10_各向异性介质中的平面波
平面电磁波
这些方程称为齐次标量亥姆霍兹方程。 这些方程称为齐次标量亥姆霍兹方程。 齐次标量亥姆霍兹方程 由于各个分量方程结构相同，其解具有同一形式。 由于各个分量方程结构相同，其解具有同一形式。 结构相同 同一形式
变量有关， 若场量仅与 z 变量有关，则可证明 E z = H z = 0 。 无关， 若场量与变量 x 及 y 无关，则
效应。 效应。 由 Hy
=
j ∂E x ωµ ∂z
可得
H y0 =
Hy =
ε E x 0 e − jkz = H y 0 e − jkz µ
ε Ex0 µ
可见， 理想介质中 电场与磁场相位相同 介质中， 相位相同， 可见 ， 在 理想 介质中 ， 电场与磁场 相位相同 ， 且两者空间相位均与变量z有关 空间相位均与变量 有关， 振幅不会改变 不会改变。 且两者空间相位均与变量 有关，但振幅不会改变。
第八章
主 要
平面电磁波
内 容
理想介质中的平面波、平面波极化特性、 理想介质中的平面波、平面波极化特性、平面边界 上的正投射、任意方向传播的平面波的表示、 上的正投射、任意方向传播的平面波的表示、平面边界 上的斜投射、 上的斜投射、各向异性介质中的平面波 1. 2. 3. 4. 5. 波动方程 理想介质中平面波 导电介质中平面波 平面波极化特性 平面波对平面边界正投射
Ex
Hy
O
z
时刻，电场及磁场的空间变化特性。 上图表示 t = 0时刻，电场及磁场的空间变化特性。 电场强度与磁场强度之比称为电磁波的波阻抗， 电场强度与磁场强度之比称为电磁波的 波阻抗， 波阻抗 表示, 以 Z 表示 即
Z= Ex = Hy
µ ε
实数
当平面波在真空中传播时，波阻抗以 表示， 当平面波在真空中传播时，波阻抗以Z0表示，则 真空中传播时
第8讲_平面波在各向异性介质中的传播
这就是平面波复振幅应当滿足的矢量方程
5
2 k r1 (k H 0 ) k0 H 0 0
电磁场与电磁波 · 第八讲 平面波在各向异性介质中的传播 · 章献民
电各向异性介质中D，H，k三者互相垂直
B与H关系可记为 B = μ · H
4
( yx Ex yy E y yz Ez )y 0
电磁场与电磁波 · 第八讲 平面波在各向异性介质中的传播 · 章献民
电各向异性介质中的波方程
电各向异性介质中麦克斯韦方程
E j H
D 0
由此可导出电磁场满足的矢量波动方程
将 ������ 2 − ������2 ������������⊥ = 0 代入波方程还得到 ������������ = 0
kD 0
Ez 0 电场矢量 E 没有平行于波矢量k的分量，E与D的方向重合。由于Ez=0，所以E
将单轴晶体的 ε 代入
// k E 1 k z Ez 0
8
电磁场与电磁波 · 第八讲 平面波在各向异性介质中的传播 · 章献民
单轴介质色散方程
// 0 (1 )k x k z // 2 2 k (1 )k y k z 0 // k z2 2 2 2 0 kx ky // // 2 2 2 2 2 kx ky k z 2 // 它有两个解 k
0 k 2 2 0
, 由此得到
寻常波解
k 2 2
vp / k 1/
E 0 x // (1 )k y k z E 0 y 0 2 E0 z // k z 2 2 2 kx ky // // 1 k x k z
第四章-平面波
第四章 平面波本章从麦克斯韦方程及物质的本构关系出发，研究在均匀介质中平面波的传播及其主要特征。
首先讨论线性、均匀、各向同性介质中均匀平面波的传播，再推广到各向异性介质中的情况。
比平面波更复杂的电磁波也可用平面波展开，本章对此也作了讨论。
最后讨论平面波传播的传输线模型，为以后用传输线模型求解复杂的场问题打下基础。
4.1得出电场强度E 与磁场强度H 满足的波方程，4.2从波方程得到简单介质中的平面波解，4.3、4.4讨论平面波的极化特性以及平面波在有耗介质中的传播，4.5介绍色散与群速的基本概念，4.6与4.7分别研究电各向异性介质和磁各向异性介质中平面波的传播特征。
4.8讨论髙斯波束的平面波展开，4.9证明电磁波沿某一方向传播可与特定参数传输线上电压、电流波的传播等效，即电磁波传播的传输线模型。
4.1 波方程3.4已分析过，麦克斯韦方程组中两个旋度方程是独立的。
在两个旋度方程中电场强度E 与磁场强度H 耦合在一起。
从解方程角度看，先要将E 跟H “去耦”，即从两个旋度方程消去H （或E ），然后得到只关于E （或H ）的方程。
本节讨论无源、简单介质中麦克斯韦方程的解，所谓无源，就是指所研究的区域内不存在产生电磁场的源J 与ρv 。
对于简单介质，ε、μ是常量。
在这种特定情况下，将物质的本构关系（3.4.1）、（3.4.2）代入麦克斯韦方程（3.2.8）~（3.2.11），得到 ∇⨯E =–j ωμH （4.1.1） ∇⨯H = j ωεE （4.1.2） ∇⋅E = 0 （4.1.3） ∇⋅H = 0 （4.1.4） 式（4.1.1）、（4.1.2）两个方程中，只有E 和H 两个独立的场量，但E 和H 耦合在一起。
为了从这两个方程得到只关于E 或H 的方程，对式（4.1.1）取旋度，并将式（4.1.2）代入，得到 ()()()E E H E μεωωεωμωμ2=-=⨯∇-=⨯∇⨯∇j j j利用恒等关系()()E E E 2∇-⋅∇∇=⨯∇⨯∇，而根据式（4.1.3），0=⋅∇E ，所以上式成为022=+∇E E μεω（4.1.5）同样对式（4.1.2）取旋度，将式（4.1.1）代入，并利用式（4.1.4）及上面的矢量运算恒等关系，得到022=+∇H H μεω（4.1.6）式（4.1.5）、（4.1.6）可合并写成 ()022=⎩⎨⎧+∇HEk（4.1.7） 式中μεω22=k（4.1.8）在自由空间或真空中，μ = μ0，ε = ε0，k 记作k 000220εμω=k（4.1.9）式（4.1.5）、（4.1.6）或（4.1.7）叫做无源简单介质中的波方程，在这个方程中E 跟H 不再耦合在一起。
第五讲 平面波
= ηHr
× erz
r A
⋅
(
r B
×
r C)
=
r B
⋅
r (C
×
r A)
=
r C
⋅(
r A
×
r B)
( ) erz
erz
⋅ ⋅
r H r E
= =
erz erz
⋅ ⋅
⎜⎛⎝ηη1Hrer×z
×
r E
⎟⎞
erz
⎠ =
η=Hrerz⋅⋅(⎜⎛⎝erezrz××erηz1)
r E =
⎟⎞ ⎠ 0
=
1
η
r E
=
yˆ 1
η
E(z,t)
3. 本征阻抗（特征阻抗）
计算式 η = ωμ = ωμ = μ k ω με ε
单位：欧姆（Ω）
η数值等于电场强度与对应磁场强度的振幅之比，并且仅决定于媒质的
电磁参数。
真空中 ④结论：
η0 =
μ0 = 120π ≈ 377 (Ω ) ε0
x
Ex = Emx cos(ω t − kz + ϕ x )
亥姆霍兹方程的解
结论
①亥姆霍兹方程的解代表正弦电磁波，进一步说，它们代表着等相位面（又
称波面）为平面的平面电磁波。如果将不同nˆ 的平面波进行叠加，还可以表
示等相位面为柱面或球面等其它形式的电磁波。
②从电场和磁场的叉积关系可以看出，电磁波的电场矢量、磁场矢量与波矢量
方向两两正交，且满足右手螺旋关系 Eˆ × Hˆ = kˆ。电场和磁场只有垂直于传播
在理想电介质中的波动方程解表示为
Ei (rv,t) = Ei m cos[ω
Opitcal Waves in Layered Media》(层状介质中的光波
《Opitcal Waves in Layered Media》简介一、出版情况《层状介质中的光波》（Optical Waves in Layered Media）是1998年由美国John Wiley & Sons 公司出版的，本书为2005年再版，全书406页。
二、作者情况叶伯琦(Pochi Yeh)目前是美国加州大学圣塔芭芭拉分校（University of California at Santa Barbara）电机电脑系教授与交大讲座教授（合聘）。
他1967年至1971年于国立台湾大学攻读物理系学士学位，1973至1975于美国加州理工学院物理系攻读硕士学位，1973至1977年于美国加州理工学院攻读物理系博士。
毕业后至1990年在美国洛克威尔国际科学中心光资讯部门任执行经理并在1985年至1990年任美国洛克威尔国际科学中心首席科学家。
1987年至今任台湾国立交通大学光电工程研究所兼任教授。
1990年被聘为加州大学圣塔芭芭拉分校电机电脑系教授。
曾荣誉美国光学学会会士（Optical Society of America Fellow）、电子电机工程学会会士（(IEEE Fellow）、洛克威尔科学中心达芬奇杰出工程师奖（Leonardo da Vinci Award, Engineering of the Year 1985）、国际光学工程学会金氏奖（Rudolf Kingslake Medal and Prize）等。
除本书外主要著作有晶体中的光波（Optical Waves in Crystals, Wiley l984）；非线性光折射简介（Introduction to Photorefractive Nonlinear Optics，Wiley l993）；液晶显示光学（Optics Of Liquid Crystal Displays, Wiley l999）；光子学：现代通信中的光电子学（Photonics: Optical electronics for modern communications，Oxford University Press 2006）。
第四章_各向异性介质中的光波详解
4.1.1 偏振光与自然光
光的传播与偏振
想一想
椭圆偏振光？
椭圆偏振光
4.1.1 偏振光与自然光
完全偏振光 线偏振光 圆偏振光 椭圆偏振光
自然光
在垂直光传播方向的平面上，所有方向均 有横振动，各个方向的振动幅度均相等，形成 如图所示的轴对称振幅分布。
4.1.1 偏振光与自然光
部分偏振光：自然光+完全偏振光
晶体光学与各向同性的光学： 相同：以麦克斯韦方程和物质方程为基础； 唯一不同：
Ｄ与Ｅ的关系。
晶体的介电张量
各向同性介质： D E 0r E 为常数
各向异性介质
D ij E 0 (r )ij E
xx yx
xy yy
xz yz
极化（偏振）与各向异性（双折射）
极化（偏振）与各向异性（双折射）
外加电场下，介质分子的极化与物质本身结构有关
无极分子
l
正负电荷被拉开距离
有极分子
重新排列
电荷＝束缚电荷＋自由电荷
E
/0
f
P 0
P 束缚电荷，与介质极化有关
偶极子
产 均匀
生 剩
介质
余
界面上 产生剩 余电荷
电 荷 非均 内部产
匀介 生剩余
量）
Dx Dy
0
xx yx
xy yy
xz yz
Ex Ey
Dz
zx zy zz Ez
0
xx yx
xy yy
xz yz
zx zy zz
J与E的关系
J J
x y
xx yx
xy yy
xz yz
Ex
Байду номын сангаас
电磁场与电磁波(第4版)第5章 均匀平面波在无界空间中的传播
电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播1C.Y.W@SDUWH2010电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播2均匀平面波的概念 波阵面：空间相位相同的点构成的曲面，即等相位面 平面波：等相位面为无限大平面的电磁波 均匀平面波：电磁波的场矢量只沿着它的传播方向变化，等相 位面上电场和磁场的方向、振幅都保持不变的平面波。
均匀平面波是电磁波的一种理想 情况，其特性及分析方法简单，但又 表征了电磁波的重要特性。
实际应用中的各种复杂形式的电 磁波可看成是由许多均匀平面波叠加 的结果。
另外，在距离波源足够远的 地方，呈球面的波阵面上的一小部分 也可以近似看作均匀平面波。
C.Y.W@SDUWH 2010波阵面xE波传播方向o yzH均匀平面波电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播3本章内容5.1 理想介质中的均匀平面波 5.2 电磁波的极化 5.3 均匀平面波在导电媒质中的传播 5.4 色散与群速 5.5 均匀平面波在各向异性媒质中的传播C.Y.W@SDUWH2010电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播45.1 理想介质中的均匀平面波5.1.1 理想介质中的均匀平面波函数 5.1.2 理想介质中的均匀平面波的传播特点 5.1.3 沿任意方向传播的均匀平面波C.Y.W@SDUWH2010电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播55.1.1 理想介质中的均匀平面波函数 设在无限大的无源空间中，充满线性、各向同性的均匀理想 介质。
均匀平面波沿 z 方向传播，则电场强度和磁场强度都不是 x 和 y 的函数，即∂E ∂E ∂H ∂H = =0, = =0 ∂x ∂y ∂x ∂yd2E d2H + k 2E = 0 , + k 2H = 0 dz 2 dz 2∂Ez =0 ∂zHz = 0∂Ex ∂E y ∂Ez + + =0 由于 ∇ ⋅ E = ∂x ∂y ∂zEz = 0∂ 2 Ez + k 2 Ez = 0 ∂z 2同理 ∇ ⋅ H =∂H x ∂H z + + =0 ∂x ∂y ∂z∂H y结论：均匀平面波的电场强度和磁场强度都垂直于波的传播 方向 —— 横电磁波（TEM波）C.Y.W@SDUWH 2010电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播6在直角坐标系中：∇ 2 F = ex∇ 2 Fx + ey ∇ 2 Fy + ez ∇ 2 Fz 即 (∇2 F )i = ∇ 2 Fi(i = x, y, z )2 2教材第28页 式(1.7.5)2 2 如：(∇ F )φ ≠ ∇ Fφ注意：对于非直角分量， (∇2 F )i ≠ ∇2 Fi 由电场强度满足波动方程 ∇ E + k E = 0ex ∇ 2 Ex + ey ∇ 2 E y + ez ∇ 2 Ez + k 2 (ex Ex + ey E y + ez Ez ) = 0 即⎧∇ 2 Ex + k 2 Ex = 0 ⎪ 2 2 ⎨∇ E y + k E y = 0 ⎪ 2 ∇ Ez + k 2 Ez = 0 ⎩⎧ ∂ 2 Ex ∂ 2 Ex ∂ 2 Ex + + 2 + k 2 Ex = 0 ⎪ 2 2 ∂y ∂z ⎪ ∂x ⎪ ∂2 Ey ∂2 Ey ∂2 Ey ⎪ + + + k 2 Ey = 0 ⎨ 2 2 2 ∂y ∂z ⎪ ∂x ⎪ ∂2 E ∂2 E ∂2 E z + 2 z + k 2 Ez = 0 ⎪ 2z + ∂x ∂y 2 ∂z ⎪ ⎩2010C.Y.W@SDUWH电磁场与电磁波第5章 均匀平面波在无界空间中的传播7对于沿 z 方向传播的均匀平面波，电场强度 E 和磁场强度 H 的分量 Ex 、Ey 和 H x 、H y 满足标量亥姆霍兹方程，即d 2 Ex + k 2 Ex = 0 dz 2 d2Ey + k 2Ey = 0 dz 2 2 d Hx + k 2H x = 0 dz 2 d2H y + k 2H y = 0 dz 2以上四个方程都是二阶常微分方程，它们具有相同的形式，因 而它们的解的形式也相同。
地震学讲稿_11 各向异性介质中的平面波
图11.1 点源在各向异性介质中产生的波前面。
波前面法向射线方向偏振方向 第11章 各向异性介质中的平面波 介质中一点的物理性质如果与方向有关, 该介质被称为各向异性介质. 微观晶体的物性一般是各向异性的. 如果晶体的排列杂乱无章, 宏观上就会表现出各向同性. 地球介质的各向异性主要表现在地壳与上地幔, 以及地球的内核. 孔隙及微破裂的定向排列, 结晶体的优势方向排列都会表现出地震波速宏观各向异性. 各向异性介质中的地震波传播理论比各向同性的要复杂的多, 描述介质弹性性质的参数也多. 但是，地球介质的宏观各向异性给地震波传播造成的影响比较微弱, 大多数观测结果缺乏有力的各向异性证据. 随着地震观测仪器精度与动态范围、观测手段的提高，各向异性的研究越来越受到重视。
内核相对于地幔差速转动的发现就依赖于内核的各向异性模型。
首先我们看一个简单的例子，以此认识各向异性介质中波的复杂性。
假设介质是均匀各向异性的。
设地震波由一点发出，由于波向不同方向传播的相速度是不相同的，在特定的时间后形成的波前面（等相位面）不再是一个圆球，而是一个曲面。
如图(11.1)所示，射线的方向是能量传播的方向，能量传播的速度叫群速度。
波前面法向是相位传播的方向，也是波幔度方向，整个波前面是平面波等相位面的包络。
从图中可以看出，射线与波前面并不垂直，能量传播的方向、相位传播的方向以及波的偏振方向不在同一个方向，即使是P 波也可能如此。
11.1 相速度、群速度、偏振 我们用简谐平面波来演示上述特征。
设简谐平面波的位移形式为())(exp ),(x s g u ⋅--=t i t x ω，或写成分量形式())(exp ),(x s ⋅--=t i g t x u i i ω （11.1）其中波幔度矢量css ˆ=，c 为相速度，sˆ为幔度单位矢量（等相位面传播的方向），是给定的已知量。
相速度c 是与幔度单位矢量sˆ有关的待定量。
g 为位移偏振矢量，与坐标无关，是与幔度单位矢量s ˆ有关的待定矢量。
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Ay Bx y0 x 0 Ay B y y0 y0 Ay B z y 0 z 0
称C
Az B x z 0 x 0 Az B y z 0 y0 Az B z z 0 z 0
为 并矢 。所以在三维空 间，标量用一个元素表示，矢量用三 个元素
其运算法则是夹在中间两个单 位矢量按 标积运算。 并矢的一次标积 A B ， 并矢的二次标积 A : B ，其运算法则是夹在中间的两个单位矢量先按标积
// (1 )k x k z // (1 )k y k z 0 2 k 2 2 2 // z // kx ky
k
2 2
// 2 k k k z 2 //
波方程
寻常波解
k 2 2
2 k 2 0 0
0 k 2 2 0
,由此得到
vp / k 1/
E 0 x // (1 )k y k z E 0 y 0 2 E 0 z // k z 2 2 2 // kx ky z // 1 k x k z
D x xx D y yx D z zx
B x xx B y yx B z zx
xy xz E x yy yz E y E zy zz z
k E0 k x E0x k y E0y k z E0z ( 1 ε // )k z E0z ε
0 0
0
0
0 0 //
k 2 E0 k (k E0 ) k02 r E 0 k 2 ( E0 x x0 E0 y y0 E0 z z0 ) (k x x0 k y y0 k z z0 )(1
// )k z E0 z 2 ( E0 x x0 E0 y y0 + E0 z z0） =0
// )k k E =0 x z 0z （k 2 - 2 ）E0 y (1 / / )k y k z E0 z =0
（k 2 - 2 ）E0 x (1
vp sin 2
//
cos 2 ε
z k
z k
可见波的相速与传播方向有关。 当一极化方向任意的线极化波入射 到单晶片上时将分解为极化方向垂直 于 yz 平面的寻常波和极化在 yz平 面内的非寻常波。 由于两种波的 k 值不同, 折射角不 同, 在晶片内这两个波的射线将分 离，这就是双折射现象。
k
将k 2 2 0代入波方程还得到 Ez 0
kD 0
将单轴晶体的 ε 代入
// k E 1 k z Ez 0
D,E y B,H
Ez 0
表明波的电场矢量E 没有平行于波矢量k的分量，E与D的方向重合。由于Ez=0， 所以E（以及D）与光轴z方向垂直，因此E及D垂直于k和z轴构成的平面。 与各向同性介质中的平面波性质相同，所以称为寻常波。
（a）
k 2 (sin 2
// cos 2 ) 2 //
电磁场矢量与波矢量关系 （a）寻常波 （b）非寻常波
可得出
vp
sin 2
//
cos 2 ε
12
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
非寻常波（ Extraordinary Wave）
说明D和B(或H)均与波矢量垂直 再以平面波解代入旋度方程
H j D
得到
k H D
说明D，H（B）和k三个矢量是按右手螺旋关系互相垂直的
6
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
电各向异性介质中D与E不再平行
由于介电常数 ε 是张量，D与E一般是
B 0
E k ε E 0
2 0 r
1 (εr H ) k02 H 0
假定各向异性介质中波方程也有平面波形式的解
E ( r ) E 0 e jk r
代入波动方程，经过矢量运算得到
H (r ) H 0 e jk r
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
并矢
两矢量的直接相乘，如 C AB ( Ax x 0 A y y 0 Az z 0 )( B x x 0 B y y 0 B z z 0 )
Ax B x x 0 x 0 Ax B y x 0 y 0 Ax Az x 0 z 0
( zx Ex zy E y zz Ez ) z0
4
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
电各向异性介质中的波方程
电各向异性介质中麦克斯韦方程
E j H D 0
由此可导出电磁场满足的矢量波动方程
H j D j 0 εr E
2 y
设是波矢k与z轴的夹角，第二个解可写成更方便的形式
// k (sin cos 2 ) 2 //
10
单轴介质中可能传播两种平面波，具有不同的物理特征，分别称为寻 常波和非寻常波。
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
寻常波（Ordinary Wave）
/ / kz 2 (k k z 2 ) E0 z 0
2 2
9
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
单轴介质色散方程
2 k 2 det 0 0
它有两个解
2
0 k 2 2 0
2
2 x
运算，剩下的两边的两个单位矢量 再进行一次标积运算。如
表示，而 并矢就要用 9 个元素 表示 。
x 0 x 0 x 0 y 0 x 0 y0
x 0 x 0 y0 y 0 0
x 0 x 0 : x 0 x0 x0 x0 1
3
x 0 x0 : x0 y0 x 0 y0 0
7
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
单轴介质的色散方程
矢量波方程
k E0 k (k E0 ) k E 0
2 2 0 r
Hale Waihona Puke 将单轴介质张量表达式代入 k D 0 得到 // k E 1 k z Ez 矩阵形式
电各向异性介质中D，H，k三者互相垂直
E ( r ) E 0 e jk r
代入散度方程 得到 k D 0
H ( r ) H 0 e jk r
E D
D、E、k平面 z
D 0
B 0
k B k H 0
k x y
各向异性介质中平面波场矢量与 波矢量的关系
8
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
D E0x x0 E0y y0 // E0z z0 k D k x E0x k y ε E0y k z ε // E0z 0
(k x E0x k y E0y ) k z ε // E0z
13 D,E y
xy yy zy
2
（1）
而在磁各向异性介质中，磁感应强度 B 与磁场强度 H 不再平行，其关系为
xz H x yz H y H zz z
（2）
式（1）表示在电各向异性介质中，外加电场 Ex 分量可感应 Dx、Dy、Dz 三个分量， 而式（2）表示，外加磁场 Bx 分量可感生 Hx、Hy、Hz 三个分量。其余类推。
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
各向异性介质本构关系的并矢表示
如定义并矢
xx x0 x0 ε yx y0 x0 z x zx 0 0
xy x0 y0 xz x0 z0 yy y0 y0 yz y0 z0 zy z0 y0 zz z0 z0
( E ) ( E ) 2 E
k E0 k ( k E0 ) k E 0
2 2 0 r
k r (k H 0 ) k02 H 0 0
1
这就是平面波复振幅应当滿足的矢量方程
5
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
0 0
单轴介质张量表示
0
0
0 0 //
再将上式代入矢量波动方程,分解为直角坐标分量方程后可写成下面的
2 k 2 0 0
0 k 2 2 0
E 0 x // (1 )k y k z E 0 y 0 2 E0 z k 2 k x2 k y // z 2 // // 1 k x k z
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
Lesson 10
Electromagnetic Fields and Waves
各向异性介质中的平面波
郑史烈
zhengsl@ 2014年4月9日星期三
1
11120010 · 电磁场与电磁波 · 郑史烈
各向异性介质中的本构关系
E 与 D 一般的线性 在电各向异性介质中， 电场强度 E 与电通量密度 D 不再平行， 关系为
E E x x 0 E y y0 E z z 0 那么引入并矢后，D和E关系可简写为 D = ε E