第四章時(shí)變電磁場演示文稿

第四章時(shí)變電磁場演示文稿當(dāng)前1頁，總共33頁。（優(yōu)選）第四章時(shí)變電磁場.當(dāng)前2頁，總共33頁。4.1波動(dòng)方程

波動(dòng)方程反映了時(shí)變電磁場中電場場量和磁場場量在空間中傳播時(shí)所遵循的規(guī)律。波動(dòng)方程可由麥克斯韋方程組推出。

波動(dòng)方程的建立（無源區(qū)）在無源空間中，電荷和電流處處為零，即＝0，J＝0，電磁場滿足的麥克斯韋方程為

均勻無耗媒質(zhì)中無源區(qū)域波動(dòng)方程的推導(dǎo)：當(dāng)前3頁，總共33頁。無源區(qū)電場波動(dòng)方程同理，可以推得無源區(qū)磁場波動(dòng)方程為：

從上方程可以看出：時(shí)變電磁場的電場場量和磁場場量在空間中是以波動(dòng)形式變化的，因此稱時(shí)變電磁場為電磁波。

通過解波動(dòng)方程，可以求出空間中電場場量和磁場場量的分布情況。但需要注意的是：只有少數(shù)特殊情況可以通過直接求解波動(dòng)方程求解。當(dāng)前4頁，總共33頁。4.2電磁場的位函數(shù)4.2.1矢量位和標(biāo)量位令：，可得故：

說明：1、時(shí)變場電場場量和磁場場量均為時(shí)間和空間位置的函數(shù)，對應(yīng)的矢量位和標(biāo)量位也為時(shí)間和空間位置的函數(shù)。時(shí)變場位函數(shù)同時(shí)包括標(biāo)量位和矢量位

矢量位和標(biāo)量位的定義當(dāng)前5頁，總共33頁。

不確定性產(chǎn)生原因：未規(guī)定的散度。

滿足下列變換關(guān)系的兩組位函數(shù)和能描述同一個(gè)電磁場問題。2、由于時(shí)變場電場和磁場為統(tǒng)一整體，因此其對應(yīng)的標(biāo)量位和矢量位也是一個(gè)統(tǒng)一的整體。

位函數(shù)的不確定性即也就是說，對一給定的電磁場可用不同的位函數(shù)來描述。為任意可微函數(shù)當(dāng)前6頁，總共33頁。

由于在定義中矢量位函數(shù)僅僅確定了其旋度式，而沒有確定散度式，因此滿足定義的矢量位函數(shù)有無限多個(gè)。為了使時(shí)變電磁場場量和動(dòng)態(tài)位之間滿足一一對應(yīng)關(guān)系，須引入額外的限定條件——規(guī)范條件。對于時(shí)變場來說，動(dòng)態(tài)位函數(shù)常用的規(guī)范條件為洛倫茲規(guī)范條件洛倫茲規(guī)范條件

洛倫茲規(guī)范條件的引入思考：庫侖規(guī)范條件和洛倫茲規(guī)范條件有何聯(lián)系？當(dāng)前7頁，總共33頁。4.2.2達(dá)朗貝爾方程(4.2.7)引入洛倫茲規(guī)范條件，則方程簡化為達(dá)朗貝爾方程(4.2.6)當(dāng)前8頁，總共33頁。關(guān)于位函數(shù)和達(dá)朗貝爾方程的討論

引入動(dòng)態(tài)標(biāo)量位和矢量位可以簡化電磁問題的求解：原因：1、標(biāo)量位和矢量位方程形式相同，解形式相同；

2、矢量位方向與電流元方向相同；矢量位和標(biāo)量位滿足達(dá)朗貝爾方程，同時(shí)也須滿足洛倫茲條件從達(dá)朗貝爾方程可知：電荷是產(chǎn)生標(biāo)量位的源，電流是產(chǎn)生矢量位的源動(dòng)態(tài)標(biāo)量位和矢量位是以波動(dòng)的形式隨時(shí)間變化而變化的當(dāng)前9頁，總共33頁。4.3電磁能量守恒定律

能量守恒定律是一切物質(zhì)運(yùn)動(dòng)過程遵守的普遍規(guī)律，作為特殊形態(tài)的物質(zhì)，電磁場及其運(yùn)動(dòng)過程也遵守這一規(guī)律。本節(jié)將詳細(xì)討論電磁場的能量和能量守恒定律，引入重要的坡印廷矢量和坡印廷定理，分析討論電磁場能量、電荷電流運(yùn)動(dòng)及電磁場做功之間的相互聯(lián)系。當(dāng)前10頁，總共33頁。4.3.1電磁場能量密度和能流密度

電磁場的能量密度：電磁場能量的空間分布用能量密度w來描述，它表示單位體積中電磁場的能量，為電場能量和磁場能量之和電場能量密度：磁場能量密度：電磁場能量密度：

電磁場的能量流密度矢量：電磁波－電磁振蕩定向運(yùn)動(dòng)伴隨電磁場能量移動(dòng)，其流動(dòng)情況用電磁場能量流密度(能流密度)S表示，其數(shù)值為單位時(shí)間垂直流過單位面積的能量，方向?yàn)槟芰苛鲃?dòng)方向當(dāng)前11頁，總共33頁。4.3.2坡應(yīng)廷定理和坡印廷矢量

坡印廷定理的數(shù)學(xué)推導(dǎo)坡印廷定理微分形式當(dāng)前12頁，總共33頁。將坡印廷定理微分形式在一定體積內(nèi)進(jìn)行積分，得坡印廷定理積分形式

坡印廷定理的物理意義設(shè)區(qū)域V中電磁場能量隨時(shí)間減少，由于能量守恒，減少的能量可能通過邊界

流出，或因?qū)中電荷做功而消耗，即減少量=流出量+消耗量當(dāng)前13頁，總共33頁。

坡印廷定理物理意義：單位時(shí)間內(nèi)流入體積V內(nèi)的電磁能量等于體積V內(nèi)增加的電磁能量與體積V內(nèi)損耗的電磁能量之和。

坡印廷矢量（能流密度矢量）

表流入閉合面S的電磁功率，因此為一與能量流密度有關(guān)的矢量，稱為坡印廷矢量.

定義：坡印廷矢量（用符號表示）瞬時(shí)坡印廷矢量坡印廷適量是描述時(shí)變電磁場中電磁能量傳輸?shù)囊粋€(gè)重要物理量

物理意義：大小表示單位時(shí)間內(nèi)通過垂直于能量傳輸方向的單位面積的電磁能量方向即為電磁能量傳輸方向當(dāng)前14頁，總共33頁。

上式中坡印廷矢量為時(shí)間t的函數(shù)，表示瞬時(shí)功率流密度。公式中表達(dá)式應(yīng)為場量的瞬時(shí)表達(dá)式關(guān)于坡印廷矢量瞬時(shí)形式的說明：

時(shí)變電磁場的平均坡應(yīng)廷矢量

對某些時(shí)變場，電場和磁場隨時(shí)間呈周期性變化，此時(shí)求解一個(gè)周期內(nèi)通過某個(gè)平面的電磁能量，才能反映電磁能量的傳遞情況。

平均坡印廷矢量：將瞬時(shí)形式坡印廷矢量在一個(gè)周期內(nèi)取平均，用表示，即：注：與時(shí)間t無關(guān)。當(dāng)前15頁，總共33頁。4.5時(shí)諧電磁場

由傅立葉級數(shù)可知：在線性媒質(zhì)中，正弦電磁波可以合成其他形式的電磁波。

時(shí)諧電磁場的概念

如果場源以一定的角頻率隨時(shí)間呈時(shí)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(shí)間呈時(shí)諧變化。這種以一定角頻率作時(shí)諧變化的電磁場，稱為時(shí)諧電磁場或正弦電磁場。

研究時(shí)諧電磁場具有重要意義

時(shí)諧場易于激勵(lì)，工程上時(shí)諧電磁場應(yīng)用最多。廣播、電視和通信等的載波都是時(shí)諧電磁場。

任意的時(shí)變場在一定的條件下可通過傅里葉分析方法展開為不同頻率的時(shí)諧場的疊加。當(dāng)前16頁，總共33頁。4.5.1時(shí)諧電磁場的復(fù)數(shù)表示

采用復(fù)數(shù)方法表示時(shí)諧電磁場，可使得大多數(shù)時(shí)諧電磁場問題的分析得以簡化。

時(shí)諧場量的實(shí)數(shù)表示法（瞬時(shí)表示）設(shè)是一個(gè)以角頻率隨時(shí)間t作正弦變化的場量，它與時(shí)間的關(guān)系可以表示成式中：A0為振幅、為初始相位，與坐標(biāo)有關(guān)。實(shí)數(shù)表示法或瞬時(shí)表示法1、實(shí)數(shù)表示表征場量隨時(shí)間、空間變化規(guī)律，具有實(shí)際物理意義。2、實(shí)數(shù)表示時(shí)間、空間變量無法分離，數(shù)學(xué)上處理較復(fù)雜。關(guān)于場量實(shí)數(shù)（瞬時(shí)）表示法的說明：當(dāng)前17頁，總共33頁。由復(fù)變函數(shù)，知：，則：式中：

時(shí)諧場量的復(fù)數(shù)表示法

時(shí)諧電磁場場量的復(fù)數(shù)表示法

在直角坐標(biāo)系下，時(shí)諧電場可表示為：

式中：為電場在x,y,z方向分量的幅度為電場x,y,z分量的初始相位當(dāng)前18頁，總共33頁。式中,場量上加點(diǎn)表示該量為復(fù)數(shù)。由前面分析，電場各分量可表示為：因此時(shí)諧電場強(qiáng)度可表示為當(dāng)前19頁，總共33頁。

由于所有場量表達(dá)式都有取實(shí)部運(yùn)算，并都含有項(xiàng)，為簡化，以上兩項(xiàng)作為缺省項(xiàng)，均不寫。故電場的復(fù)數(shù)表達(dá)式為：同理

復(fù)數(shù)式只是數(shù)學(xué)表示方式，不代表真實(shí)的場，沒有明確物理意義。采用復(fù)數(shù)形式可以使大多數(shù)正弦電磁場問題得以簡化只有場量的瞬時(shí)表達(dá)形式才代表真實(shí)場，具有明確的物理意義當(dāng)前20頁，總共33頁。場量復(fù)數(shù)表達(dá)形式和瞬時(shí)（實(shí)數(shù)）形式相互轉(zhuǎn)換場量的復(fù)數(shù)形式：場量的瞬時(shí)形式：

場量的復(fù)數(shù)形式轉(zhuǎn)換為實(shí)數(shù)形式的方法：當(dāng)前21頁，總共33頁。例已知電場強(qiáng)度為，其中Exm和kz為實(shí)常數(shù)。寫出電場強(qiáng)度的瞬時(shí)矢量。解：當(dāng)前22頁，總共33頁。例已知電場強(qiáng)度為，其中Exm和kz為實(shí)常數(shù)。寫出電場強(qiáng)度的瞬時(shí)矢量。解：當(dāng)前23頁，總共33頁。4.5.2復(fù)矢量的麥克斯韋方程組

很明顯，對于時(shí)諧場

故由麥克斯韋方程組微分形式，可得：

為了簡化書寫，約定寫做，而項(xiàng)則省略不寫，則方程變?yōu)椋蝴溈怂鬼f方程組復(fù)數(shù)形式當(dāng)前24頁，總共33頁。對麥克斯韋方程組時(shí)諧形式的進(jìn)一步說明

方程中各場量形式上是實(shí)數(shù)及源量均應(yīng)為復(fù)數(shù)形式（為了簡化書寫而略寫）方程中雖然沒有與時(shí)間相關(guān)的因子，時(shí)間因子為缺省式子,有時(shí)沒有書寫出來麥克斯韋方程組時(shí)諧形式只能用于時(shí)諧場（正弦場）當(dāng)前25頁，總共33頁。4.5.3復(fù)介電常數(shù)

當(dāng)媒質(zhì)為非理想介質(zhì)時(shí)，介質(zhì)的電導(dǎo)率為不為零的有限值，此時(shí)介質(zhì)存在歐姆損耗，

式中：等效復(fù)介電常數(shù)

存在歐姆損耗的介質(zhì)

存在電極化損耗的介質(zhì)等效復(fù)介電常數(shù)表征電極化損耗表征歐姆損耗

存在電極化損耗和歐姆損耗的介質(zhì)當(dāng)前26頁，總共33頁。電介質(zhì)歐姆損耗正切角定義：

介質(zhì)損耗角

工程上為了方便描述導(dǎo)電媒質(zhì)的損耗特性，引入媒質(zhì)損耗正切角的概念。電介質(zhì)極化損耗正切角定義：討論：傳導(dǎo)電流與位移電流之比。媒質(zhì)的導(dǎo)電性強(qiáng)弱與信號頻率有關(guān)，是一個(gè)相對的概念。當(dāng)前27頁，總共33頁。例海水電導(dǎo)率，相對介電常數(shù)。求海水在和時(shí)的等效復(fù)介電常數(shù)。解：當(dāng)時(shí)當(dāng)時(shí)當(dāng)前28頁，總共33頁。4.5.4亥姆霍茲方程時(shí)諧場所滿足的波動(dòng)方程即為亥姆霍茲方程。

在時(shí)諧場中，由于場量隨時(shí)間呈正弦規(guī)律變化，則亥姆霍茲方程

令：，則亥姆霍茲方程變?yōu)?/p>

則無源空間的波動(dòng)方程變?yōu)椋寒?dāng)前29頁，總共33頁。

說明：1、亥姆霍茲方程的解為時(shí)諧場（正弦電磁波）；2、對損耗媒質(zhì)，其等效介電常數(shù)為復(fù)數(shù)則：式中：為復(fù)數(shù)。當(dāng)前30頁，總共33頁。4.5.5時(shí)諧場的位函數(shù)對時(shí)諧場，有，則其輔助為函數(shù)可表示為洛倫茲規(guī)范條件變?yōu)椋哼_(dá)朗貝爾方程變?yōu)椋寒?dāng)前31頁，總共33頁。4.5.6平均能流密度

對角頻率為