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电磁场与电磁波 参考教材:电磁场与电磁波 孙玉发 郭业才等 编 合肥工业大学出版社,第一章 矢 量 分 析,1.1基本概念,一、标量场与矢量场 如果在空间中一个区域内的每一点都有一物理量的确定值与之对应，在这个区域中就构成该物理量的场。标量场：如果物理量是一个确定的数值的标量，这种场就叫标量场（scalar field），如温度场、密度场、电位场等。矢量场：如果物理量是一个既有确定数值又有确定方向的矢量，这种场就叫矢量场（vector field）。如水流中的速度场、地球表面的重力场、带电体周围的电场等。,1.直角坐标系中矢量表示法 过空间任意点的坐标矢量记为。的方向不随点位置的变化而变化。在直角坐标系内的任一矢量(图1-2)可表示（1-1）分别是矢量 在方向 上的投影。矢量的长度或模值（记为）可从图1-2中写出（1-2）,分量是矢量 分别在坐标单位矢量方向上的投影，即（1-3）式（1-1）可写为（1-4）模等于1的矢量叫做单位矢量。按矢量与数量乘积的定义，有 由式（1-4），在直角坐标系中，有（1-5）,直角坐标系中以坐标原点为起点，引向空间任一点的矢量，称为点的矢径，如图1-2。有（1-6）（1-7）（1-8）空间点的矢径在三个坐标轴上的投影数值分别等于点 的坐标值。空间一点对应着一个矢径；反之，与每一矢径对应着空间确定的一个点，即矢径的终点。所以又叫做位置矢量。如果空间任一矢量的起点是，终点是，,根据式（1-6）及矢量的加法规 则，矢量 表示为（1-7）矢量的模值记为，是点 与点 之间的距离，由式（1-9）得（1-10）矢量的单位矢量（1-11）,式中三个分量的系数也就是矢量的方位余弦。如果空间有一长度元矢量，它在直角坐标单位矢量上的投影值分别是，则（1-12）（1-13）2 矢量场的矢量线一个矢量场，可以用一个矢量函数来表示。在直角坐标系中，某一矢量物理函数可表示为（1-14）用分量表示为（1-15）上式中、分别是矢量 在三个坐标轴上的投影。,为描绘矢量场在空间的分布状况，引入矢量线的概念。矢量线上每一点的切线方向都代表该点的矢量场的方向。一般说来，矢量场的每一点均有唯一的一条矢量线通过，所以矢量线充满了整个矢量场所在的空间。电场中的电力线和磁场中的磁力线等，都是矢量线的例子。为绘出矢量线，求出矢量线方程。在矢量线上任一点的切向长度元与该点的矢量场的方向平行，即（1-16）由式（1-12），式（1-15）简写为,式（1-16）可写为 展开上式，并根据零矢量的三个分量均为零的性质，或两矢量平行的基本条件，可得（1-17）这就是矢量线的微分方程。【例1-1】设点电荷位于坐标原点，它在周围空间的任一点所产生的电场强度矢量 求 的矢量方程的通解。,【解】由式（1-17）化简后得矢量线微分方程 此方程的通解是（为任意常数）将此解综合，可以写为：（为任意常数）可以看出，电力线是一簇从点电荷所在点（原点）向空间发散的径向辐射线。这样一簇矢量线形象地描绘出点电荷电场的分布状况。,3 矢量代数运算假设两个矢量，(1)矢量的和差 把两个矢量的对应分量相加或相减，就得到它们的和或差，即（1-18）(2)矢量的标量积和矢量积 矢量的相乘有两种定义，标量积（点乘）和矢量积（叉乘）。标量积:是一标量，其大小等于两个矢量模值相乘，再乘以它们夹角（取小角，即）的余弦：（1-19）,是一个矢量的模与另一矢量再该矢量上的投影的乘积。符合交换律：（1-20）（1-21）矢量积:是一个矢量，其大小等于两个矢量的模值相乘，再乘以它们夹角的正弦，实际就是与所形成的平行四边行面积，其方向与、乘右手螺旋关系，为、所在平面的右手法向：（1-22）它不符合交换律。由定义知（1-23）并有（1-24）,（1-25）各分量的下标次序具有规律性。（1-25）式可以写成行列式（1-26）矢量的三重积：矢量的三连乘也有两种。标量三重积为（1-27）因为，的模值就是 与 所形成的平行四边行面积，因此，就是该平行四边行与C所构成的平行六面体的体积。矢量三重积为（1-28）上式右边为“BACCAB”，称为“BackCab”法则,4 矢量函数的微积分（一）矢量函数的概念常矢：模和方向都保持不变的矢量称为常矢。变矢：模和方向或其中之一会改变的矢量称为变矢。矢量函数：表示物理量的矢量一般都是一个或几个（标量）变量的函数，叫矢量函数。例如，静电场中的电场强度矢量，它的三个坐标分量一般也是 的函数，即（1-29）如果给定矢量场中任一点的坐标，式（1-29）就给出该点的一个确定的矢量（电场强度）。,（二）矢量函数的导数 矢量对空间坐标的导数设是单变量的矢量函数，它 对 的导数定义是（1-30）这里假定此极限存在（即极限是单值的和有限的）。如图1-4所示，在一般情况下，矢量的增量不一定与矢量的方向相同。如果 是一个常矢量；则 必等于零。一阶导数仍然是一个矢量函数。逐次求导，就可得到 的二阶导数以及更高阶导数。,如果 和 分别是变量的标量函数和矢量函数，则它们之积的导数由式（1-30）可得 当 时，上式右端第三项趋向于零。因此（1-31）和 之积的导数在形式上与两个标量函数之积的导数运算法则相同。如果 是多变量(如)的函数，则对一个变量的偏导数的定义是（1-32）,由式（1-32）可以证明（1-33）对 再次取偏微分又可以得到象，等等这样一些矢量函数。若至少有连续的二阶偏导数，则有在直角坐标系中，坐标单位矢量和都是常矢量，其导数为零。利用式（1-50）有,结论：在直角坐标系中，矢量函数对某一坐标变量的偏导数（或导数）仍然是个矢量，它的各个分量等于原矢量函数各分量对该坐标变量的偏导数（或导数）的矢量和。简单地说，只要把坐标单位矢量提到微分号外就可以了。在柱坐标和球坐标系中，由于一些坐标单位矢量不是常矢量，在求导数时，不能把坐标单位矢量提到微分符号之外。在柱坐标系中，各坐标单位矢量对空间坐标变量地偏导数是（1-34a）（1-34b）,（1-34c）结论：在柱坐标系下，是常矢，它对任何一个坐标变量求导都为零，都不随 变化而变化，也就是它们对 求导也为零。从单位矢量在空间坐标系中随位置的变化情况能够体会到这一点。在球坐标系中，各坐标单位矢量对空间坐标变量地偏导数是（1-35a）（1-35b）,（1-35c）在柱、球坐标系中，求矢量函数对坐标变量得偏导数时，必须考虑式（1-34）和（1-35）中的各个关系式。例如，在柱坐标系中，矢量函数可表示为 对 坐标变量的偏导数是 又如在球坐标系中矢量函数可表示为,对 坐标变量的偏导数是结论:直角坐标系下的坐标单位矢量 不是空间位置的函数，而柱坐标系、球坐标系下的坐标单位矢量 都随空间位置变化而变化，是空间位置的函数。矢量函数对时间的导数 有些矢量场既是空间坐标变量的函数，又是时间变量的函数。在各种坐标系中的坐标单位矢量不随时间变化，求偏导数时，可以把它们作为常矢量提到偏微分符号之外。在球坐标系中，,从上述分析看出:矢量函数对时间和空间坐标变量的导数（或偏导数）仍然是矢量。5 矢量函数的积分 矢量函数的积分，包括不定积分和定积分两种。例如，已知是的一个原函数，则有不定积分（1-36）一般函数积分的基本法则对矢量函数积分也都适用。在柱坐标系和球坐标系中求矢量函数的积分时，仍然要注意式（1-34）和（1-35）中的关系，不能在如何情况下都将坐标单位矢量提到积分运算符号之外。例如，在柱坐标系中的积分,将 代入后再进行积分。因，与坐标变量无关，可以提到积分符号之外。得,1.2 标量函数的梯度,一、标量场的等值面一个标量场，可用一个标量函数来表示。例如，在直角坐标系中，一物理标量函数可表示为（1-37）或用矢径确定点的位置。下面假定 是坐标变量的连续可微函数。方程(C为任意常数)（1-38）随着 的取值不同，给出一组曲面。在每一个曲面上的各点，虽然坐标值不同，但函数值相等。这样,的曲面称为标量场的等值面。如温度场的等温面，电位场的等位面。式（1-38）为等值面方程。根据标量场的定义，空间的每一点上只对应一个场函数的确定值。因此，充满整个标量场所在空间的许许多多等值面互不相交。或者说场中的一个点只能在一个等值面上。如果某一标量物理函数是两个坐标变量的函数，这样的场称为平面标量场。则方程（为任意常数）（1-39）为等值线方程，在几何上表示一组等值曲线。场中的等值线也是互不相交的。,【例1-2】设点电荷位于直角坐标系的原点，在它周围空间的任一点的电位是 式中 和 是常数。试求等电位面方程。【解】令（C常数）即得到等电位面方程 或 它表示一簇以原点为中心，以 为半径的球面。值（电位值）越小，对应的球面半径越大；与C值等于零对应的是一个半径为无限大的球面。,二、方向导数在研究标量场时，需要了解标量函数在场中各个点地邻域内沿每一方向的变化情况。为此，引入方向导数。如图1-6所示，设 为标量场中的一点，从 点 出发朝任一方向引一条射线 并在该方向上靠近点取一动 点,两点的距离表示为。根据偏导数定义，可以写出（1-40）,称为函数在点 沿 方向的方向导数。，说明函数 沿 方向是增加的；，说明函数 沿 方向是减小的；，说明函数 沿 方向无变化。因此，方向导数是函数在给定点沿某一方向对距离的变化率。在直角坐标系中，三个坐标轴方向的方向导数。在图1-6中 根据多元函数的全增量和全微分的关系，有,上式两端除以，并令 取极限得由方向导数的定义式（1-40）。略去下标，即得到直角坐标系中任意点上沿 方向的方向导数的表达式（1-41）【例1-3】求函数 在点 沿 方向的方向导数。,【解】在点 有 的方向余弦是 由式（1-41）得,三、梯度(Gradient)（一）梯度的定义方向导数是函数在给定点沿某个方向对距离的变化率。从标量场中的给定点出发，有无穷多个方向。函数沿其中哪个方向的变化率最大呢？这个最大的变化率又是多少呢？我们首先分析在直角坐标系中的方向导数公式（1-41）。根据定义式（1-5），方向的单位矢量是 把式（1-41）中的 看作一个矢量沿三个坐标方向的分量，表示为（1-43）,矢量 与 的标量积（或称点乘）恰好与式（1-41）右端相等。即（1-44）式（1-43）确定的矢量 在给定点是一个固定矢量，它只与函数 有关。而 则是在给定点引出的任一方向上的单位矢量，它与函数 无关。式（1-44）说明，矢量 在 方向上的投影等于函数 在该方向上的方向导数。当选择的 方向与的方向一致时，则方向导数取最大值，即（1-45）矢量的方向就是函数在给定变化率最大的方向，矢量的模也正好就是它的最大变化率。矢量被称作函数在给定点的梯度。,定义：标量场在点 处的梯度（Gradient）是一个矢量，记作 grad（1-46）它的大小等于场在点所有方向导数中的最大值，它的方向等于取到这个最大值所沿的那个方向。（二）梯度的性质1一个标量函数（标量场）的梯度是一个矢量函数。在给定点，梯度的方向就是函数变化率最大的方向，它的模恰好等于函数在该点的最大变化率的数值。又因函数沿梯度方向的方向导数 恒大于零，说明梯度总是指向函数增大的方向。2 函数在给定带你沿任意方向的方向导数等于函数的梯度在方向上的投影。,3在任一点，标量场的梯度垂直于过该点的等值面，也就是垂直于过点的等值面的切平面。根据解析几何知识，过等值面点切平面的法线矢量是（1-47）对照式（1-43）和式（1-45），可见法线矢量刚好等于在点 函数的梯度。即。因此在点 的梯度垂直于过点 的等值面。根据这一性质，曲面 上任一点的单位法线矢量可以用梯度表示，即（1-48）,（三）哈密顿（Hamilton）算子引入一个算子（1-49）称为哈密顿算子。算子是把一个函数映射为另外一个函数。读作“del（德尔）”或“nabla（那勃拉）”。“”既是一个微分算子，又可以看作一个矢量，所以称它为一个矢性微分算子。算子对标量函数作用产生一矢量函数。在直角坐标系中，（1-50）用哈密顿算子可将梯度记为（1-51）,(四)梯度运算基本公式（C为常数）（1-52）（C为常数）（1-53）（1-54）（1-55）（1-56）（1-57）这些公式与对一般函数求导数的法则类似。,1.3 矢量函数的散度与旋度,一、通量矢量在场中某一个曲面上的面积分，称为该矢量场通过此曲面的通量，记作（1-61）在场中任意曲面上的点周围取一小面积元，它有两个方向相反的单位法线矢量。对于开曲面上的面元，设这个开曲面是由封闭曲线所围成的，则当选定绕行的方向后，沿绕行方向按右手螺旋的拇指方向就是方向，,对于封闭曲面上的面元，取为封闭曲面的外法线方向。通量是一个代数量，它的正负与面积元法线矢量方向的选取有关。通量可以认为是穿过曲面的矢量线总数。故矢量线也叫做通量线。式（1-61）中的矢量场则可称为通量面密度矢量，它的模就等于在某点与垂直的单位面积上通过的矢量线的数目。如果是限定一定体积的闭合面，则通过闭合面的总通量可表示为(1-62)对于闭合面，假定面积元的单位法线矢量均由面内指向面外。在闭合面的一部分面积上，各点的 与,夹角，矢量线穿出这部分面积上，各点的 与 的夹角，矢量线穿入这部分面积，通量为负值。式（1-62）中的则表示从内穿出的正通量与从外穿入的负通量的代数和，叫通过面的净通量。当 时，穿出闭合面的通量线多于穿入的通量线，这时内必有发出通量线的源，我们称它为正源。当 时，穿入多于穿出，这时内必有吸收通量线的沟，为对称起见，我们称它为负源。当 时，穿出等于穿入，这时内正源与负源的代数和为零，或者内没有源。这里的正源和负源都叫通量源，对应的场叫具有通量源的场（简称通量场）。,如果一闭合面上任一点的矢量场 则通过面的矢量场的通量是（1-63）二、散度(Divergence)（一）散度的定义定义：在连续函数的矢量场中，任一点的邻域内，作一包围该点的任意闭合面，并使所限定的体积以任意方式趋于零。取下列极限,这个极限称为矢量场在点的散度（divergence），记作（读作散度 F）。即（1-64）这个定义与所选取的坐标系无关。表示在场中任意一点处，通过包围该点的单位体积的表面的通量。所以 可称为“通量源密度”。在点，若，则该点有发出的通量线的正源。若，则该点有吸收的通量线的负源，若，则该点无源。若在某一区域内的所有点上的矢量场的散度都等于零，则称该区域内的矢量场为无源场。,（二）散度在直角坐标系中的表达式 设在点，矢量的三个分量为。在点邻域取一空间闭区域，其边界曲面为，假设矢量场的分量在上有一阶连续偏导数，则有下列高斯公式（1-65）证明：根据三重积分的 计算法，有,根据曲面积分的计算法，则函数在边界曲面的积分为 于是，比较上面所得得两个结果，我们证得同样可证,合并上述三式即得（1-65）式。由于（1-66）根据散度的定义，利用式（1-64）、（1-65）和（1-66）得利用积分中值定理，则可以得到 点得散度为,可得到散度在直角坐标系中的表达式（1-67）可以看出，刚好等于哈密顿算子与量的标积，即（1-68）可见：一个矢量函数的散度是一个标量函数。在场中任一点，矢量场的散度等于在各坐标轴上的分量对各自坐标变量的偏导数之和。（三）散度的基本运算公式（C为常矢量）（1-69）（C为常数）（1-70）（1-71）（u为标量函数）（1-72）,三、高斯(Gauss)散度定理 等于空间某一点从包围该点的单位体积内穿出的通量。所以从空间任一体积内穿出的通量应等于 在 内的体积分，即 这个通量也就是从限定体积的闭合面上穿出的净通量。所以（1-73）这就是高斯散度定理。意义：任意矢量场的散度在场中任意一个体机内的体积分等于矢量场在限定该体积的闭合面上的法向分量沿闭合面的积分。这种矢量场中的积分变换关系，在电磁场理论中将经常用到。,【例1-5】点电荷位于坐标原点，在离其 处产生的电通量密度为 求任意点处电通量密度的散度，并求穿出以 为半径的球面的电通量。【解】,同理可得可见，除点电荷所在源点外，空间各点得电通量密度散度均为0。这证明在此球面上所穿过的电通量的源正是点电荷。,四、矢量函数的旋度一个具有通量源的矢量场，可采用通量与散度来描述场与源之间的关系。对于具有另一种源（即旋涡源）的矢量场，必须引入环量和旋度的概念。1.环量(Circulation)定义：矢量，沿某一闭合曲线（路径）的线积分，称为该矢量沿此闭曲线的环量。记作（1-74）环量是一个代数量，它的大小正负不仅与矢量场的分布有关，而且与所取的积分环绕方向有关。如果某一矢量场的环量不等于零，我们就认为场中必定有产生这种场的漩涡源。如果在一个矢量场中沿任何闭合路径上的环量恒等于零，则在这个场中不可能有旋涡源。这种类型的场称为保守场或无旋。,2.旋 度矢量场沿某一在闭合曲线的环量，是与矢量场在那个区域的旋涡源分布有关，同时也与闭合曲线的取法有关。环量只能描绘这种关系的较大范围的情况。需要引入矢量场旋度的概念。(一)旋度的定义定义：矢量场中，在任意点的 邻域内，取任意有向闭合路径，限定曲面为，取 为的单位法 向矢量，周界的环绕方向与方 向成右手螺旋关系，如果不论曲面的形状如何，只要无限收缩于 点时下列极限存在,（1-75）称此极限为场在点处绕方向的涡量（或称环量密度），把这些涡量的最大值以及取到最大值的方向所构成的一个矢量，称为场在点的旋度(Curl or Rotation)，记作，或，读作旋度 F。环量面密度是一个标量，而旋度是个矢量。矢量场中点处的旋度，在任一方向上的投影就等于点以 为法向的上的环量面密度。即（1-76）,(二)旋度在直角坐标系中的表示式 在直角坐标系下（1-77）（1-78）利用高等数学中学过的格林公式,又对于曲面S来说，其方程为，假设其上任一点的法向单位矢量的方向余弦为，则有（1-80）且有（1-81）得（1-82）将（1-82）代入到（1-79）式得（1-83）同理可证：,组合（1-81）（1-82）式，利用（1-80）式得由（1-75）式，当 时，所以有,得旋度在直角坐标系中的表示式（1-86）由上式看出，刚好等于哈密顿算子与矢量的矢积，即 一个矢量函数的旋度仍然是一个矢量函数，可以用来描述场在空间的变化规律。旋度描述的是空间各点上场与漩涡源的关系。,（三）旋度与散度的区别（1）一个矢量场的旋度是一个矢量函数；一个矢量场的散度是一个标量函数。（2）旋度表示两场中各点的场与漩涡源的关系。如果在矢量场所存在的全部空间里，场的旋度处处等于零，则这种场不可能有漩涡源，称为无旋场或保守场。散度表示场中各点的场与通量源的关系。如果在矢量场所充满的空间里，场的散度处处为零，则场不可能有通量源，称为管形场或无源场。静电场是无旋场，而磁场是管形场。（3）矢量场的分量只对求偏导数，旋度描述的是场分量沿着与它相垂直的方向上的变化规律。散度描述的是场分量沿着各自方向上的变化规律。,（四）旋度的基本运算公式（C为常矢量）（1-88）（C为常数）（1-89）（1-90）（u为标量函数）（1-91）,（1-92）,3 斯托克斯（Stokes）定理对于矢量场所在的空间中任一个以为周界的曲面，存在以下关系（1-93）这就是斯托克斯定理。它的意义是：任意矢量场的旋度沿场中任意一个以为周界的曲面的面积分，等于矢量场沿此周界的线积分。在任意曲面的通量等于沿该曲面的周界的环量。斯托克斯定理的证明同高斯散度定理的证明十分相似。如图1-12所示，在矢量场中，任取一个非闭合曲面它的周界长度是，把分成许多面积元。对于其中任一个面积元，其周界面为，应用旋度的定义式,（1-76）有 在 的条件下，下式成立曲面上的通量，就是把上式两端分别求和（1-94）上式左端求和时，各面积元之间的公共边上都经过两次积分，但因公共边上的相同而积分元方向相反，即所以两者的积分值相互抵消。,曲面的周界上的各个线元的积分不被抵消。即于是得这就从几何的角度直观地解释了斯托克斯定理。,【例1-7】矢量场,试求它沿闭合曲线上的环量并验证斯托克斯定理。是一条星形线，其参量方程是：。【解】由矢量方程：，可解得（C为任意函数）所以矢量线是一族以坐标原点为中心的平面圆。先计算环量：由闭合曲线的参量方程得,沿曲线一周再用公 式 计算的通量：由于 由 的参量方程可得。由于对称关系，上述以为周界的面积分值等于第一象限中的四倍，所以,利用参量方程代换积分元当 时，所以,1.4 格林（Green）定理和亥姆霍兹(Helmholtz)定理,一、格林定理格林定理又叫做格林恒等式（或格林公式）。格林定理是独立地提出来的，是一个原始的定理。由于和高斯散度定理密切相关，所以又认为它是高斯散度定理的直接推论。高斯散度定理表示任一矢量场的散度在场中任一体积中的体积分等于在限定该体积的闭合面上的面积分，即式（1-94）形式。,令 等于一个标量函数和矢量函数的乘积，即（为另一标量函数）。则 应用高斯散度定理及方向导数与梯度关系，得（1-95）这就是格林第一定理（第一恒等式）。对在体积 内具有二阶连续偏导数的任意标量函数和都是成立的。把式（1-95）中的 和 交换位置，则有(1-96)将式（1-96）与式（1-97）相减得(1-97)这就是格林第二定理（第二恒等式）。,二、亥姆霍兹定理对散度和旋度的讨论知：一个矢量场的散度（即）唯一地确定场中任一点的通量源密度，场的旋度（即）唯一地确定场中任一点的旋涡源密度。亥姆霍兹定理：在空间有限区域内的任一个矢量场，由它的散度，旋度和边界条件（即限定体积的闭合面上矢量场分布）唯一地确定。亥姆霍兹定理的另一说法是，在空间有限区域内的任一矢量场，若已知它的散度，旋度和边界条件，则该矢量场就唯一地被确定，并可表示成一个无旋场和一个无源场之和。即(1-98),其中(1-99)(1-100)是已知的通量源密度，是已知的旋涡源密度。和表示对求散度和旋度。如果矢量场在无限远处以足够的速度减弱至零，则式（1-99）和式（1-100）中的体积分可扩展到整个无限大空间，并且在包围整个空间的面上，所以两式中的面积分项就不存在了。即（1-101）,（1-102）上述公式中的 就是有场源分布的区域。对于这种特殊情形，参考文献1附录II中有简单的证明。根据亥姆霍兹定理，如果仅仅已知矢量场的散度或旋度，都不能唯一地确定这个矢量场。读者可根据使两函数的旋度的散度恒等于零和标量函数的梯度的旋度恒等于零的结论，自行证明。,亥姆霍兹定理的意义非常重要，是研究电磁场理论的一条主线。它告诉我们，研究一个矢量场必须从它的散度和旋度两个方面着手，无论是静态电磁场还是时变电磁场问题，都要研究它们的散度，旋度和边界条件。因此，矢量场的旋度和散度满足的关系，决定了矢量场的基本性质，故称之为矢量场的基本方程。后面我们将静电场的基本方程、时变场的麦克斯维方程都是描述电场或磁场的散度和旋度关系。,