第1章 光的电磁理论基础PPT讲稿.ppt

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1、第1章 光的电磁理论基础第1页，共42页，编辑于2022年，星期日因此本课程的结构安排主要突出了以下几点：光的电磁理论基础光的电磁理论基础波动方程，光波在无界空间波动方程，光波在无界空间(真真空及无限大均匀各向同性介质空及无限大均匀各向同性介质)中的传播，光波在界面上中的传播，光波在界面上(介质及金属介质及金属)的反射和折射特性，光波在有界空间的反射和折射特性，光波在有界空间(波导波导)中的传播，光波在各向异性介质空间中的传播，光波在各向异性介质空间(晶体晶体)中的传播，光中的传播，光波场的叠加与相干性，光子特性等。波场的叠加与相干性，光子特性等。上述内容基本上包含了现代光学各个分支的基础内容

2、。希望本课程在强调光学的系统性、简洁性、时代性及应用性的同时，能够以全新的概念给同学建立起一个从经典光学到现代光学的简明的系统理论构架。为后续的相关课程，奠定必要的理论基础。第2页，共42页，编辑于2022年，星期日教材及学生必读参考资料：1教材：赵建林，高等光学，国防工业出版社 季家镕，高等光学教程，科学出版社 M.波恩、E.沃耳夫，光学原理，科学出版社2参考书籍、资料：谢建平，近代光学基础，中国科学技术大学出版社 苏显渝、李继陶，信息光学，科学出版社 朱自强等，现代光学教程，四川大学出版社 钟锡华，现代光学基础，北京大学出版社第3页，共42页，编辑于2022年，星期日第1章 光的电磁理论基

3、础 按照经典物理学观点，光是一种波长极短的电磁波。光的传播与电磁波的传播服从同一规律。光与物质相互作用现象实际上就是电磁场与物质相互作用的结果。也就是说，一切经典的光现象，如干涉、衍射、偏振、反射、折射、色散、成像等，均可以由电磁场理论给以解释。所以，讨论光的经典传播问题时，都以电磁场理论为其基础，而电磁场理论又以麦克斯韦（Maxwell)方程组为基础，故麦克斯韦方程组麦克斯韦方程组是研究光波传播规律的基础之基础。本章将从麦克斯韦方程组出发，建立自由空间光波场所满足的波动方程。第4页，共42页，编辑于2022年，星期日1.11.1电磁场的基本方程电磁场的基本方程111麦克斯韦方程组 众知，描述

4、电磁场的主要特征量是电场强度矢量E E、电位移矢量D D、磁感应强度矢量B B及磁场强度矢量H H。其中E E和B B为基本特征量，D D 和H H 为辅助量（所有矢量均以粗体表示）。电场与磁场之间由麦克斯韦方程组相联系，其积分形式包括如下4个方程：第5页，共42页，编辑于2022年，星期日 方程组第1式来自法拉第(Faraday)电磁感应定律，其实质即变化的磁场产生变化的电场。微分式(112a)的意义是电场强度矢量的旋度等于磁感应强度随时间的变化率(负值)。对上述积分应用斯托克斯公式和高斯公式：可得到微分形式的麦克斯韦方程组:第6页，共42页，编辑于2022年，星期日方程组第2式来自安培(A

5、mpere)环路定律，其实质即由电流场或变化的电场产生变化的磁场。其中积分式(111b)的意义是磁场强度沿闭合环路的积分等于该环路所包围的电流强度之代数和。这些电流包括传导电流和位移电流两部分，前者代表稳恒电流场，后者代表变化的电场。微分式(112b)的意义是磁场强度之旋度等于引起该磁场的传导电流密度和位移电流密度之和。方程组第3式来自电场的高斯(Gauss)定理。其中积分式(111c)的意义是穿过闭合曲面的电位移通量等于该曲面所包围空间体积内的自由电荷的代数和。微分式(112c)的意义是电位移矢量的散度等于空间同一处的自由电荷密度。方程组第4式来自磁场的高斯定理。其中积分式(111d)的意义

6、是穿过任一闭合曲面的磁感应通量等于0。微分式(112d)的意义是磁场中任一点的磁感应强度之散度恒等于0。第7页，共42页，编辑于2022年，星期日可以看出：由麦克斯韦方程组给出的4个场量中1）电场强度矢量E E是一个涡旋场，相应的电位移矢量D D则是一个有源场，这与静电场不同。2）磁场强度矢量H H 与磁感应强度矢量B B均是一个有旋无源场。可以证明，4个方程式中只有2个是独立的。分别对(112a)式和(112b)式取散度，可得：显然，由（1.1.3)式直接可得出(1.1.2d)式；由（1.1.4)式并利用电荷守恒定律即可得出(1.1.2c)式。第8页，共42页，编辑于2022年，星期日综上所

7、述，仅由麦克斯韦方程组给出的这4个方程还不足以求解出描述电磁场的4个场量E E、D D、B B和H H。为此，还需给出4个场量之间的关系。一般地，电场强度矢量E E与电位移矢量D D、磁感应强度矢量B B与磁场强度矢量H H 之间的关系与电磁场所处的空间介质有关，因而称这些关系为电磁场的物质方程或介质的电磁性质方程。1.1.2 1.1.2 电磁场的物质方程电磁场的物质方程 (1)(1)真空中真空中式中 分别称为真空介电常数和真空磁导率。第9页，共42页，编辑于2022年，星期日(2)(2)均匀各向同性介质中均匀各向同性介质中 进入某种介质的电磁场将与该介质发生相互作用，最终导致介质被极化。当这

8、种极化仅取决于作用场强大小，而与场量的作用极化仅取决于作用场强大小，而与场量的作用方向及位置无关时，则称这种介质为均匀各向同性介质方向及位置无关时，则称这种介质为均匀各向同性介质。极化特性与作用场频率无关的介质称为无色散介质无色散介质，与作用场频率有关的介质称为色散介质色散介质。式中 和 分别称为介质的介电常数和磁导率，分别称为介质的相对介电常数和相对磁导率。在线性极化条件下，对于均匀各向同性的无色散介质，电磁场的物质方程可表示为：第10页，共42页，编辑于2022年，星期日 对于均匀各向同性的色散介质，介电常数和磁导率一般是电磁场频率的函数。此时，上述物质方程只对单个频率成立(场量仅对应单个

9、频率成分)，即：(1.1.8a)(1.1.8b)第11页，共42页，编辑于2022年，星期日 对于一个具有各种频率成分的非正弦变化的电磁场:物质方程不再成立。对于一般非磁性介质:对于导电介质(导体)，还有如下方程：(119)此即欧姆定律的微分式，其中 称为导体的电导率。第12页，共42页，编辑于2022年，星期日(3)(3)非均匀各向同性介质中非均匀各向同性介质中 非均匀各向同性介质中，电磁场的极化与方向无关，但与作用位置及场强大小有关。因而其介电常数和磁导率都是位置矢量的函数，于是有：第13页，共42页，编辑于2022年，星期日(4)(4)均匀各向异性介质中均匀各向异性介质中 均匀各向异性介

10、质的特点是：电磁场的极化与作用位置无关，但与方向有关。因而电位移矢量与电场强度矢量之间的关系较为复杂，一般可表示为：式中 为二阶张量，称为介电张量。一般情况下，介电张量由9个非0元素构成，即：若选取适当的坐标方向，如以晶体的介电主轴为坐标轴(简称主坐标系)，则介电张量可简化为一个只有3个非0元素的对角张量，即：(1.1.11)第14页，共42页，编辑于2022年，星期日对于双轴晶体，其在主坐标系的3个介电张量元素互不相等。为便于讨论，一般按大小顺序确定其角标，即 或 。前者称为正晶体，后者称为负晶体。对于单轴晶体，其在主坐标系的介电张量元素 ，因而介电张量还可进一步简化为：第15页，共42页，

11、编辑于2022年，星期日 综上所述，电磁场的物质方程反映了所处介质的宏观电磁性质。在真空以及各向同性介质中在真空以及各向同性介质中，电位移矢量D D与电场强度矢量E E之间、磁感应强度B B与磁场强度H H之间均呈现线性关系线性关系，且方向一致且方向一致；在各向异性介质中在各向异性介质中，D D与E E及B B与H H之间仍呈现线性关系线性关系，但方向却方向却一般不同一般不同。然而必须注意，上述给出的D D与E E及B B与H H之间的线性关系只在一般的弱电磁场中成立。在强电磁场作用下，许多介质会呈现更为复杂的非线性关系非线性关系。亦即D D 不仅与E E的一次方有关，而且还与E E的二次、三

12、次甚至更高次方有关。在铁磁物质中，B B与H H的关系也呈现非线性特征。此外，近年来发现的各种光折变介质中，尽管作用光场很弱，但却同样呈现非线性特征。所有这些内容均属于非线性光学范畴。第16页，共42页，编辑于2022年，星期日1 11 13 3电磁场的边值关系电磁场的边值关系 当电磁场穿越两种介质的分界面时，一般来讲，会在分界面上引起束缚面电荷和电流分布，从而使分界面两侧电磁场量发生跃变而不连续。因此，研究电磁场在有界空间的特性时，有必要先确定出分界面两侧电磁场量与分界面上电荷、电流分布的关系。这一关系可由积分形式的麦克斯韦方程组给出，即：式中n为界面法线方向单位矢量，为界面上的传导电流线密

13、度，为自由电荷体密度。当不存在自由电荷、电流分布时，(1115)式可简化为：第17页，共42页，编辑于2022年，星期日式中n、t分别表示场的法向法向和切向切向分量。上式表明，当界面上不存在自由电荷、电流分布时，电场强度矢量和磁场强度矢量在切线方向连续，电位移矢量和磁感应强度矢量在法线方向连续。第18页，共42页，编辑于2022年，星期日1.2 1.2 无源空间中的电磁波动方程无源空间中的电磁波动方程 当空间无自由电荷、传导电流分布时，即 时，则麦克斯韦方程组可简化为如下形式：可见，在无源空间中，磁场与电场的分布具有类似的形式，且麦克斯韦方程组为齐次形式。第19页，共42页，编辑于2022年，

14、星期日1.2.1 空间为真空空间为真空 取上述齐次麦克斯韦方程组中(121a)式的旋度并利用物质方程(117)式，可得：分别将(121b)式和(121c)式代入(122)式的右、左端，并利用物质方程(116)式得：由此得到电场所满足的波动方程为：第20页，共42页，编辑于2022年，星期日取常数：则波动方程式(123a)和(113b)可化简为：显然，这对方程给出了一组在真空中随时间和空间作周期性变化的电磁波动。式中的常数c正是该波动在真空中的传播速度，它等于真空介电常数 与真空磁导率 两者乘积开方的倒数。第21页，共42页，编辑于2022年，星期日表示电磁场在介质中的传播速度，其中最后一个等号

15、成立于非磁性物质中。1.2.2 空间为无色散的均匀各向同性介质空间为无色散的均匀各向同性介质 对于均匀各向同性的无色散介质，其介电常数 和磁导率 与电磁场的频率 无关，于是有：(1.2.6)其中：(1.2.7)第22页，共42页，编辑于2022年，星期日1.2.3 1.2.3 空间为有色散的均匀各向同性介质空间为有色散的均匀各向同性介质 对于色散介质，其介电常数 和磁导率 都是电磁场频率 的函数。这样，一个具有各种频率成分的非正弦变化的电磁场(非定态场)，其场量E(t)和D(t)、B(t)和H(t)之间不再具有物质方程所确定的简单线性关系，因而在此类介质中电场强度矢量E(t)和磁感应强度矢量B

16、(t)不再满足由(1.2.6)式所确定的波动方程。然而，按照线性叠加原理，一个随时间任一个随时间任意变化的非定态波场可以看成是由各种具有恒定频率成分的简意变化的非定态波场可以看成是由各种具有恒定频率成分的简谐波场谐波场(定态波场或单色波场定态波场或单色波场)的线性叠加的线性叠加。假设某一定态电磁波场的圆频率为 ，其电场强度矢量和磁感应强度矢量分别表示为：(1.2.8)第23页，共42页，编辑于2022年，星期日则一个非定态场的电场强度矢量和磁感应强度矢量可分别表示为：(1.2.9)单色波的波动方程应具有与(1.2.6)式相同的形式，即：(1.2.10)第24页，共42页，编辑于2022年，星期

17、日所不同的是(1.2.10)式中的速度只对应于圆频率为 的单色波场。将(1.2.8)式代入(1.2.10)式并消去时间因子，可得：此即一定频率的电磁波所满足的基本方程定态波动方程，通常称之为亥姆霍兹亥姆霍兹(Helmholtz)方程方程。亥姆霍兹方程的解E(r)、B(r)表征了给定频率的电磁波场在空间的分布情况，每一种可能的形式称为电磁波的一种模式或波型。式中k表示圆频率为 的单色波的(角)波数。其值为：(1.2.10)(1.2.11)第25页，共42页，编辑于2022年，星期日注意注意:由于在导出方程式(1211)的过程中曾利用了条件 和 ，而亥姆霍兹方程本身的解并不能保证 和 成立，故亥姆

18、霍兹方程的解必须再加上条件 和 ，才代表电磁波场的解。其次，求解定态波动方程时，实际上只需要求解其中的一个场量(E E或B B)方程，而另一个场量则可以直接根据麦克斯韦方程组导出。如若已知E E(或B B)矢量的解，则将其代入麦克斯韦方程组，便可得B B(或E E)矢量的解为：第26页，共42页，编辑于2022年，星期日1.2.4 1.2.4 空间为无色散的非均匀各向同性介质空间为无色散的非均匀各向同性介质对于无色散的非均匀各向同性介质，代入麦克斯韦方程组第3式得：再取麦克斯韦方程组第1式的旋度并将上式代入，得：第27页，共42页，编辑于2022年，星期日同样，由麦克斯韦方程组第4式得：对麦克

19、斯韦方程组第2式取旋度并将上式代入，得：第28页，共42页，编辑于2022年，星期日即：因此，对于无色散的非均匀各向同性介质，波动方程为：第29页，共42页，编辑于2022年，星期日1.3 有源空间中的电磁波动方程第30页，共42页，编辑于2022年，星期日1.3.1 电磁场的矢势与标势电磁场的矢势与标势 麦克斯韦方程组第4式表明，无论对稳恒场还是迅变场，磁感应强度矢量B的散度始终等于0，因此，磁场是一个有旋无源场。由矢量分析理论可知，散度等于0的矢量可以看作是某个矢量A的旋度，故可将磁感应强度矢量B表示为：(1.3.1)这里定义矢量A为电磁场的矢势矢势。在静电场中，电场是一保守场，故电场强度

20、可用一个标量函数即电势来描述。在迅变场中，电场不仅由电荷激发，而且也可能由变化的磁场激发，因而不再是一个保守场，但也不是一个有旋无源场。这样，电场就不能用一个单一的标量或矢量来描述。将上式代入麦克斯韦方程组第1式得：第31页，共42页，编辑于2022年，星期日显然，为一无旋场，故可表示为某一标量场的梯度，即：与矢势A对应，这里定义函数 为电磁场的标势标势。1.3.2 1.3.2 洛伦兹规范与库仑规范洛伦兹规范与库仑规范 标势 的引入仅仅是为了简化电磁场问题的求解，并不具有电势能的意义，因为这里的电场E并非保守场。在变化着的电磁场中，电场和磁场是相互作用的整体，故需把矢势和标势也作为一个整体来描

21、述电磁场。然而必须注意，用矢势A和标势 可以替代电场E和磁场B描述电磁场，但这种代替并不是唯一的，即给定E和B并不对应唯一的A和 。这是因为当(1.3.2)式成立时，若给其加上任意一个满足 的矢量函数 时，同样有：第32页，共42页，编辑于2022年，星期日故仍然不能解出一个确定的E。因此，需要对矢势A加上一个约束条件，或曰规范。常用的规范条件有两种，即洛伦兹规范和库仑(Coulomb)规范，分别表示为：在这种规范下，矢势A为无源场，因而(1.3.4)式中第2项()也为无源场，而第1项()为无旋场。前者对应于感应电场，即变化磁场产生的涡旋电场，而后者则对应于库仑场。第33页，共42页，编辑于2

22、022年，星期日显然，由(1.3.6)式和(1.3.7)式给出的不同规范条件对应着不同的一组矢势和标势解(A，)，但却对应着同一组电场E和磁场B。这说明用势函数描述电磁场时，可以有不同的规范选择。但无论对势函数取何种规范，所描述的物理量和物理规律都应保持不变，这种不变性称为规范不变性规范不变性。从数学上也可以这样来理解这种规范变换的自由性：在引入矢势A时只给出了其旋度而没有给出其散度，而仅有旋度是不足以确定一个矢量场的。为了确定矢势A，必须再给出其散度。而电磁场E和B本身对A的散度并没有任何限制。因此作为确定矢势A的辅助条件，我们可以取其散度为任意值，每一种选择就对应一种规范，但不同规范又都对

23、应着同一组E和B。至于实际中究竟选取哪一种规范，要视所求解问题的方便而定。第34页，共42页，编辑于2022年，星期日 矢势A和标势 的引入并采取适当的规范条件可使基本方程的求解得到简化。满足洛伦兹规范条件的矢势A和标势 称为洛伦兹规范下的矢势和标势。将洛伦兹规范分别代入麦克斯韦方程组的第2和第3式，并利用物质方程，可分别得到A和 满足的波动方程:1.3.3 达朗贝尔方程达朗贝尔方程这样，由电场强度矢量E和磁感应强度矢量B所满足的波动方程便简化为矢势A和标势 所满足的波动方程。通常将这组方程称为达朗贝尔(dAlembert)方程。由达朗贝尔方程求出矢势A和标势 ，便可进一步由其定义(1.3.4

24、)式和(1.3.1)式分别求出电场强度矢量E和磁感应强度矢量B的表达式。第35页，共42页，编辑于2022年，星期日1.4 电磁场的能量和能流 通常用能量密度和能流密度分别描述电磁场的储能和能量的传播性质。第36页，共42页，编辑于2022年，星期日能量密度能量密度定义为单位体积内的电磁场能量，用w表示，一般情况下w 是空间位置和时间的单值函数；能流密度能流密度又称玻印亭矢量，用S表示，其大小定义为单位时间内垂直通过单位横截面积的电磁场能量，其方向代表能量的传播方向。能量密度w和能流密度S的表达式可通过电磁场与带电体相互作用过程中，电磁场的能量和带电体运动的机械能相互转化而求出。此作用力在单位

25、时间内对电荷系统所作的功为：设有空间域 ，表面积为 ，内有电荷和电流分布 、J，电荷运动速度为 v，则电磁场对电荷系统作用的洛伦兹力密度为：第37页，共42页，编辑于2022年，星期日由能流密度和能量密度的定义，单位时间流入空间域 内的电磁场能量和域内电磁场能量的增量分别为：根据能量守恒定律，(1.4.2)式应等于(1.4.1)式与(1.4.3)式之和，即单位时间流入域内的电磁场能量应等于场对域内电荷所做功及域内电磁场能量的增加率之和：第38页，共42页，编辑于2022年，星期日相应的微分式为：或：由麦克斯韦方程组第2式得：由此，并利用麦克斯韦方程组第1式，及矢量微分关系可得：第39页，共42

26、页，编辑于2022年，星期日=将（1.4.9）式代入（1.4.7）式，并整理得：式中左右两端分别只涉及到随空间和时间的变化，故可认为两端各自独立变化，因而等式成立的条件是各自都等于0，于是有：第40页，共42页，编辑于2022年，星期日(1.4.11)式即能流密度矢量能流密度矢量S的定义式。而(1.4.12)式表明，dt时间内电磁场的能量密度能量密度增量为：或：其中(1.4.14)式利用了各向同性介质的物质方程。对其两端求积分，即得到电磁场在各向同性介质中能量密度能量密度表达式：第41页，共42页，编辑于2022年，星期日第一章第一章 作业题作业题1.1 从麦克斯韦方程组出发，导出磁感应强度B B在无限大均匀各向同性电介质中所满足的波动方程。1.2 已知电场E E和磁场H H在直角坐标中的分量分别为：求：电磁场的能量密度w及玻印亭矢量S S。1.3 设某一无限大介质中，只是空间坐标的函数，试从麦克斯韦方程和物质方程出发证明：第42页，共42页，编辑于2022年，星期日