电磁场理论第七章

电磁场理论第七章第1页，共116页，2023年，2月20日，星期一第2页，共116页，2023年，2月20日，星期一卫星信号的修正卫星通信频率的选择第3页，共116页，2023年，2月20日，星期一GPS定位信号的修正第4页，共116页，2023年，2月20日，星期一不同频率的电磁波信号的传输系统光纤波导同轴线双导线第5页，共116页，2023年，2月20日，星期一第6页，共116页，2023年，2月20日，星期一实际空间充满了各种不同电磁特性的介质，电磁波在不同介质中传播表现出不同的特性。人们正是通过这些不同的特性实现通信信号传输、获取波所传播介质或目标性性。从而实现电磁波通信、遥感、目标探测和定位等应用。第7页，共116页，2023年，2月20日，星期一理想介质空间电磁波的传播等效波阻抗概念及其应用波在界面上的反射、折射及其应用有耗介质中波的传播介质的色散和波传播的速度概念电磁波的衍射现象及其应用各向异性介质波的传播问题本章主要内容第8页，共116页，2023年，2月20日，星期一7.1行波、驻波与波阻抗1电磁波的反射、透射与行波驻波状态在无源无界线性各向同性均匀介质空间中

Maxwell方程的基本解为平面电磁波：第9页，共116页，2023年，2月20日，星期一界面两侧介质电磁特性不同，入射电磁波在界面两侧的薄层内感应出随时变化的极化电荷、极化电流和磁化电流，成为新的电磁波辐射源。新的辐射源向界面两侧辐射电磁波，其中在入射波所在介质空间的部分称为反射波，在界面另一侧的称为透射波或折射波。入射波反射波透射波感应极化电荷极化电流层第10页，共116页，2023年，2月20日，星期一设空间由两种不同介质组成，平面电磁波自介质1垂直入射到介质的分界面

介质1介质2入射波反射波透射波EiEtEr第11页，共116页，2023年，2月20日，星期一利用在介质的分界面上电磁场满足边界条件定义反射波振幅与入射波振幅之比为反射系数，利用上述关系得到反射系数：如果介质是理想介质，反射系数为实数第12页，共116页，2023年，2月20日，星期一介质1中的电磁场为：由于反射波与入射波干涉叠加，介质1中电磁波由两个部分组成，第一项与表示沿z方向传播的波，称为行波项；第二项没有相位传播因子，是两个振幅相等、传播方向相反的行波叠加而形成的空间分布，且不随时间而传播，称为驻波项。

行波项驻波项第13页，共116页，2023年，2月20日，星期一对于理想介质，反射系数是实数，

第14页，共116页，2023年，2月20日，星期一由于反射波与入射波干涉叠加，电场和磁场的振幅不再是常数，而是随空间位置不同而变化，在

电场振幅达到最大值：

磁场振幅达到最小值：第15页，共116页，2023年，2月20日，星期一介质1中的Poynting矢量（即传输功率）为：介质1中沿Z轴传输的功率为入射电磁波传输的功率减去反射波的传输功率第16页，共116页，2023年，2月20日，星期一定义透射系数为：透射波与入射波振幅之比第17页，共116页，2023年，2月20日，星期一透射波功率：透射波与反射波功率之和：第18页，共116页，2023年，2月20日，星期一均匀介质空间的波阻抗为电场和磁场复振幅之比，将这一概念推广到不同介质组成的介质空间中，如前面讨论的两均匀介质空间1的z处，其波阻抗为：2等效波阻抗第19页，共116页，2023年，2月20日，星期一这相当于将z处右边视为一种介质空间所表现出的阻抗，称为等效波阻抗第20页，共116页，2023年，2月20日，星期一基于等效阻抗概念，假想介质1空间z0处有一分界面，根据反射系数的定义，假想界面z0处波的反射系数（根据定义）为：第21页，共116页，2023年，2月20日，星期一3应用举例

如何克服分界面对电磁波反射而使得电磁波全部或者大部能量透射，在实际中有广泛的应用。照相机的镜头天线防护罩第22页，共116页，2023年，2月20日，星期一设入射波电场只有x分量，磁场只有y分量。介质1、2和3中的电磁场可以表示为：

（介质1）

第23页，共116页，2023年，2月20日，星期一（介质2）

（介质3）

是入射波电场的复振幅

为待求量

第24页，共116页，2023年，2月20日，星期一Z＝0和Z＝－L界面处的反射系数分别为：其中第25页，共116页，2023年，2月20日，星期一为了确保电磁波能够全部透射，反射系数应为零，则要求：

如果介质1、3的波阻抗相等，介质2的最小厚度由

确定。这是雷达系统天线罩设计的基本方程第26页，共116页，2023年，2月20日，星期一7.2平面波对界面的斜入射

1、介质分界面上相位匹配原则除了垂直入射情况外，经常是均匀平面波对于界面的斜入射情况。真实的界面是非常复杂的，但只要界面的曲率半径远大于波长，电磁波在边界上的行为与平面非常接近。设入射波为：第27页，共116页，2023年，2月20日，星期一第28页，共116页，2023年，2月20日，星期一界面上电场切线分量连续；入射、反射和透射波相位相等得到：入射波、反射波和透射波的传播方向在同一平面内，该平面由传播方向和界面法线方向构成。入射、反射和透射波与界面法向的夹角满足关系(界面上相位匹配原则)第29页，共116页，2023年，2月20日，星期一③平面电磁波的在介质中的运动轨迹（称为射线）具有可逆性。第30页，共116页，2023年，2月20日，星期一2、Fresnel

公式1）电场矢量与入射面垂直，应用边界条件，得到第31页，共116页，2023年，2月20日，星期一2）电场平行入射面，应用边界条件第32页，共116页，2023年，2月20日，星期一对于非铁磁性介质

n=4时反射系数随入射角度变化曲线第33页，共116页，2023年，2月20日，星期一①垂直极化平面波入射时，反射系数的幅角保持定值π不变；模随波的入射角的增加而增大，但变化缓慢。②平行极化平面波入射时；当，反射系数的模随波的入射角的增加而减小，幅角为恒定值；当时，反射系数的模变为零，幅角发生突变；当，反射系数的模随波的入射角的增加增大，幅角为恒定值。第34页，共116页，2023年，2月20日，星期一3全反射现象与表面电磁波对于非铁磁性介质（），根据透射角公式xzzx介质1介质2介质1介质2第35页，共116页，2023年，2月20日，星期一根据相位匹配原则，介质1和2中的波数为：第36页，共116页，2023年，2月20日，星期一由于介质1和2是均匀介质，在介质1中均匀平面电磁波入射的情况下，介质2中的电磁波也应该是平面电磁波，否则电磁波的边界条件不可能满足。介质1和2中的解应具有平面波形式，即：全反射情况下介质中电磁波的解第37页，共116页，2023年，2月20日，星期一透射波为传播方向上的指数衰减波，不能在介质中传播。Poynting矢量为：沿介质表面仍然存在可以传播电磁波，称为表面电磁波。第38页，共116页，2023年，2月20日，星期一表明当入射角度大于临界角时，介质2中的电磁波为沿与介质表面垂直的衰减波；透射波磁场z分量超前电场y分量的相位，沿x的负向的能流密度为零。因此介质2的电磁波能量不沿x负向传播，而被反射回介质1中。发生全反射时，介质2的作用类似于电路中的电感器，在电磁波的一个周期中的一半时间内，介质2从入射电磁波获得能量，另一半时间内释放能量，并返回介质1。第39页，共116页，2023年，2月20日，星期一7.3导电介质中电波传播

1导电介质及其电荷的分布存在可以移动带电粒子的介质称为导电介质。在电磁场的作用下，这些可以移动的带电粒子形成传导电流，传导电流导致焦耳热损耗，促使导电介质中电磁波的能量在传播过程中不断损耗。而均匀理想介质中不存在可以移动的带电粒子，其中也不可能存在传导电流，波在传播过程中能量不损耗。因此导电介质中电磁波的传播更复杂。第40页，共116页，2023年，2月20日，星期一在时变化电磁场中，导电介质中是否存在自由电荷分布？

为此设导电介质内有自由电荷分布，密度为ρ。利用电场的Gauss定理和Ohm定律，得到电荷与传导电流之间满足如下方程：第41页，共116页，2023年，2月20日，星期一该结果表明，导电介质中自由电荷密度随时间按指数规律衰减，与电磁波的形式和变化规律无关，只与导电媒质本身电磁特性参数（ε，σ）有关。由于初始时导电介质内电荷密度一般为零，因此导电介质中不存在自由电荷。

第42页，共116页，2023年，2月20日，星期一2

导电介质中的电磁波

由于导电介质中可以存在传导电流，其密度矢量由

Ohm定律给出，于是导电介质中的麦克斯方程为：

其中称为复介电常数，复介电常数的引入，使得导电介质中场的方程与理想介质场的方程形式上完全一致第43页，共116页，2023年，2月20日，星期一复介电常数的实部代表位移电流对磁场的贡献率，虚部是传导电流对磁场的贡献率。位移电流与电场有900的相位差，它不引起电磁波能量的耗散。传导电流与电场相位相同，它引起电磁波能量在传播过程中的耗散。可以预言导电介质中电磁波振幅将随传播距离增加而减小。耗散功率密度为：第44页，共116页，2023年，2月20日，星期一利用复介电常数，导电介质与理想介质中谐变电磁场满足相同形式的场方程；因而导电介质中电磁波的基本解与理想介质具有相同的形式：

理想介质空间导电介质空间第45页，共116页，2023年，2月20日，星期一设电磁波沿z方向传播，波数为复数，设为：电磁场的瞬时值是：导电介质第46页，共116页，2023年，2月20日，星期一第47页，共116页，2023年，2月20日，星期一Poynting矢量S

为：第48页，共116页，2023年，2月20日，星期一导电介质空间电磁波的波形为：第49页，共116页，2023年，2月20日，星期一①波矢量k

=β－jα为复数，α称为衰减常数表示电磁波沿传播方向衰减快慢的程度物理量；β称为相位常数，与理想介质中波数有相同的意义。②导电介质空间电磁波的基本解仍为平面电磁波，但电磁波振幅随波传播距离的增加而指数衰减。③电场与磁场复振幅之比仍为波阻抗，但为复数。其幅角表示电场与磁场的相位差。④导电介质中电场能量密度小于磁场能量密度。主要结果

第50页，共116页，2023年，2月20日，星期一为了定量描述导电介质的导电强弱的程度，考察导电介质中传导电流与位移电流之比

3良导体中的电磁波第51页，共116页，2023年，2月20日，星期一对于良导体：第52页，共116页，2023年，2月20日，星期一当α很大，导体内电磁波衰减很快，电磁波在导体内传播的距离很小。为了描述电磁波在良导体中传播的距离的大小，将场的幅度衰减所传播的距离定义为良导体中电磁波的穿透深度δ

。良导体δ第53页，共116页，2023年，2月20日，星期一当电磁波传播的距离L=14δ时，电磁波幅度衰减为原来值的10-6。

良导体的电导率σ很大（金属一般为107/欧·米），所以良导体中的电磁波只存在于导体表面的薄层中，这一现象被称之为趋肤效应。第54页，共116页，2023年，2月20日，星期一【例】计算频率100Hz,1MHz,10GHz的电磁波在金属铜中的穿透深度。解：金属铜的电导率σ=5.8×107/欧·米第55页，共116页，2023年，2月20日，星期一由于导体的趋肤效应，导体中高频电流集中于表面，内部的电流则随深度的增加而迅速减小。尽管导体的截面很大，但真正用于电流传输的有效面积则很小。导致导体的高频电阻必然大于低频或直流电阻。

传输恒定电流时，传输电流的横截面积为圆柱导体的横截面积传输时变电流时，传输电流的横截面积仅为圆柱导体横截面的很小一部分时变电磁场信号有效传输面积变化第56页，共116页，2023年，2月20日，星期一EHJxzy单位长度第57页，共116页，2023年，2月20日，星期一直流电阻率：高频电流电阻率：第58页，共116页，2023年，2月20日，星期一4电磁波在导体表面的反射为了方便问题的讨论，设平面电磁波垂直入射到导体表面，在导体界面上产生反射电磁波和进入导体内部的透射电磁波，在导体表面上满足如下边界条件：第59页，共116页，2023年，2月20日，星期一良导体第60页，共116页，2023年，2月20日，星期一对于良导体，电磁波仅能存在于导体表面很薄的层中，绝大部分能量被反射回来。因此在高频时，导体可以看成是理想导体而作为电磁场的边界。第61页，共116页，2023年，2月20日，星期一7.4波速与介质的色散1电磁波的速度变化的电场和磁场相互激发在空间传递的速度可视为电磁波的速度。但对于波动而言，存在着不同物理量的传播速度。如：波动相位、波动能量和电磁波信号传播速度。他们之间存在什么样的联系和差别。第62页，共116页，2023年，2月20日，星期一2相速度以谐变平面波为例，电磁场的瞬时表达式为：一般情况下相速度是频率的函数第63页，共116页，2023年，2月20日，星期一3群速度严格意义上的谐变平面电磁波不存在，同时一个时间和空间上无限延伸的谐变平面电磁波不能传递任何信息。所以实际应用中并不是谐变平面电磁波，而是电磁波包。如雷达利用脉冲电磁波进行目标的探测和定位。电磁波波包t第64页，共116页，2023年，2月20日，星期一根据Fourier理论，任何电磁波包中的电场或磁场可表示为不同频率、不同振幅和不同初相位的谐变电场或磁场的叠加：波包在空间传播是波包中不同振幅、不同频率和不同初相位的谐变平面波在空间传播叠加的结果第65页，共116页，2023年，2月20日，星期一空间r点

t时刻的电场是波包中所有频率对应平面波在该点的叠加，即：实际中是定义在有限频率范围内的函数。如方波脉冲第66页，共116页，2023年，2月20日，星期一波包的幅度波包的相位波包幅度是不再是常矢量，而是在空间一定区域范围内分布集结，并以波动形式在空间运动的矢量包

第67页，共116页，2023年，2月20日，星期一该波包的中心由方程确定。波包中心传播的速度：称为群速度第68页，共116页，2023年，2月20日，星期一3群速度与能流传播速度

利用Poynting矢量的定义式，得到电磁波包能流密度矢量为：

显然，其传播速度由电场幅度（波包）中心确定。由此可见群速度与电磁波包的能量传播速度一致。从能量角度看，稳态情形下的任何信号的传输必然以能量的传输为信号的传输，因此电磁波信号传播的速度必然是能量的传播速度。第69页，共116页，2023年，2月20日，星期一5群速度与相速度的关系

群速度是多个频率的平面波叠加形成的波包在空间传播的速度，相速度是单个频的平面电磁波的等相位面在空间传播的速度。如果μ、ε与频率无关，相速度与群速度相等。

如果μ，ε与频率有关：第70页，共116页，2023年，2月20日，星期一6色散现象与它带来的问题

介质的电磁特性参数μ，ε随频率而变的介质称为色散介质。利用Fourier分析的方法，色散介质又是时变介质。不同频率的电磁波信号在色散介质中传播具有不同的相速度，这将导致电磁波波包在传播过程中发生形状的变化，即信号失真。色散介质中传播非色散介质中传播第71页，共116页，2023年，2月20日，星期一

该脉冲信号在介质中传播一段距离L以后为，电场矢量的形状为：设在t＝0时z＝0处磁脉冲的电场矢量的波形为：第72页，共116页，2023年，2月20日，星期一如果介质电磁特性参数与频率有关，与频率有关，积分结果将使L与Z＝0处脉冲的形状发生改变。如果介质电磁特性参数与频率无关，与频率无关，积分结果将使L处与Z＝0处脉冲的形状完全相同，即：Z＝0Z＝LZ＝0Z＝L第73页，共116页，2023年，2月20日，星期一7.5电磁波的衍射1电磁波的衍射现象当电磁波在传播过程中遇到障碍物或透过屏幕上的小孔时，由于波动特性，电磁波不按直线传播的现象称为电磁波的衍射，它是波动的一个基本的特征。第74页，共116页，2023年，2月20日，星期一Huygens-Fresnel原理

Huygens在研究波动现象时指出：波在传播过程中，波阵面上的每一点都是产生球面子波的次波源，而波阵面上各点发出的许多次波所形成的包络面是原波面在一定时间内所传播到的新波面。第75页，共116页，2023年，2月20日，星期一

Fresnel在研究Huygens原理的基础上认为：波在传播过程中，波阵面上的每一点都是产生球面子波的次波源，空间其它点任意时刻的波动是波阵面上的所有次级波源发射子波的干涉叠加，进一步完善了Huygens原理，称为Huygens-Fresnel原理。次波源第76页，共116页，2023年，2月20日，星期一

以标量场为例，无源空间中标量波满足方程：应用Green函数方法，空间标量波函数解为其中为无界空间波动方程的解，求解得到：第77页，共116页，2023年，2月20日，星期一空间标量波函数为：这正是Huygens-Fresnel原理的数学表达式。它表示区域内任意点r的场是界面上所有次波源发出次波在该点干涉叠加的结果。球面波因子，表示发自边界面上r

‘点的球面波球面波幅度因子积分表示界面所有次波叠加第78页，共116页，2023年，2月20日，星期一辐射条件

如果，表示无穷远边界上次波源在空间内r点辐射场的叠加，其结果必为零。否则有限区域内电磁场因与无穷远边界上电磁场有关

而具有多值特性。即：称为辐射条件第79页，共116页，2023年，2月20日，星期一例：小孔衍射

圆形小孔的半径为a，远大于波长应用Kirchhoff公式，必须知道屏幕上第80页，共116页，2023年，2月20日，星期一假设：（1）在小孔上，为点光源的直射场，即假设屏幕不对入射波产生影响。（2）在小孔以外的屏幕上，

在屏幕小孔上恒为零。

第81页，共116页，2023年，2月20日，星期一应用Huygens-Fresnel公式，面积分应该由两个部分组成，即屏幕和半无穷大空间的边界。半无穷大边界面上的积分为零，得到：

对于振幅因子，忽略R，R0因屏幕上不同点带来的微小差别，并略去高阶项

第82页，共116页，2023年，2月20日，星期一第83页，共116页，2023年，2月20日，星期一小孔衍射图第84页，共116页，2023年，2月20日，星期一7.6各向异性介质中的电波传播1各向异性介质如果介质的极化、磁化或传导特性与外加电磁场方向相关的介质，称为各异性介质。如晶体介质的极化常数一般为：

E第85页，共116页，2023年，2月20日，星期一称为张量介电常数第86页，共116页，2023年，2月20日，星期一又如置于外磁场H0之中的铁氧体（由Fe2O3和其它金属氧化物混合经高温烧结而成）；对时变电磁场的磁导率是是各异性的，即称为磁导率张量。H第87页，共116页，2023年，2月20日，星期一磁化等离子体(电离层)的介电张量当物质温度升高或受到其它激发，组成物质的原子或分子电离，形成由电子、离子和部分未电离的中性分子组成的混合体，称为等离子体。等离子体中总的正、负电荷量相等，对外显中性，其中的电子类似于金属中的电子，但密度小得多。等离子体类似于金属导体，理论和实验证明等离子体的磁导率与自由空间磁导率常数差别很小。但电导率参数表现出复杂的特性。这主要是因为等离子体中的电子运动非常复杂。第88页，共116页，2023年，2月20日，星期一太阳光中的紫外线或高速粒子使高空大气电离，形成环绕地球的高空电离层，它是我们人类拥有的最大的天然等离子体，对人类的生成和发展有重要的作用。

＋－第89页，共116页，2023年，2月20日，星期一hρI在高空，大气密度很小，太阳辐射使大气电离，但电离密度小。电离使太阳光能量减小。随着离地球距离的减小，大气密度增加，太阳电离大气密度增加。太阳光能量迅速减小。随着离地球距离的进一步减小，大气密度增加，太阳光能量很小。电离密度减小。第90页，共116页，2023年，2月20日，星期一电离层中电子密度典型分布曲线第91页，共116页，2023年，2月20日，星期一为了突出电子的运动的主要特点，忽略等离子体中电子与离子之间的碰撞，称为冷等离子体。此外，地球外部空间的电离层受恒定地磁场的作用，通常把恒定磁场中的等离子体称为磁化等离子体。因此作为一种理想模型，电离层中的电波传播可以近似为磁化冷等离子体中的电波传播问题。第92页，共116页，2023年，2月20日，星期一电离层中电子受到的作用力及运动方程为：

m：电子的质量；

e：电子的电荷量；

B0

：恒定地磁场；

E,H:在电离层中传播的时变电磁场；第93页，共116页，2023年，2月20日，星期一一般情况下，地磁场远大于在电离层中传播的时变化电磁场的磁场，所以有近似关系

电子受到的作用力可近似为：第94页，共116页，2023年，2月20日，星期一对于时谐电磁场，电子的运动也应该是时谐运动，因此电子的运动方程为：

电子的回旋角频率

第95页，共116页，2023年，2月20日，星期一磁化等离子体中传导电流密度磁化等离子体中的Maxwell为：

电离层的张量介电常数第96页，共116页，2023年，2月20日，星期一对上述结果稍作分析得到：①当时，电磁波的圆频率与电子自旋频率相同，电磁波能量被电离层中电子极大的吸收而处于磁旋共振状态，导致电磁波能量极大被损耗。如果这说明当频率为1.4MHz的电磁波入射电离层时吸收最大。这是短波通信应该尽量回避的频率。第97页，共116页，2023年，2月20日，星期一B0电子回旋运动v第98页，共116页，2023年，2月20日，星期一②对于B0=0的非磁化等离子体，张量介电常数退化为各向同性的标量介电常数，即：等离子体电磁波满足的波动方程与各向同性介质中的方程相同。第99页，共116页，2023年，2月20日，星期一在等离子体中传播的电磁波的波数当，

电磁波随传播距离增加而按指数规律衰减，不再具有电磁波特点。所以称为等离子体临界频率，与等离子体电子密度有关。第100页，共116页，2023年，2月20日，星期一对于地球上空的电离层，其电子密度随海拔高度变化而