由关系式H.=J同得 H ee 式中 E 可见,在理想介质中,均匀平面波的电场与磁场相位相同,且两者 空间相位均与变量z有关,但振幅不会改变。 E 左图表示t=0时刻,电场及磁场随 空间的变化情况
kz y kz Hy Ex H j 0 j 0 e e − − = = 由关系式 可得 z E H x y = j H y0 Ex0 式中 = 可见，在理想介质中，均匀平面波的电场与磁场相位相同，且两者 空间相位均与变量z 有关，但振幅不会改变。 左图表示 t = 0 时刻，电场及磁场随 空间的变化情况。 Hy Ex z
电场强度与磁场强度之比称为电磁浪的浪阻抗,以Z表示,即 E 可见,平面浪在理想介质中传播时,其浪阻抗为实数。 当平面波在真空中传播时,其波阻抗以Z表示,则 =37120m(g) 上述均匀平面波的磁场强度与电场强度之间的关系又可用矢量形式表 示为 E 或 E,=ZH,×e
电场强度与磁场强度之比称为电磁波的波阻抗，以Z 表示，即 = = y x H E Z 可见，平面波在理想介质中传播时，其波阻抗为实数。 当平面波在真空中传播时，其波阻抗以Z0表示，则 377 120π(Ω) 0 0 0 = = Z 上述均匀平面波的磁场强度与电场强度之间的关系又可用矢量形式表 示为 y z x Z H = e E 1 x Z y z 或 E = H e Ex Hy z
对于传播方向而言,电场及磁场仅具有横向分量,因此这种电 磁浪称为横电磁浪,或称为TEM浪。以后我们将会遇到在传播方向上 具有电场或磁场分量的非IEM浪。 由上可见,均匀平面波是TM浪,只有非均匀平面浪才可形成样非 TEM浪,但是TEM浪也可以是非均匀平面浪。 根据电场强度及磁场强度,即可求得复能流密度矢量S E 22/2 可见,此时复能流密度矢量为实数,虛部为零。这就表明,电磁波能量 仅向正z方向单向流动,空间不存在来回流动的交换能量
对于传播方向而言，电场及磁场仅具有横向分量，因此这种电 磁波称为横电磁波，或称为TEM波。以后我们将会遇到在传播方向上 具有电场或磁场分量的非TEM波。 由上可见，均匀平面波是TEM波，只有非均匀平面波才可形成非 TEM波，但是TEM波也可以是非均匀平面波。 根据电场强度及磁场强度，即可求得复能流密度矢量Sc 2 0 2 * 0 c z y x x y z ZH Z E S = E H = e = e 可见，此时复能流密度矢量为实数，虚部为零。这就表明，电磁波能量 仅向正 z 方向单向流动，空间不存在来回流动的交换能量
若沿能流方向取出长度为l,截面为A的圆柱体,如图示。 设圆柱体中能量均匀分布,且平均能量 SA 密度为wn,能流密度的平均值为Sn,则 柱体中总平均储能为(waAl),穿过端 面A的总能量为(SnA) 若圆柱体中全部储能在t时间内全部穿 过端面A,则 s At=w lA S A A 式中比值显然代表单位时间内的能量位移,因此该比值称为能量速度, 以v表示。由此求得 ve
若沿能流方向取出长度为l ，截面为 A 的圆柱体，如图示。 l S A 设圆柱体中能量均匀分布，且平均能量 密度为 wav ，能流密度的平均值为Sav ，则 柱体中总平均储能为（ wav A l ），穿过端 面 A 的总能量为（ Sav A ）。 t l w A t w lA S A av av av = = 式中 比值显然代表单位时间内的能量位移，因此该比值称为能量速度， 以 ve 表示。由此求得 t l av av e w S v = 若圆柱体中全部储能在t 时间内全部穿 过端面 A ，则 SavAt = wavlA
已知S n=2y代A式得 vEu 由此可见,在理想介质中,平面波的能量速度等于相位速度。 均匀平面波的波面是无限大的平面,而波面上各点的场强振幅又均匀 分布,因而波面上各点的能流密度相同,可见这种均匀平面浪具有无限 大的能量。显然,实际中不可能存在这种均匀平面。 当观察者离开波源很远时,因浪面很大,若观察者仅限于局部区域, 则可以近似作为均匀平面波。 利用空间傅里叶变换,可将非平面浪展开为很多平面浪之和,这种展 开有时是非常有用的
已知 ， ，代入上式得 Z E S x 2 0 av = 2 av eav 0 2 w w Ex = = e p 1 v = = v 由此可见，在理想介质中，平面波的能量速度等于相位速度。 均匀平面波的波面是无限大的平面，而波面上各点的场强振幅又均匀 分布，因而波面上各点的能流密度相同，可见这种均匀平面波具有无限 大的能量。显然，实际中不可能存在这种均匀平面波。 当观察者离开波源很远时，因波面很大，若观察者仅限于局部区域， 则可以近似作为均匀平面波。 利用空间傅里叶变换，可将非平面波展开为很多平面波之和，这种展 开有时是非常有用的