电磁场和电磁波之分离变量法专题培训课件

如果问题的边界面与直角坐标系的坐标面吻合，则可采用直角坐标系中的分离变量法。1.直角坐标系中的分离变量法

在直角坐标系中的展开式为令代入上式，得

无源区中电位满足的拉普拉斯方程为两边再除以X(x)Y(y)，得

只与x有关只与y有关此常数写成。式中k称为分离常数，它的取值不同，常微分方程的解也有不同的形式。由上可见，经过变量分离后，二维偏微分方程式被简化为二个一维常微分方程。常微分方程的求解较为简便，而且二个常微分方程又具有同一结构，因此它们解也一定具有相同的形式。要使上式成立，式中每一项都必须为常数。当k=0

时，二常微分方程的解为当k≠0

时，二常微分方程的解为双曲函数含变量x或y的常微分方程的解具有完全相同的形式。这些解的线性组合仍然是方程的解。式中A,B,C,D为待定常数。为满足给定的边界条件，分离变量k通常取一系列特定的值kn

（n=1，2，┄）。

位函数的通解为若令代替，可得另一形式通解解的形式的选择是非常重要的，它完全决定于给定的边界条件。解中各个待定常数也取决于给定的边界条件。例横截面为矩形的无限长接地金属导体槽，上部有电位为的金属盖板；导体槽的侧壁与盖板间有非常小的间隙以保证相互绝缘。试求此导体槽内的电位分布。解:导体槽在方向为无限长，槽内电位满足直角坐标系中的二维拉普拉斯方程。（导体槽内D域）由于槽内电位和，则其通解形式为代入上式，得为使上式对在内成立，则则代入上式，得为使上式对在内成立，则则代入上式，得其中不能为零，否则，故有得为使上式对在内成立，且则则代入上式，得为确定常数，将在区间上按展开为傅里叶级数，即导体槽内电位函数为导体槽内电位分布情况为（D域内）例一无限长金属槽，其三壁接地，另一壁与三壁绝缘且保持电位为，金属槽截面为正方形（边长为a），试求金属槽内电位的分布。解：选定直角坐标系例由四块沿轴方向放置的金属板围成的矩形长槽，四条棱线处有无限小间隙以保证相互绝缘。试求槽内空间的电位分布。解:设金属板沿方向为无限长，槽内空间的电位函数满足直角坐标系中的二维拉普拉斯方程。（矩形槽内）2.圆柱坐标系中的分离变量法电位微分方程在圆柱坐标系中的展开式为令其解为代入上式求得上式中第二项仅为变量

的函数，而第一项与

无关，因此二项均应为常数，令

具有圆柱面边界的问题，可采用圆柱坐标系中的分离变量法求解。即式中k为分离常数通常变量

的变化范围为，那么位函数随

的变化一定是以2

为周期的周期函数。因此分离常数k

一定是整数，以保证函数的周期为2

。即且，则通解为xyaE0电场线等位面

圆柱外电场线、等位面以及圆柱表面的电荷分布如下图示：3.球坐标系中的分离变量法电位微分方程在球坐标系中的展开式为令代入上式，得与前同理，

的解应为具有球面边界的问题，可采用球坐标系中的分离变量法求解。可见，上式中第一项仅为r的函数，第二项与r无关。因此，与前同理第一项应为常数。为了便于进一步求解，令

式中n为整数。这是尤拉方程，其通解为将此结果代入上式，得令，则上式变为上式为连带勒让德方程，其通解为第一类连带勒让德函数与第二类连带勒让德函数之和，这里m<n

。

当n是整数时，及为有限项多项式。因此，要求n为整数。

根据第二类连带勒让德函数的特性知，当时，。因此，当场存在的区域包括

或

时，，此时只能取第一类连带勒让德函数作为方程的解。所以，通常令那么，电位微分方程的通解通常取为下列线性组合