第三章 静电场边值关系

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电磁场与电磁波第三章静态场及其边值问题的解PPT课件

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解法的优缺点
分离变量法的优点是简单易行,适用于具有多个变量 的偏微分方程。但是,该方法要求边界条件和初始条
件相互独立,且解的形式较为复杂。
有限差分法的优点是简单直观,适用于各种形状的求 解区域。但是,该方法精度较低,且对于复杂边界条
件的处理较为困难。
有限元法的优点是精度较高,适用于各种形状的求解 区域和复杂的边界条件。但是,该方法计算量大,且
05 实例分析
实例一:简单电场的边值问题求解
总结词
通过一个简单的电场边值问题,介绍如 何运用数学方法求解静态场的边值问题 。
VS
详细描述
选取一个简单的电场模型,如平行板电容 器间的电场,通过建立微分方程和边界条 件,采用有限差分法或有限元法进行数值 求解,得出电场分布的解。
实例二:复杂电场的边值问题求解
恒定磁场与准静态场的定义与特性
恒定磁场
磁场强度不随时间变化的磁场。
准静态场
接近静态场的动态场,其特性随 时间缓慢变化。
特性
恒定磁场与准静态场均不产生电 磁波,具有空间稳定性和时间恒
定性。
恒定磁场与准静态场的边值问题
边值问题
描述场域边界上物理量(如电场强度、磁场强度)的约束条件。
解决边值问题的方法
静电屏蔽
在静电屏蔽现象中,静态 场用于解释金属屏蔽壳对 内部电荷或电场的隔离作 用。
高压输电
在高压输电线路中,静态 场用于分析电场分布和绝 缘性能。
02 边值问题的解法
定义与分类
定义
边值问题是指在一定的边界条件下,求解微分方程或积分方程的问题。在电磁场理论中,边值问题通常涉及到电 场、磁场和波的传播等物理量的边界条件。
特性
空间均匀性

第三章 静电场的边值问题

第三章 静电场的边值问题

u (1 2 ) 0
积分后 , 1 - 2 C, 该式既满足场域 , 又满足边界 , 故 C 0,1 2 ,得证
若导体边界为第二类边 界条件 , 即已知电荷面密度

1 2 , n n

(1 -2 ) u 0 n n
q
1 2 q 1 2
q
2 2 q 1 2
0
( y 0 ,b x a )
0
例 设有电荷均匀分布在半径为a的介质球型区域中,电荷体密度
为 ,试用解微分方程的方法求球体内、外的电位及电场。
解: 采用球坐标系,分区域建立方程 1 d d 21 2 (r 2 1 ) (0 r a ) r dr dr 0
2u 21 2 2
利用矢量恒等式
0 (uu) u2u (u) 2 ( u )2
对场域求体积分, 并利用高斯散度定理

V
(uu )dV uu dS (u ) 2 dV
s V
S为体积 V的边界面 ,即S S0 S , S S1 S2 Sn , 由于在无穷远 S0处电位为零 ,因此有
静电场的边值问题 数学物理方程定解条件通常分为初始条件和边界条件。 静电场与时间无关,因此电位所满足的泊松方程及拉普拉斯
方程的解仅决定于边界条件。根据给定的边界条件求解泊松方程
或拉普拉斯方程就是静电场的边值问题。
边值问题 微分方程
边界条件
2 2 0

场域 边界条件
分界面 衔接条件
S f1 (s)
已知场域边界 上各点电位 的法向导数
布或边界是电力线的条 件是等价的? 边值问题框图

第三章 静电场和稳恒磁场1

第三章   静电场和稳恒磁场1

y
r′
q′
r
q x
( x, y , z ) x = 0 = 0
(1)
ε
z
q
2
O v n 1 2 ε
q
4πε ( x a ) + y 2 + z 2 4πε r 由对称性:a, 0, 0 ) , q ( a, 0, 0 ) , q′ = q : (
r = 3ε 0 E 0 c o s θ
r=a
由真空中电偶极矩 v 在真空中产生的电势
P
v v P r = 4π ε 0 r 3
P P cos θ = 4π ε 0 r 2
v P = 4π ε 0 E 0 a 3
例2.
P75
解:电势是球对称,则 b1 1 = a1 + (R > R3 ) R b2 2 = a2 + ( R 2 > R > R1 ) R 条件:
v δ (x) = 0
v
∫ δ ( x )dV = 1
v x≠0 v x = 0 ∈V
v v x δ x x′ 表示 ( ) v 与 x = 0 的 δ 函数定义相较,则有
v v δ ( x x′) = 0
v v
v 处于 x′点上的单位点电荷密度用函数
∫ δ ( x x′)dV = 1
v v x ≠ x′ v x′ ∈V
1) 2 3) σ ∴
R = R1
R3
2
R2 R1 1
= 1
R→ ∞
= 0, 2 ) 2 ,σ
R = R3 2
R = R2
= 1
R = R3
1
= ε0
1 R
= ε0
2 R

静电场的解法

静电场的解法

静电场的解法第三章静电场的解法第三章静电场的解法静电场问题的类型唯一性定理分离变量法镜像法有限差分法第三章静电场的解法静电场问题的类型分布型问题已知全空间的电荷分布利用电场强度或电位的计算公式直接计算场中各点的电场强度或电位这类问题称为分布型问题对此问题有如下几种解法。

、根据电荷分布利用场源积分式直接求解电场。

、根据电荷分布利用场源积分式直接求解电位再根据计算电场。

、若电荷分布具有某种对称性从而判断场的分布也具有某种对称性时可用高斯定理直接求解电场此法主要是要正确选取高斯面一般高斯面上的场强要保持常量并且方向与所在面的法向相同计算才可化简。

第三章静电场的解法边值型问题已知确定区域中的电荷分布和其边界上的电位或电位函数的法向导数分布求解该区域中电位的分布状况这类问题称为边值型问题或简称为边值问题边值问题根据边界条件给出的形式不同可分为以下三种类型。

第一类边值问题:给定整个边界上的电位函数求区域中电位分布这类问题又称为狄利克莱问题。

第二类边值问题:给定整个边界上电位函数的法向导数求区域中电位分布这类问题又称为诺伊曼问题。

第三类边值问题:一部分边界上的电位给定另一部分边界上的法向导数给定求区域中电位分布这类问题又称为混合型边值问题。

如果边界是导体则上述三类问题分别变为:已知导体表面的电位已知各导体的总电量已知一部分导体表面上的电位和另一部分导体表面上的电量。

第三章静电场的解法唯一性定理唯一性定理:满足边界条件的泊松方程或拉普拉斯方程的解必定唯一。

或:如果给定一个区域中的电荷分布和边界上的全部边界条件则这个区域中的解是唯一的。

格林定理格林定理是由散度定理直接导出的数学恒等式。

将散度定理用于闭合面S所包围的体积V内任一矢量场式中参量是在区域内两个任意的标量函数并要求在边界上一阶连续在区域内二阶连续。

第三章静电场的解法则有格林第一恒等式上述两式相减得格林第二恒等式第三章静电场的解法唯一性定理的证明设φφ是同一无源区域的边值问题的解。

第 三 章 静电场中的电介质

第 三 章 静电场中的电介质

第 三 章 静电场中的电介质 (6学时)一、目的要求1.掌握电介质极化机制,熟悉极化强度、极化率、介电常数等概念。

2.会求解极化强度和介质中的电场。

3.掌握有介质时的场方程。

4.理解电场能量、能量密度概念,会求电场的能量 。

二、教学内容与学时分配 1.电介质与偶极子( 1学时) 2.电介质的极化(1学时) 3.极化电荷( 1学时)4.有电介质时的高斯定理(1学时) 5.有介质的场方程(1学时) 6.电场的能量(1学时) 三、本章思路本章主要研究电介质在静电场中的特性,其基本思路是:电介质与偶极子→电介质的极化→电介质的极化规律 →有介质的静电场方程 →静电场的能量。

四、重点难点重点:有介质的静电场方程 难点:电介质的极化规律。

五、讲授要点§3.1 电介质与偶极子一、教学内容 1.电介质概述 2.电介质与偶极子3.偶极子在外电场中受到的力矩 4.偶极子激发的静电场 二、教学方式、 讲授三、讲课提纲 1.电介质概述电介质是绝缘材料,如橡胶、云母、玻璃、陶瓷等。

特点:分子中正负电荷结合紧密,处于束缚状态,几乎没有自由电荷。

当导体引入静电场中时,导体对静电场有很大的影响,因静电感应而出现的感应电荷产生的静电场在导体内部将原场处处抵消,其体内00='+=E E E ϖϖϖ,且表现出许多特性,如导体是等势体、表面是等分为面、电荷只能分布在表面等;如果将电介质引入电场中情况又如何呢?实验表明,电介质对电场也有影响,但不及导体的影响大。

它不能将介质内部的原场处处抵消,而只能削弱。

介质内的电场00≠'+=E E E ϖϖϖ。

2.电介质与偶极子 (1)电介质的电结构电介质原子的最外层电子不像金属导体外层电子那样自由,而是被束缚在原子分子上,处于事缚状态。

一般中性分子的正负电荷不止一个,且不集中于一点,但它们对远处一点的影响可以等效为一个点电荷的影响,这个等效点电荷的位置叫做电荷“重心”。

静场电磁势边值关系的证明

静场电磁势边值关系的证明

静场电磁势边值关系的证明【摘要】由静电场的电场强度满足的边值关系,通过电场强度和电势的关系,用数学方法证明电势所满足的边值关系;由静磁场的磁感应强度满足的边值关系,通过磁感应强度与磁场矢势的关系,用数学方法证明磁场矢势满足的边值关系;由电场和磁场的边值关系,用数学方法如何用电势和磁场矢势来描述电磁场的边值关系。

【关键词】静电场静磁场矢势标势边值关系引言:我们在学习电动力学的第二章静电场,第三章静磁场,以及第五章电磁波的辐射中分别涉及到静电场的边值关系,静磁场的边值关系,以及电磁场的的描述方法等问题。

这几个问题在课本中分别用物理的方法加以了证明。

内容:1.课本中的静电势边值关系由于静电场是无旋场,由于其无旋性,所以可以引入一个标势φ 来描述;无旋性的积分形式是电场沿任一闭合回路的环量等于零。

分别在界面两侧的介质1和介质2内取邻近界面的两点P1 和P2,由于电场强度有限,所以当,把电荷由移至所作的功亦等于零.因此界面两侧的电势相等:但还存在以下问题:(1)是课本中,并没有从数学的角度严格地去证明;(2)课本中,没有从这个边值关系去证明,不够完善。

证明过程:静电势的边值关系:(1)数学证明:如图1所示:在两种介质中分别取P1,P2 ,在两种介质的分界面上取点P,由于电场强度有限,并设E1 的最大值为M1 ,E2 的最大值为M2;所以把电荷q 由P1 移动到P2 时,根据数学积分知识:第二型曲线积分的微元定义法,电场力作的功可以表示为:当P靠近P1 ,同时P靠近P2 (l2,l1 同时趋于零)有:则:(2)由电场的边值关系证明:我们取介质分界面的法线方向单位矢量:,以单位矢量n 的起点O 为坐标原点建立空间直角坐标系o-xyz 如图2示:其中a,b ,c 是单位矢量n 在x,y,z方向的投影分量。

函数φ1(x,y,z)-φ2(x,y,z)对x,y,z 的偏导数是同一个函数F (x,y,z)的倍数;根据函数对应项相等的原则,那么函数φ1(x,y,z)-φ2(x,y,z)必定与变量x,y,z 无关,即:根据能量的连续性,在介质分界面的两侧,将电荷q 由介质1中的P1 移动到介质2中的P2 点的过程中,电场力作功是连续的。

第三章作业答案

第三章作业答案

μ0
μ0
ˆx 10 + e ˆy 20 + e ˆz 20 V / m ,试问该电场能否表示匀强电场?为什么?电场 7、已知电场 A = e ˆx 20 − e ˆy 5 − e ˆz 5 V / m , 大小是多小?方向余弦?如果有另一电场 B = e 试问这两个矢量是否
垂直?为什么?
G
G
ˆx 10 + e ˆy 20 + e ˆz 20 是匀强电场,电场的大小是 答:矢量 A = e G 1 2 2 E = 102 + 202 + 202 = 30 V / m ,方向余弦为 cos α = , cos β = , cos γ = ; 3 3 3 G G 两矢量垂直,因为 A ⋅ B = 0 。
μ0
2
c b
(
I 2 c2 − ρ 2 2 μ I2 ) ( 2 2 ) 2 πρ dρ = 0 2 πρ c − b 4π
单位长度内总的磁场能量为
Wm = Wm1 +Wm2 + Wm3
b μ0 I 2 ln + = + 16 Βιβλιοθήκη 4π a 4πμ0 I 2
μ0 I 2
15、 一个点电荷 q 与无限大接地导体平面距离为 d, 如果把它移至无穷远处, 需要做多少功? 解:由镜像法,感应电荷可以用像电荷-q 替代。当电荷 q 移至 x 时,像电荷 q 应位于-x, 则像电荷产生的电场强度
G ˆx 2 + e ˆz 4 ,求电介质中的电场? E =e
解:由在介质表面处 z = 0 , E1t = E2t 即 E1x = E2x = 2 , z = 0 时, D1n = D2 n 即 D1z = D2 z

第三章静电场及其边值问题的解

第三章静电场及其边值问题的解
r e ez z ,故
在圆柱面坐标系中,取 E 0与x轴方向一致,即 E 0 e E ,而 x 0
r r r r ( P) E0 gr ex gE0 (e ez z ) E0 cos
电磁场基础
第3章 静电场及其边值问题的解法
由此解得
C1
利用边界条件,有
x 0 处, 1 (0) 0 2 (a) 0 x a处, x b 处,1 (b) 2 (b),
S 0 2 ( x) 1 ( x) x 0 x x b
所以 D 0 1 C2 a D2 0 C1b D1 C2b D2 C2 C1 S 0 0
故单位长度的电容为
l
U

0
ln ( D a)
F/m
电磁场基础
第3章 静电场及其边值问题的解法
19
例3.1.6 同轴线内导体半径为a,外导体半径为为b,内外导体
间填充的介电常数为 的均匀介质,求同轴线单位长度的电容。 解 设同轴线的内、外导体单位长度带电量分别为 ll, ll 和 应用高斯定理可得到内外导体间任一点的电场强度为
2. 导体内部不存在任何净电荷,电荷都以面电荷形式分布于
导体表面 3.导体为一等位体,其表面为等位面 4.导体表面切向电场为0,而只有法向电场分量En
En en E s /
电磁场基础
第3章 静电场及其边值问题的解法
14
任何两个导体都可看作一点容器 电容器广泛应用于电子设备的电路中: • • • 在电子电路中,利用电容器来实现滤波、移相、隔直、旁 路、选频等作用; 通过电容、电感、电阻的排布,可组合成各种功能的复杂 电路; 在电力系统中,可利用电容器来改善系统的功率因数,以

有电介质的静电场边值问题

有电介质的静电场边值问题

有电介质的静电场边值问题姓名:***院校系别班级摘要:我们知道,静电场在一种均匀电介质中是不会发生跃变的。

但在两种均匀电介质边界上是否发生突变?如果发生跃变,那么这个过程是怎样的呢?根据前面的知识,本文我们采用柏松公式和拉普拉斯定理对有电介质的静电场边值问题进行证明!关键词:静电场 电介质 突变 边值问题 唯一性引言:由于在外场作用下,两均匀电介质分界面上一般会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场产生的,描述在电介质分界面上。

若带电体的形状、尺寸和位置均已固定,则满足边界条件的柏松方程和拉普拉斯方程的解是否唯一?一、讨论两不同电介质交界面两侧场量跃变情况我们先探讨在外电场存在的作用下两种电介质交界面两侧场量跃变情况。

通过对电磁学的学习,我们知道麦克斯韦方程组的微分形式是0BE t ∂∇⨯+=∂ (1)000EB t με∂∇⨯-=∂ (2)0E ∇⋅= (3)0B ∇⋅= (4)微分方程中所涉及的量都必须是良态的。

所谓良态,即函数在其观察点及其领域内连续并有连续的导数,则称该函数是良态的。

所以微分形式的麦克斯韦方程组只能描述一种介质内电磁场的变化规律,然而实际中常常遇到有不同介质交界面的情况。

在分界面上,介质的性质有一突变,电磁常量一般也要发生突变,所以,在分界面上的各点,麦克斯韦方程组的微分形式已失去意义。

由于麦克斯韦方程组的积分形式不要求各个量都是良态,所以它适用于包括介质分界面在内的区域。

因此研究边值关系的基础是积分形式的麦克斯韦方程组。

即:0l s E dl B ds t ∂⋅+⋅=∂⎰⎰ (5)0l S H dl D ds t ∂⋅-⋅=∂⎰⎰ (6)s D ds Q ⋅=⎰⎰ (7)0s B ds ⋅=⎰ (8)式中:环线l 为面s 的闭合边界,其正向与面元d s 法向遵从右手螺旋法则。

环面s 为包围体积v 的闭合面,面元d s 指向为s 面的外法向。

电磁场边值关系的简单推导

电磁场边值关系的简单推导

并且,电场成分和磁场成分分别满足前面所讨论的折射条件。由于本 人知识的有限,不能明析电磁场复杂的折射图像是什么样子,所以, 这里就舍去了电磁场的折射图像的探讨。
参 考 文 献
[1] 张之翔,北京大学普通物理教学研究论文集,北京大学出版社,1992,第二集,84 页. [2] 芶秉聪,胡海云,大学物理,国防工业出版社,2009,下册,113 页. [3] 陈秉乾,王稼军,大学物理通用教程 电磁学[M],北京大学出版社,2006.
在 1 2 的情况下有下列关系存在
| E2 n || E1n | | D1t || D2t |
则有
2 2 2 2 E2 E2 E2 t E2 n t E1n E1

2 2 2 D2 D2 D12t D2 t D2 n t D 1
第一个等号在 Dn 0 成立,第二个等号在 Et 0 ,但两等号显然不能同 时成立。 同时,可得,电场强度及电位移矢量都满足类似折射定律的关系
一、静电场的边值关系 场的边值关系的意思就是在两种不同的介质分界面上, 场的某些 属性与介质的某些属性(介电常数,磁导率)所满足的关系。 设现有两电介质的介电常数分别为 1 , 2 , 静电场由介质 1 传播到 介质 2,即电场强度矢量 E 方向由介质 1 指向介质 2。设 E 及电位移 矢量 D 在介质接触面两侧法线方向的投影分别为 E1n , E2n , D1n , D2n ,垂直 于法线方向的投影分别为 E1t , E2t , D1t , D2t 。先来说明 E 的边值关系,如 图(1) 所示,建立一个无限窄的环路积分路径,则 有
电磁场边值关系的简单推导
姓名:袁野 班级:03110901 学号:20090145

电动力学复习总结第三章稳恒磁场2012答案解读

电动力学复习总结第三章稳恒磁场2012答案解读

第三章稳恒磁场一、填空题1、已知半径为圆柱形空间的磁矢势(柱坐标,该区域的磁感应强度为().答案:2、稳恒磁场的能量可用矢势表示为().答案:3、分析稳恒磁场时,能够中引如磁标势的条件是().在经典物理中矢势的环流表示().答案:或求解区是无电流的单连通区域4、无界空间充满均匀介质,该区域分布有电流,密度为,空间矢势的解析表达式().答案:5、磁偶极子的矢势等于();标势等于().答案:6、在量子物理中,矢势具有更加明确的地位,其中是能够完全恰当地描述磁场物理量的().答案:相因子,7、磁偶极子在外磁场中受的力为(),受的力矩().答案:,8、电流体系的磁矩等于().答案:9、无界空间充满磁导率为均匀介质,该区域分布有电流,密度为,空间矢势的解析表达式().答案:二、选择题1、线性介质中磁场的能量密度为A. B. C. D.答案:A2、稳恒磁场的泊松方程成立的条件是A.介质分区均匀 B.任意介质C.各向同性线性介质D.介质分区均匀且答案:D3、引入磁场的矢势的依据是A.;B.;C. ;D.答案:D4、电流处于电流产生的外磁场中,外磁场的矢势为,则它们的相互作用能为A. B. C. D.答案:A5、对于一个稳恒磁场,矢势有多种选择性是因为A.的旋度的散度始终为零;B.在定义时只确定了其旋度而没有定义散度;C. 的散度始终为零;答案: B6、磁偶极子的矢势和标势分别等于A. B.C. D.答案:C7、用磁标势解决静磁场问题的前提是A.该区域没有自由电流分布B. 该区域是没有自由电流分布的单连通区域C. 该区域每一点满足D. 该区域每一点满足.答案:B三、问答题1、在稳恒电流情况下,导电介质中电荷的分布有什么特点?答:稳恒电流请况下,因稳恒电流是闭合的,则有,由电荷守恒定律:,知:,即:。

所以导电介质中电荷的分布不随时间改变,为一守恒量,至于处ρ值大小由介质形状、大小等决定。

若是均匀导电介质,由得, ,根据高斯定理, 导体内处处无净余电荷分布, 电荷分布于表面及不均匀处.2、判定下述说法的正确性,并说明理由:(1)不同的矢势,描述不同的磁场;(2)不同的矢势,可以描述同一磁场;(3)的区域,也为零。

2020年高中物理竞赛—电磁学B版:第三章 静电场分析(7静电场的边值效应)(共35张PPT) 课件

2020年高中物理竞赛—电磁学B版:第三章 静电场分析(7静电场的边值效应)(共35张PPT) 课件

()2dV 0
V
3.7.3 静电场边界值问题的解法
求解边值问题的方法,都基于唯一性定理,一般可以分为解 析法和数值法两大类。解析法中的镜像法和分离变量法。
1. 镜像法
镜像法是解静电场问题的一种间接方法,它巧妙地应用唯 一性定理, 使某些看来难解的边值问题容易地得到解决。 使用镜像法时要注意以下三点: (1)镜像电荷是虚拟电荷; (2)镜像电荷置于所求区域之外的附近区域; (3)导电体是等位面。
3.7.2 唯一性定理
在静电场中,在每一类边界条件下,泊松方程或拉普拉斯方 程的解必定是唯一的,即静电场的唯一性定理。
利用反证法来证明在第一类边界条件下,拉普拉斯方程的解 是唯一的。考虑一个由表面边界S包围的体积V,由格林第 一定理
V
(2 )dV S
dS
n
令上式中ψ=φ=φ, 得
3.13 两无限大平行板电 极,距离为d,电位分别 为0和U0,板间充满电荷 密 度 为 ρ0x/d , 如 图 所 示 。 求极板间的电位分布和 极板上的电荷密度。
x U0
d 0
0x / d
3.14 无限大空气平行板电容器的 电容量为C0,将相对介电常数为εr =4的一块平板平行地插入两极板 之间,如图所示。
z q
d
x
3.22 两无限大导体平板成6 0°角放置,在其内部x=1、y =1处有一点电荷q,如图所 示。求: (1) 所有镜像电荷的位置和 大小; (2) x=2、y=1处的电位。
q
(1 , 1) 60 °
3.23 一个沿z轴很长且中 y
空的金属管, 其横截面
为矩形, 管子的三边保
= 0
持零电位, 而第四边的
组合值, 即给定

5 恒定电场的边界条件

5 恒定电场的边界条件

15~16
十、恒定电场的基本方程 边界条件
20
第三章 静电场分析
5. 恒定电场的边界条件
用类比关系推导恒定电场边界条件。
15~16
十、恒定电场的基本方程 边界条件
(1) J 的边界条件
(2) E 的边界条件 (3) 电位边界条件

S
ˆ 0 J1n J 2 n J dS 0 ( J1 J 2 ) n
电场。
传导电流(Conduction Current):导电媒质中的恒定电流; 运动电流(Convection Current):真空中电子或离子运 动形成的电流。 基本变量:电流密度 J 和电场强度 E ;
14
第三章 静电场分析
2. 基本方程
基本方程:
15~16
十、恒定电场的基本方程 边界条件
J dS 0 J 0 S E 0 E dl 0 C
7. 例题
21 2U 0 I 2 ln(b / a) 1 ln(c / b)
(a r c)
15~16
九、介质中的高斯定理 边界条件
2
a
1
c
b
(c r b )
同轴线单位长度带电量为l ,故单位长度电容为
C 21 2 Q U ln c ln b 2 1 a c
10
第三章 静电场分析
4.静电场的边界条件
6) 例题:球形电容器内导体半径为a, 外球壳半径为b。其间充满介电常数 为 1 和 2 的两种均匀媒质。设内导体 带电荷为q,外球壳接地,求球壳间
1 2
ˆE E dl 0 E n
l
ˆ E1t E2t n

电磁场与电磁波(第三章)静电场分析

电磁场与电磁波(第三章)静电场分析

P
电位参考点不能位于无穷远点。
取r=1柱面为电位参考面,即 rQ 1得:
P


l 20
ln rP
无限长线电荷的电位
3、体分电布荷电:荷体(系rv)在空间1中产生的(rv电')d位V c
4 0
面电荷: (rv) 1
V sR(rv')dS c
4 0
线电荷: (rv) 1
SR
l (rv')dV c
式中:
R

rv

4 rv'

0
l
R
若参考点在无穷远处,c=0。
引入电位函数的意义:简化电场的求解!
v
E
四、例题 例题一 例题二
例题一 求电偶极子pv qlv在空间中产生的电位和电场。
分析:电偶极子定义
先求解空间电位,再求电场 q
(2
cos
evr

sin
ev
)
例题二
求半径为a的均匀圆面电荷在其轴线上产生的电位和
电场强度。
解:在面电荷上取一面元 ds
如图所示。
z P(0,0, z)
dr
v
R
d dq 4 0 R
y
r
a
s r 'dr 'd '
x
40 R
R (z2 r '2 )1/ 2
2 a
uv v Q p ql
uv v

P

pgr
4 0 r 3
v
E

(
r
evr


电动力学 第三章 静态电磁场及其边值问题的解

电动力学 第三章 静态电磁场及其边值问题的解

最后得
所以
第3章 静态电磁场及其边值问题的解
18
3.1.3 导体系统的电容与部分电容
电容器广泛应用于电子设备的电路中: • 在电子电路中,利用电容器来实现滤波、移相、隔直、旁
路、选频等作用; • 通过电容、电感、电阻的排布,可组合成各种功能的复杂
电路; • 在电力系统中,可利用电容器来改善系统的功率因数,以
减少电能的损失和提高电气设备的利用率;
第3章 静态电磁场及其边值问题的解
19
1. 电容 电容是导体系统的一种基本属性,是描述导体系统 储存电荷
能力的物理量。
孤立导体的电容
孤立导体的电容定义为所带电量q与其电位 的比值,即
两个带等量异号电荷(q)的导 体组成的电容器,其电容为
电容的大小只与导体系统的几何尺寸、形状和及周围电介质 的特性参数有关,而与导体的带电量和电位无关。

两端点乘 ,则有
上式两边从点P到点Q沿任意路径进行积分,得
电场力做 的功
关于电位差的说明
P、Q 两点间的电位差
P、Q 两点间的电位差等于电场力将单位正电荷从P点移至Q 点 所做的功,电场力使单位正电荷由高电位处移到低电位处;
电位差也称为电压,可用U 表示; 电位差有确定值,只与首尾两点位置有关,与积分路径无关。
第3章 静态电磁场及其边值问题的解
2
3.1 静电场分析
学习内容 3.1.1 静电场的基本方程和边界条件 3.1.2 电位函数 3.1.3 导体系统的电容与部分电容 3.1.4 静电场的能量 3.1.5 静电力
第3章 静态电磁场及其边值问题的解
3
3.1.1 静电场的基本方程和边界条件
1. 基本方程
两点间电位差有定值

静电场及其边值问题的解法.pptx

静电场及其边值问题的解法.pptx

2 L2 L
l 0
ln
2 L2 L
l 0
ln 2L
4π0 2 L2 L 2π0
2π0
L

时,上式变为无穷大,这是因为电荷不是分布在有限区域内,而将电位参考点
选在无穷远点之故。这时可在上式中加上一个任意常数,则有
(r ) l0 ln 2L C 2π0
并选择有限远处为电位参考点。例如,选择ρ= a 的点为电位参 考点,则有
静态场
➢静电场是指由静止的且其电荷量不随时间变化的电荷产生的电场。 ➢恒定电场是指导电媒质中,由恒定电流产生的电场。 ➢恒定磁场是指由恒定电流或永久磁体产生的磁场,亦称为静磁场。
第2页/共49页
第3章 静电场及其边值问题解法
The Electrostatic Field and Solution Techniques for
结论:静电场中电场力作的功与路径无关, 只取决于始点和终点的位置;
静电场是保守场, 也称位场;
第11页/共49页
利用斯托克斯公式, 可得其微分形式为
cA dl s A ds
l E (r ) dl 0
E (r) 0
上式说明任何静电荷产生的电场, 其电场强度矢量 E 的旋度恒
等于零, 静电场是无旋场。
(P) l 1n 2 0
x
d
2
y2
2
x
d
2
y2
2
l 4
0
1n
x x
d 2 d
2
2
y2 y2
(V )
2
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✓ 一维电位方程的求解
电位的微分方程
在均匀介质中,有
D E
E

第三章静电场边值问题

第三章静电场边值问题

导体B = 常数
∫ S D ⋅ dS = −τ ,
电荷分布不均匀
能否用高斯定理求解? 能否用高斯定理求解? 根据唯一性定理,寻找等效线电荷 电轴。 根据唯一性定理,寻找等效线电荷——电轴。 电轴
y p ρ1 +τ b o ρ2 b −τ x
2. 两根细导线产生的电场
h
图3.2.10
h
两根细导线的电场计算
q1 = − q q2 = − q q3 = q
d2 y
F = F1 + F 2+ F3
d1
q2
d2 d2
d1 o
q
d2 d2
q2 F1 = − y 4πε 0 (2d 2 ) 2 q2 F2 = − x 4πε 0 (2d1 ) 2 x
∧ ∧ F3 = 2d1 x + 2d 2 y 2 2 3/ 2 4πε 0 (2d1 ) + (2d 2 ) ∧
0≤r≤a a≤r≤∞
电场强度(球坐标梯度公式):
∂ϕ 1 ρr E 1 ( r ) = −∇ ϕ 1 = − er = er ∂r 3ε 0
0≤r≤a
ρa 2 ∂ϕ 2 E 2 ( r ) = −∇ ϕ 2 = − er = e 2 r ∂r 3ε 0 r
a≤r≤∞
对于一维场(场量仅仅是一个坐标变量的函数),只要对二阶常系数微分 方程积分两次,得到通解;然后利用边界条件求得积分常数,得到电位的解; 再由 E = −∇ϕ 得到电场强度E的分布。
∇ 2ϕ = 0
点外的导体球外空间) ( 除 q 点外的导体球外空间)
ϕ
p r2 +q' +q R
o
r→ ∞ 球面 s
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电位所满足的拉普拉斯方程在圆柱坐标系
中的展开式只剩下包含变量r 的一项,即电 位微分方程为
2 1 d d r 0 r dr dr
求得
C1 ln r C 2
利用边界条件:
V r a
C1 ln a C 2 V C1 ln b C 2 0
q q 4 π r 4 π r
可见,为了保证球面上任一点电位为零,必须选择镜像电荷为
r q q r
上任一点均具有同一数值。由上图可见,若要求三角形 △OPq
r 为了使镜像电荷具有一个确定的值,必须要求比值 对于球面 r
r a 与 △ OqP 相似,则 常数。由此获知镜像电荷应为 r f
代入上述边界条ห้องสมุดไป่ตู้,求得镜像电荷如下:
q
1 2 q 1 2
q
2 2 q 1 2
例 已知同轴线的内导体半径为a,电位为V,外导体接地,其
内半径为b。试求内外导体之间的电位分布函数以及电场强度。

V a b
O
对于这种边值问题,镜像法不适
用,只好求解电位方程。为此,选用圆柱 坐标系。由于场量仅与坐标 r 有关,因此,
以格林函数表示的积分解。
数学物理方程是描述物理量随空间和时间的变化规律。对于某 一特定的区域和时刻,方程的解取决于物理量的初始值与边界值, 这些初始值和边界值分别称为初始条件和边界条件,两者又统称为 该方程的定解条件。静电场的场量与时间无关,因此电位所满足的 泊松方程及拉普拉斯方程的解仅决定于边界条件。根据给定的边界 条件求解空间任一点的电位就是静电场的边值问题。
q q
电场线与等位面的分布特性与第二章所述的电偶极子的上半
部分完全相同。
z

电场线
等位线
由此可见,电场线处处垂直于导体平面,而零电位面与导体
表面吻合。
电荷守恒:当点电荷 q 位于无限大的导体平面附近时,导体表 面将产生异性的感应电荷,因此,上半空间的电场取决于原先的点 电荷及导体表面上的感应电荷。可见,上述镜像法的实质是以一个 异性的镜像点电荷代替导体表面上异性的感应电荷的作用。根据电 荷守恒原理,镜像点电荷的电量应该等于这些感应电荷的总电量,
第三章 静电场
主 要 内 容 电位微分方程,镜像法,分离变量法。
1. 电位微分方程
已知,电位 与电场强度 E 的关系为
E
对上式两边取散度,得
E 2
对于线性各向同性的均匀介质,电场强度 E 的散度为
E

那么,线性各向同性的均匀介质中,电位满足的微分方程式为
1 d 2 X 1 d 2Y 1 d 2 Z 0 2 2 2 X dx Y dy Z dz 显然,式中各项仅与一个变量有关。因此,将上式对变量 x 求导,第
二项及第三项均为零,求得第一项对 x 的导数为零,说明了第一项等 于常数。同理,再分别对变量 y 及 z 求导,得知第二项及第三项也分
对于无限大的自由空间,表面 S 趋向无限远处,由于格林函数
G0 (r , r ) 及电位 均与距离成反比,而 dS 与距离平方成正比,所以,
对无限远处的 S 表面,上式中的面积分为零。 若 V 为无源区,那么上式中的体积分为零。因此,第二项面积 分可以认为是泊松方程在无源区中的解,或者认为是拉普拉斯方程
镜像电荷 l 。已知无限长线电荷产生的电场强度为
E
l er 2π r
因此,离线电荷r 处,以 r0 为参考点的电位为

r r0
Edr
l r0 ln 2π r
若令镜像线电荷 l 产生的电位也取相同的 r0 作为参考点, 则 l 及 l 在圆柱面上 P 点共同产生的电位为
通常给定的边界条件有三种类型:
第一类边界条件给定的是边界上的物理量,这种边值问题又称 为狄利克雷问题。
第二类边界条件是给定边界上物理量的法向导数值,这种边值 问题又称为诺依曼问题。
第三类边界条件是给定一部分边界上的物理量及另一部分边界 上物理量的法向导数值,这种边界条件又称为混合边界条件。
对于任何数学物理方程需要研究解的存在、稳定及惟一性问题。 解的存在是指在给定的定解条件下,方程是否有解。 解的稳定性是指当定解条件发生微小变化时,所求得的解是否会 发生很大的变化。 解的惟一性是指在给定的定解条件下所求得的解是否惟一。
读者可以根据导体表面电荷密度与电场强度或电位的关系证明这个
结论。 半空间等效:上述等效性仅对于导体平面的上半空间成立,因
为在上半空间中,源及边界条件未变。
对于半无限大导体平面形成的劈形边界也可应用镜像法。但是
仅当这种导体劈的夹角等于 的整数分之一时,才可求出其镜像电 荷。为了保证这种劈形边界的电位为零,必须引入几个镜像电荷。 π 例如,夹角为 的导电劈需引入 5 个镜像电荷。 3
2
该方程称为泊松方程。 对于无源区,上式变为

2 0
上式称为拉普拉斯方程。
泊松方程的求解。 已知分布在V 中的电荷 (r ) 在无限大的自由空间产生的 电位为 1 (r ) (r ) V | r r |dV 4π
因此,上式就是电位微分方程在自由空间的解。
q q
显然,为了保证球面边界是一个等位面,镜像电荷 q“ 必须
位于球心。事实上,由于导体球不接地,因此,其电位不等零。
由q 及q‘在球面边界上形成的电位为零,因此必须引入第二个镜像 电荷q“ 以提供一定的电位。
(3)线电荷与带电的导体圆柱。
P a O d f -l r
l
在圆柱轴线与线电荷之间,离轴线的距离d 处,平行放臵一根
r
r
f
a
a2 d f
(4)点电荷与无限大的介质平面。
q
q et en
En
r0
E'
E t Et
q"
1 2
=
1 1
q'
r0
En

+
2 2
r0
E t
E"
E
E n
为了求解上半空间的场可用镜像电荷 q' 等效边界上束缚 电荷的作用,将整个空间变为介电常数为1 的均匀空间。对于 下半空间,可用位于原点电荷处的q" 等效原来的点电荷q 与边 界上束缚电荷的共同作用,将整个空间变为介电常数为2 的均
P l r0 l r0 ln ln 2π r 2π r

l r ln 2π r
已知导体圆柱是一个等位体,因此,为了满足这个边界条件,
必须要求比值 r 为常数。与前同理,可令 r a d ,由此得
应用格林函数 G(r , r ),即可求出泊松方程的通解为
(r ) G0 (r , r )
V

S
( r ) dV [G0 (r , r ) (r ) (r )G0 (r , r )] dS
式中格林函数 G(r , r )为
G0 (r , r ) 1 4π | r r |
0 rb
求得
C1
V a ln b
C2
V ln b a ln b
最后求得
V ln ln b b
ˆ r V ˆ E r r r a ln b
2 2 k x k y k z2 0
由上可见,经过变量分离后,三维偏微分方程式被简化为三个一
维常微分方程。常微分方程的求解较为简便,而且三个常微分方 程又具有同一结构,因此它们解的形式也一定相同。例如,含变
P a O
r
q q
q
d
a q f
f
镜像电荷离球心的距离d 应为
a2 d f
这样,根据 q 及 q' 即可计算球外空间任一点的电场强度。
若导体球不接地,则位于点电荷一侧的导体球表面上的感应电 荷为负值,而另一侧表面上的感应电荷为正值。导体球表面上总的 感应电荷应为零值。因此,对于不接地的导体球,若引入上述的镜 像电荷 q' 后,为了满足电荷守恒原理,必须再引入一个镜像电荷q", 且必须令
(1)点电荷与无限大的导体平面。
P r q r q h h q P
介质
导体
r
介质 介质
以一个处于镜像位臵的点电荷代替边界的影响,使整个空间 变成均匀的介电常数为 的空间,则空间任一点 P 的电位由 q 及 q' 共同产生,即
q q 4 π r 4 π r
考虑到无限大导体平面的电位为零,求得
静电场是客观存在的,因此电位微分方程解的存在确信无疑。
由于实际中定解条件是由实验得到的,不可能取得精确的真值, 因此,解的稳定性具有重要的实际意义。 泊松方程及拉普拉斯方程解的稳定性在数学中已经得到证明。 可以证明电位微分方程解也是惟一的。
静电场的边界通常是由导体形成的。此时,若给定导体上的 电位值就是第一类边界。 已知导体表面上的电荷密度与电位导

r
a
由上例可见,为了利用给定的边界条件以便确定求解过程
中出现的积分常数,选择适当的坐标系是非常重要的。对于平 面边界,圆柱边界及圆球边界必须分别选用直角坐标系、圆柱
坐标系及球坐标系。
此外,由于同轴线中的电位函数仅与一个坐标变量 r 有关, 因此原先的三维拉普拉斯方程简化为一维微分方程,因而可采 用直接积分方法求解这类边值问题。但一般说来,静电场的边 值问题与空间三个坐标变量有关。为了求解三维拉普拉斯方程, 一种有效的方法就是分离变量法。 分离变量法是将原先的三维偏微分方程通过变量分离简化 为三个独立的常微分方程,从而使求解过程比较简便。分离变
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