变化的电磁场，称为时谐电磁场或正弦电磁场。定角频率作时谐变化的电磁场，称为时谐电磁场或正弦电磁场。 研究时谐电磁场具有重要意义研究时谐电磁场具有重要意义 在工程上，应用最多的就是时谐电磁场。在工程上，应用最多的就是时谐电磁场。广播、电视和通信广播、电视和通信 的载波等都是时谐电磁场。的载波等都是时谐电磁场。 任意的时变场在一定的条件下可通过傅里叶分析方法展开为不任意的时变场在一定的条件下可通过傅里叶分析方法展开为不 同频率的时谐场的叠加。同频率的时谐场

34、的叠加。4.5.1 时谐电磁场的复数表示时谐电磁场的复数表示第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版34复数表示法可以使大多数正弦场问题得以简化，复数表示法可以使大多数正弦场问题得以简化，但有时仍需用实数形式（称为瞬时表示法），所但有时仍需用实数形式（称为瞬时表示法），所以经常会遇到两种表示法的互换以经常会遇到两种表示法的互换 另外，对于能量密度、能流密度等含有场量的平另外，对于能量密度、能流密度等含有场量的平方关系的物理量（称为二次式），只能用瞬时的方关系的物理量（称为二

35、次式），只能用瞬时的形式来表示形式来表示第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版35 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。题的分析得以简化。 设设 是一个以角频率是一个以角频率 随时间随时间t t 作正弦变化的场量，它作正弦变化的场量，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，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它与时间的关系

36、可以表示成( , )A r t 0( , )cos( )A r tAtrj( )j0( , )ReeRe( )etrtA r tAA r其中其中j ( )0( )erA rA时间因子时间因子空间相位因子空间相位因子 利用三角公式利用三角公式式中的式中的A0为振幅、为振幅、 为与坐标有关的相位因子。为与坐标有关的相位因子。( )r 实数表示法或实数表示法或瞬时表示法瞬时表示法复数表示法复数表示法复振幅复振幅 时谐电磁场的时谐电磁场的复数表示复数表示第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版

37、社 出版出版36 复数式只是数学表示方式，不代表真实的场。复数式只是数学表示方式，不代表真实的场。照此法，矢量场的各分量照此法，矢量场的各分量Ei（i 表示表示x、y 或或 z）可表示成）可表示成 j( )jm( , )Re( )eReeitrtiiiE r tE rEjm( , )Re( )etE r tErj( )j( )j( )mmmm( )( )e( )e( )eyxzrrrxxyyzzEre Ere Ere Er各分量合成以后，电场强度为各分量合成以后，电场强度为 有关复数表示的进一步说明有关复数表示的进一步说明复矢量复矢量 真实场是复数式的实部，即瞬时表达式。真实场是复数式的实部，

38、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。关的部分就可表示复矢量。 复数表示法与瞬时表示法的变换复数表示法与瞬时表示法的变换 0,costtE rEr瞬时表示法瞬时表示法 0,jtte rE rE复数表示法复数表示法 0je rE rE不含时间因子不含时间因子的复数表示法的复数表示法 0,jtte rE rE恢复时间因子恢复时间因子取实部得到瞬时表示法，即瞬时场取实部得到瞬时表示法，即瞬时场 000,ReRecosjtjj tteeet rrE rEEEr第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与

39、电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版38 例例4.5.1 将下列场矢量的瞬时值形式写为复数形式将下列场矢量的瞬时值形式写为复数形式mm( , )cos()sin()xxxyyyE z te Etkze Etkz（2）mm( , , )()sin()sin()cos()cos()xzaxH x z te H kkztaxe Hkzta解：解：（1）由于）由于mm( , )cos()cos()2xxxyyyE z te Etkze Etkzj(/2)j()mmReeeyxt kzt kzxxyye Ee Ej

40、(/2)j()mmm( )eeyxkzkzxxyyEze Ee Ejjjmm(eje)eyxkzxxyye Ee E（1）所以所以第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版39（2）因为）因为 cos()cos()kzttkzsin()cos()cos()22kztkzttkzjj 2jmmm( , )( )sin()ecos()ekzkzxzaxxHx ze H ke Haa故故 mm( , , )()sin()sin()cos()cos()xzaxH x z te H k

41、kztaxe Hkzta所以所以 mm()sin()cos()2cos()cos()xzaxe H ktkzaxe Htkza第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版40 例例4.5.2 已知电场强度复矢量已知电场强度复矢量mm( )jcos()xxzEze Ek z解解jmj()2m( , )Rejcos()eRecos()etxxztxxzE z te Ek ze Ek zmcos()cos()2xxze Ek zt其中其中kz和和Exm为实常数。写出电场强度的瞬时矢量

42、为实常数。写出电场强度的瞬时矢量mcos()sin()xxze Ek zt 第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版41以电场旋度方程以电场旋度方程 为例，代入相应场量的矢量，可得为例，代入相应场量的矢量，可得tBEjjmmRe(e)Re(e)ttEBt jjjmmmRe(e)Re(e)RejetttEBBt mmjEB t Re 将将 、 与与 交换次序，得交换次序，得上式对任意上式对任意 t 均成立。令均成立。令 t0 ，得，得4.5.2 复矢量的麦克斯韦方程复矢量的麦

43、克斯韦方程mmReRejEB 令令t/2 ，得，得mmRejRej( j)EBmmImIm(j)EB 即即第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版42mmmmmmmmjj0HJDEBBD 0tt DHJBEBDjj0HJDEBDB 从形式上讲，只要把微分算子从形式上讲，只要把微分算子 用用 代替，就可以把时谐电磁代替，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的麦克斯韦方程j

44、tjt 略去略去“.”和下标和下标m对复数形式麦氏方程的说明对复数形式麦氏方程的说明 方程中的各量都不包含时间因子，各量均与时间无关方程中的各量都不包含时间因子，各量均与时间无关 因为因为 ，所以时间偏导数作用于复数形式，所以时间偏导数作用于复数形式的场量时，相当于在场量前乘上的场量时，相当于在场量前乘上j ，如如jtjtejet t ,tjtt E rE r第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版44 例例.5：已知正弦电磁场的电场瞬时值为：已知正弦电磁场

45、的电场瞬时值为),(),(),(21tzEtzEtzE8182( , )0.03sin(10 )( , )0.04 cos(10 / 3)xxEz tetkzEz tetkz式中式中888888j(10 /2)j(10 /3)j(/2)j(/3)j( , )0.03sin(10 )0.04cos(10 /3)0.03cos(10 )0.04cos(10 /3)2Re0.03eRe0.04eRe0.03e0.04eexxxxt kzt kzxxkzkzxxE z tetkzetkzetkzetkzeeee810 t 解解：（1）因为）因为j/2j/3j( )0.03e0.04eekzxE ze故

46、电场的复矢量为故电场的复矢量为试求：（试求：（1）电场的复矢量）电场的复矢量;（2）磁场的复矢量和瞬时值。）磁场的复矢量和瞬时值。第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版45（2）由复数形式的麦克斯韦方程，得到磁场的复矢量）由复数形式的麦克斯韦方程，得到磁场的复矢量00jjj32054321j( )( )j0.03e0.04ee7.6 10 e1.01 10 eexykzyjjjkzyEH zE zezkee k j58( , )Re( )e7.6 10sin(10 )ty

47、H z tH ze ktkz481.01 10cos(10 )3tkz磁场强度瞬时值磁场强度瞬时值第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版46实际的介质都存在损耗：实际的介质都存在损耗： 导电媒质导电媒质当电导率有限时，存在欧姆损耗。当电导率有限时，存在欧姆损耗。 电介质电介质受到极化时，存在电极化损耗。受到极化时，存在电极化损耗。 磁介质磁介质受到磁化时，存在磁化损耗。受到磁化时，存在磁化损耗。 损耗的大小与媒质性质、随时间变化的频率有关。一些媒质损耗的大小与媒质性质、随

48、时间变化的频率有关。一些媒质 的损耗在低频时可以忽略，但在高频时就不能忽略。的损耗在低频时可以忽略，但在高频时就不能忽略。4.5.3 复电容率和复磁导率复电容率和复磁导率 cjj(j)j HEEEE 导电媒质的等效介电常数导电媒质的等效介电常数其中其中 c= -j、称为导电媒质的等效介电常数。、称为导电媒质的等效介电常数。 对于介电常数为对于介电常数为 、电导率为、电导率为 的导电媒质，有的导电媒质，有第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版47 电介质的复介电常数电介质的

49、复介电常数 同时存在极化损耗和欧姆损耗的介质同时存在极化损耗和欧姆损耗的介质c j(+) 磁介质的复磁导率磁介质的复磁导率c j 对于存在电极化损耗的电介质，有对于存在电极化损耗的电介质，有 ，称为复介电，称为复介电常数或复电容率。其虚部为大于零的数，表示电介质的电极化损常数或复电容率。其虚部为大于零的数，表示电介质的电极化损耗。在高频情况下，实部和虚部都是频率的函数。耗。在高频情况下，实部和虚部都是频率的函数。 对于同时存在电极化损耗和欧姆损耗的电介质，复介电常数对于同时存在电极化损耗和欧姆损耗的电介质，复介电常数为为c j 对于磁性介质，复磁导率数为对于磁性介质，复磁导率数为 ，其虚部为大

50、于零，其虚部为大于零的数，表示磁介质的磁化损耗。的数，表示磁介质的磁化损耗。第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版48导电媒质导电媒质理想介质理想介质4.5.4 亥姆霍兹方程亥姆霍兹方程 在时谐时情况下，将在时谐时情况下，将 、 ，即可得到复矢即可得到复矢量的波动方程，称为亥姆霍兹方程。量的波动方程，称为亥姆霍兹方程。222t tj 瞬时矢量瞬时矢量复矢量复矢量222200kkEEHH()k 22222200ttEEHHkcc() 22222200ttttEEEHHH22

51、c22c00kkEEHH第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版494.5.5 时谐场的位函数时谐场的位函数 在时谐情况下，矢量位和标量位以及它们满足的方程都可以在时谐情况下，矢量位和标量位以及它们满足的方程都可以表示成复数形式。表示成复数形式。t BAAE洛仑兹条件洛仑兹条件达朗贝尔方程达朗贝尔方程瞬时矢量瞬时矢量复矢量复矢量j BAEAt Aj A222222tt AAJ2222kk AAJ第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教

52、育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版504.5.6 平均能量密度和平均能流密度矢量平均能量密度和平均能流密度矢量 二次式本身不能用复数形式表示，其中的场量必须是实数二次式本身不能用复数形式表示，其中的场量必须是实数形式，不能将复数形式的场量直接代入。形式，不能将复数形式的场量直接代入。00( , )cos( )( , )cos( )ttttE rErH rHr 设某正弦电磁场的电场强度和磁场强度分别为设某正弦电磁场的电场强度和磁场强度分别为 电磁场能量密度和能流密度的表达式中都包含了场量的平方电磁场能量密度和能流密度的表达式中都包含了场量的平方 关

53、系，这种关系式称为二次式。关系，这种关系式称为二次式。 时谐场中时谐场中二次式的表示方法二次式的表示方法第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版51则能流密度为则能流密度为 200cos( )trSEHEH如把电场强度和磁场强度用复数表示，即有如把电场强度和磁场强度用复数表示，即有j ( )0( )erE rEj ( )0( )erH rHj( )j( )jj00j2(0000Re( ee)ReeeRe ecos 22 ( )trtrtttr)trSEHEHEHEHj( )

54、j( )00200ReeReecos( )trtrtrSEHEH先取实部，再代入先取实部，再代入 第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版52使用二次式时需要注意的问题使用二次式时需要注意的问题 二次式只有实数的形式，没有复数形式二次式只有实数的形式，没有复数形式 场量是实数式时，直接代入二次式即可场量是实数式时，直接代入二次式即可 场量是复数式时，应先取实部再代入，即场量是复数式时，应先取实部再代入，即“先取实后相乘先取实后相乘” 如复数形式的场量中没有时间因子，取实前先

55、补充时间因子如复数形式的场量中没有时间因子，取实前先补充时间因子第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版53 二次式的时间平均值二次式的时间平均值 在时谐电磁场中，常常要在时谐电磁场中，常常要关心关心二次式二次式在一个时间周期在一个时间周期 T 中的中的 平均值，即平均值，即平均能流密度矢量平均能流密度矢量av0011d()dTTtEHtTTSS平均电场能量密度平均电场能量密度eave00111dd2TTwwtE D tTT平均磁场能量密度平均磁场能量密度mavm00111

56、dd2TTwwtH B tTT 在时谐电磁场中，二次式在时谐电磁场中，二次式的时间平均值可以直接由复矢量计的时间平均值可以直接由复矢量计 算，有算，有av1Re() ,2EHSmav1Re()4wH Beav1Re() ,4wE D第第 4 章章电磁场与电磁波电磁场与电磁波电子科技大学电子科技大学编写编写高等教育出版社高等教育出版社 & 高等教育高等教育电子音像电子音像出版社出版社 出版出版54则平均能流密度矢量为则平均能流密度矢量为 2av000000111()dcos ( )d2TTttrtTTSEHEHEH如果电场和磁场都用复数形式给出，即有如果电场和磁场都用复数形式给出，即有 j ( )0j ( )0( )e( )errE rEH rHjjavav001R