清华大学张斌电动力学1资料演示教学.ppt

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1、清华大学张斌电动力学1资料电场的叠加原理电场的叠加原理多个电荷同时产生的电场即一般地，引入电荷密度 来描写源的电量分布，它产生电场为zP(x,y,z)yox在源电荷为点状分布时，电荷密度用 函数表示静电场所满足的微分方程静电场所满足的微分方程按高斯定理，有把单个电荷的电场公式代入右边Gauss theorem主要是讨论电场强度 的面积分，在点电荷场中，设s表示包围着点电荷q的一个闭合面，为s上的定向面元，以外法线方向为正。a)如果点电荷q在s面内SqrSqrb)如果点电荷q在S面外，把S面分成两部分，照明部分S2和阴影部分S1SqS1由此可得到结论：根据叠加原理，在点电荷系场中，则存在着如下形

2、式：设q1,q2,qk在S内，qk+1,qk+2,qn在S外，则有这里q仅仅是封闭曲面S内的总电荷对于连续分布的电荷体系来说，则有因此，得到因为，体积分是任意取的，所以两边被积函数必须相等作为偏微分方程，只有此式不构成完备的方程组因此，我们计算电场强度的旋度。由斯托克斯定理知最后，我们根据以下两个方程1.2 静磁场的方程式静磁场的方程式电流密度（Current density)电流强度(Current intensity)单位时间内垂直穿过导线横截面的电量称为电流强度，用I表示，显然I与 j 的关系为电荷守恒(Conservation of Charge)对于封闭系统，总电荷保持不变。实验表明

3、电荷是守恒的。即一处电荷增加了，另一处的电荷必然减少，而且增加和减少的量值相等。若在通有电流的导体内部，任意找出一个小体积V，包围这个体积的闭合曲面为S，并且假定电流从体积V的一面流入，从另一面流出。单位时间内穿过S曲面流出去的电量为而流出去的电量应该等于封闭曲面S内总电荷在单位时间内的减少量，即根据Gauss theorem，有由于曲面S是任意选取的，所以被积函数恒为零，即这就是电荷守恒定律的数学表达式,也称连续性方程。在稳定电流的情况下，由于 ，所以稳定电流条件为磁场（磁场（magnetic field)稳定电流周围有静磁场，同时磁场对电流有作用力。与静磁场有关的规律有三点（1）处的电流元

4、 在 处产生的磁场 为（2）满足叠加原理（3）磁场对电流的力密度为毕奥萨伐尔定律（Biot-Savarts law)洛伦兹力公式磁场的散度和旋度磁场的散度和旋度式中 是对场点 微分，与源点 无关，运用公式从而得到因为积分是对 而言的，所以 可以提到积分号外，故其中磁场的旋度磁场的旋度这是磁感应强度满足的一个微分方程先看右边第一项运用公式得到因为对于稳恒电流，故有由于电流应全部包含在积分区域内，因而在边界面上电流密度的法向分量应为零，即得到再看第二项利用最后得到至此，我们得到了静磁场的两个基本方程：1.3 电磁感应定律电磁感应定律变化磁场产生电场闭合线圈中的感应电动势与通过该线圈内部的磁通量变化

5、率成正比又由于感应电场的存在，则所以即由于S曲面是任意的，要使上式成立，除非是1.4麦克斯韦方程麦克斯韦方程已有的电磁场方程分别在一定的条件下成立同时有电荷守恒方程与上面第四式矛盾对第四式求散度一般情况下不成立为了与电荷守恒方程兼容，应该修改第四式（磁场还有其他来源），修改为位移电流（位移电流（displacement current)为了不和电荷守恒矛盾，应当有因此，麦克斯韦把位移电流定义为修改以后得到方程组电荷守恒方程洛伦兹力1.5电磁作用下的能量守恒定理电磁作用下的能量守恒定理在既有电荷和电流，又有电磁和磁场的空间内取一个任意的封闭区域V。利用高斯定理后，可改成微分形式这是电磁作用下，能

6、量守恒应该有的数学形式，下面我们证明此形式首先，有洛伦兹力公式导出电磁力的功率密度。磁力不做功由麦克斯韦第四方程得看右边第一项，按代回上式电磁场的能量密度电磁场的能流密度1.6电磁作用下的动量守恒定理（略）电磁作用下的动量守恒定理（略）1.7介质的电磁性质介质的电磁性质我们知道，无论什么介质，从微观上看都是由带正负电的粒子组成的集合，介质的存在相当于真空中存在着大量的带电粒子，因此从这个角度看介质的存在本质上没有什么特殊的地方。宏观电动力学不是考察个别粒子产生的微观电磁场，而是考察它们的宏观平均值。由于介质在宏观电磁场的作用下，将导致极化和磁化，即出现宏观的电荷和电流，这些附加的电荷和电流也要

7、激发电磁场，使原来的宏观电磁场有所改变。所以在介质的极化和磁化过程中，电荷和电场、电流和磁场是互相制约的，介质的内部宏观电磁现象就是这些电荷、电流分布和电磁场之间相互作用的结果。介质的极化（介质的极化（polarization of dielectric)介质的极化说明介质对电场的反映，在有电场的情况下，介质中的正负电荷分别受到方向相反的作用力，因此正负电荷间的距离拉开了。另外，那些有极分子在电场作用下按一定方向有序排列，从宏观上来看这两种行为都相当于产生了一个电偶极矩。在电磁学中，曾引进了极化强度矢量：其中 是第 i 个分子的电偶极矩，即 ,求和是对 体积中所有分子进行的。极化强度P和电磁强

8、度E的关系取决于介质的组分和热力学状态，难以有普遍适用的规律。经验表明，在一般介质中，它们满足简单的线性关系，即 叫极化率，是介质中受极化影响后的场强介质的磁化（介质的磁化（magnetization of dielectric)原子和分子的磁性来自它的磁矩，磁矩则来自组分粒子的轨道运动和自旋，我们等效看作微观环形电流，这种环形电流相当于一个磁偶极子。在没有外磁场时，这些磁矩取向是无规则的，不呈现宏观电流效应，一旦在外磁场作用下，环形电流出现有规则取向，形成宏观电流效应，这就是磁化现象。在电磁学中，引入了磁化强度矢量 ，其定义为单位体积内的磁偶极子数，即在一般介质中，满足简单的线性关系1.8介

9、质中的麦克斯韦方程介质中的麦克斯韦方程电磁场可以极化和磁化介质，极化和磁化的介质也将影响电磁场。按照麦克斯韦方程，带电系统对电磁场的影响是通过电荷和电流实现的。因此我们先分析极化和磁化引起的电荷分布和电流分布。若极化时正负电荷拉开的位移为 ，设介质分子密度为n，则通过 面跑出去的正电荷数目为 从 面跑出去的电荷 ,于是通过任一封闭曲面跑出去的总电荷为+ql+q+q-q-q-qa)极化电荷体密度与极化强度的关系由于介质是电中性的，也等于V内净余的负电荷，即因为 式中V是S所包围的体积，所以即b)极化电流密度与极化强度的关系当电场随时间改变时，极化过程中正负电荷的相对位移也将随时间改变，由此产生的

10、电流称为极化电流。极化电流和极化电荷也满足连续性方程：c)极化电荷面密度与极化强度的关系因为在非均匀介质内部，极化后一般出现极化电荷。在均匀介质中，极化电荷只出现在介质界面上。在介质1和介质2分界面上取一个面元为 ，在分界面两侧取一定厚度的薄层，使分界面包围在薄层内。介质1介质2通过薄层进入介质2的正电荷为 ，由介质1通过薄层下侧面进入薄层的正电荷为 因此薄层出现的净余电荷为以 为极化电荷面密度，则有得到a)磁化电流密度与磁化强度的关系由于磁化，引起介质内部环形电流有规则取向，呈现宏观电流效应，这种由磁化引起的电流称为磁化电流。设S为介质内部的一个曲面，其边界线为L，环形电流通过S面有两种情况

11、:一种是在S面中间通过两次的环形电流，为1、2、3，这种电流环对总电流没有贡献；而另一种是在S面中间通过一次的环流，如4、5、7，这种电流环对总电流有贡献，但这种情形只能发生在边界上。当然，在S面外的电流环8，对总电流同样无贡献。每一个环形电流贡献为i 或-i，在S面上一共有多少这种电流呢？LS87612345在边界线L上取一线元 ，设环形电流圈 的面积为 ，则 由图可见，若分子中心位于体积元 的柱体内，则该环形电流就被 所穿过。因此，若单位体积内分子数为n，则被边界线L穿过的环形电流数目为此数目乘上每个环形电流i，即得从S背面流向前面的总磁化电流：以 表示磁化电流密度，有所以故得b)磁化电流

12、面密度与磁化强度的关系对于均匀介质，磁化后介质内部的 为一常矢量。可见 ，即介质内部 。但表面上却有电流分布。为此，要引入面电流密度的概念。面电流实际上是靠近表面的相当多分子层内的平均宏观效应，对于宏观来说薄层的厚度趋于零，则通过电流的横截面变为横截线。面电流密度（或叫线电流密度）的大小定义为垂直通过单位横截面（现在为线）的电流,它们方向即为该点电流的方向。现在来看两介质交界面上的磁化电流分布情况。如图所示的回路中，有介质2介质1即根据矢量分析则得到 即 又因为故得到由上述讨论可知，介质存在时空间电荷包括自由电荷和极化电荷，即介质中出现的电流有传导电流、极化电流、磁化电流。即因此，在介质存在的

13、情况下，Maxwells equations应修改为：若令则得到1.9介质界面上的电磁规律介质界面上的电磁规律 大家知道,由于在外场作用下，介质分界面上一般出现一层束缚电荷和电流分布，这些电荷、电流的存在又使得界面两侧场量发生跃变，这种场量跃变是面电荷、面电流激发附加的电磁场产生的，描述在两介质分界面上，两侧场量与界面上电荷、电流的关系，是本节的主要讨论内容。然而，微分形式的Maxwells equations不能应用到两介质的界面上,这是因为Maxwells equations对场量而言,是连续、可微的。只有积分形式的Maxwells equations 才能应用到两介质的分界面上，这是因为

14、积分形式的Maxwells equations对任意不连续的场量适合。因此研究边值关系的基础是积分形式的Maxwells equations：1、法向分量的跃变法向分量的跃变（discontinuity of normal component)如图所示，在分界面处作一个小扁平匣，匣的上下底面 ，分别位于界面的两侧，且 ，三个面元平行，大小相等，ds为界面上被截出的面元，匣的高度h0，用 求矢量 通过匣表面的通量。由于匣的高度h0，所以通过侧面的 的通量也可以忽略不计，因此介质1介质2由于 ，即得或者其中 是界面上的自由电荷 面密度，及 分别为0界面两侧的电位移矢量 在面法线上的分量，的方向由介

15、质1指向介质2。根据 的关系，不难得到讨论讨论：a)对于两种电介质的分界面 ，则得 b)只有导体与介质交界面上，存在 。这时 、在法线上都不连续，有跃变。c)对于磁场 ，把 应用到边界上的扁平匣区域上，同理得到即由于 ，不难找到：这就说明：在分界面上，的法线分量是连续的，的法线分量是不连续的，除非 。2、切向分量的跃变切向分量的跃变(discontinuity of tangential component)平行边界作一小扁回路，并令此回路与分界面正交且其长边与界面平行。由于回路短边h0，所以 对回路的环流为：hABCD介质2介质1t而故得可见这里 ，则根据矢量分析：即由于h0，而 为有限值，

16、故得到亦即但根据 ，有这说明：在分界面上，的切线分量是连续的，切线分量不连续。对于磁场 ，则根据则而由于S0，而 为有限值，则所以即或者又由于 为界面上的任一矢量，因此因为故得强调一点，只有在理想导体表面上，才不为零。因而除了出现理想导体界面的情况外，在介质界面上 矢量的切向分量是连续的。综上所述，电磁场的边值关系为由此可见，边值关系表示界面两侧的场与界面上电荷之间的制约关系，实质上，边值关系是边界上的场方程。由于实际问题往往含有几种介质以及导体等，因此，边值关系是十分重要的。此课件下载可自行编辑修改，仅供参考！此课件下载可自行编辑修改，仅供参考！感谢您的支持，我们努力做得更好！谢谢感谢您的支持，我们努力做得更好！谢谢