第四章电磁波的传播2006级研究生李红(编辑修改稿)

第四章电磁波的传播2006级研究生李红(编辑修改稿)内容摘要：

tteet00)(在电场 E作用下，导体内引起传导电流 J，有欧姆定律和电荷守恒定律 设导体内部某区域内有自由电荷分布，密度为 ρ ，则这点激发的电场可由下式表示 为特征时间或驰豫时间 ，表示 减小到 所需时间。  e0 因此，只要电磁波的频率满足    1或者 （ 这就是良导体条件 ） 1 一般金属： τ 的数量级为 1017秒，也就是说只要电磁波频率 ω10 17Hz时，金属导体可看成良导体。 从以上讨论我们还看到：导体中自由电荷衰减是相当快的，并且完全由导体自身性质确定，与在导体中进行何种电磁过程无关，所以在讨论电磁波在导体中的传播问题时，可以认为 ρ = 0。 导体中的电磁波 00BDtDJHtBE00HEEEiHHiE ED  HB  时谐（ 定态 ） 在导体内部， EJ    ,0引入复电容率  i EiH   在一定频率下，对应于绝缘介质内的亥姆霍兹方程，在导体内部有方程 )(  k022  EkE 一定频率下，导体中的麦克斯韦方程组化为： 022  EkE 0 EEiH   至此，导体中的传播问题转化为求解这组方程 导 体 中 的 电 磁 波 解 )(),( 0 txkieEtxE  平面波解仍可写作   ik  K是一个复矢量，设为 ，则导体中电磁波的表示式可以化为 )()( 0 xiexeExE    描述波振幅在导体内的衰减程度 衰减常数 相位常数 描述波空间传播的位相关系  v  21222zzyyxx 由于导体内电磁场具有衰减因子，因而电磁波只能透入导体表面薄层内，所以电磁波主要是在导体以外的空间或介质中传播。 在导体表面上，电磁波与导体中的自由电荷相互作用，引起导体表层上的电流，这电流的存在使电磁波向空间反射，一部分电磁能量透入导体内，形成导体表面薄层内的电磁波，最后经过传导电流把这部分能量耗散为焦耳热。 为简单起见，我们只考虑垂直入射情形。 设导体表面为 xy平面， z轴指向导体内部的法线 00xx得到 zz 即 2/1222)]11(21[   2/1222)]11(21[ 良导体情况下： （ ）。 2    1  21  把波振幅降至原值的 1/e 时传播的距离称为 穿透深度 ，以 δ 表示，即 对于高频电磁波，电磁场以及和它相互作用的高频电流仅集中于表面很薄一层内，这种现象称为 趋肤效应。 人们在轮船舱内或火车厢里用收音机不易收到电台的原因就在此。 穿透深度 趋肤效应 4． 平面电磁波的能量和能流     22 12121 BEBHDEw1 vBE22 BEw 电场能等于磁场能。