第16讲 麦克斯韦方程组(00)(B422).ppt

2020年1月27日星期一 电磁场与电磁波 主讲 李龙 FieldandWaveElectromagnetics Lilong 2 Maxwell通过深入的分析 研究并创新地提出了位移电流 最后完成电磁大综合 而且预言了电磁波的存在 其速度为光速c 给出了光和电磁统一学说 Maxwell方程组 Review 微分形式 积分形式 全电流定律 法拉第电磁感应定律 磁通连续性原理 高斯定理 Lilong 3 Review 平衡 电磁波也正是这种 平衡 的产物 Lilong 4 麦克斯韦小传 麦克斯韦 JamesClerkMaxwell1831 1879 英国物理学家16岁进入爱丁堡大学 后转入剑桥大学研习数学 毕业后留校任职 1871年受聘为剑桥大学的实验物理学教授 负责筹建该校的第一所物理学实验室 卡文迪许实验室 1874年建成后担任主任 1879年11月5日在剑桥逝世 终年只有49岁 爱因斯坦在自传中说 在我求学的时代 最吸引人的题目就是麦克斯韦的理论 狭义相对论起源于麦克斯韦的电磁场方程 1931年 在纪念麦克斯韦诞生100周年时 爱因斯坦把麦克斯韦的电磁场贡献评价为 自牛顿时代 以来物理学所经历的最深刻最有成效的变化 一位著名的现代物理学家曾感叹说 麦克斯韦的思想是太不平常了 甚至像亥姆霍兹和波耳兹曼这样有异常才能的人 为了理解它 也花了几年的力气 Lilong 5 第16讲麦克斯韦方程组 II Maxwell方程组的逻辑关系本构关系时变电磁场的边界条件坡印亭能量定理电磁位 Lilong 6 Maxwell方程组的逻辑关系 麦克斯韦方程组并非相互独立的四个方程只有三个独立的方程 Lilong 7 Maxwell方程组的逻辑关系 电流连续性方程隐含在麦克斯韦方程组中 麦克斯韦方程组的两个旋度方程以及电流连续性方程可构成时变电磁场一组独立的方程 该组方程中共含有七个独立的标量方程 Lilong 8 麦克斯韦方程是描述电磁普遍规律的数学描述 已被证明适用于任何情况的电流连续性方程亦可通过Maxwell方程得到 场源J和 之间不是互相独立 在实际工程中 通常采用给定场源J的条件下求解电磁场 Maxwell方程组的逻辑关系 Lilong 9 Maxwell方程组的逻辑关系 例1已知在无源的自由空间中其中E0 为常数 求 解 区域无源 即所研究区域内没有场源电流和电荷 J 0 0 Lilong 10 本构关系 麦克斯韦方程组中含有5个矢量 1个标量 即一共16个标量独立的标量方程只有7个麦克斯韦方程无法完全确定四个电磁场矢量需要另有9个独立的标量方程来约束电磁场本构方程描述电磁介质与场矢量之间的本构 constitutive 关系本构方程与麦克斯韦方程构成自身一致的方程组 Lilong 11 本构关系 表征媒质宏观电磁特性的本构关系为对于各向同性的线性媒质 Lilong 12 本构关系 介电常数 磁导率 电导率 0为理想介质 为理想导体 电导率介于二者之间称为电介质 真空中 0 0 0介质性质 线性 linear 介质 介质参数与场强大小无关各向同性 isotropic 介质 介质参数与场强方向无关均匀 homogeneous 介质 介质参数与位置无关色散 dispersive 介质 介质参数与场强频率有关 Lilong 13 洛仑兹力 电荷 运动或静止 激发电磁场 电磁场反过来对电荷有作用力 当空间同时存在电场和磁场时 以恒速v运动的点电荷q所受的力为如果电荷是连续分布的 其密度为 则电荷系统所受的电磁场力密度为洛仑兹力公式近代物理学实验证实了洛仑兹力公式对任意运动速度的带电粒子都是适用的 Lilong 14 时变电磁场边界条件 麦克斯韦方程组的微分形式只适用于场矢量的各个分量处处可微的区域对于实际的区域 会有很多结构引起电磁场场量的不连续性 需要通过边界条件来确定分界面上的电磁场特性 不同介质的分界面上会存在束缚面电荷 面电流分界面上也可能存在自由面电荷 面电流在这些面电荷 面电流的影响下 场矢量在分界面可能不连续边界条件是描述场矢量越过分界面时场量变化规律的一组方程 由积分方程形式的麦克斯韦方程组得到 Lilong 15 时变电磁场边界条件 矢量分解 I 取界面法向单位矢为n该点处场矢为可以是任意一个场矢 E D H B 第一项在法向方向 称为法向分量第二项垂直于法向方向 称为切向分量任意一个矢量都可以分解成为法向分量和切向分量的合成矢量 Lilong 16 时变电磁场边界条件 矢量分解 II Lilong 17 时变电磁场边界条件 法向分量边界条件两种相邻介质分界面的任一横截面 1 1 1 2 2 2 S Lilong 18 时变电磁场边界条件 电场法向边界条件电通量如果分界面的薄层内有自由电荷 则圆柱面内包围的总电荷为由高斯定理 Lilong 19 时变电磁场边界条件 若分界面上无自由面电荷分界面上有自由面电荷 电位移矢量D法向分量Dn不连续 有一等于面电荷密度 S的突变 分界面上无自由面电荷 则电位移矢量D法向分量Dn连续 分界面两侧的电场强度矢量的法向分量En一般不连续 Lilong 20 时变电磁场边界条件 磁场法向边界条件由磁通连续性原理由本构关系可知 Lilong 21 时变电磁场边界条件 切向分量边界条件n 由媒质2指向媒质1的界面法向单位矢量l l中点处分界面的切向单位矢量b 垂直于n且与矩形回路成右手螺旋关系的单位矢量 1 1 1 2 2 2 Lilong 22 时变电磁场边界条件 电场切向边界条件考虑麦克斯韦方程组推广的法拉第电磁感应定律积分回路上的积分结果面积分结果切向边界条件 Lilong 23 时变电磁场边界条件 磁场切向边界条件考虑麦克斯韦全电流定律 积分回路上的积分结果位移电流积分结果 Lilong 24 时变电磁场边界条件 若分界面的薄层内有自由电流 则在回路所围的面积上因此切向边界条件面电流密度方向为分界面的切向标量形式的边界条件 Lilong 25 时变电磁场边界条件 若分界面上没有自由面电流分界面上有自由面电流时 磁场强度切向分量不连续分界面上无自由面电流时 磁场强度切向分量连续磁感应强度的切向分量一般不连续 Lilong 26 时变电磁场边界条件 时变电磁场的边界条件 Lilong 27 时变电磁场边界条件 理想介质的边界条件理想介质 0无欧姆损耗的简单介质理想介质表面无自由面电荷和自由面电流 矢量形式的边界条件 标量形式的边界条件 Lilong 28 时变电磁场边界条件 理想导体边界条件理想导体 理想导体内部场为零理想导体表面的边界条件 电力线垂直导体表面 磁力线平行导体表面 Lilong 29 时变电磁场边界条件 例2设z 0的平面为空气与理想导体的分界面 z 0一侧为理想导体 分界面处的磁场强度为试求理想导体表面上的电流分布 电荷分布以及分界面处的电场强度 解 利用理想导体与空气介质分界面上的电流连续性原理 Lilong 30 利用理想导体与空气介质分界面上的电流连续性原理若在初始时刻面电荷为零 t 0时 S 0由电场边界条件 时变电磁场边界条件 Lilong 31 时变电磁场边界条件 例3设区域 z0 的媒质参数 r2 5 r2 20 2 0 区域 中的电场强度为区域 中的电场强度为试求 1 常数A 2 磁场强度H1和H2 3 证明在z 0处H1和H2满足边界条件 Lilong 32 时变电磁场边界条件 解 1 在介质分界面上介质I及介质II中的电场强度为 显然 电场强度均在分界面的切向方向 应用电场强度切向连续边界条件可得 2 由麦克斯韦方程组可知 3 在介质面上考察磁场强度的切向方向 可知 Lilong 33 时变电磁场的能量 与静电场和恒定磁场一样 时变电磁场也具有能量更重要的是特有的能量流动现象 当随时间变化的电磁场以恒定的速度传播时 必将伴随着能量的传播 形成电磁能流 在随时间变化的电磁场的任一给定区域中 电磁场的能量不再是恒量 在自然界中 能量是守恒的作为物质的一种特殊形态 电磁场 遵循自然界一切物质运动过程的普遍法则 能量守恒和转化定律 电磁能量守恒 坡印亭定理 Lilong 34 表达时变电磁场中能量守恒和转换关系的定理1884年由英国物理学家坡印亭 John H Poynting 提出假设电磁场存在于一有耗的导电媒质中 媒质电导率为 电场在此媒质中引起传导电流J E 由焦耳定理知 体积V内由于传导电流引起的功率损耗是 电磁能量减少 有外部能量流入 坡印亭定理 Poynting sTheorem Lilong 35 由麦克斯韦方程组全电流定律知 坡印亭定理 Lilong 36 时变电磁场的能量 一般介质中的坡印亭定理 矢量恒等式 各向同性线性介质的本构方程 Lilong 37 时变电磁场的能量 各向同性线性介质的坡印亭定理Note1 为电场能量密度 J m3 Note2 为磁场能量密度 J m3 Note3 体积分第一项表示了储存在V中电磁能量随时间的增加率Note4 体积分第二项表示了体积V中的热损耗功率 单位时间以热能形式损耗在体积V内的能量 Lilong 38 时变电磁场的能量 根据能量守恒定理 上式中的面积分必定代表单位时间内穿过体积V的表面S流入体积V的电磁能量 定义 Note1 坡印廷矢量 单位是W m2Note2 通过S面上单位面积的电磁功率Note3 坡印亭矢量也称为电磁功率流密度或能流密度其方向代表该点功率流方向其大小代表通过与能量流动方向垂直的单位面积的功率 Lilong 39 时变电磁场的能量 空间任一点处能量密度变化 实际上 坡印亭矢量并不一定代表真实的电磁功率流密度表示了流出封闭面的总能流 有电磁场存在的地方就有 但这并不表示该处一定有能量的流动 真正表示空间任一点处能量密度变化的是 Lilong 40 时变电磁场的能量 静电场和静磁场中的坡印亭矢量电流为零场中任何一点 单位时间流出包围体积V表面的总能量为零 即没有电磁能量流动在静电场和静磁场情况下 并不代表电磁功率流密度 Lilong 41 时变电磁场的能量 恒定电流场坡印亭矢量恒定电流场中 可代表通过单位面积的电磁功率流通过S面流入V内的电磁功率等于V内的损耗功率 Lilong 42 时变电磁场的能量 时变电磁场中的坡印亭矢量代表瞬时功率流密度坡印亭矢量通过任意截面积的面积分代表瞬时功率 Lilong 43 时变电磁场的能量 例4试求一段半径为b 电导率为 载有直流电流I的长直导线表面的坡印廷矢量 并验证坡印廷定理 解 一段长度为l的长直导线 其轴线与圆柱坐标系的z轴重合 直流电流均匀分布在导线的横截面上焦耳定律安培环路定理 Lilong 44 时变电磁场的能量 导线表面的坡印廷矢量方向指向导线的表面 坡印廷矢量沿导线段表面积分 从导线表面流入的电磁能流等于导线内部欧姆热损耗功