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第21讲平面电磁波（1）本节内容：1，无耗介质中齐次波动方程的均匀平面波解2，均匀平面波的传播特性3，向任意方向传播的平面波交变电磁场具有波动性，电场和磁场（，）都满足波动方程，其解是以波动的形式在空间传播的，即电磁波。
一个点源所发射的电磁波的等相位面是什么样？一，无耗介质中齐次波动方程的均匀平面波解平面波：波阵面是平面的波叫平面波。
均匀平面波：波阵面上各点电场和磁场都分别相等的平面波叫均匀平面波。
均匀平面波是一种理想模型，但实际中某些电磁波可作为均匀平面波处理。
如：偶极子天线的远区辐射场是球面波，但当球面半径足够大，而研究其一个局部时，可近似认为是均匀平面波。
1，均匀平面波方程在均匀、线性、各向同性的理想介质中的无源区域，复数形式的麦克斯韦方程组为：（1）若均匀平面波是沿轴方向传播的，则等相位面为的平面，由均匀平面波的定义，、与、无关，即：则：∴，，同理，由：得：，，（2）因此，电场强度和磁场强度只是直角坐标和时间的函数。
由于空间无外加场源，所以。
前两项均为零，从而。
如果时，电磁场为零，那么，从而。
所以可见：理想介质中的均匀平面波是横电磁波（）或TEM波，将坐标系旋转使轴与方向一致，则电场只有分量，则：，显然，只有分量：此时，均匀平面波只有、二分量。
得到波动方程∴其解为：第一项代表沿方向传播的波，第二项代表沿方向传播的波。
我们只讨论沿方向的波（方向与此类似）。
则：即： ——媒质的波阻抗（单位）真空中：∴均匀平面波的电场、磁场相互垂直，且垂直于传播方向∵ ——实数故，同相解的讨论（1）瞬时值：固定位置：可见，在此点处，场的大小随时间作正弦振动，相位随时间连续超前。
固定某个时刻可见在此时刻场的大小沿方向正弦分布，相位随增加连续滞后。
（2）（书上的推导方法，比较复杂）此方程的通解为无界媒质中，一般没有反射波存在，只有单一行进方向的波。
如果假设均匀平面电磁波沿+z方向传播，电场强度只有Ex(z, t)分量，解为：只考虑向+z方向传播的波由麦克斯韦方程式即：将上式代入麦克斯韦方程▽×E=-jωμH，得到均匀平面波的磁场强度式中：η具有阻抗的量纲，单位为欧姆(Ω)，它的值与媒质参数有关，因此它被称为媒质的波阻抗(或本征阻抗)。
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 222磁场波动方程 J t H H ⨯-∇=∂∂-∇222με 2 如果媒质导电（意味着损耗），有E Jσ=代入上面，则波动方程变为ερμεμσ∇=∂∂-∂∂-∇222t E t E E0222=∂∂-∂∂-∇tHt H H μεμσ 如果是时谐电磁场，用场量用复矢量表示，则ερμεωωμσ ∇=+-∇E E j E 22 022=+-∇H H j H μεωωμσ采用复介电常数，εμωωεσμεωωμσμεω222)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 με0222=∂∂-∇tHH με 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 μεμσ0222=∂∂-∂∂-∇t Ht H H μεμσ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 εμω022=+∇H H εμω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 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=，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 -==-==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 xωωμεεεμ=====⨯=⨯=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与§ 6.2同样的假定和推理，有x x E a E=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+-=（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= )cos()cos(),(00e x y e y y kz t ZEa kz t H a t z H φωφω+-=+-=3 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 202121 =⨯=*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=和y y H a H =，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+-=-)cos()cos(),(00e z x y e z y y z t e ZEa z t e H a t z H φβωφβωαα+-=+-=--7 坡印亭矢量zx z e ZE a H E S α2202121-*=⨯=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。
11 良导体，传导电流大大大于位移电流，ωεσ>>。
波阻抗 jX R j e jj Z j +=+==-≈-=σωμσωμσωμωσμωεσεμπ22)1(4良导体阻抗呈感性。
传播常数αβωμσωμσωμσωεσμεωωεσμεωπj j e j j k j -=-==-≈-=-22)()1(4 2ωμσαβ==12 趋肤效应和趋肤深度在良导体中，由于传导电流存在，电磁波的能量转换为热能。
也就是电磁波有传播损耗。
电磁波由良导体衰减常数2ωμσα=可知，电磁波频率越高，电磁波在良导体中的衰减常数就越大，这样高频电磁波只能存在于导体表面附近的一个薄层内，高频电流（E Jσ=）也主要分布在这个薄层。
这就是趋肤效应，频率越高，电导率越大，趋肤效应越明显。
趋肤深度δ定义为电磁波场强衰减到表面场强值e1时电磁波所穿透的距离。
