第三章静电场的边值问题课件.ppt

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1、第三章 静电场的边值问题,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,对上式两边取散度，得,对于线性各向同性的均匀介质，电场强度 E 的散度为,第三章 静电场的边值问题 主 要 内 容1.电位微,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,该方程称为泊松方程。,对于无源区，上式变为,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 在无限大的自由空间产生的电位为,因此，上式就是电位微分方程在自由空间的解。,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 该方,应用格林函数，即可求出泊松方程的通解为

2、,式中格林函数 为,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 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以格林函数表示的积分解。,应用格林函数，即可求出泊松方程的,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

3、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。,通常给定的边界条件有三种类型：,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。,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。,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,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。,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。,由于实际中定

4、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。,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。,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。,解的存在是指在给定的定解条件下，方程是否有解。,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。,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。,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数的关系为，可见，表面电荷给定等于给定了电位的法向导数值。因此，给定导体上的电荷就是第二类边界。,因此，对于导体边界的静电

5、场问题，当边界上的电位，或电位的法向导数给定时，或导体表面电荷给定时，空间的静电场即被惟一地确定。这个结论称为静电场惟一性定理。,静电场的边界通常是由导体形成的。此时，若给定导体上的,2.镜像法,实质:是以一个或几个等效电荷代替边界的影响，将原来具有边界的非均匀空间变成无限大的均匀自由空间，从而使计算过程大为简化。,依据：惟一性定理。因此，等效电荷的引入必须维持原来的边界条件不变，从而保证原来区域中静电场没有改变，这是确定等效电荷的大小及其位置的依据。这些等效电荷通常处于镜像位置，因此称为镜像电荷，而这种方法称为镜像法。,关键：确定镜像电荷的大小及其位置。,局限性：仅仅对于某些特殊的边界以及特

6、殊分布的电荷才有可能确定其镜像电荷。,2.镜像法 实质:是以一个或几个等效电荷代替,（1）点电荷与无限大的导体平面。,以一个处于镜像位置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,考虑到无限大导体平面的电位为零，求得,（1）点电荷与无限大的导体平面。介质 导体 q r P,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。,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,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

7、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，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。,电荷守恒：当点电荷q 位于无限大的导体平面附近时，导,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

8、。例如，夹角为 的导电劈需引入 5 个镜像电荷。,连续分布的线电荷位于无限大的导体平面附近时，根据叠加原理得知，同样可以应用镜像法求解。,q 对于半无限大导体平面形成的劈形边界也可应用镜像法,（2）点电荷与导体球。,若导体球接地，导体球的电位为零。为了等效导体球边界的影响，令镜像点电荷q 位于球心与点电荷 q 的连线上。那么，球面上任一点电位为,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,fqo（2）点电荷与导体球。Padrq 若导体球接,为了使镜像电荷具有一个确定的值，必须要求比值 对于球面上任一点均具有同一数值。由上图可见，若要求三角形 OPq 与 OqP 相似，则 常数。由此

9、获知镜像电荷应为,镜像电荷离球心的距离d 应为,这样，根据 q 及 q 即可计算球外空间任一点的电场强度。,为了使镜像电荷具有一个确定的值，必须要求比值,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,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。,若导

10、体球不接地，则位于点电荷一侧的导体球表面上的感应,（3）线电荷与带电的导体圆柱。,在圆柱轴线与线电荷之间，离轴线的距离d 处，平行放置一根镜像电荷。已知无限长线电荷产生的电场强度为,因此，离线电荷r 处，以 为参考点的电位为,l（3）线电荷与带电的导体圆柱。Pafdr-lO,若令镜像线电荷 产生的电位也取相同的 作为参考点，则 及 在圆柱面上 P 点共同产生的电位为,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 为常数。与前同理，可令，由此得,若令镜像线电荷 产生的电位也取相同的 作为,（4）点电荷与无限大的介质平面。,=,+,为了求解上半空间的场可用镜像电荷 q 等效边

11、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 的均匀空间。,（4）点电荷与无限大的介质平面。E 1 1qr0E,但是，必须迫使所求得的场符合原先的边界条件，即电场切向分量保持连续，电位移的法向分量应该相等，即,已知各个点电荷产生的电场强度分别为,代入上述边界条件，求得镜像电荷如下：,但是，必须迫使所求得的场符合原先的边界条件，即电场切,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。,解 对于这种边值问题

12、，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，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,求得,例 已知同轴线的内导体半径为a，电位为V，外导体接,利用边界条件：,求得,最后求得,利用边界条件：求得最后求得,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

13、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。分离变量法对于11种坐标系都是行之有效的。,由上例可见，为了利用给定的边界条件以便确定求,3.直角坐标系中的分离变量法,无源区中电位满足的拉普拉斯方程在直角坐标系中的展开式为,令,代入上式，两边再除以 X(x)Y(y)Z(z)，得,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，

14、再分别对变量 y 及 z 求导，得知第二项及第三项也分别等于常数。令各项的常数分别为，分别求得,3.直角坐标系中的分离变量法 无源区中电位满足的拉普拉斯,式中kx，ky，kz 称为分离常数，它们可以是实数或虚数。显然，三个分离常数并不是独立的，它们必须满足下列方程,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，含变量 x 的常微分方程的通解为,或者,式中A,B,C,D为待定常数。,式中kx，ky，kz 称为分离常数，它们可以是实数或虚,分离常数也可为虚数。当 kx 为虚数时，令

15、，则上述通解变为,或者,含变量 x 或 y 的常微分方程的解具有完全相同的形式。这些解的线性组合仍然是方程的解。解的形式的选择是非常重要的，它完全决定于给定的边界条件。解中各个待定常数也取决于给定的边界条件。,分离常数也可为虚数。当 kx 为虚数时，令,例 两个相互平行的半无限大接地导体平面，间距为 d，其有限端被电位为 0 的导电平面封闭，且与无限大接地导体平面绝缘，如图所示。试求三个导体平面形成的槽中电位分布。,解 选取直角坐标系。由于导电平面沿 z 轴无限延伸，槽中电位分布函数一定与 z 无关，因此，这是一个二维场的问题。电位所满足的拉普拉斯方程变为,例 两个相互平行的半无限大接地导体平

16、面，间距为 d，其有,应用分离变量法，令,根据题意，槽中电位应满足的边界条件为,为了满足 及 边界条件，应选 Y(y)的解为,因为 y=0 时，电位=0，因此上式中常数 B=0。为了满足边界条件，分离常数 ky 应为,应用分离变量法，令根据题意，槽中电位应满足的边界条件为为了满,求得,已知，求得,可见，分离常数 kx 为虚数，故 X(x)的解应为,因为 x=0 时，电位，因此，式中常数 C=0，即,那么，,式中常数 C=AD。,求得已知，求得可见，分离常数 kx 为虚,由边界条件获知，当 x=0 时，电位=0，代入上式，得,上式右端为变量，但左端为常量，因此不能成立。这就表明此式不能满足给定的

17、边界条件。因此，必须取上式的和式作为电位方程的解，即,为了满足 x=0，=0 边界条件，由上式得,由边界条件获知，当 x=0 时，电位=0，代,上式右端为傅里叶级数。利用傅里叶级数的正交性，可以求出系数Cn为,最后求得槽中电位分布函数为,式中。,电场线及等位面分布如右图示：,上式右端为傅里叶级数。利用傅里叶级数的正交性，可以求出系数C,4.圆柱坐标系中的分离变量法,电位微分方程在圆柱坐标系中的展开式为,令其解为,代入上式求得,上式中第二项仅为变量 的函数，而第一项及第三项与 无关，因此将上式对 求导，得知第二项对 的导数为零，可见第二项应为常数，令,4.圆柱坐标系中的分离变量法 电位微分方程在

18、圆柱坐标系,即,式中 k 为分离常数，它可以是实数或虚数。通常变量 的变化范围为，那么此时场量随 的变化一定是以 2 为周期的周期函数。因此，上式的解一定是三角函数，且常数 k 一定是整数，以保证函数的周期为2。令，m 为整数，则上式的解为,式中A,B 为待定常数。,考虑到，以及变量 的方程式，则前述方程可表示为,即式中 k 为分离常数，它可以是实数或虚数。通常变量,上式左边第一项仅为变量 r 的函数，第二项仅为变量 z 的函数，因此按照前述理由，它们应分别等于常数，令,即,式中分离常数 kz 可为实数或虚数，其解可为三角函数，双曲函数或指数函数。当 kz 为实数时，可令,式中C,D 为待定常

19、数。,将变量 z 方程代入前式，得,上式左边第一项仅为变量 r 的函数，第二项仅为变量 z 的,若令，则上式变为,上式为标准的柱贝塞尔方程，其解为柱贝塞尔函数，即,至此，我们分别求出了R(r),(),Z(z)的解，而电位微分方程的通解应为三者乘积，或取其线性组合。,式中E,F 为待定常数,为 m 阶第一类柱贝塞尔函数，为m阶第二类柱贝塞尔函数。根据第二类柱贝塞尔函数的特性知，当r=0 时，。因此，当场存在的区域包括 r=0 时，此时只能取第一类柱贝塞尔函数作为方程的解。,若令，则上式变为 上式为标准的柱贝塞尔方程，其,若所讨论的静电场与变量 z 无关，则分离常数。那么电位微分方程变为,此方程的

20、解为指数函数，即,若所讨论的静电场又与变量 无关，则 m=0。那么，电位微分方程的解为,考虑到以上各种情况，电位微分方程的解可取下列一般形式,若所讨论的静电场与变量 z 无关，则分离常数,例 设一根无限长、半径为 a 的导体圆柱放入无限大的均匀静电场中，电场强度方向垂直于导体圆柱，如图所示。试求导体圆柱外的电场强度。,解 选取圆柱坐标系，令 z 轴为圆柱轴线，电场强度的方向与x 轴一致，即,当导体圆柱处于静电平衡时，圆柱内的电场强度为零，圆柱为等位体，圆柱表面电场强度切向分量为零，且柱外的电位分布函数应与z 无关。解的形式可取前述一般形式，但应满足下列两个边界条件：,例 设一根无限长、半径为

21、a 的导体圆,由于圆柱表面电场强度的切向分量为零，即,因此,无限远处的电场未受到扰动，因此电位应为,此式表明，无限远处电位函数仅为 cos 的函数，可见系数，且 m=0。因此电位函数为,由于圆柱表面电场强度的切向分量为零，即 因此 无限远处,那么，根据应满足的边界条件即可求得系数 B1，D1 应为,代入前式，求得柱外电位分布函数为,则柱外电场强度为,那么，根据应满足的边界条件即可求得系数 B1，D1 应为代入,圆柱外电场线、等位面以及圆柱表面的电荷分布如下图示：,xyaE0电场线等位面圆柱外电场线、等位面以,5.球坐标系中的分离变量法,电位微分方程在球坐标系中的展开式为,令,代入上式，得,与前

22、同理，的解应为,5.球坐标系中的分离变量法 电位微分方程在球坐标系中的,可见，上式中第一项仅为 r 的函数，第二项与 r 无关。因此，与前同理第一项应为常数。为了便于进一步求解，令,式中n 为整数。这是尤拉方程，其通解为,将此结果代入上式，得,可见，上式中第一项仅为 r 的函数，第二项与 r 无关。因此,令，则上式变为,上式为连带勒让德方程，其通解为第一类连带勒让德函数 与第二类连带勒让德函数 之和，这里 m n。,当 n 是整数时，及 为有限项多项式。因此，要求 n 为整数。,根据第二类连带勒让德函数的特性知，当 时，。因此，当场存在的区域包括 或 时，此时只能取第一类连带勒让德函数作为方程

23、的解。所以，通常令,令，则上式变为上式为连带勒让德方程，其通解,那么，电位微分方程的通解通常取为下列线性组合,若静电场与变量 无关，则 m=0。那么 称为第一类勒让德函数。此时，电位微分方程的通解为,那么，电位微分方程的通解通常取为下列线性组合,例 设半径为a，介电常数为 的介质球放在无限大的真空中，受到其内均匀电场 E0 的作用，如图所示。试求介质球内的电场强度。,解 取球坐标系，令 E0 的方向与 z 轴一致，即。显然，此时场分布以 z 轴为旋转对称，因此与 无关。这样，球内外的电位分布函数可取为,则球内外电位分别为,例 设半径为a，介电常数为 的介质球放在,球内外电位函数应该满足下列边界

24、条件：,球心电位 应为有限值；,无限远处电场未受干扰，因此电位应为,球内电位与球外电位在球面上应该连续，即,根据边界上电位移法向分量的连续性，获知球面上内外电位的法向导数应满足,球内外电位函数应该满足下列边界条件：球心电位,考虑到边界条件，系数 Dn 应为零，即,为了满足边界条件，除了A1 以外的系数 An 应皆为零，且。即,再考虑到边界条件，得,为了进一步满足边界条件，得,式中,考虑到边界条件，系数 Dn 应为零，即 为了,由于上两式对于所有的 值均应满足，因此等式两边对应的各项系数应该相等。由此获知各系数分别为,代入前式，求得球内外电位分别为,由于上两式对于所有的 值均应满足，因此,值得注意的是球内的电场分布。已知，求得球内的电场为,可见，球内电场仍然为均匀电场，而且球内场强低于球外场强。球内外的电场线如图示。,如果在无限大的介电常数为 的均匀介质中存在球形气泡，那么当外加均匀电场时，气泡内的电场强度应为,那么，泡内的场强高于泡外的场强。,E0zy 0a值得注意的是球内的电场分布。已知,