下载文档原格式
第24讲平面电磁波（4）上节回顾：电场强度矢量E的矢端在空间固定点随时间的变化所描述的轨迹来表示电磁波的极化。
1，线极化波2，圆极化波3，椭圆极化波本节内容：1，从理想介质向理想导体平面的垂直入射2．从一种理想介质向另一理想介质垂直入射3．对两种有耗媒质交界面的垂直入射4，．对理想介质与良导体分界平面的垂直入射均匀平面波对平面分界面的垂直入射前面讨论了均匀平面波在均匀、无界的理想介质和有耗媒质中的传播特性。
当电磁波从一种媒质入射到另一种媒质的界面时，由于媒质的特性不同，电磁波将在界面上发生反射和透射。
这样，第一种媒质中除入射波外，还会有一个反射波，其中的总场为入射波场与反射波场的迭加。
同时媒质“2”中将有一透射波（或折射波）。
为了分析简便，只研究分界面为无限大平面的特殊情况。
1，从理想介质向理想导体平面的垂直入射( )ε μ , "1 " "2 " ∞ = + H z第一种媒质为理想介质()εμ,，第二种媒质为理想导体()∞=σ，均匀平面波沿z 轴从第一种媒质入射到位于0=z 处的分界面（xoy 平面）上。
设入射波电场只有x a 分量，则： z j xm x x x e E a E a E β-+++== z j xm x x x e E a E a E β---==故媒质“1”中的总电场为：()x x z j xm zj xm x E a e E eE a E E E =+=+=--+-+ββ由边界条件：0=z 时，0=t E()σ=∞则：0=+-+xm xm E E∴ +--=xm xm EE()()z j z j xm x z j xm z j xm x e e E a e E eE a E ββββ-=-=-++-+ ()z E j a xm x βsin 2+-=瞬时值：z j xm y z e E a E a H βηη-+++=⨯= 1 ()z j xm y z j xm y z eE a e E a E a H ββηηη+---=-=⨯-= 1 ∴ ()z j z j xm y e e E a H H H ββη+=+=-+-+z E a xm y βηcos 2+=瞬时值：由x E ，y H 的表达式可见：在任一固定时刻，当πβn z -=，即() ,2,1,02=-=n n z λ时，x E 总为0值，而y H 幅度总为最大值；当2ππβ--=n z ，即()412λ+-=n z 时，x E 的幅度总为最大，而y H 总为0。
第17讲平面电磁波（2）本节内容：1，有耗媒质中的均匀平面波2，集肤深度和表面电阻一， 有耗媒质中的均匀平面波1， 导电媒质中平面电磁波的传播特性导电媒质又称为有(损)耗媒质,是指σ≠0的媒质。
电磁波在导电媒质中传播时,根据欧姆定律,将出现传导电流E J c σ=,也称为欧姆电流。
无源、无界的导电媒质中麦克斯韦方程组为0=⋅∇=⋅∇-=⨯∇+=⨯∇E H H j E E j E H ωμωεσ其中： ⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=ωεσεωσεεj j c 1 E j E j j H c ωεωσεω=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=⨯∇波动方程：其中：μεωγ22=002222=+∇=+∇H H E E γγ直角坐标系中，对于沿+z 方向传播的均匀平面电磁波，如果假定电场强度只有一个分量Ex ，那么式的一个解为令γ=β-j α，则z j z x z j j x e e E e e E e E βααβ---==0)(0，显然电场强度的zj x e E e E γ-=0复振幅以因子z e α-随z 的增大而减小，表明α是说明每单位距离衰减程度的常数，称为电磁波的衰减常数。
β表示每单位距离落后的相位，称为相位常数。
γ=β-j α称为传播常数。
因此电场强度的瞬时值可以表示为)cos(),(0φβω+-=-z t e E e t z E az m x其中E m、φ0分别表示电场强度的振幅值和初相角，即因为所以φjmeEE=cμεωγ22=⎪⎭⎫⎝⎛-=-ωσεμωβjja22)(故有从而有 ωμσμεωββj a j a -=--2222ωμσαβμεωαβ==-2222由以上两方程解得⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎣⎡+⎪⎭⎫ ⎝⎛+=⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎣⎡-⎪⎭⎫ ⎝⎛+=11211222ωεσμεωβωεσμεωαzj azcyzj cyeeE e eE e E jH βγηηωμ---==⨯∇=其中称为导电媒质的波阻抗， 它是一个复数。
θηωεσεμωσεμηj c c ej j =⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=-211导电媒质的本征阻抗是一个复数，其模小于理想介质的本征阻抗，幅角在0-π/4之间变化，具有感性相角。
第25讲平面电磁波（5）本节内容：1，相位匹配条件和斯涅耳定律2，对理想导体表面的斜入射3，对理想介质表面的斜入射一，相位匹配条件和斯涅耳定律当电磁波投射到两种媒质的交界面上时，由于不同媒质的本构参数ε、μ、σ不同，因此，在两种媒质中传播的平面电磁波的幅度、相速、极化方式等传播特性都会发生变化。
同时，由于媒质的突变，还会引起电磁波传播方向的变化，这就是电磁波在媒质交界面上的反射和折射现象。
本节从电磁现象的边界条件出发（1）由边界条件，推导出入射波、反射波和折射波三者之间方向的关系，这就是熟悉的反射、折射定律。
（2）根据电磁场的边界条件，研究入射波、反射波和透射波振幅之间的关系，由浅入深讨论电磁波垂直投射到媒质交界上入射波、反射波和透射波幅度的关系。
（3）给出电磁波斜入射到媒质交界面上入射波、反射波和折射波三者之间的振幅关系。
本节的讨论限于均匀平面电磁波投射到无限大平面分界面的情况入射波、反射波和折射波方向之间的关系设z＝0为两种媒质的交界面，如图所示。
当一个均匀平面电磁波从介质1入射到分界面上将产生反射波和折射波，由于媒质是线性、均匀且各向同性的媒质，因而反射波和折射波一定是均匀平面电磁波。
入射波、反射波和透射波的传播矢量可表示为：式中tztytxtttrzryrxrrriziyixiiik zk yk xkskk zk yk xkskk zk yk xk skˆˆˆˆˆˆˆˆˆˆˆˆ++==++==++==222111εμωεμω=====kkkkktri三种波的电场强度复矢量可写为根据边界条件, 分界面(z=0)两侧电场矢量的切向分量应连续, 故有rjk t t r jk r r r jk i i t r i e E E eE E e E E ⋅-⋅-⋅-===000)(0)(0)(0y k x k j tg t y k x k j tg r y k x k j tg i ty tx ry rx iy ix e E e E e E +-+-+-=+式中上标tg 表示切向分量。
平面电磁波1 时变电磁场以电磁波的形式存在于时间和空间这个统一的物理世界。
2 研究某一具体情况下电磁波的激发和传播规律，从数学上讲就是求解在这具体条件下Maxwell equations 或wave equations 的解。
3 在某些特定条件下，Maxwell equations 或wave equations 可以简化，从而导出简化的模型，如传输线模型、集中参数等效电路模型等等。
4 最简单的电磁波是平面波。
等相面（波阵面）为无限大平面电磁波称为平面波。
如果平面波等相面上场强的幅度均匀不变，则称为均匀平面波。
5 许多复杂的电磁波，如柱面波、球面波，可以分解为许多均匀平面波的叠加；反之亦然。
故均匀平面波是最简单最基本的电磁波模式，因此我们从均匀平面波开始电磁波的学习。
§ 6.1 波动方程1 电场波动方程：ερμμε∇+∂∂=∂∂-∇t J t E E ρρρ222磁场波动方程 J t H H ρρρ⨯-∇=∂∂-∇222με 2 如果媒质导电（意味着损耗），有E J ρρσ=代入上面，则波动方程变为ερμεμσ∇=∂∂-∂∂-∇222t E t E E ρρρ0222=∂∂-∂∂-∇tHt H H ρρρμεμσ 如果是时谐电磁场，用场量用复矢量表示，则ερμεωωμσ&&ρ&ρ&ρ∇=+-∇E E j E 22 022=+-∇H H j H &ρ&ρ&ρμεωωμσ采用复介电常数，εμωωεσμεωωμσμεω&222)1(=-=-jj ，上面也可写成 3 在线性、均匀、各向同性非导电媒质的无源区域，波动方程成为齐次方程。
0222=∂∂-∇t EE ρρμε0222=∂∂-∇tHH ρρμε 4在线性、均匀、各向同性、导电媒质的无源区域，波动方程成为齐次方程。
0222=∂∂-∂∂-∇tEt E E ρρρμεμσ0222=∂∂-∂∂-∇tHt H H ρρρμεμσ 如果是时谐电磁场，用场量用复矢量表示，并采用复介电常数，εμωωεσμεωωμσμεω&222)1(=-=-jj ，上面也可写成 022=+∇E E &ρ&&ρεμω022=+∇H H &ρ&&ρεμω注意，介电常数是复数代表有损耗。
5 学习要求：推导，数学形式与物理意义的对应。
§ 6.2 均匀平面电磁波1 波动方程的均匀平面波解真实的物理世界不存在均匀平面波，它需要无限大的理想介质和无穷大的能量。
但离场源很远的局部区域的电磁波可以看成均匀平面波。
2 由均匀平面波的定义，我们可以设电场只与同一坐标分量有关，如直角坐标系中的z 坐标。
3 下面我们首先用Maxwell 方程证明均匀平面波电磁场的纵向分量（平行于传播方向的电磁场分量，此时为z 分量）等于零；其次我们给出非零场分量wave 方程的一般解，由一般解说明波的本质；然后导出均匀平面波的传播特性。
4 把,0,0,0,0=∂∂=∂∂=∂∂=∂∂yHx H y E x E ρρρρ代入Maxwell 两个旋度方程，可得 0,0=∂∂=∂∂tH t E zz因此z z H E ,是不随时间变化的常量，相互没有耦合，既与时变电磁场无关，又不包含信息，在时变电磁场中，可令它们为零。
故均匀平面波电磁场的纵向分量（平行于传播方向的电磁场分量，此时为z 分量）等于零。
5 现在电场矢量位于x －y 平面，不失一般性，可令x x E a E ρρ=，这时电场波动方程可以简化为02222=∂∂-∂∂t E z E xx με 其一般解为)()(21vt z f vt z f E x ++-=式中με1=v 为波速6 波动的本质：令 vt z c -=场量仅仅与c 有关，c 的值决定场量的处于上面状态。
因此c 的值称为相位，上述方程称为等相位面方程。
从等相位面方程看，空间坐标的变化与时间坐标的变化可以相互补偿以保持相位或者说场量的恒定，这就是波动的本质。
7电磁波传播方向的判定：利用等相位面方程判定。
如果等相位面方程是vt z c -=，时间t 增加，欲保持相位不变，z 必须增加，因此等相位面是向z 增加方向移动，也就是电磁波传播方向是z +方向。
8 均匀平面波为横电磁波（TEM ）由5可知，电磁波传播方向为z +和z -方向。
电场没有传播方向的分量。
电磁波的传播方向通常称为纵向，如果电场和磁场没有传播方向的分量，则该电磁波称为TEM 波（横电磁波）。
9 磁场、磁场与电场的关系、波阻抗：由Maxwell 磁场旋度方程可得)]()([21vt z f v vt z f v tE zH xy +'+-'--=∂∂-=∇∂∂εε两边积分可得()()])([1])([2121vt z f vt z f Zvt z f vt z f v H y +--=+--=ε 式中εμεμεε===-1)(v Z 为波阻抗。
它仅仅与媒质的参数有关，也称为媒质的本征阻抗。
在真空中)(3771200Ω≈==πεμZ 。
10 均匀平面波中电场、磁场及电磁波传播方向三者之间的关系：前面的式中包含着两个方向传播的电磁波，如果只考虑向一个方向，比如z +方向传播的电磁波，则有)(1)(11vt z f Za H a H vt z f a E a E y y y x x x -==-==ρρρρρρ 因此在真空中的均匀平面波，其电场方向、磁场方向及电磁波传播方向三者之间相互正交，满足右手螺旋关系；电场与磁场相位相等；电场与磁场的幅度之比等于波阻抗。
11 电磁能量：m e H ZH E ωμεεω====22221)(2121故电场能量密度与磁场能量密度相等。
（如果不相等会怎样？）空间任一点电磁波的瞬时能量密度等于电场能量密度与磁场能量密度之和。
12 坡印亭矢量与电磁能量的传播：v v a E a E a Z E a H a E a H E S z x z x z x z y y x x ρρρρρρρρρρωωμεεεμ=====⨯=⨯=222)()(故均匀平面波电磁波能量沿传播方向以波速传播。
§ 6.3正弦均匀平面波在无限大均匀媒质中的传播1无限大均匀媒质中的正弦均匀平面波除了具有前面均匀平面波的全部特性之外，还有一些特点：1）正弦意味着时谐电磁波，此时的波形函数1f 或2f 变为正弦类函数，有正弦函数就会出现频率变量ω，也可以引入场量的复数表示式；2）媒质既可以无耗，也可以有耗。
这样就更接近实际世界。
一 在理想介质： 2 波动方程及其解场量用复数表示，无源区复数形式的波动方程为022=+∇E k E &ρ&ρ与§ 6.2同样的假定和推理，有x x E a E &ρ&ρ=和0222=+∂∂x xE k zE && 式中μεω22=k ，k 为传播常数，简称为波数。
上面方程的解为e j jkz x jkz x x e E e E E φ+--==00&& 其瞬时值为)cos(),(0e x x kz t E a t z E φω+-=ρρ（注：教科书(6.3.4a)式笔误，应与前面复数表示式规定一致）同样利用Maxwell 磁场旋度方程可得yy H a H &ρ&ρ= )cos()cos(),(00e x y e y y kz t ZEa kz t H a t z H φωφω+-=+-=ρρρ3 等相位面方程、波的相速及波长。
等相位面方程是：c kz t =-ω，在时谐电磁波条件下k ,ω为恒定量，由此可得0=-kdz dt ω。
相速p v 为μεμεωωω1====k dt dz v p与§ 6.2中的结论一致。
但这里的方法更具有一般性。
波长：在传播方向上相位差为π2的两点之间的距离 kπλ2= 4 复数坡印亭矢量ZE a H E S x z 202121ρ&ρ&ρ&ρ=⨯=*二 在导电媒质中 5 波动方程及其解场量用复数表示，无源区复数形式的波动方程为022=+∇E k E &ρ&&ρ式中)(222ωσεμωεμωj k-==&&。
因此只要把前面的实数k 改为复数k&，解的形式不变。
6 传播常数、波阻抗：αβωσεμωj j k-=-=)(& 传播常数为复数意味着沿传播方向电磁波有衰减。
这时称为β相位常数，α为衰减常数。
φωσεμεμj e Z j Z=-==)(&&波阻抗的相角)40(πφφ<<表示磁场滞后于电场。
波阻抗为复数表示电场与磁场在时间上不同步。
x x E a E &ρ&ρ=和y y H a H &ρ&ρ=，电场、磁场的复数表示式为e e j z j z x j z k j x z k j x x e e E e E e E E φβαφ+--+--===000&&&& e e e j z j z x j z j z y j z k j y z k j y y e e ZE e e H e H e H H φβαφβαφ+--+--+--====&&&&&0000 电场、磁场的瞬时值为)cos(),(0e z x x z t e E a t z E φβωα+-=-ρρ)cos()cos(),(00e z x y e z y y z t e ZEa z t e H a t z H φβωφβωαα+-=+-=--&ρρρ7 坡印亭矢量zx z e ZE a H E S α2202121-*=⨯=&ρ&ρ&ρ&ρ由此可见在导电媒质中电磁波功率流密度按指数规律衰减。
8 不良导体与良导体：导电媒质中不良导体与良导体的划分不仅与媒质的电导率有关，而且与其中传播的电磁波的频率有关。
9不良导体，传导电流大大小于位移电流，ωεσ<<，也称为弱损耗媒质。
波阻抗 εμωεσεμ≈-=)1(jZ& 传播常数 αβωεσμεωωεσμεωj j j k-=-≈-=)211()1(& （注意：相位比幅度敏感，故传播常数近似的精度比阻抗近似精度高一阶） 这样有μεωβ≈Z σεμσα2121=≈ 这是用纯数学方法导出的衰减常数近似式。
10我们也可以用物理方法导出弱损耗媒质电磁波的衰减常数的近似式（参考教科书163页）。
这种物理方法更具有普遍性，是计算弱损耗媒质电磁波的衰减常数的代表性方法。
