my第四章 時變電磁場

第4章時變電磁場本章內(nèi)容

4.1

波動方程

4.2電磁場的位函數(shù)

4.3電磁能量守恒定理

4.4惟一性定理

4.5時諧電磁場第四章時變電磁場SICNU4.1波動方程波動方程——二階矢量微分方程，揭示電磁場的波動性

麥克斯韋方程——一階矢量微分方程組，描述電場與磁場間的相互作用關系

麥克斯韋方程組波動方程問題的提出第四章時變電磁場SICNU第四章時變電磁場SICNU電磁波動方程在無源空間中，設媒質(zhì)是線形、各向同性且無損耗的均勻媒質(zhì)，則有無源區(qū)的波動方程同理可得

推證第四章時變電磁場SICNU4.2電磁場的位函數(shù)

討論內(nèi)容位函數(shù)的性質(zhì)位函數(shù)的定義位函數(shù)的規(guī)范條件位函數(shù)的微分方程第四章時變電磁場SICNU引入位函數(shù)來描述時變電磁場，使一些問題的分析得到簡化。引入位函數(shù)的意義位函數(shù)的定義第四章時變電磁場SICNU位函數(shù)的不確定性滿足下列變換關系的兩組位函數(shù)和能描述同一個電磁場問題。即也就是說，對一給定的電磁場可用不同的位函數(shù)來描述。不同位函數(shù)之間的上述變換稱為規(guī)范變換。為任意可微函數(shù)第四章時變電磁場SICNU除了利用洛倫茲條件外，另一種常用的是庫侖條件，即在電磁理論中，通常采用洛倫茲條件，即位函數(shù)的規(guī)范條件造成位函數(shù)的不確定性的原因就是沒有規(guī)定的散度。利用位函數(shù)的不確定性，可通過規(guī)定的散度使位函數(shù)滿足的方程得以簡化。第四章時變電磁場SICNU位函數(shù)的微分方程第四章時變電磁場SICNU同樣第四章時變電磁場SICNU說明應用洛侖茲條件的特點：①位函數(shù)滿足的方程在形式上是對稱的，且比較簡單，易求解；②矢量位只決定于J，標量位只決定于ρ，這對求解方程特別有利。電磁位函數(shù)只是簡化時變電磁場分析求解的一種輔助函數(shù)，應用不同的規(guī)范條件，矢量位A和標量位的解也不相同，但最終得到的電磁場矢量是相同的。第四章時變電磁場SICNU達朗貝爾方程4.3電磁能量守恒定律

討論內(nèi)容坡印廷定理電磁能量及守恒關系坡印廷矢量第四章時變電磁場SICNU電場能量密度：磁場能量密度：電磁能量密度：空間區(qū)域V中的電磁能量：

特點：當場隨時間變化時，空間各點的電磁場能量密度也要隨時間改變，從而引起電磁能量流動

電磁能量及守恒關系第四章時變電磁場SICNU進入體積V的能量＝體積V內(nèi)增加的能量＋體積V內(nèi)損耗的能量

電磁能量守恒關系：第四章時變電磁場SICNU坡印廷定理表征電磁能量守恒關系的定理。由

推證

在線性和各向同性的媒質(zhì)，當參數(shù)都不隨時間變化時，則有第四章時變電磁場SICNU將以上兩式相減，得到即可得到坡印廷定理的微分形式再利用矢量恒等式：在任意閉曲面S所包圍的體積V上，對上式兩端積分，并應用散度定理，即可得到坡印廷定理的積分形式第四章時變電磁場SICNU其中：——單位時間內(nèi)體積V中所增加的電磁能量——單位時間內(nèi)電場對體積V中的電流所作的功；

在導電媒質(zhì)中，即為體積V內(nèi)總的損耗功率——通過曲面S進入體積V的電磁功率第四章時變電磁場SICNU積分形式：物理意義：單位時間內(nèi)，通過曲面S進入體積V的電磁能量等于體積V中所增加的電磁場能量與損耗的能量之和。

定義：

(W/m2

)

物理意義：

的方向

——電磁能量傳輸?shù)姆较?/p>

的大小

——通過垂直于能量傳輸方向的單位面積的電磁功率描述時變電磁場中電磁能量傳輸?shù)囊粋€重要物理量坡印廷矢量（電磁能流密度矢量）第四章時變電磁場SICNU例4.3.1

同軸線的內(nèi)導體半徑為a、外導體的內(nèi)半徑為b，其間填充均勻的理想介質(zhì)。設內(nèi)外導體間的電壓為U，導體中流過的電流為I。（1）在導體為理想導體的情況下，計算同軸線中傳輸?shù)墓β剩唬?）當導體的電導率σ為有限值時，計算通過內(nèi)導體表面進入每單位長度內(nèi)導體的功率。同軸線第四章時變電磁場SICNU解：（1）在內(nèi)外導體為理想導體的情況下，電場和磁場只存在于內(nèi)外導體之間的理想介質(zhì)中，內(nèi)外導體表面的電場無切向分量，只有電場的徑向分量。利用高斯定理和安培環(huán)路定理，容易求得內(nèi)外導體之間的電場和磁場分別為內(nèi)外導體之間任意橫截面上的坡印廷矢量第四章時變電磁場SICNU電磁能量在內(nèi)外導體之間的介質(zhì)中沿軸方向流動，即由電源向負載，如圖所示。同軸線中的電場、磁場和坡印廷矢量（理想導體情況）第四章時變電磁場SICNU穿過任意橫截面的功率為（2）當導體的電導率σ為有限值時，導體內(nèi)部存在沿電流方向的電場內(nèi)根據(jù)邊界條件，在內(nèi)導體表面上電場的切向分量連續(xù)，即因此，在內(nèi)導體表面外側(cè)的電場為內(nèi)磁場則仍為同軸線中的電場、磁場和坡印廷矢量（非理想導體情況）第四章時變電磁場SICNU第四章時變電磁場SICNU內(nèi)導體表面外側(cè)的坡印廷矢量為由此可見，內(nèi)導體表面外側(cè)的坡印廷矢量既有軸向分量，也有徑向分量，如圖所示。同軸線中的電場、磁場和坡印廷矢量（非理想導體情況）以上分析表明電磁能量是由電磁場傳輸?shù)?，導體僅起著定向引導電磁能流的作用。當導體的電導率為有限值時，進入導體中的功率全部被導體所吸收，成為導體中的焦耳熱損耗功率。第四章時變電磁場SICNU進入每單位長度內(nèi)導體的功率為式中是單位長度內(nèi)導體的電阻。由此可見，進入內(nèi)導體中功率等于這段導體的焦耳損耗功率。4.4惟一性定理

在分析有界區(qū)域的時變電磁場問題時，常常需要在給定的初始條件和邊界條件下，求解麥克斯韋方程。那么，在什么定解條件下，有界區(qū)域中的麥克斯韋方程的解才是惟一的呢？這就是麥克斯韋方程的解的惟一問題。

惟一性問題第四章時變電磁場SICNU第四章時變電磁場SICNU在以閉曲面S為邊界的有界區(qū)域內(nèi)V，如果給定t＝0時刻的電場強度和磁場強度的初始值，并且在t

0時，給定邊界面S上的電場強度的切向分量或磁場強度的切向分量，那么，在t>0時，區(qū)域V內(nèi)的電磁場由麥克斯韋方程惟一地確定。

惟一性定理的表述惟一性定理指出了獲得惟一解所必須滿足的條件，為電磁場問題的求解提供了理論依據(jù)，具有非常重要的意義和廣泛的應用。

4.5時諧電磁場

復矢量的麥克斯韋方程時諧電磁場的復數(shù)表示復電容率和復磁導率時諧場的位函數(shù)亥姆霍茲方程平均能流密度矢量第四章時變電磁場SICNU時諧電磁場的概念如果場源以一定的角頻率隨時間呈時諧（正弦或余弦）變化，則所產(chǎn)生電磁場也以同樣的角頻率隨時間呈時諧變化。這種以一定角頻率作時諧變化的電磁場，稱為時諧電磁場或正弦電磁場。

研究時諧電磁場具有重要意義在工程上，應用最多的就是時諧電磁場。廣播、電視和通信的載波等都是時諧電磁場。

任意的時變場在一定的條件下可通過傅立葉分析方法展開為不同頻率的時諧場的疊加。第四章時變電磁場SICNU4.5.1時諧電磁場的復數(shù)表示時諧電磁場可用復數(shù)方法來表示，使得大多數(shù)時諧電磁場問題得分析得以簡化。

設是一個以角頻率隨時間t作正弦變化的場量，它可以是電場和磁場的任意一個分量，也可以是電荷或電流等變量，它與時間的關系可以表示成式中的A0為振幅、為與坐標有關的相位因子。實數(shù)表示法或瞬時表示法第四章時變電磁場SICNU其中時間因子空間相位因子利用三角公式復數(shù)表示法復振幅照此法，矢量場的各分量Ei（i表示x、y或z）可表示成各分量合成以后，電場強度為

復矢量第四章時變電磁場SICNU復數(shù)式只是數(shù)學表示方式，不代表真實的場真實場是復數(shù)式的實部，即瞬時表達式由于時間因子是默認的，有時它不用寫出來，只用寫與坐標有關的部份就可表示復矢量

有關復數(shù)表示的進一步說明第四章時變電磁場SICNU例4.5.1

將下列場矢量的瞬時值形式寫為復數(shù)形式（2）（1）所以第四章時變電磁場SICNU解：（1）由于（2）因為故所以第四章時變電磁場SICNU

例4.5.2

已知電場強度復矢量解其中kz和Exm為實常數(shù)。寫出電場強度的瞬時矢量。第四章時變電磁場SICNU以電場旋度方程為例，代入相應場量的矢量，可得上式對任意t

均成立。4.5.2復矢量的麥克斯韋方程令ωt＝π/2

，得即第四章時變電磁場SICNU令t＝0

，得從形式上講，只要把微分算子用代替，就可以把時諧電磁場的場量之間的關系，轉(zhuǎn)換為復矢量之間關系。因此得到復矢量的麥克斯韋方程～略去“.”和下標m第四章時變電磁場SICNU例題：已知正弦電磁場的電場瞬時值為式中解:(1)故電場的復矢量為試求：（1）電場的復矢量;（2）磁場的復矢量和瞬時值。第四章時變電磁場SICNU（2）由復數(shù)形式的麥克斯韋方程，得到磁場的復矢量磁場強度瞬時值第四章時變電磁場SICNU實際的介質(zhì)都存在損耗：

導電媒質(zhì)——當電導率有限時，存在歐姆損耗

電介質(zhì)——受到極化時，存在電極化損耗

磁介質(zhì)——受到磁化時，存在磁化損耗損耗的大小與媒質(zhì)性質(zhì)、隨時間變化的頻率有關。一些媒質(zhì)的損耗在低頻時可以忽略，但在高頻時就不能忽略。4.5.3復電容率和復磁導率

導電媒質(zhì)的等效介電常數(shù)

對于介電常數(shù)為、電導率為的導電媒質(zhì)，有其中c=

-jσ/ω、稱為導電媒質(zhì)的等效介電常數(shù)。第四章時變電磁場SICNU

電介質(zhì)的復介電常數(shù)

對于存在電極化損耗的電介質(zhì)，有，稱為復介電常數(shù)或復電容率。其虛部為大于零的數(shù)，表示電介質(zhì)的電極化損耗。在高頻情況下，實部和虛部都是頻率的函數(shù)。

同時存在極化損耗和歐姆損耗的介質(zhì)

對于同時存在電極化損耗和歐姆損耗的電介質(zhì)，復介電常數(shù)為

磁介質(zhì)的復磁導率

對于磁性介質(zhì)，復磁導率數(shù)為，其虛部為大于零的數(shù)，表示磁介質(zhì)的磁化損耗。第四章時變電磁場SICNU損耗角正切

工程上通常用損耗角正切來表示介質(zhì)的損耗特性，其定義為復介常數(shù)或復磁導率的虛部與實部之比，即有

導電媒質(zhì)導電性能的相對性

導電媒質(zhì)的導電性能具有相對性，在不同頻率情況下，導電媒質(zhì)具有不同的導電性能。電介質(zhì)導電媒質(zhì)磁介質(zhì)——一般導電媒質(zhì)第四章時變電磁場SICNU——弱導電媒質(zhì)和良絕緣體——良導體4.5.4亥姆霍茲方程

導電媒質(zhì)理想介質(zhì)

在時諧時情況下，將、，即可得到復矢量的波動方程，稱為亥姆霍茲方程。瞬時矢量復矢量第四章時變電磁場SICNU4.5.5時諧場的位函數(shù)

在時諧情況下，矢量位和標量位以及它們滿足的方程都可以表示成復數(shù)形式。洛侖茲條件達朗貝爾方程瞬時矢量復矢量第四章時變電磁場SICNU4.5.6平均能量密度和平均能流密度矢量

時諧場中二次式的表示方法

二次式本身不能用復數(shù)形式表示，其中的場量必須是實數(shù)形式，不能將復數(shù)形式的場量直接代入。

設某正弦電磁場的電場強度和磁場強度分別為電磁場能量密度和能流密度的表達式中都包含了場量的平方關系，這種關系式稱為二次式。第四章時變電磁場SICNU則能流密度為如把電場強度和磁場強度用復數(shù)表示，即有先取實部，再代入第四章時變電磁場SICNU使用二次式時需要注意的問題二次式只有實數(shù)的形式，沒有復數(shù)形式場量是實數(shù)式時，直接代入二次式即可場量是復數(shù)式時，應先取實部再代入，即“先取實后相乘”如復數(shù)形式的場量中沒有時間因子，取實前先補充時間因子第四章時變電磁場SICNU二次式的時間平均值在時諧電磁場中，常常要關心二次式在一個時間周期T中的平均值，即平均能流密度矢量在時諧電磁場中，二