电动力学-第五章-电磁波辐射

电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒1第五章重点（1）推迟势；（2）电偶极辐射及其特点；（3）辐射电阻、辐射能流、辐射功率；电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒2在前面，我们研究了电磁场的传播，在这一章，我们将研究不仅能产生电磁场而且能有效地产生辐射场的电系统。由麦克斯韦方程组，我们知道，为了产生电磁场，我们需要时变电荷或时变电流这样的源。这些有限大小的源在无界空间产生了向外传播的波时，则它们总称为辐射系统。辐射系统的末端设备称为辐射天线。而天线用于接收辐射能量时，则称天线为接收天线。有限大小的天线产生的电磁波是球面波，这意味着我们将采用球坐标系来讨论问题。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒31.用势描述电磁场§1电磁场矢势和标势麦克斯韦方程组微分形式为：0ttBEDHJDB我们讨论真空中的情况，D=0E、B=0H。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒4我们看出由于时变源的存在，求解时变电磁场的问题是相当困难的。为简化求解过程，我们引入标量势和矢量势。令B＝A，则：将上式整理为：因标量函数的梯度的旋度恒等于零，因此引入标量函数，并令()ttBEA(+)0tAEtAE式中A和φ均为位置和时间的函数。引入的两个辅助函数A和分别称为电磁场的矢量势和标量势。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒52.规范变换和规范不变性如果是一任意的位置和时间的标量函数，我们可用所谓的规范变换构造出另一等价的势：A和，由此给出：,tAAttAAEAA=B此意味着对于给定的电磁场，用于描述电磁场的矢量势和标量势并不是唯一的。因此，我们可以选择便于求解时变电磁场的矢量势和标量势。在电磁场理论中，我们通常选择满足洛伦兹规范的势。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒6洛伦兹规范为：另一种规范为库仑规范：经规范变换后，所有物理量和物理规律都保持不变，这种不变性称为规范不变性。00tA0A电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒73.达朗贝尔方程下面我们导出真空中势函数波动方程。将B=A带入麦克斯韦方程组第二式有：即：重新整理为：000()tEAJ2000()()ttAAAJ22000002()ttAAAJ电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒8由麦克斯韦方程组第三式：选择洛伦兹规范得：以上方程为典型的波动方程形式，称为势函数的非齐次亥姆霍兹方程。20ttAEA2200022200200tttAAJA电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒9例5-1-1求平面电磁波的势。解：在无源空间，波动方程的平面波解（见上一章）为：由得：因此只要给出了A0，就可得到平面波解。()0itekxAA()0itekxtA00201kAkA电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒10§2推迟势电磁场的势实际上是四个相似的标量方程组。因此，只要求解其中一个方程，其它方程的解也即可得到。我们首先求标势方程的解。标势方程的解可用下面的方法求得。见5-2附页0(,/υ)(,)d4VtrtVrJxAx电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒111.计算辐射场的一般公式§3电偶极辐射假定源以角频率作时谐变化，则有：式中0(/υ)00(,/υ)(,)d4(d4(d()4VitrVitikritVtrtVreVreeVerJxAxJxJxAx0(()=d4ikrVeVrJxAx上式即为计算辐射场的一般公式。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒122.矢势的展开式对于时变源产生的场，相对于源分布，我们分为三个区域考虑。（1）拟稳区：远小于波长的区域。产生的场除了多一个时间因子e-it外，和静场无差别。（2）感应区：波长数量级区域。（3）辐射区：远大于波长的区域。此区域的的场称为辐射场。此区域远大于源分布区域，因此又称为远区。下面我们主要讨论辐射场。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒13因为：因此，对原点展开，有：000001!!nnxxxxfxfxfxfxxxxxn00000111111=-111111xzyxyzrRxryrzrRrRrRRxxxxxxx电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒14而：（参照上式）因此，=ikrikRikReeex00(()=d411(d4ikrVikRikRVeVreeVRRJxAxJxxx电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒153.电偶极辐射展开式的第一项：令00(()=d4(d4ikRVikRVeVReVRJxAxJx(dVVpJr对于给定时变源，它是一个与t无关的常矢量。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒16由第一章习题5：d()=(,d(dd(ditVVitVitttVeVteVepJxJxJxp则有：0/000(,)()(d444d/4d/ikRititVitRitikReteVeReeRRtRRtRAxAxJxppp电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒17因此，令：t=t–R/c，则上式成为：00d/(,)(,)4d/d/4d/tRttRtRtRRtRpBxAxp000020dd(,)4d4ddddd4dd4ddd4dRtttRtRtttRtRttRtcttRctpBxppppe电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒18而，主这样，我们得到电偶极辐射场计算式：(,)(,)(,)RicttctkExBxBxe20d(,)4d(,)(,)RRttRcttctpBxeExBxe电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒19例5-3-1求一个沿ｚ轴作简谐振动的带电粒子Ｑ的辐射场（设粒子振速远小于光速）。例5-3-2求一个z轴上的电流元Il的辐射场（I=I0e-it）。例5-3-3求赫兹振子的辐射场。解：见5-3例电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒20我们得到赫兹振子的辐射场为：200200,sin4,sin4ikRtikRtQlteRcQlteRBxeExe电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒21电偶极射场有以下特性：1）辐射场是沿径向方向传播的电磁波，E×H的方向为电磁波传播方向；电场和磁场在空间各点同相位，且电场与磁场相互垂直；在R为半径的球面上各点，电场相位相等，磁场相位也同样相等，因此辐射场是球面TEM波。2）辐射场强度与频率平方成正比，即在其它条件不变条件下，频率越高，辐射场强越大。3）辐射场振幅与R成反比，即辐射场随着R的增加而衰减。这个衰减并不是介质损耗引起的，而是球面波波阵面的扩张所致。4）辐射场不仅与距离有关，还随sin变化。在=00或θ=1800方向上，辐射场为零；在=900方向上，辐射场有最大值。即天线辐射具有方向性。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒22辐射场平均能流密度：辐射功率：例如赫兹振子：1Re()2SEHradsPdSs220000220000,sinsin44,sinsin44ikRtikRtikRtikRtQlpteeRcRcQlpteeRRBxeeExee电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒23则辐射场平均能流密度：辐射功率：4222200220042424200000230dsinsindd3283123212radspPRRcpppcccSs2200042200221Re()21Resinsin244sin32ikRtikRtRppeeRRcpRcSEHeee电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒24辐射电阻我们知道电阻消耗的电功率为：由于电流元向外辐射电功率，因此辐射区(远区)可用一电阻来模拟，此电阻称为辐射电阻。因此，辐射电阻消耗的功率为：由此我们得到赫兹振子辐射电阻2012PIR2012radradPIR2422222002232300000222801212radradPpIllRIIcIc电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒25辐射电阻是天线的一个重要特性，它在等效电路中描述了天线作为一个部件的性能。辐射电阻越大，在给定电流情况下，辐射功率越大，作为发射机的天线效率越高。电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒26*§4磁偶极辐射载有电流I的小导线园环称为磁偶极子，如图所示。我们可得辐射电阻：P(r)er´Idl′Rarr΄′xyθz磁偶极子4583radaR电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒27§5天线辐射1、短偶极子天线辐射（P.166）下面我们讨论中心馈电短偶极子天线，它是由两根总长为l的直导线构成。长度l与波长相比很短(lλ/2)，如图所示。I0θRrP(r)l/2IIz短偶极子天线-l/2电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒28因短天线长度有限长，因此准确计算天线上电流分布并不容易。但因天线两端开路，两端点电流必为零。又因天线长度lλ/2，我们可合理地认为这种中心馈电的短天线上电流分布在其中心为最大值，逐渐均匀地减至两端为零，如图所示，并设电流在中心处与赫兹偶极子一样，I=I0e-it。根据图，天线上电流分布满足下面方程：因此我们得到：I0θRrP(r)l/2IIz短偶极子天线-l/200(12/)0/2()(12/)/20zlIzlIzzlIlz2220radlR电动力学第五章电磁波的辐射物理与电子工程学院张福恒29因短天线长度有限长，因此准确计算天线上电流分布并不容易。但因天线两端开路，两端点电流必为零。又因天线长度lλ/2，我们可合理地认为这种中心馈电的短天线上电流分布在其中心为最大值，逐渐均匀地减至两端为零，如图所示，并设电流在中心处与赫兹偶极子一样，I=I0e-it。根据图，天线上电流分布满足下面方程：I0θRrP(r)l/2IIz短偶极子天线-l/200(12/)0/2()(12/)/20zlIzlIzzlIlz电动力学第五章电磁波的