六章节平面电磁波.ppt

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1、六章节平面电磁波 Still waters run deep.流静水深流静水深,人静心深人静心深 Where there is life,there is hope。有生命必有希望。有生命必有希望 第5章的麦克斯韦理论表明:变化的电场激发变化的磁场，变化的磁场激发变化的电场，这种相互激发、在空间传播的变化的电磁场称为电磁波（electromagnetic wave）。我们所知道的无线电波、电视信号、雷达波束、激光、X射线和射线等等都是电磁波。电磁波可以按等相位面的形状分为平面波、柱面波和球面波。平面波：等相位面是指空间振动相位相同的点所组成的面，等相位面是平面的电磁波；均匀平面波是指等相位面上

2、场强处处相等的平面波。平面波是一种最简单、最基本的电磁波，它具有电磁波的普遍性质和规律，实际存在的电磁波均可以分解成许多平面波，因此，平面波是研究电磁波的基础，有着十分重要的理论价值。严格地说，理想的平面电磁波是不存在的，因为只有无限大的波源才能激励出这样的波。但是如果场点离波源足够远，那么空间曲面的很小一部分就十分接近平面，在这一小范围内，波的传播特性近似为平面波的传播特性。例如，距离发射天线相当远的接收天线附近的电磁波，由于天线辐射的球面波的等相位球面非常大，其局部可近似为平面，因此可以近似地看成均匀平面波。本章将介绍平面波在无限大的无耗媒质和有 耗媒质中的传播特性；介绍平面电磁波极化 的

3、概念；分析平面电磁波的反射和折射。6.1 理想介质中的均匀平面波理想介质中的均匀平面波 理想介质：指电导率 ，、为实常数的媒质；理想导体：的媒质；有损耗媒质或导电媒质：介于两者之间的媒质。本节介绍最简单的情况，即介绍无源、均匀 (homogeneous)(媒质参数与位置无关)、线(媒质 参数与场强大小无关)、各向同性（isotropic）(媒 质参数与场强方向无关)的无限大理想介质中的时 谐平面波。一、一、波动方程的解波动方程的解 在无源的理想介质中，由第5章我们知道，时谐电磁场满足复数形式的波动方程 （6-1）其中 （6-2）下面讨论一种最简单的均匀平面波解。假设场量仅与坐标变量与x、y无关

4、，即，式（6-1）简化为 与x、y无关，即，式（6-1）简化为 （6-3）其解为 （6-4）其中、是复常矢。上式第一项表示:向正z方向传播 的波(则式中含因子的解，表示向正z方向传播波)。同理，第二项表示:向负z方向传播的波(含因子的解表示向负z方向传播的波)。在无界的无穷大空间，反射波不存在,只需考虑 向正z方向传播的行波(traveling wave，是指没有反 射波只往一个方向传播的波），因此可取 于是，（6-5）将上式代入，可得（6-6）上式表明:电场矢量垂直于，即，电场只存在 横向分量（6-7）其中、是电场强度各分量 的相量。磁场强度可以由麦克斯韦第方程 求得 即（6-8）式中，具有

5、阻抗的量纲，单位为欧姆（），它的值与媒质的参 数有关，因此被称为 媒质的波阻抗（wave impedance）或本征阻抗（intrinsic impedance）。在自由空间（free space，指、的无 限大空间），由式（6-8）波阻抗 决定了电场与磁场之间的关系 （6-9）式（6-8）和（6-6）说明：均匀平面波的电场、磁场和传播方向 三者彼此正交，符合右手螺旋关系。既然电场强度和电磁强度之间有式（6-8）的简单关系，所以讨论均匀平面波问题时，只需讨论其电场（或磁场）即可。6.1.2 6.1.2 均匀平面波的传播特性均匀平面波的传播特性 在理想介质中传播的均匀平面波有以下传播特性：(1)

6、电场强度E E、电磁强度H H、传播方向 三者相互垂直，成右手螺旋关系，传播方向上无电磁场分量，称为横电磁波横电磁波（Transverse Electro-Magnetic wave），记为记为TEMTEM波波。(2)E E、H H处处同相，两者复振幅之比为媒质的波阻抗 ，是实数，见式（6-9）。(3)为简单起见，我们考察电场的一个分量 ，由式（6-7）可写出其瞬时值表达式 （6-10）称为时间相位时间相位，称为空间相位空间相位，是 处在时刻的初始相位。空间相位相同的点所组成的曲面称为等相位面等相位面(plane of constant phase)、波前或波阵面。这里，常数的平面就是等相位面

7、，因此这种波称为平面波（plane wave）。又因为场量与x、y无关，在 常数的等相位面上，各点场强相等，这种等相位面上场强处处相等的平面波称为均匀平均匀平面波面波（uniform plane wave）。图6-1是式（6-10）所表达的均匀平面波在空间的传播情况。图6-1 理想介质中均匀平面波的传播zyxHEO 等相位面传播的速度称为相速（phase speed）。等相位面方程为 const，由此可得 =0，故相速为 （6-11）在真空中电磁波的相速 可见，电磁波在真空中的相速等于真空中的光速。由式（6-11）可得 （6-12）式中 为电磁波的波长。k称为波数波数（wave-number）

8、，因为空间相位kz变化 相当于一个全波，k表示单位长度内具有的全波数。k也称为相位常数相位常数(phase constant)，因为k表示单位长度内的相位变化。(4)均匀平面波传输的平均功率流密度矢量可由式(6-7)和(6-8)得到 (6-13)(5)电磁场中电场能量密度、磁场能量密度的瞬时值是 说明:空间任一点任一时刻电场能量密度等于磁场能量密度。总电磁能量密度的均值是（6-14）式中T为电磁波周期。图6-2 平面波的能量速度单位面积电磁波能量传播的速度称为能速 。如图6-2，以单位面积为底、长度为的柱体中储存的平均能量，将在单位时间内全部通过单位面积，所以这部分能量值应等于平均功率流密度，

9、即，由式（6-13）和式（6-14）（6-15）即能速等于相速。可得能速(6)理想介质中与真空中的波数、波长、相速、波阻抗的关系如下（6-16a）（6-16b）（6-16c）（6-16d）6.2 6.2 损耗媒质中的均匀平面波损耗媒质中的均匀平面波 电磁波在媒质中传播时要受到媒质的影响。这一节，讨论平面波在均匀、线性、各向同性、无源的无限大有损耗媒质()中的传播特性。一、损耗媒质中的平面波场解一、损耗媒质中的平面波场解在无源的有损耗媒质中，时谐电磁场满足的麦克斯韦方程组是(6-17a)(6-17b)(6-17c)(6-17d)式中 即第5章引入的复介电常数(6-17e)式（6-17d）利用了损

10、耗媒质内部的自由电荷密度趋于零这一规律，下面对此进行说明。若假设损耗媒质内部存在自由电荷密度，由欧姆定律和高斯定理，可得如下关系（6-18）将电荷守恒定律代入上式，可得（6-19a）解之得（6-19b）其中为时刻的初始电荷密度。上式说明:损耗媒质中的自由电荷密度随时间按指数规律衰减，与电磁波的形式和变化规律无关，只与媒质的电磁特性参数(电荷密度一般为零，因此损耗媒质中不存在自由电荷。即使初始电荷密度不为零，随时间的增加也将被衰减，例如铜秒（），石墨秒（，），度减小到初始值的所经过的时间，称为弛豫时间，)有关.由于初始时媒质内部表示电荷密可见媒质内部自由电荷将迅速趋于零。方程组（6-17）与理想

11、介质中的麦克斯韦方程组与的区别，因此我们只要将上一节方程中的，即可得有损耗媒质中的平面波的相比较，仅有取代解。（6-20a）其中 （6-20c）（6-20d）（6-20b）称为传播常数（propagation constant），和都是复数。式（6-20）说明，在损耗媒质中传播的平面波，电场、磁场和传播方向三者相互垂直，成右手螺旋关系，仍是TEM波。有损耗媒质中电磁波的传播常数 和波阻抗 都是复数。设 ，由式（6-20c）得 上式两边虚、实部分别相等，可得 （6-21a）（6-21b）为讨论方便起见，假设电场只有x方向分量，因而电磁波的解为 二、传播常数和波阻抗的意义二、传播常数和波阻抗的意义

12、 （6-22a）（6-22b）式中为波阻抗的幅角。电磁波的瞬时值为 （6-23a）上式说明：（1）在损耗媒质中，沿平面波的传播方向，平面波的振幅按指数衰减，故工程上常用分贝（dB）或奈培（Np）来 (dB)（6-24a）（6-22c）（6-23b）称为衰减常数（attenuationconstant）。计算衰减量，其定义为 (Np)（6-24b）当 时，衰减量为1Np，或 ，故1Np8.686dB。衰减常数的单位是奈/米(Np/m)或分贝/米(dB/m)。波的振幅不断衰减的物理原因是由于电导率 引起的焦耳热损耗，有一部分电磁能量转换成了热能。（2）由式（6-23）还可得出，电磁波传播的相速是

13、（6-25）称为相位常数（phase constant），即单位长度上的相移量。与理想介质中的波数k 具有相同的意义。由于是频率的复杂函数，故不同的频率，波的相速也不同，这样，携带信号的电磁波其不同的频率分量将以不同的相速传播，经过一段距离的传播，它们的相位关系将发生变化，从而导致信号失真，这一现象称为色散，这是理想介质中所没有的现象。(3)波阻抗的振幅和幅角可导出如下（6-26a）（6-26b）一般把称为媒质的损耗角。波阻抗的幅角表示磁场强度的相位比电场强度滞后，愈大则滞后愈大。电磁波在有损耗媒质中的传播情况如图6-4所示。图6-4 有损耗媒质中平面波的传播ozyxEH(4)损耗媒质中平均功

14、率流密度矢量为 （6-27）随着波的传播，由于媒质的损耗，电磁波的功率流密度逐渐减小。由衰减常数的表达式可知：频率增大时，电磁波随距离的衰减变快，使波的传播距离变近；在相同的频率下，导电率越大，电磁波的衰减也越快，传播距离变近。含水物质对微波具有较强的吸收作用，我们最熟知的一个应用是家庭中利用微波炉来烹制食物，微波加热已广泛用于皮革、纸张、木材、粮食、食品和茶叶等的加热干燥，用于血浆和冷藏器官的解冻等等。加热频率的选择，考虑到若频率过高，则穿透深度小，不能对深部位加热，若频率过低，则物质吸收小，也不能有效地加热，同时为了防止对雷达和通信等产生干扰，我国和世界大多数国家规定的工业、科学与医疗专用

15、频率为：915MHz、2450MHz、5800MHz和22125MHz。目前我国主要用915MHz和2450MHz。(5)储存在损耗媒质中的电磁波的电场能量密度 和磁场能量密度的平均值分别是（6-28a）（6-28b）由此可见:损耗媒质中磁场能量密度大于电场能量密度。这正是由于所引起的传导电流所致，因为它激发了附加的磁场。(6)能量的传播速度即能速是由式（6-26）因此 （6-29）能量传播的速度等于相位传播的速度。（7）对于低损耗媒质，例如聚乙烯、聚四氟乙烯、聚苯乙烯、有机玻璃和石英等，在高频和超高频以上均有，因此，衰减常数、相位常数、波阻抗可近似为 （6-30a）（6-30b）（6-30c

16、）由此可见，在低损耗媒质中，平面波的传播特性，除了有微弱的损耗引起的衰减之外，和理想介质的相同。良导电媒质（又称良导体）是指很大的媒质，如铜（=5.8107 S/m）、银（=6.15107 S/m）等金属，在整个无线电频率范围内满足。电 磁波在良导电媒质中传播时能量将集中在表面一薄 层内。1 1传播常数和波阻抗的近似表达式传播常数和波阻抗的近似表达式因为在良导电媒质中，式（6-21）和 式（6-20d）可近似为 （6-31a）（6-31b）（6-31c）2 2波在良导电媒质中的传播特性波在良导电媒质中的传播特性良导电媒质中电磁波的相速是 （6-32）vp与成正比，说明良导电媒质是色散媒质，且越

17、大，vp越慢。例如频率为106Hz的电磁波，在铜中传播的相速vp=415m/s，与声音在空气中的传播速度同一数量级。通常把电磁波在自由空间的相速与在媒质中的相速之比定义为折射率n （6-33）说明良导体的折射率很大，所以我们总是讨论垂直进入导体的情况。由于良导体的电导率一般都在107数量级，随着频率的升高，将很大，所以在良导体中高频电磁波只存在于导体表面，这个现象称为趋肤效应趋肤效应（skin effect）。为衡量趋肤程度，我们定义穿透深度穿透深度（depth of penetration）：电磁波场强的振幅衰减到表面值的（即36.8%）所经过的距离。按定义可得 （6-34）下面举例说明穿透

18、深度的数量级。【例【例6-16-1】当电磁波的频率分别为50Hz、464kHz、10GHz时，试计算电磁波在铜导体中的穿透深度。【解】【解】：利用式（6-34），当电磁波频率为交流电频率即时（mm）当电磁波频率为中频即时（m）当电磁波频率处于微波波段即时（m）这些数据说明：一般厚度的金属外壳在无线电 频段有很好的屏蔽作用，如中频变压器的铝罩,晶体管的金属外壳等都很好地起屏蔽作用，但对低频无工程意义。低频时可采用铁磁性导体（如铁)进行屏蔽。趋肤效应在工程上有重要应用，例如用于表面热处理：用高频强电流通过一块金属，由于趋肤效应，它的表面首先被加热，迅速达到淬火的温度，而内部温度较低，这时立即淬火使

19、之冷却，表面就会变得很硬，而内部仍保持原有的韧性。【例【例6-26-2】当电磁波的频率分别为50Hz、105Hz时，试计算电磁波在海水中的穿透深度。已知海水的S/m，。【解】【解】：频率为105Hz时 显然频率愈低愈能满足上述表达式，于是 （m）（m）数据结果说明：由于海水中电磁能量的损耗和趋肤 效应，海底通信必须使用很低频率的无线电波，或 者将收发天线上浮至海水表面附近。良导电媒质中的波阻抗的近似值已由式（6-31c）给出，电阻和电抗数值相等，幅角为 ，说明良导电媒质中电场相位超前磁场 。波阻抗的模值是 ，因此良导电媒质的波阻抗很小，说明电场强度远小于磁场强度。波阻抗在低频时更小，例如铜在

20、时 ，当 时 也只有 ，理想导体的波阻抗则等于零，所以我们常说良导电媒质对电磁波有短路作用。3良导电媒质的表面阻抗良导电媒质的表面阻抗 由于趋肤效应，电流集中于导体表面，导体内部的电流则随深度增加而迅速减小，在数个穿透深度后，电流近似地等于零。在高频，导体的实际载流 面积减少了，不同于恒定电流均匀分布于导体截面的情况，因而导线的高频电阻比低频或直流电阻大得多。下面计算导体平面的阻抗。如图6-5所示，在导体内 设导体在z方向的厚度远大 于穿透深度，因而可认为厚 度是无限大。则在宽为 (如 图6-5，指磁场方向的宽度)、方向无限深的截面流过的总电 流是图6-5 导体平面的表面阻抗zyH0EJLh

21、电流实际上只在表面流动，我们定义：单位长度表面电压复振幅（即x方向的电场强度）与上述总电流的比值为导体的表面阻抗导体的表面阻抗 （6-35）单位宽度、单位长度的表面阻抗称为导导体的表面阻体的表面阻抗率抗率（surface resistivity）（6-36）它的实数部分称为表面电阻率，虚数部分称为表面，其计算表达式为 （6-37）电抗率 显然，频率越高，表面电阻率 越大，这进一步说明高频率能量不能在导体内部传输。计算有限面积的表面阻抗，应等于 乘以沿电场方向的长度、除以沿磁场方向的宽度。从导体中电磁波的能量损耗也可以看出表面电阻率的意义。在图6-5所示的导体中，往z方向传输的电磁波为 其中H0

22、是电磁波在导体表面上的磁场强度。通过单位面积传输进入导体的平均功率是 （W/m2）（6-38）上式就是单位表面积的导体中损耗的电磁功率。沿图6-5所示的路径L积分，可得全电流 ，这个电流也是传导电流，因为导体中位移电流远小于传导电流。由于这个电流绝大部分集中在导体的表面附近，所以称之为表面电流，其表面电流密度就是 ，因此可用下式计算单位表面积的导体中电磁波的损耗功率（6-39）上式可设想为面电流均匀地集中在导体表面内，对应的导体直流电阻所吸收的功率就等于电磁波垂直传入导体所耗散的热损耗功率。厚度 下面再以圆导线为例，计算表面电阻。在频率很高时 很小，通常远小于导线半径a，因此可把导线看成具有厚

23、度是无限大、宽度是导线截面周长的平面导体，导线单位长度的的表面电阻是 （6-40a）说明在高频下导线的电阻会显著地随频率增加。而单位长度的导线的直流电阻是 （6-40b）对比以上两式，如上所述，可以设想频率很高时，电流均匀地集中在导体表面 厚度内，导线的实际载流面积为 。由以上两式可得，表面电阻与直流电阻的比值为 说明同一根导线高频时的电阻比直流电阻大得 多。如何减少导体的高频电阻呢？可以采用多股漆包线或辫线，即用相互绝缘的细导线编织成束，来代替同样总截面积的实心导线。在无线电技术中通常用它绕制高Q值电感。四、四、电磁波的色散与波速电磁波的色散与波速 1色散现象色散现象 在有损耗媒质中，衰减常

24、数和相位常数都是频率的函数，因而相速也是频率的函数。色散色散(dispersive):电磁波传播的相速随频率而变化的现象。色散的名称来源于光学，当一束太阳光入射至三棱镜上时，则在三棱镜的另一边就可看到散开的七色光，其原因是不同频率的光在同一媒质中具有不同的折射率，亦即具有不同的相速。色散会使已调制的无线电信号波形发生畸变一个调制波可认为是由许多不同频率的时谐波合成的波群，不同频率的时谐波相速不同，衰减也不同，传播一段距离后，必然会有新的相位和振幅关系，合成波将可能发生失真。而且，已调波中这些不同频率的时谐波在媒质中各有各的相速，造成无法用相速进行总体描述，因此，有必要研究作为整体的波群在空间的

25、传播速度。2 2波速的一般概念波速的一般概念 电磁波的传播速度或波速是一个统称，通常有相速、能速、群速和信号速度之分，其大小和相互关系依赖于媒质特性与导波系统的结构。只有在非色散媒质中，均匀平面波的能速、群速与相速相等可以笼统地称之为波速v，若媒质为真空,则波速等于光速c。（1 1）相速）相速 相速定义为单一频率的平面波（单色波）的等相位面的传播速度，计算公式是 。相速的概念只适用于一个t从 延伸到 的单色波,而这样的波是不可能实现的，实际的波总是从某个时刻开始产生，这就成了一种被阶跃函数调制的已调波。相速仅仅确定相位关系，相速可以超过光速,例如在等离子体中常有的情形，这不违反相对论，因为未调

26、制载波不能传递信息，相速也不代表能量的速度。（2 2）群速）群速载信息的信号总是包含许多不同频率的分量，现在讨论一个简单情况。假设信号由两个振幅相同、角频率分别为（）和的时谐波组成。由于角频率不同，两个波的相位常数也不同，分别为和，则合成波为合成波的振幅随时间按余弦变化，这个按余弦变化的调制波称为包络（Envelope）或波群。该包络移动的相速度定义为群速群速（GroupVelocity）。由调制波的相位常数，可得当时，可得群速（6-41）由于群速是波的包络的传播速度，所以只有当包络的形状不随波的传播而变化（即不失真）时，群速才有意义。包络不失真的条件是：在频带内衰减常数为恒定值，不随频率变化

27、；相位常数与频率呈线性函数关系，即包络传播速度一致。若信号频谱很宽不能满足上述条件，则信号包络在传播过程 中将发生畸变。虽然理论上只要在任一频率有导数 就可以由式（6-41）计算一个，但是只有满足包络不失真条件时，严格的群速概念才成立。如果不满足不失真条件，在传播过程中包络的形状必然改变，因而在传播了一定时间以后，无法确定波形所走的距离，也就不能再表示包络的传播速度。进一步分析表明，在包络不失真群速有确定意义时，电磁波的能量传播速度等于群速。（3 3）群速与相速的关系）群速与相速的关系群速与相速的关系可推导如下 故 （6-42）可见，只有当 ，即无色散时，群速才等于相速。当 时，频率越高相速越

28、小，则有群速 小于相速，称为正常色散。当 时，频率越高相速越大，则有群速 大于相速，称为反常色散。在反常色散区域内，群速既可小于光速，也可大于光速，甚至变为负 值，此时群速无意义。6.3 6.3 均匀平面波的极化均匀平面波的极化 假设均匀平面波沿z方向传播，其电场矢量位于xy平面，一般情况下，电场有沿x方向及沿y方向的两个分量，可表示为 （6-43）其瞬时值为 （6-44a）（6-44b）这两个分量叠加(矢量和)的结果随 、Exm、Eym的不同而不同。两个同频率同传播方向的互相正交的电场强度（或磁场强度），在空间任一点合成矢量的大小和方向随时间变化的方式，称为电磁波的极化极化（polariza

29、tion），在物理学中称之为偏振。极化通常用合成矢量的端点随时间变化的轨迹来描述，可分为直线极化、圆极化和椭圆极化三种。一、均匀平面波的三种极化形式一、均匀平面波的三种极化形式1直线极化直线极化令，当或时，方向与x轴为的夹角（6-45）“”对应于 ，“”对应于 。与时间无关，即E E的振动方向不变，轨迹是一条直线，故称之为直线极化或线极化（linear polarization），如图6-6所示。（a）0 （b）图6-6 线极化波电场的振动轨迹xyOExEyEyOExEyEx2 2圆极化圆极化当 而且 =E时，的振幅为（6-46a）yxOEExEy右旋左旋图6-7 圆极化波电场的振动轨迹上式表

30、明的大小不随时间变化。的方向与x轴的夹角 为 这表明，对于给定z值的某点，随时间的增加，的方向以角频率作等速旋转，其矢量端点轨迹为圆，故称为圆极化（circular polarization）。当 时，的旋向与波的传播方向 成右手螺旋关系，称为右旋圆极化波（right-handed circularly polarized wave）；当 时，的旋向与波的传播方向 成左手螺旋关系，称为左旋圆极化波（left-handed circularly polarized wave），如图6-7所示。前面考虑的是z固定，场强的大小和方向随时 间的变化情况，称为时间极化。如果时间固定,场 强的大小和方向随

31、位置的变化情况称为空间极化。图6-8a表示固定某一时刻，右旋圆极化波的电场矢量随距离z的变化情况，z愈大圆极化的起始角度愈负，图6-8b是某一时刻左旋圆极化波的电场矢量随z的变化情况。（b）左旋圆极化波图6-8 圆极化波的空间极化zxy OzxyO（a）右旋圆极化波3 3椭圆极化椭圆极化 最一般的情况是电场两个分量的振幅和相位为任意值。从式（6-44）中消去，可以得到电场变化的轨迹方程，把式（6-44）展开 把上两式分别乘和并相减，得同理可得 把以上两式两边平方后相加，得（6-47）yxOEExEy右旋左旋图6-9 椭圆极化波电场的振动轨迹这是一个椭圆方程，合成电场的矢量端点在一椭圆上旋转，如

32、图6-9所示，称之为椭圆极化（elliptical polarization）。当时，旋向成右手螺旋关系，时，称为左旋椭圆极化波。与波的传播方向称为右旋椭圆极化波，反之，当二、二、均匀平面波的合成分解及应用均匀平面波的合成分解及应用 根据前面对线极化波的讨论,式（6-44）的和可以看成两个线极化的电磁波。这两个正交的线极化波可以合成其他形式的极化波，如椭圆极化和圆极化。反之亦然，任意一个椭圆极化或圆极化波都可以分解为两个线极化波。容易证明:一个线极化的电磁波，可以分解成两个幅度相等、但旋转方向相反的圆极化波。两个旋向相反的圆极化波可以合成一个椭圆极化波，反之，一个椭圆极化波可分解为两个旋向相反

33、的圆极化波。电磁波的极化特性，在工程上获得非常广泛的实际应用。无线电技术中，利用天线发射和接收电磁波的极化特性，实现无线电信号的最佳发射和接收。电场垂直于地面的线极化波沿地球表面传播时，其损耗小于电场平行于地面传播时的损耗，所以调幅电台发射的电磁波的电场强度矢量是与地面垂直的线极化波，收听者想得到最佳的收音效果，应将收音机的天线调整到与电场平行的位置，即与大地垂直。在移动通信或微波通信中使用的极化分集接收技术，就是利用了极化方向相互正交的两个线极化 的电平衰落统计特性的不相关性进行合成，以减少信号的衰落深度。在军事上为了干扰和侦察对方的通信或雷达目标，需要应用圆极化天线，因为使用一副圆极化天线

34、可以接收任意取向的线极化波。如果通信的一方或双方处于方向、位置不定的状态，例如在剧烈摆动或旋转的运载体（如飞行器等）上，为了提高通信的可靠性，收发天线之一应采用圆极化天线。在人造卫星和弹道导弹的空间遥测系统中，信号穿过电离层传播后，因法拉第旋转效应（见第6-6-2节）产生极化畸变，这也要求地面上安装圆极化天线作发射或接收天线。在电视中为了克服杂乱反射所产生的重影，也可采用圆极化天线，因为当圆极化波入射到一个平面上或球面上时，其反射波旋向相反，天线只能接收旋向相同的直射波，抑制了反射波传来的重影信号。当然，这需对整个电视天线系统作改造，目前应用的仍是水平线极化天线（电视信号为空间直接波传播，不是

35、地面波传播，不同于上述水平极化波在地球表面传播损耗大的情况），电视接收天线应调整到与地面平行的位置。而由国际通信卫星转发的卫星电视信号是圆极化的。在雷达中，可利用圆极化波来消除云雨的干扰，因为水滴近似呈球形，对圆极化波的反射是反旋的，不会被雷达天线所接 收；而雷达目标（如飞机、舰船等）一般是非简单对称体，其反射波是椭圆极化波，必有同旋向的圆极化成分，因而能收到。在气象雷达中可利用雨滴的散射极化的不同响应来识别目标。EiHixzy媒质媒质反射波ErHr透射波EtHt入射波图6-10 均匀平面波的垂直入射此外，有些微波器件的功能就是利用电磁波的极化特性获得的，例如铁氧体环行器和隔离器等。在分析化学

36、中利用某些物质对于传播其中的电磁波具有改变极化方向的特性来实现物质结构的分析。6.4 均匀平面波对平面边界的垂直入射.前面讨论了均匀平面波在单一媒质中的传播规律。然而，电磁波在传播过程中不可避免地会碰到不同形状的分界面，为此需研究波在分界面上所遵循的规律和传播特性。为分析简便，假设分界面为无限大的平面，如图6-10所示，在分界面上取一点作坐标原点，取z轴与分界面垂直，并由媒质指向媒质。我们把在第一种媒质中投射到分界面的波称为入射波 把透过分界面在第二种媒质中传播的波称为透射波（transmitted wave）,把从分界面上返回到第一种媒质中传播的波称为反射波（reflected wave）.

37、一、一、对理想导体的垂直入射对理想导体的垂直入射 设图6-10中媒质是理想介质()，媒质是理想导体()，均匀平面波由媒质沿z轴方向向媒质垂直入射，由于电磁波不能穿入理想导体，全部电磁能量都将被边界反射回来。为简便起见，下面讨论线极化波，取电场强度的方向为x轴的正方向，则入射波的一般表达式为 （6-48a）（6-48b）式中、，为分界面上入射电场的复振幅。在理想导体表面应满足电场切向分量为零的边界条件，因此反射波的电场也将是x方向线极 化的，其电磁场表达式为 （6-49a）（6-49b）其中为处的反射波的电场复振幅。注意上式中反射波向方向传播，反射波磁场矢量指向方向。利用理想导体表面的边界条件，

38、在处由式（6-48）和式（6-49）可得 即 （6-50）故在的媒质中合成波为 （6-51a）（6-51b）瞬时值为（6-52a）式中是的初相角，电磁波的振幅是 （6-53a）（6-53b）由上式可知:在（）即处，电场的振幅等于零，而且这些零点的位置都不随时间变化，称为电场的波节点（nodal point）。而在即 处，电场的振幅最大，这些最大值的位置也不随时间变化，称为电场的波腹点（loop point）。（6-52b）由式（6-53）画出电磁波的振幅分布如图6-11所示。理想导体表面为电场波节点，电场波腹点和波节点每隔交替出现，两个相邻波节点之间的距离为。磁场强度的波节点对应于电场的波腹点

39、，而磁场强度的波腹点对应于电场的波节点。我们把波节点和波腹点的位置都固定不变的电磁波，称为驻波驻波（standing wave）。zO理想导体图6-11 驻波的振幅分布示意图 从物理上看，驻波是振幅相等的两个反向波入射波和反射波相互叠加的结果。在电场波腹点，二电场同相叠加，故呈现最大振幅，而在电场波节点，二电场反相叠加，故相消为零。媒质中的平均功率流密度矢量为 （6-54）可见，驻波不传输能量，只存在电场能和磁场能的相互转换。由于媒质中无电磁场，在理想导体表面两侧的磁场切向分量不连续，因而交界面上存在面电流，根据边界条件得理想导体表面的面电流密度为 （6-55）是入射场的2倍。如果入射的平面波

40、是圆极化的，以右旋圆极化为例，入射波的电场是 （6-56a）对理想导体垂直入射，由边界条件可得反射波电场为 （6-56b）反射波传播方向是 方向，所以相对于反射波的传播方向，反射波变成了左旋圆极化波。合成电场为 （6-56c）显然入射波是圆极化波，其合成电场也是驻波。二、二、对理想介质的垂直入射对理想介质的垂直入射 参考图6-10，设媒质和媒质都是理想介质，即 ，介电常数和磁导率分别是(、)和(、)。当x方向极化的平面波由媒质向媒质垂直入射时，在边界处既有向z方向传播的透射波，又有向 方向传播的反射波。由于电场的切向分量在边界面两侧是连续的，反射波和透射波的电场也只有x方向的分量。入射波和反射

41、波的电磁场强度 的表达式与式(6-48)和式(6-49)相同，媒质中的透射波为 （6-57a）（6-57b）式中 为 处透射波的复振幅。在分界面上，电场、磁场的切向分量连续，于是有 解得 （6-58a）（6-58b）我们定义反射波电场复振幅与入射波电场复振幅的比值为反射系数（reflection coefficient），用 R表示；透射波电场复振幅与入射波电场复振幅的 比值为透射系数，用T表示。由式（6-58）得 （6-59a）（6-59b）（6-59c）于是媒质中合成电场和合成磁场分别为 （6-60a）（6-60b）在媒质中有 （6-60c）（6-60d）下面首先讨论电磁波振幅分布，由式（

42、6-60a）和式（6-60b）可得（6-61a）（6-61b）其中，若则，若则。电磁波振幅分布如图6-12所示，图6-12 行驻波的振幅分布示意图zO 图中假设 ，在 即 （n=0，1，2，）处，电场振幅达到最小值，为电场波节点，而磁场的振幅达到最大值，有 （6-62a）（6-62b）而在 即 处，电场振幅最大，为 电场波腹点，磁场振幅最小，有 （6-62c）（6-62d）在电场波腹点处，反射波和入射波的电场同相，因而合成场为最大。而在电场波节点处，反射波和入射波的电场反相，从而形成最小值。这些值的位置都不随时间而变化，具有驻波特性。但反射波的振幅比入射波的 振幅小，反射波只与入射波的一部分形

43、成驻波，因而电场振幅最小值不为零而最大值也不到 ，这时既有驻波成分，又有行波成分，故称之为行行 驻波驻波，如下式所示 （6-63）式中第一项:向z方向传播的行波，第二项:驻波。为了反映行驻波状态的驻波成分大小，定义电场振幅的最大值与最小值之比为驻波比（standing wave ratio），用 表示 （6-64a）也可以用驻波比表示反射系数 （6-64b）下面讨论功率的传输。利用式（6-60a）和式（6-60b），在媒质中，向z方向传输的功率密度为（6-65a）它等于入射波传输的功率减去反射波向相反方向传输的功率。在媒质中，向z方向透射的功率密度是 （6-65b）将反射系数和透射系数的计算公

44、式代入以上两式，可以得出，媒质中向z方向传输的功率等于媒质 中向z方向透射的功率，符合能量守恒定律。前面学过波阻抗的概念，是针对电磁波向一个 方向传播的情况。现在媒质中有双向传播的波同 时存在，我们定义电场复振幅与磁场复振幅之比为 等效波阻抗(z0)（6-66）等效波阻抗是一个复数，说明电场和磁场相位一般不相同。等效波阻抗用于计算多层媒质的垂直入射问题将带来很大方便。如果媒质和媒质是有损耗媒质，可用复介电常数 代替实数介电常数 ，上述分析方法仍然适用。例如电磁波由空气垂直入射于良导体表面，将式（6-31c）中的 代入式（6-59a）可得反射系数 由该反射系数可求出透射进入导体的功率密度 (6-

45、67)式中 为入射波的功率流密度矢量。透射进入导体的功率被导体所损耗，由上式可见，频率越高，透射进入导体而损耗的功率越大，该功率由于趋肤效应将集中在导体表面；电导率 越大，透射进入导体的损耗功率越小，大部分功率被反射掉，进入导体的功率也集中在导体表面，越大穿透深度越小。一、一、沿任意方向传播的平面电磁波沿任意方向传播的平面电磁波 向z方向传播的均匀平面波可表示为 （6-76a）（6-76b）因为kz=常数就是z=常数，所以等相位面是垂直于z轴的平面，如图6-15a所示，等相位面上任一点的矢径为 ，则等相位面也可表示成 常数。因此沿z方向传播的电场可表示成 （6-77）如果平面波沿任意方向 传播

46、，如图6-15b，等相位面是 常数的平面，与 垂直。仿照上式，可写出电磁波的表达式 （6-78a）（6-78b）（a）沿z方向传播 （b）沿任意方向传播图6-15平面波的等相位面OrzxyzOrxyz 其中 （6-78c）（6-78d）（6-78e）式中 、是传播方向单位矢量 的方向余弦，k k称为传播矢量传播矢量（Propagation Vector），或波矢量，其方向和模值分别表示电磁波的传播方向和传播常数。由式（6-78a），沿任意方向 传播的平面波可表示为 如果取沿z方向的传播常数为 ，则 （6-79）称为z方向的视在相速视在相速。只表示波的等相位面沿 z轴移动的速度，并不表示能量的传

47、播速度，如图6 -16所示，点的能量是由后面的A点按光速传播而来的，并不是由P点传来的。图6-16 视在相速Ovzx yvzPA二、二、平面波对理想介质的斜入射平面波对理想介质的斜入射 当电磁波以任意角度入射到平面边界上时,称之为斜入射（oblique incidence）。我们把由入射波传播方向与分界面法线方向组成的平面称为入射平面入射平面（plane of incidence）。若入射波电场矢量垂直于入射平面，称为垂直极化波垂直极化波.若电场矢量平行于入射平面，称为平行极化波平行极化波（parallel polarized wave）。任意极化的平面波都可以分解为垂直极化波和平行极化波的合

48、成。1 1垂直极化波的斜入射垂直极化波的斜入射 如图6-17（a）所示，设媒质的介质参量分别为 、，媒质的介质参量为 、。入射平面位于xz平面，电场与入射平面垂直，以入射角 入射到理想介质平面上，则入射波的传播方向为 .入射电磁波可表示为 （6-80a）（6-80b）反射波和折射波的电场和入射波一样只有y分量这是由入射波和边界条件决定的，垂直极化的入射波只能产生垂直极化的反射波和折射波。反射波可表示为 （6-80c）（6-80d）其中 表示反射波的传播方向。媒质中的折射波（refracted wave）可表示为 （6-80e）（6-80f）其中 表示折射波传播方向。在 的分界面上，电场的切向分

49、量连续，于是有 （6-81）其中 。上式对分界面上任意的x、y都成立，即电场在 处空间变化必须相同，上式中的各指数必须相等，因而有 （6-82a）（6-82b）式（6-82b）称为界面相位匹配条件。由式（6-82b）前一个等式可得 其中 、是 的方向余弦。由于上式在分界面 上任意点都成立，于是有 ，即 （6-83a），即 （6-83b）上式说明:反射波也在入射平面内，反射角 等于入 射角 ，此即反射定律。由式（6-82b）后一个等式可得 同理有 ，即 ，说明折射波也在入射平面内。同时还有 即 （6-84）上式称为斯耐尔(Snell)折射定律折射定律。由电磁波边界条件推导出的反射定律、折射定律与

50、光学中的相同,这再一次说明光波也是电磁波。由分界面上磁场切向分量连续的边界条件得 由上式和式（6-82a），可解得反射系数和折射系数（refraction coefficient）（6-85a）（6-85b）以上两式称为垂直极化波的菲涅耳(A.J.Fresnel)公式。两系数之间的关系如下 （6-85c）2.2.平行极化波的斜入射平行极化波的斜入射 如图6-17（b），入射波的电场与入射面平行，仿照垂直极化波的分析方法，利用边界条件可以得出相同的反射定律和折射定律。平行极化波的菲涅耳公式是 （6-86a）（6-86b）（6-86c）对于非铁磁性媒质，利用折射定律，反射系数、折射系数又可写成 （