拉普拉斯方程在简单静电场问题中的应用 - 中山大学精品课程
电动力学2-3 拉普拉斯方程
2. 柱坐标一般用于二维问题：
二维问题的解：
( A0 B0 ln r )(C0 D0 )
n n n
( An r Bn r )(Cn cos n Dn sin n ) [r ( An sin n Bn cos n）
n n
或写成： A0 B0 ln r C0 D0 ln r
在球内总电场作用下，介质的极化强度为
0 P内 e 0 E ( 0 ) E 3 0 E0 2 0
介质球的总电偶极矩为
0 4 3 3 p R0 P 40 R0 E0 3 2 0
球外区域电势
所产生的电势
1 的第二项就是这个电偶极矩
1 2 ,
1 2 0 R R
比较Pn的系数，得:
0 3 b1 E0 R0， 2 0 3 0 c1 E0 2 0 bn cn 0， (n 1)
3 0
所有常数已经定出，因此本问题的解为
0 E0 R cos 1 E0 R cos 2 0 R2 3 0 2 E0 R cos 2 0
导体面上电荷面密度为
3 0
0 R
3 0 E0 cos
R R0
例4 导体尖劈电势V，分析它的尖角附近的电场。
解：用柱坐标系 1 2 0， (0 2 ) r 2 2 r r r r ϕ的通解形式为 A0 B0 ln r C0 D0 在尖劈θ=0面上，ϕ =V与r无关，由此
② 正确写出边界条件，不能有遗漏。
例1 一个内径和外径分别为R2和R3的导体球壳，带
电荷Q，同心地包围一个半径为R1的导体球（R1 <R2）。使这个导体球接地，求空间各点的电势 和这个导体球的感应电荷。 解：以球心为原点建立球坐标系，导体壳外和壳内 的电势均满足方程 2 0 ，问题具有球对称 性，电势 不依赖于角度θ和φ。设导体壳外 和壳内的电势分别为 b 1 a ， ( R R3 ) R d 2 c ， ( R2 R R1 ) R
2-3 拉普拉斯方程
④ 根据定解条件，求出通解中的积分常数。 ⑤ 将求出的积分常数代入通解表达式，得到实际
问题的解。 关键步骤：① 充分利用对称性，写出简单的通解。
② 正确写出边界条件，不能有遗漏。
例1 一个内径和外径分别为R2和R3的导体球壳，带 电荷Q，同心地包围一个半径为R1的导体球（R1 <R2）。使这个导体球接地，求空间各点的电势 和这个导体球的感应电荷。
R 0 处，2 应为有限值，因此
dn 0
在介质球面上（R=R0），
1 2 ,
0
1
R
2
R
比较Pn的系b数1 ，得:200 E0 R03，
c1
3 0 2 0
E0
bn cn 0， (n 1)
所有常数已经定出，因此本问题的解为
1
E0R cos
0 20
E0R03 cos
R2
2
3 0 20
E(a) 0 er
E0R cos
在球内总电场作用下，介质的极化强度为
P内
e 0 E
(
0)E
0 20
30 E0
介质球的总电偶极矩为
p
4
3
R03 P
0 20
4 0 R03 E0
球外区域电势 所产生的电势
1
的第二项就是这个电偶极矩
E0
1
4 0
pR R3
0 20
E0 R03 R2
cos
例3 半径为R0的接地导体球置于均匀外电场E0中， 求电势和导体上的电荷面密度。
因此v的可能值为
νn
n 2 α
,
n 1,2
静电场(5) 泊松方程和拉普拉斯方程
0
Dd S
S
q
微分形式：
E
0
或（E ）
7
介质方程：
D
D 0rE E
在各向同性、均匀、线性的媒质中， 由静电场的基本方程可以得出结论： 静电场是一个有通量源（静止电荷）
而没有旋涡源的矢量场。
8
根据矢量场理论，要确定一个矢量场， 必须同时给顶它的散度和旋度。 所以静电场的基本方程中包含了：
E ()
（在均匀、线性、各向同性的电介质中，为常数。）
2
（电位的泊松方程）
12
2、拉普拉斯方程
对于场中没有电荷分布（=0）的区域内：
2
（电位的泊松方程）
0 2
(电位的拉普拉斯方程)
拉普拉斯方程是泊松方程的特例。
13
2是拉普拉斯算符：二阶微分算符
直角坐标系：
r
1
r2 sin
sin
1
r 2 sin 2
2 2
15
两类问题 可以用泊松方程或拉普拉斯方程解决
1、已知：有限区域内的电荷分布， 求：电位和场强
（场域内电介质是均匀、线性和各向同性。）
求电位：
(x, y, z) 1 (x', y', z') dV '
4 V '
r
求场强：
E
1
r 2 sin
sin
1
r 2 sin 2
2 2
1 r2
r
r 2
r
0
r 2 0
18
r r
r 2 0
r r
一次积分
r2
r
C1
C1 r r 2
2.3 拉普拉斯方程
r r = E0 (cos e R − sin θ eθ )
ε − ε0 3 r r r 1 R0 E0 3 3cosθ e R − ( cosθ e R − sin θ eθ ) + 2ε 0 + ε R
结束
第二章∶ 第二章∶静电场
r r r r r ε − ε 0 3 3 E0 ⋅ R R E0 R0 = E0 + − 3 R5 R 2ε 0 + ε r r r r r r 1 3( p ⋅ R ) R p r = E0 + − 3 = E0 + E ′ 5 4πε 0 R R
分析：这是全介质的第一类边值问题。 分析：这是全介质的第一类边值问题。球内外电 势分布具有轴对称性。整个区域分为两部分： 势分布具有轴对称性。整个区域分为两部分：介质 球内2，球外部真空1。两区域内部都没有自由电荷， 球内 ，球外部真空 。两区域内部都没有自由电荷， 因此电势均满足拉普拉斯方程。 因此电势均满足拉普拉斯方程。 微分方程及其通解：由于问题具有轴对称性， 微分方程及其通解：由于问题具有轴对称性，即 轴对称性 ϕ i 与 φ 无关，故: 无关， 代表球外区域的电势， 代表球内的电势。 以 ϕ 1代表球外区域的电势，ϕ 2代表球内的电势。
势，满足Laplace's equation。这种方法从数学上看， 满足 。这种方法从数学上看， 实质是当区域V中有电荷分布时，电势满足Poisson's 实质是当区域 中有电荷分布时，电势满足 equation，而Poisson's equation——非齐次微分方程的 ， 非齐次微分方程的 等于其特解（ 加上拉普拉斯方程—— 通解（φ），等于其特解（ϕ0）加上拉普拉斯方程 齐次方程的通解（ ） 齐次方程的通解（ϕ′）。 但注意，边值关系还要用 ϕ S 而不能用 ϕ ′ S 但注意，
EM第12讲泊松拉普方程
显然，由于两极板面无限大，故某x面上场在
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12.3 一维泊松方程的解
方向分布均匀，板面上的电荷密度
均为
常数。作一柱形闭合面，其上、下底面积为
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代入上式得:
应用高斯通量定理的解法物理概念清晰，而一维泊松
方程的求解法则更简单。
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小结
静电场的基本方程
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泊松方程与拉普拉斯方程 一维泊松方程的解
2
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12.3 一维泊松方程的解
例12-1 已知导体球的电位为U(设无穷远处的电位为
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0)，球的半径为a，求球外的电位函数。
静电场的基本方程
积分形式：
微分形式： E 0
D
或E
在线性、各向同性媒质中，本构关系为：
静电场是无旋有散场。
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12.2 泊松方程与拉普拉斯方程
解:
令球心为球坐标系原点，在
电位 因此电场具
函数满足拉普拉斯方程，且 有球对称性，电位
拉普拉斯方程在电场中的应用
拉普拉斯方程在电场中的应用拉普拉斯方程是一种常见的偏微分方程，它在数学和物理学中具有广泛的应用。
其中之一就是在电场中的应用。
在本文中，我们将探讨拉普拉斯方程在电场问题中的重要性和应用。
首先，让我们回顾一下拉普拉斯方程的定义。
拉普拉斯方程可以被表示为：$$\nabla^2 \phi = \frac{\partial^2 \phi}{\partial x^2} + \frac{\partial^2 \phi}{\partial y^2} + \frac{\partial^2 \phi}{\partial z^2} = 0$$其中$\nabla^2$是拉普拉斯算子，$\phi$是电势函数。
这个方程描述了在没有电荷存在的区域内，电势函数满足的条件。
换句话说，该方程描述了一个没有电荷的区域内的平衡电势分布。
在电场问题中，拉普拉斯方程的应用主要体现在求解电势分布。
通过求解该方程，我们可以得到一个系统中各个点的电势。
这在研究电场中物体的电势分布和电场强度分布时非常有用。
一个经典的电场问题是带电导体的电势分布。
假设有一个带有电荷的导体，我们希望确定导体周围的电势分布。
通过求解拉普拉斯方程，我们可以获得关于电势分布的信息。
另一个常见的应用是在存在电荷分布的情况下求解电势分布。
如果一个系统中存在电荷密度$\rho$，我们可以使用拉普拉斯方程来求解电势分布并获得系统中各个点的电势。
这对于研究电场对带电粒子的作用以及电势能的计算都是非常重要的。
拉普拉斯方程的数值求解也是一种常见的方法。
在实际问题中，我们往往无法通过解析的方式求解拉普拉斯方程，而是需要使用数值方法来近似求解。
这可以通过离散化问题和应用数值计算方法来实现。
数值求解拉普拉斯方程在电场问题中具有很高的实用性和广泛的应用。
除了电势分布的计算，拉普拉斯方程还可以用于求解电场导致的其他物理量。
例如，根据拉普拉斯方程，我们可以计算电场强度分布、电势能分布以及电荷运动的轨迹等等。
静电场的Laplace方程和Poisson方程(精)
边界条件当然不限于以上三类,还可以有各式各样的边界 条件，甚至是非线性边界条件。
除了初始条件和边界条件，有一些物理问题还需要附加一 些其他才能确定其解。如教材中所介绍的衔接条件和自然边界 条件等。
（P159）
（定解问题所需边界条件的数目？）
三类定解问题
定解问题有微分方程(泛定方程)和定解条件组成. 定解条件主要是由初始条件和边界条件组成.根据定解 条件的情况,可以把定解问题分成三类:
二阶线性偏微分方程
把函数 u 的所有自变量（包含空间坐标和时间）依次记作
x1 , x2 ,
, xn ,二阶偏微分方程如果可以写成如下形式:
a u
i, j
n
ij xi x jFra bibliotek biuxi cu f 0
i
n
如果 aij , bi , c, 是线性的.如果 齐次的.
f
只是 1
x , x2 ,
, xn 的函数,则该方程
f 0 ,则称该方程是齐次的;否则称为非
(1)方程的阶 偏微分方程中未知函数偏导数的最高阶数称 为方程的阶． (2)方程的次数 偏微分方程中最高阶偏导数的幂次数称为偏 微分方程的次数． (3)线性方程 一个偏微分方程对未知函数和未知函数的所有 （组合）偏导数的幂次数都是一次的，就称为线性方程，高 于一次以上的方程称为非线性方程． (4)准线性方程 一个偏微分方程，如果仅对方程中所有最 高阶偏导数是线性的，则称方程为准线性方程． (5)自由项 在偏微分方程中，不含有未知函数及其偏导数的 项称为自由项．
t ,
u x x, t | x l t k
1
又如杆的纵振动问题,若一端受有外力,且单位面积上所受的力 为
§3拉普拉斯方程分离变量法
设球半径为R0，球 外为真空（图2-5）。这 问题具有轴对称性，对 称轴为通过球心沿外电 场E0 方向的轴线，取此 轴线为极轴。
29
介质球的存在使空间分为两均匀区域（1）球 外；（2）球内，均没有自由电荷，因此电势
都满足拉普拉斯方程 2 0 。 1：代表 球外的电势， 2：球内的电势，则
程的通解为：
38
(A0 B0 ln r)(C0 D0 )
( A r B r )(C cos D sin )
39
A0 (C0 D0 ) A r (D sin ) 40
考虑这些条件后，电势可以重写为：
V Anrn sin n.（3.30）
n
要确定待定常量 A n ，还必须用某一大曲面 包围着电场存在的区域，并给定这曲面上的
§3拉普拉斯方程 分离变量法
• 我们知道静电场标势所满足的泊松方程为：
2
• 其特解之一为： 1 (x ')dV
4 V r
• 有限区域分布电荷，选无限远处电势为零时的解。
1
• 对一般情况，设泊松方程的解为：
'
1
4
V
(x
r
')dV
• 则， 2 ' 0
• 泊松方程的解为拉普拉斯方程的通解+泊松方 程特解
两区域的通解为：
30
31
32
33
34
35
36
实际上：导体ε ，上例题取极限也可得到。 例4 导体尖劈带电势V，分析 它的尖角附近的电场。
37
解 用柱坐标系。取 z 轴沿尖边。设尖劈以外 的空间，即电场存在的空间为 0 ≤ θ ≤ 2π−α（α
为小角）。因不依赖于z ，柱坐标下的拉氏方
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拉普拉斯方程在简单静电场问题中的应用张斯特物理科学与工程技术学院光信息专业指导教师: 方奕忠摘要：《Laplace方程在简单静电场问题中的应用》一文主要阐述了Laplace方程这一经典方程在求解经电场问题中的使用方法。
首先简单介绍了Laplace使用方程的原理和适用的范畴，接下来给出较为常用的坐标系内Laplace方程的解的形式，最后介绍典型的应用举例，这也是本文较为重点的部分，分别从几个例子中由简单到复杂的介绍了Laplace方程在求解过程中的使用方法、边值关系的确定以及求得解所反映的部分物理意义。
关键词：Laplace方程球对称解轴对称解边值关系物理意义一、Laplace方程的使用原理和适用范围众所周知，电磁场的一般特性都是可以由maxwell方程反映出来，如下所示：而在本文所要讲述的静电场问题之中，我们紧紧需要方程组（1）之中的前两式即可。
对于静止的情况而言，电场和磁场无关，此时有所以上述用来描述电场特性的方程可以写成：其中，（2）式中的代表的含义是空间中自由电荷的分布，为了表示方便省去了下标。
而从式（3）看来，静电场是一个无旋场，所以其特性可以引入一个标势来表示，这类似于在保守力场中引入的势函数。
类似重力场中的势能函数一样，单独一点上的电势的绝对大小是没有意义的，只有两点之间的电势差才是有意义的。
在电场中电势差的定义方法是：把单位正电荷由一点移动到另一点电厂对其所做的功。
当电场做正功时电势下降（具体的定义方式可以参考《电动力学》第二章，高等教育出版社）。
进而可以得出电场和电势之间的关系：这样一来，只要知道了用来描述电场的势函数即可通过它求解出该电场的分布（不过反过来，当空间电场分布确定之后，与之对应的势函数却可能不只一个；这是由于电势铃点选取不同造成的，这一点不同只是反映在不同的电势和之间可能会相差一个常数，但是这并不影响它所描述的电场的性质）。
对于均匀的各项同性介质，、之间有如下关系：现在只需要结合式（2）、（4）和式（5）就可以得出如下方程：式（6）是静电场电势满足的基本微分方程，成为Poisson方程。
当给出必要的边界条件之后，相应的电势即可确定，当然可以进而得出电场的空间分布，该静电场的一切特性都可随之解出。
而对于更加特殊的情况，即需要求解的区域内部没有电荷分布，即的时候，Poisson 方程化为更简单的形式：这就是本文主要阐述的Laplace方程的形式。
这虽然是一种特殊的Poisson方程，但是可以适用的范围还是有很多的，比如说在很多情况下，导体上面所代电荷只是分布在其表面，此时就可以选择导体的内部作为求解区域，这是一种完全满足Laplace方程形式的情况。
处此之外，还可以对一些空间电荷分布较为简单的情况进行求解。
因为对于方程（6）而言，它的解实际上可以写成两部分之和，即：其中，对应laplace方程的通解；对应Poisson方程的特解。
而当电荷分布较为简单，比如仅是在一个介质球的中心放置一个点电荷时，这一个特解的形式是很容易根据物理特性写出来的。
所以在一定的应用范围之内Laplace方程对于求解静电场问题还是有一定作用的。
二、L aplace方程的一般形式及其一般解如上文所述，Laplace方程的形式如式（7）所示。
对于不同的坐标系，Laplace方程的解也会有所不同，但是都可以通过分离变量的方式求出来。
在此直接给出Laplace方程在较为常用的球坐标系中的通解形式（具体的求解过程可以参考）：上式中，是任意常数，将在具体问题的求解中确定。
是缔合Legendre函数。
对于式（9）所示的Laplace方程一般解，如果所选问题具有轴对称性，我们不妨选取球坐标系的极轴为对称轴，则此时的解应该和方位角是无关的，解的形式得到简化，如下所示：其中，为任意常数，视具体问题而定。
是Legendre函数。
进一步考虑更为特殊的球对称情况，此时Laplace方程的解将是仅仅与有关的函数，其形式如下：其中和是任意常数，视具体问题而定。
以上已经给出了三种情况下，在球坐标系中Laplace方程的解，接下来需要做的就是对应实际问题找到恰当的方程的解的形式来标示相应的电势，并利用边界条件确定之。
下面将举例说明。
三、Laplace方程的应用举例本文的重点在于应用举例，即在于习题的解法说明。
故本文中的数学过程可能并不够严密，很多时候的做法可能会从实际的物理意义出发，先在此说明。
先从最为简单的情况入手，考虑如下情况：A.均匀介质球的中心置一点电荷，球的电容率为，球外为真空，如何求解空间电势分布呢？首先想象一下上述问题的物理图象，因为介质球本身为球对称空间，而置入的电荷又处于介质球的中心，所以可以推断全空间之内的电势分布也是球对称的，直接选曲介质球的球心作为坐标空间的原点即可。
电势函数满足Poisson方程：这是对于整个空间之内而言，如果我们把整个空间划分为球内部和外部两个部分呢？不妨设图1球外空间的电势函数为，球内部分的电势函数设为。
这样一来，对于而言，所对应的区域之内并没有自由电荷的分布，所以实际上是满足Laplace方程的，即：对于完全的球对称情形而言，其合适的解可以写成：其中表示介质球的半径，和是任意常数。
而对于球内的部分，由于包含了自由电荷，所以其形式并不能化为较为简单的Laplace 方程。
但是却可以很容易的找到一个满足式的特解，这个解就是单一点电荷在其周围激发电场的势函数：而满足它的通解就是满足方程的通解，即：所以球内部的电势可以写成如下形式：其中的和是任意常数，将在下面的计算中确定。
首先可以从上面表示电势的函数（A-1）和（A-4）表达式本身的含义出发。
表示的是球外部空间的电势，现在考虑无穷远的情况。
一般情况下在实际问题中常常会令无穷远处的电势值定为零，以方便解题，按照这样的规定即可得到：则式（A-1）现在可以表示为：对于，它有两部分组成。
所表示的是置于中心的点电荷电势，表示的是介质球面上产生的极化电荷的电势。
现在考虑球心一点的电势。
由于点电荷的存在，球心处的电势应为无穷大。
但是对于位于介质球上的感应电荷在此处产生的电势而言，必为以有限值，这要求：这样便有的结论，于是式（A-4）可以写成：现在在表示空间电势的两个式子中仅仅包含两个尚未确定的常数和。
接下来利用电势的边值关系确定之：其中式（A-8）的值为零是因为在两种绝缘介质的交接面上是没有自由电荷分布的。
接下来就可以把式（A-5）和（A-6）分别代入到上面的边界条件表达式之中。
可以得到：由以上二式联立即可解出：再将其代回至式（A-5）和（A-6），即可得到空间内的电势分布：既然已经得出空间中的电势分布，电场分布则可以通过来求解（对于完全的球对称问题，算符的作用可以化简为）:观察上述的结果，可以看出当在介质中置入点电荷之后，介质内会出现相应的极化电荷，但是这一部分的极化电荷仅仅会对介质球内部的电势分布产生影响；对介质球外的电势以及整个空间之内的电场分布都没有影响。
再考虑一下空间中极化电荷的分布情况：既然电场分布现在已知，则可以根据在均匀线性介质中的性质得到如下的关系：于是可以得出电场强度矢量和极化强度矢量之间的关系，即：直接把式（A-11）和（A-12）所示的电场强度函数带入到式（13）中即可得到计划强度。
在此先不必带入，因为最终感兴趣的是介质球内的极化电荷分布。
所以由极化电荷体密度与极化强度矢量之间的关系就可以得到相应部分的计划电荷体密度。
对于球内部分：而算符在完全的球对称问题当中的作用即为：则球内的极化电荷体密度：注意到，上述计算均是在的条件之下得出的，这意味着在球内除去球心和球面之外的部分是没有极化电荷分布的。
如此看来极化电荷可能存在的区域是球心处以及球面上。
现在再次利用式（13）所示的关系，在等式的两边同时乘，即得：在对上式两边同时求散度，有：同时利用和这两个关系，则上式可以化为：即：以上的推导过程并没有用到与本题目已经求出的结论相关的结论，即这是一个在均匀介质中普遍存在的规律，当然也是适用于本题目中球心这一点的。
而现在球心处放置了单个的点电荷，故在球心处应该产生一个相应的计划点电荷，其带电量为：再来考虑球面上的极化电荷体密度。
这一点可基于绝缘介质的电中性来考虑。
由于介质球是不带电的，但是可以肯定的是在球心处存在极化点电荷；而且在球心与球面之间又是没有极化电荷的存在的，所以在球面上必然存在与球心极化电荷电量大小相同符号相反的计划电荷。
而且由于球对称性的存在，这些极化电荷一定是均匀分布在球体表面的，所以球面上的极化电荷面密度为：B.现在将上述问题稍微复杂化一点，将置入介质球中心的单个点电荷改为单个的电偶极子。
解决方法是类似的，首先整体考虑以下该问题的电势分布：由于置入介质球中心的是一个电偶极子，可以想象此时的空间电势分布将不再具有完全的球对称性。
不过若此时以电偶极矩矢量的方向作为球坐标系的极轴方向，则该问题还是具有轴对称性的，其对称轴就是坐标系的极轴。
整个空间的电势分布函数仍然满足Poisson方程，因此方程的通解部分仍然可以参照式（10）得出。
接下来可以模仿上面一个例子的做法，将空间区域划分为介质球内部和外部两个部分。
对于球外，即的情况下，此空间中依然没有电荷分布，因此这部分的电势分布函数可以写成：对于球内的部分，可以将Poisson方程的解分为特解和通解两部分的合成，方法与上例中的做法类似。
不同点在于此时特解对应的电势分布函数应该是有居于球心的电偶极子产生的，可以表示为：进而球内区域的电势分布函数可以表示为：再根据无穷远处电势为零以及极化电荷在球心处产生的电势应为有限值这两个条件，可以得出（具体的论证过程可以参考上文）：则此后表示空间电势分布的函数式（B-1）和（B-3）可以写成如下形式：接下来应用电势在处连续的特点可以得到如下的关系：即：并且应用在介质的交界面上的另一边值关系以及绝缘介质表面无自由电荷的特点，可以得到：即：通过式（B-7）和（B-6）的比较即可得出相应的与的数值。
现在以此题为例说明比较的方法。
先观察式（B-6）本身，发现等式的右边第一项包含，即项；式（B-7）也是如此，便可以得到时的关系：由此可以解出：同样的，可以通过比较得出时各系数的关系如下：即：而对于的时候，亦可类似地得出。
至此，用以描述空间电势分布的函数可以写成：既然已经得到空间电势分布函数，就可以通过来求解空间电势。
在这个轴对称的问题中，算符的作用可以表示为：利用以上关系即可得出空间内的电场分布情况：一旦知晓了空间内的电场分布函数，其他关于该问题的性质都将可以一一求出。
如上一例中所说的计划电荷密度等，都可以解出。
C.最后在上一例子的基础上稍作变化。
现将上例中的介质球改为有一定厚度的导体球壳，并且球壳带电量为，其他条件不变。