广工电磁波48学时总复习

1、第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波1第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波2 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波3要求： 1、掌握三种坐标的建立 2、能写出三种坐标的梯度、散度和旋度，以及三度的性质。 3、掌握散度定理和斯托克斯定理。第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波41 三种常用的正交曲线坐标系三种常用的正交曲线坐标系 在电磁场与波理论中，在电磁场与波理论中，三种常用的正交曲线坐标系为：三种常用的正交曲线坐标系为：直角直角坐坐标系、圆柱坐标系和球坐标系标系、圆柱坐标系和球坐标系。1. 直角坐标系直角坐标系 zeyexerzyx位置矢量位置矢量线元矢量线元矢量zeyexelzyxdddd体

2、积元体积元zyxVdddd坐标变量坐标变量zyx,坐标单位矢量坐标单位矢量zyxeee,点点P(x0,y0,z0)0yy（平面）（平面） o x y z0 xx（平面）（平面）0zz（平面（平面）P 直角坐标系直角坐标系 xezeye 1 1 1321hhh，拉梅系数：第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波52. 圆柱坐标系圆柱坐标系z,坐标变量坐标变量zeee,坐标单位矢量坐标单位矢量zeeelzdddd线元矢量线元矢量zVdddd体积元体积元圆柱坐标系中的线元、面元和体积元圆柱坐标系中的线元、面元和体积元圆柱坐标系圆柱坐标系0（半平面半平面）0（圆柱面圆柱面）0zz （平面平面）),(000

3、zP 1 1321hhh，拉梅系数：第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波63. 球坐标系球坐标系, r坐标变量坐标变量eeer,坐标单位矢量坐标单位矢量dsindddrererelr线元矢量线元矢量dddsind2rrV 体积元体积元球坐标系中的线元、面元和体积元球坐标系中的线元、面元和体积元球坐标系球坐标系0（半平面半平面）0（圆锥面圆锥面）0rr （球面球面）),(000rP sin 1321 rhrhh，拉梅系数：第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波7梯度的表达式梯度的表达式：zueueueuz1圆柱坐标系圆柱坐标系 ureurerueursin11球坐标系球坐标系zueyuexueuz

4、yx直角坐标系直角坐标系 1. 标量场的梯度标量场的梯度（ 或或 ）graduu意义意义：描述标量描述标量场在某点的最大变化率及其变化最大的方向场在某点的最大变化率及其变化最大的方向概念概念： ，其中其中 取得最大值的方向取得最大值的方向max|luuel luel2311 321 231 231231h hehhehhehh huuu2 三种坐标系的三度三种坐标系的三度第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波8圆柱坐标系圆柱坐标系)(sin1)(sinsin1)(122FrFrFrrrFrzFFFFz)(球坐标系球坐标系zFyFxFFzyx直角坐标系直角坐标系2 2、散度的表、散度的表 达式达式

5、：了解散度的有关公式了解散度的有关公式：GFGFfFFfFfkFkFkfCfCCCC)()(为常量)()()()为常矢量(03213231213213211FhhuFhhuFhhuhhhF第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波9yFxFexFzFezFyFeFxyzzxyyzx3 3、旋度的计算公式、旋度的计算公式: :zzFFFzeeeF1FrrFFrerererFrrsinsinsin12 直角坐标系直角坐标系 圆柱坐标系圆柱坐标系 球坐标系球坐标系zyxzyxFFFzyxeee第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波10了解旋度的有关公式了解旋度的有关公式：矢量场的旋度矢量场的旋度的散度恒为零

6、的散度恒为零标量场的梯度标量场的梯度的旋度恒为零的旋度恒为零FfFfFf)(CfCf)(0CGFGF)(GFFGGF)(0)(F0)(u332211321332211321 1FhFhFhuuuehehehhhhF旋度的通式：第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波111. 散度定理（高斯定理）散度定理（高斯定理）VSVFSFdd体积的剖分体积的剖分VS1S2en2en1S 从散度的定义出发，可从散度的定义出发，可以得到矢量场在空间任意闭以得到矢量场在空间任意闭合曲面的通量等于该闭合曲合曲面的通量等于该闭合曲面所包含体积中矢量场的散面所包含体积中矢量场的散度的体积分，即度的体积分，即 散度定理是闭

7、合曲面积分与体积分之间的一个变换关系，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。在电磁理论中有着广泛的应用。3 两定理两定理第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波12SCSFlFdd2. 斯托克斯定理斯托克斯定理 斯托克斯斯托克斯定理是闭合曲线定理是闭合曲线积分与曲面积分之间的一个变积分与曲面积分之间的一个变换关系式，也在电磁理论中有换关系式，也在电磁理论中有广泛的应用。广泛的应用。曲面的曲面的剖分剖分方向相反大小方向相反大小相等结果抵消相等结果抵消 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

8、场的旋度在该闭合曲线所围的曲面的通量，即流等于矢量场的旋度在该闭合曲线所围的曲面的通量，即第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波13 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波14要求掌握：要求掌握： 1 1、电流密度矢量、电荷守恒定律（电流连续性方程）的积、电流密度矢量、电荷守恒定律（电流连续性方程）的积分和微分形式。分和微分形式。 2 2、静电场的高斯定理和环路定理的积分和微分形式（散度、静电场的高斯定理和环路定理的积分和微分形式（散度和旋度）和旋度）. . 3 3、静磁场的高斯定理和环路定理的积分和微分形式（散度、静磁场的高斯定理和环路定理的积分和微分形式（散度和旋度）和旋度）. . 4 4、媒

9、质的电磁特性：极化、磁化和导电的物理量。、媒质的电磁特性：极化、磁化和导电的物理量。 5 5、电磁感应定律和位移电流。电磁感应定律和位移电流。 6 6、麦克斯韦方程组和本构关系麦克斯韦方程组和本构关系 7、电磁场的边界条件、电磁场的边界条件注：注： 例例2.4.1 例例2.4.2 例例2.4.3 例例2.5.3 例例2.5.4 例例2.6.2 例例2.7.1 及相应的作业要求掌握及相应的作业要求掌握.第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波152.1 电荷守恒定律（电流连续性方程）电荷守恒定律（电流连续性方程）电荷守恒定律电荷守恒定律:电荷既不能被创造，也不能被消灭，只能从物体电荷既不能被创造，也

10、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。到另一个物体。电流连续性方程电流连续性方程积分形式积分形式微分形式微分形式流出闭曲面流出闭曲面S 的电流的电流等于体积等于体积V 内单位时内单位时间所减少的电荷量间所减少的电荷量恒定电流的连续性方程恒定电流的连续性方程0t恒定电流是无源场，电恒定电流是无源场，电流线是连续的闭合曲线，流线是连续的闭合曲线，既无起点也无终点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。电荷守恒定律是电磁现象中的基本定律之一。VSVttqSJddddddtJ0dSSJ、0 J第3章

11、电磁场与电磁波电磁场与电磁波162.2 静电场的散度与旋度静电场的散度与旋度 VSVrSrE)d(1d)(0高斯定理表明高斯定理表明：静电场是有源场，电力线起始于正电荷，终止静电场是有源场，电力线起始于正电荷，终止 于负电荷。于负电荷。静电场的散度静电场的散度（微分形式）（微分形式）1. 静电场散度与高斯定理静电场散度与高斯定理静电场的高斯定理静电场的高斯定理（积分形式）（积分形式）( )0E r 环路定理表明环路定理表明：静电场是无旋场，是保守场，电场力做功与路径静电场是无旋场，是保守场，电场力做功与路径 无关。无关。静电场的旋度静电场的旋度（微分形式）（微分形式）2. 静电场旋度与环路定理

12、静电场旋度与环路定理静电场的环路定理静电场的环路定理（积分形式）（积分形式）0d)(ClrE0)()(rrE 不要求推导过程，不要求推导过程，要求掌握性质和应用要求掌握性质和应用第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波172.3 恒定磁场的散度和旋度恒定磁场的散度和旋度 )()(0rJrBISrJlrBSC00d)(d)(1.1. 恒定磁场的散度与磁通连续性原理恒定磁场的散度与磁通连续性原理磁通连续性原理磁通连续性原理表明表明：恒定磁场是无源场，磁感应线是无起点和恒定磁场是无源场，磁感应线是无起点和 终点的闭合曲线。终点的闭合曲线。恒定场的散度恒定场的散度（微分形式）（微分形式）磁通连续性原理磁通

13、连续性原理（积分形式）（积分形式）安培环路定理表明安培环路定理表明：恒定磁场是有旋场，是非保守场、电流是磁恒定磁场是有旋场，是非保守场、电流是磁 场的旋涡源。场的旋涡源。恒定磁场的旋度恒定磁场的旋度（微分形式）（微分形式）2. 恒定磁场的旋度与安培环路定理恒定磁场的旋度与安培环路定理安培环路定理安培环路定理（积分形式）（积分形式）0d)(SSrB0)(rB 不要求推导过程，不要求推导过程，性质和应用要掌握性质和应用要掌握第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波182.4 媒质的电磁特性媒质的电磁特性 媒质对电磁场的响应可分为三种情况：媒质对电磁场的响应可分为三种情况：极化极化、磁化磁化和和传导传导

14、。 描述媒质电磁特性的参数为：描述媒质电磁特性的参数为：电容率（介电常数）电容率（介电常数）、磁导率磁导率 和和电导率电导率。一、一、 电介质的极化及其极化的物理量电介质的极化及其极化的物理量1、极化强度矢量极化强度矢量)mC(2P2. 极化电荷体密度极化电荷体密度3. 电位移矢量电位移矢量 介质中的高斯定理介质中的高斯定理4. 电介质的本构关系电介质的本构关系PP 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波19PED0任意闭合曲面电位移矢任意闭合曲面电位移矢量量 D 的通量等于该曲面的通量等于该曲面包含自由电荷的代数和包含自由电荷的代数和 小结小结：静电场是有源无旋场，电介质中的基本方程为：静电场

15、是有源无旋场，电介质中的基本方程为 0EP引入电位移矢量（单位：引入电位移矢量（单位：C/m2 ) )pP 将极化电荷体密度表达式将极化电荷体密度表达式 代入代入 ，有，有0PED则有则有 VSVSDdd其积分形式为其积分形式为 0DE （微分形式），（微分形式）， （积分形式）（积分形式） 0dddCVSlEVSD第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波20二、二、 磁介质的磁化及其磁化的物理量磁介质的磁化及其磁化的物理量1、磁化强度矢量、磁化强度矢量2. 磁化电流密度矢量磁化电流密度矢量3. 磁场强度矢量磁场强度矢量 介质中的安培环路定理介质中的安培环路定理4. 磁介质的本构关系磁介质的本构关

16、系HMmmm0limVpMnpVMJMMBH0定义磁场强度定义磁场强度 为：为：H（积分形式）（积分形式） （微分形式）（微分形式）0)()()(rBrJrH0d)(d)(d)(SSCSrBSrJlrH第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波21三、媒质的传导特性三、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量 J 和电场强度和电场强度 E 成正比，表示为成正比，表示为EJ这就是欧姆定律的微分形式。式中的比例系数这就是欧姆定律的微分形式。式中的比例系数 称为媒质的电称为媒质的电导率，单位是导率，单位是S/m（西门子（西

17、门子/米米=1/欧姆欧姆米）。米）。晶格晶格带电粒子带电粒子 存在可以自由移动带电粒子的介质称为存在可以自由移动带电粒子的介质称为导电媒质导电媒质。在外场作。在外场作用下，导电媒质中将形成定向移动电流。用下，导电媒质中将形成定向移动电流。 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波222.5 麦克斯韦方程组的积分形式和微分形式麦克斯韦方程组的积分形式和微分形式VSVSJddSVSCSCSdVSDSBStBlEStDJlHd0dddd)(dDBtBEtDJH0tJ第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波231n2nSDD1n2nBB1t2tSHHJ1t2tEEn12n12n12n12()()0()0()S

18、SeHHJeEEeBBeDD2.7 边界条件一般表达式边界条件一般表达式 在两种理想介质在两种理想介质分界面上，通常没有分界面上，通常没有电荷和电流分布，即电荷和电流分布，即JS0、S0，故，故n12n12n12n12()0()0()0()0eeeeDDBBEEHH 的法向分量连续的法向分量连续D 的法向分量连续的法向分量连续B 的切向分量连续的切向分量连续E 的切向分量连续的切向分量连续H第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波24nnnn00SSeDeBeEeHJ理想导体表面上的电荷密度等于理想导体表面上的电荷密度等于 的法向分量的法向分量D理想导体表面上理想导体表面上 的法向分量为的法向分量

19、为0 0B理想导体表面上理想导体表面上 的切向分量为的切向分量为0 0E理想导体表面的面电流密度等于理想导体表面的面电流密度等于 的切向分量的切向分量H 理想导体表面上的边界条件理想导体表面上的边界条件 设媒质设媒质2为理想导体，则为理想导体，则E2、D2、H2、B2均为零，故均为零，故第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波25第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波26要求掌握：要求掌握： 1 1、静电场分析静电场分析:电位及其微分方程、边界条件和求解微分电位及其微分方程、边界条件和求解微分方程；静电场的能量。方程；静电场的能量。 2 2、掌握、掌握恒定磁场的矢量磁位和标量磁位，恒定磁场的能量。恒

20、定磁场的矢量磁位和标量磁位，恒定磁场的能量。 3 3、镜像法的基本原理及掌握几种类型求解。、镜像法的基本原理及掌握几种类型求解。 3.11第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波272. 边界条件边界条件0ED微分形式：微分形式：ED本构关系：本构关系：1. 基本方程基本方程0ddlESDCSq积分形式：积分形式：02t1tn2n1EEDDS2t1tn2n1EEDD3.1.1 静电场的基本方程和边界条件静电场的基本方程和边界条件若分界面上不存在面电荷，即若分界面上不存在面电荷，即 ，则，则0S第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波28介质介质2 2介质介质1 121212E1Ene212n21n12

21、n2t1n1t21/tantanDDEEEE 在静电平衡的情况下，导体内部的电场为在静电平衡的情况下，导体内部的电场为0，则导体表面的，则导体表面的边界条件为边界条件为 0tnEDS 场矢量的折射关系场矢量的折射关系 导体表面的边界条件导体表面的边界条件第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波290E由由即即静电场可以用一个标量函数的梯度来表示，静电场可以用一个标量函数的梯度来表示，标量函数标量函数 称为静称为静电场的标量电位或简称电位。电场的标量电位或简称电位。1. 电位函数的定义电位函数的定义E3.1.2 电位函数电位函数2. 电位差电位差两端点乘两端点乘 ，则有，则有ldE将将dddddzd

22、()Ellxyxyz 上式两边从点上式两边从点P到点到点Q沿任意路径进行积分，得沿任意路径进行积分，得关于电位差的说明关于电位差的说明dd()()QQPPElPQ P、Q 两点间的电位差两点间的电位差电场力做电场力做的功的功第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波30在均匀介质中，有在均匀介质中，有3. 电位的微分方程电位的微分方程在无源区域，在无源区域，0EED202标量泊松方程标量泊松方程拉普拉斯方程拉普拉斯方程第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波314. 静电位的边界条件静电位的边界条件 设设P1和和P2是介质分界面两侧紧贴界面的相邻两点，其电位分是介质分界面两侧紧贴界面的相邻两点，其电位分

23、别为别为1和和2。当两点间距离当两点间距离l0时时 导体表面上电位的边界条件：导体表面上电位的边界条件：0dlim21021PPlElSe)(21nDDD由由 和和12媒质媒质2媒质媒质121l2P1P 若介质分界面上无自由电荷，即若介质分界面上无自由电荷，即0Snn1122常数，常数，SnSnn112221第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波323.1.4 静电场的能量静电场的能量 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。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。EDw21e电场能量密度：电场能量密度：e1d2VWD E V电场的总能量：电场的总能量：积分区域为电场

24、积分区域为电场所在的整个空间所在的整个空间2e111ddd222VVVWD E VE E VEV 对于线性、各向同性介质，则有对于线性、各向同性介质，则有2e111222wD EE EE 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波33 例例3.1.7 半径为半径为a 的球形空间内均匀分布有电荷体密度为的球形空间内均匀分布有电荷体密度为的电的电荷，试求静电场能量。荷，试求静电场能量。5202420622020220154)d49d49(21arrrarrraa10()3rrEera 解解： 方法一方法一，利用利用 计算计算 VVEDWd21e 根据高斯定理求得电场强度根据高斯定理求得电场强度 3220

25、()3raEerar故故VEVEVEDWVVVd21d21d2121220210e第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波343.3 恒定磁场分析恒定磁场分析0HJB微分形式微分形式: :0dddSSCSBSJlH1. 基本方程基本方程BH2. 边界条件边界条件本构关系：本构关系：SJHHBBt2t12n1n0若分界面上不存在面电流，即若分界面上不存在面电流，即JS0，则，则积分形式积分形式: :002tt1n2n1HHBB3.3.1 恒定磁场的基本方程和边界条件恒定磁场的基本方程和边界条件第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波35 矢量磁位的定义矢量磁位的定义 磁矢位的任意性磁矢位的任意性 与电位

26、一样，磁矢位也不是惟一确定的，它加上任意一个标与电位一样，磁矢位也不是惟一确定的，它加上任意一个标量量 的梯度以后，仍然表示同一个磁场，即的梯度以后，仍然表示同一个磁场，即由由AA 0BBA 即恒定磁场可以用一个矢量函数的旋度来表示。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。为了得到确定的造成的。为了得到确定的A，可以对，可以对A的散度加以限制，在恒定磁的散度加以限制，在恒定磁场中通常规定，并称为场中通常规定，并称为库仑规范库仑规范。0A()AAA 1. 恒定磁场的矢量磁位恒定磁场

27、的矢量磁位矢量磁位或称磁矢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恒定磁场的矢量磁位和标量磁位第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波362. 恒定磁场的标量磁位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，但一般情况下，恒定磁场只能引入磁矢位来描述，但在无传导在无传导电流（电流（J0）的单连通空间）的单连通空间 中，则有中，则有即即在无传导电流（在无传导电流（J0）的单连通空间）的单连通空间中，可以引入一个中，可以引入一个标量位标量位函数来描述磁场。函数来描述磁场。 标量磁位的引入标量磁位的引入0HmH 标量磁位或磁标位标量磁位或磁标位 磁标位的微分方程磁标

28、位的微分方程00,()BBHM将将 代入代入mH m0H2mm0 m0HM m0M 等效磁荷体密度等效磁荷体密度I磁壳磁壳通）除去磁壳的区域（单连 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波373.3.4 恒定磁场的能量恒定磁场的能量 磁场能量密度磁场能量密度 从场的观点来看，磁场能量分布于磁场所在的整个空间。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：磁场能量密度：磁场的总能量：磁场的总能量：积分区域为电场积分区域为电场所在的整个空间所在的整个空间对于线性、各向同性介质，则有对于线性、各向同性介质，则有m12wB Hm1d2VWB H V2m111222wB HH HH2m11

29、1ddd222VVVWB H VH H VHV第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波383.4 静态场的边值问题及解的惟一性定理静态场的边值问题及解的惟一性定理 在场域在场域V 的边界面的边界面S上给定上给定 或或 的的值，则泊松方程或拉普拉斯方程在场域值，则泊松方程或拉普拉斯方程在场域V 具具有惟一值。有惟一值。 n惟一性定理的重要意义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为求解结果的正确性提供了判据惟一性定理的表述惟一性定理

30、的表述第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波39 当有电荷存在于导体或介质表面附近时，导体和介质表面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。的分布。非均匀感应电荷产生的电位很难求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解，可以用等效电荷的电位替代1. 问题的提出问题的提出几个实例几个实例q q3.5.1 镜像法的基本原理镜像法的基本原理接地导体板附近有接地导体板附近有一个点电荷，如图所一个点电荷，如图所示。示。qq非均匀感应电荷非均匀感应电荷等效电荷等效

31、电荷3.5 镜像法镜像法第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波40 接地导体球附近有一个点电荷，如图。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非均匀感应电荷产生的电位很难求解，可以用电位很难求解，可以用等效电荷的电位替代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。荷为线电荷。q q非均匀感应电荷非均匀感应电荷qq等效电荷等效电荷结论结论：所谓镜像法是：所谓镜像法是将不均匀电荷分布的作用等效为点电荷将不均匀电荷分布的作用等效为点电荷 或线电荷的作用或线电荷的作用。问题问题：这种等效电荷是否存

32、在？：这种等效电荷是否存在？ 这种等效是否合理？这种等效是否合理？第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波412. 镜像法的原理镜像法的原理 用位于用位于场域边界外场域边界外虚设的较简单的镜像电荷分布来等效替代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得以明显简化的一种间接求解法间接求解法。 在导体形状、几何尺寸、带电状况和媒质几何结构、特性不在导体形状、几何尺寸、

33、带电状况和媒质几何结构、特性不变的前提条件下，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。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。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. 镜像法的理论基础镜像法的理论基础 解的解的惟一性定理惟一性定理第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波42 像电荷的个数

34、、位置及其电量大小像电荷的个数、位置及其电量大小“三要素三要素” ” 。4. 镜像法应用的关键点镜像法应用的关键点5. 确定镜像电荷的两条原则确定镜像电荷的两条原则等效求解的等效求解的“有效场域有效场域”。镜像电荷的确定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 区域区域 的边界条件来确定。的边界条件来确定。第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波431. 点电荷对无限大接地导体平面的镜像点电荷对无限大接地导体平面的镜像,qq hh 11()04q

35、zRR（）00zRR满足原问题的边界条件，所得的结果是正确的。满足原问题的边界条件，所得的结果是正确的。3.5.2 接地导体平面的镜像接地导体平面的镜像镜像电荷镜像电荷电位函数电位函数因因 z = 0 时，时，有效区域有效区域RR q qhhq q qh第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波44上半空间上半空间( ( z0 ）的电位函数）的电位函数q qh22222211( , , )4()()qx y zxyz hxyz h(0)z 2223 202()Szqhzxyh in2223 2d dd2()SSqhx yqSxyh 222 3 200d d2()qhqh 导体平面上的感应电荷密度为导

36、体平面上的感应电荷密度为导体平面上的总感应电荷为导体平面上的总感应电荷为第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波453. 点电荷对相交半无限大接地导体平面的镜像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，点电荷电荷q 位于位于(d1, d2 )处。处。 显然，显然，q1 对平面对平面 2 以及以及 q2 对平对平面面 1 均不能满足边界条件。均不能满足边界条件。1231111()4qRRRR对于平面对于平面1，有镜像电荷，有镜像电荷q1=q，位于，位于(d1, d2 )对于平面对于平面2，有镜像电荷，

37、有镜像电荷q2=q，位于，位于( d1, d2 ) 只有在只有在(d1, d2 )处处再设置一再设置一镜像电荷镜像电荷q3 = q，所有边界条件才能，所有边界条件才能得到满足。得到满足。电位函数电位函数 d11qd22RR1R2R3q1d1d2d2q2d1q3d2d1第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波463.5.3 导体球面的镜像导体球面的镜像1. 点电荷对接地导体球面的镜像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球面上的感应电荷可用镜像电荷 q来等效。来等效。 q 应位于导体球内（应位于导体球内（因为因为不可影响原方程不可影响原方程），且在点电荷），且在点电荷q与球与球心的

38、连线上，距球心为心的连线上，距球心为d。则有。则有 01()4qqRR 如图所示，点电荷如图所示，点电荷q 位于半径位于半径为为a 的接地导体球外，距球心为的接地导体球外，距球心为d 。方法方法：利用导体球面上电位为零确定：利用导体球面上电位为零确定 和和 q。d dq?问题问题： PqarRdqPaqrRRdd第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波47 令令 ra，由球面上电位为零，由球面上电位为零，即即 0，得，得=0qqRRRqRq 常数此式应在整个球面上都成立。此式应在整个球面上都成立。OqPOq P 2add 0RaqqqRdqqRR 条件条件：若：若像电荷的位置像电荷的位置像电荷的电

39、量像电荷的电量1adqq RdaRad常数常数qPqaRRddO由于由于第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波482222221()42cos()2 ()cosqarardrdd radr ad球外的电位函数为球外的电位函数为第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波49点电荷对接地空心导体球壳的镜像点电荷对接地空心导体球壳的镜像,aqqd 如图所示接地空心导体球壳的内半径为如图所示接地空心导体球壳的内半径为a 、外半径为、外半径为b，点电，点电荷荷q 位于球壳内，与球心相距为位于球壳内，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，可见镜像电荷的电荷量大于点电荷的电荷量像电

40、荷的位置和电量与外半径像电荷的位置和电量与外半径 b 无关（无关（为什么为什么？）？）aqdobqrRRaqdOd 与点电荷位于接地导体球外与点电荷位于接地导体球外同样的分析，可得到同样的分析，可得到第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波50球壳内的电位球壳内的电位22222201()42cos()2 ()cosqarardrdd radr ad第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波512 . 点电荷对不接地导体球的镜像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的感应的感应电荷分布，则电荷分布，则 2,aaqq ddd 导

41、体球不接地时的特点导体球不接地时的特点： 导体球面是电位不为零的等位面；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。电荷为零。采用叠加原理来确定镜像电荷采用叠加原理来确定镜像电荷 点电荷点电荷q 位于一个半径为位于一个半径为a 的不的不接地导体球外，距球心为接地导体球外，距球心为d 。PqarRdO第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波52 然后断开接地线，并将电荷然后断开接地线，并将电荷q加于导体球上，从而使总电加于导体球上，从而使总电荷为零。为保持导体球面为等位面，所加的电荷荷为零。为

42、保持导体球面为等位面，所加的电荷q 可用一个位可用一个位于球心的镜像电荷于球心的镜像电荷q来替代，即来替代，即01()4qqqRRr球外任意点的电位为球外任意点的电位为qPaqrRRddqO0d qdaqq第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波533.5.5 点电荷与无限大电介质平面的镜像点电荷与无限大电介质平面的镜像 图图1 1 点电荷与电介质点电荷与电介质分界平面分界平面zx12qh特点：特点：在点电荷的电场作用下，电介质产在点电荷的电场作用下，电介质产生极化，在介质分界面上形成极化电荷分生极化，在介质分界面上形成极化电荷分布。此时，空间中任一点的电场由点电荷布。此时，空间中任一点的电场由点

43、电荷与极化电荷共同产生。与极化电荷共同产生。图图2 2 介质介质1 1的镜像电荷的镜像电荷Pqhh11xzqRR问题：问题：如图如图 1 所示，介电常数分别为所示，介电常数分别为 和和 的两种不同电介质的分界面是无限的两种不同电介质的分界面是无限大平面，在电介质大平面，在电介质 1 中有一个点电荷中有一个点电荷q ，距分界平面为距分界平面为h 。12分析方法：分析方法：计算电介质计算电介质 1 中的电位时，用中的电位时，用位于介质位于介质 2 中的镜像电荷来代替分界面上中的镜像电荷来代替分界面上的极化电荷，并把整个空间看作充满介电的极化电荷，并把整个空间看作充满介电常数为常数为 的均匀介质，如

44、图的均匀介质，如图2所示。所示。1第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波54介质介质1中的电位为中的电位为222221( , , )4()qqx y zxyzh(0)z 2 计算电介质计算电介质 2 中的电位时，用位中的电位时，用位于介质于介质 1 中的镜像电荷来代替分界面中的镜像电荷来代替分界面上的极化电荷，并把整个空间看作充上的极化电荷，并把整个空间看作充满介电常数为满介电常数为 的均匀介质，如图的均匀介质，如图 3 所示。介质所示。介质2中的电位为中的电位为图图3 3 介质介质2 2的镜像电荷的镜像电荷22qqPxzhR122222211( , , )4()()qqx y zxyzhxyz

45、h(0)z +第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波55可得到可得到1211()()qqqqqqqq12121212qqqq 1020zz211020zzzz利用电位满足的边界条件利用电位满足的边界条件第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波56第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波574.1 了解波动方程了解波动方程 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 无源区的波动方程无源区的波动方程0222tHH0222tEE22)(tHHH2)(tEH00HtHtH同理可得同理可得第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波584.2

46、 了解电磁场的位函数了解电磁场的位函数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 BABtBtAE0tA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，即第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波59222t 说明说明JtAA222 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

47、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。 若应用库仑条件，位函数满足什么样的方程若应

48、用库仑条件，位函数满足什么样的方程? 具有什么特点具有什么特点?第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波60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。积分形式积分形式：VVSVJEVBHDEtSHEdd)2121(ddd)(VVJEdVVBHDEtd)2121(ddSSHEd)( 坡坡印廷定理印廷定理 物理意义：物理意义：单位时间内

49、，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。4.3 掌握电磁能量守恒定律掌握电磁能量守恒定律 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波61 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 坡印廷矢量（坡印廷矢量（电磁能流密度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通过某面通过某面S的功率

50、的功率：dSPSS通过某面通过某面S的平均功率的平均功率：davSPSS通过某面通过某面S平均功率密度平均功率密度：1davavSSSS第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波62 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

51、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3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波63 解：解：（1）在内外导体为理想导体的情况下，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()

52、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3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波64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3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波65 （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

53、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）（非理想导体情况）第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波6622122320()d2 d2S

54、aIIPSSa 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

55、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3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波674. 4 了解惟一性定理了解惟一性定理 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，如果如果给定给定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，的初始值，并且在并且在 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上的电场强度的切向分量或磁场强度的切向

56、分量，那么，在，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。 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性问题。克斯韦方程的解的惟一性问题。VS 惟一性问题惟一性问题 惟一性定理的表述惟一性定理的表述第3章 电磁场与电磁波电磁场

57、与电磁波684. 5 时谐电磁场时谐电磁场 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

58、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4.5.1 掌握掌握时谐电磁场的复数表示时谐电磁场的复数表示第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波69 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解：解：由于由于mm( , )cos()cos()2xxxyyyE z te Etkze Etkzj(/2)j()mmReeeyxt kzt kzxxyye Ee Ej(/2)j()mmm( )eeyxkzkzxxyyEze

59、Ee E所以复数形式为：所以复数形式为：第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波704.5.2 掌握掌握复矢量的麦克斯韦方程复矢量的麦克斯韦方程mmmmmmmmjj0HJDEBBD 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jtjt 略去略去“.”和下标和下标m第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波714.5.3 了解了解复电容率和复磁导率复电容率和复磁导率

60、 第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波72导电媒质导电媒质理想介质理想介质4.5.4 了解了解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 、 ，即可得到复即可得到复矢量的波动方程，称为亥姆霍兹方程。矢量的波动方程，称为亥姆霍兹方程。222t tj 瞬时矢量瞬时矢量复矢量复矢量22222200ttEEHH222200kkEEHH()k 22222200ttttEEEHHHkcc() 22c22c00kkEEHH第3章 电磁场与电磁波电磁场与电磁波734.5.5 了解了解 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