平面电磁波在介质中的传播与波动方程

平面电磁波在介质中的传播与波动方程

当一束无线电波穿过大气层，或光信号在光纤中疾驰时，我们看到的不仅是信息的传递，更是一场由麦克斯韦方程组主导的精密物理演出。这些看似抽象的偏微分方程，实际上决定了电磁波如何在不同材料中传播、衰减、反射和折射。要理解这一过程，我们必须从最基本的场动力学出发，推导出电磁波的行为规律，并建立其与介质参数之间的定量联系。

考虑一种线性、均匀、各向同性的电介质——这是大多数工程分析中的标准假设。这类材料可以用三个宏观参数完整描述：相对介电常数 $\varepsilon_r$、磁导率 $\mu_r$ 和电导率 $\sigma$。在无自由电荷（$\rho = 0$）且无外加电流源的理想情况下，麦克斯韦方程组写为：

$$
\nabla \cdot \mathbf{D} = 0, \quad \nabla \cdot \mathbf{B} = 0
$$
$$
\nabla \times \mathbf{E} = -\frac{\partial \mathbf{B}}{\partial t}, \quad \nabla \times \mathbf{H} = \frac{\partial \mathbf{D}}{\partial t} + \mathbf{J}
$$

其中本构关系为：
$$
\mathbf{D} = \varepsilon_0 \varepsilon_r \mathbf{E} = \varepsilon \mathbf{E}, \quad \mathbf{B} = \mu_0 \mu_r \mathbf{H} = \mu \mathbf{H}, \quad \mathbf{J} = \sigma \mathbf{E}
$$

将这些代入旋度方程，便可得到以 $\mathbf{E}$ 和 $\mathbf{H}$ 表示的动力学系统。接下来的关键步骤是消去一个场量，从而获得单一场量满足的二阶演化方程。

从法拉第定律开始：
$$
\nabla \times \mathbf{E} = -\mu \frac{\partial \mathbf{H}}{\partial t}
\tag{1}
$$

对两边取旋度：
$$
\nabla \times (\nabla \times \mathbf{E}) = -\mu \frac{\partial}{\partial t} (\nabla \times \mathbf{H})
$$

利用矢量恒等式 $\nabla \times (\nabla \times \mathbf{A}) = \nabla(\nabla \cdot \mathbf{A}) - \nabla^2 \mathbf{A}$，并结合高斯定律 $\nabla \cdot \mathbf{E} = 0$，左边化简为 $-\nabla^2 \mathbf{E}$。右边则需代入安培-麦克斯韦定律：

$$
\nabla \times \mathbf{H} = \varepsilon \frac{\partial \mathbf{E}}{\partial t} + \sigma \mathbf{E}
\Rightarrow
\frac{\partial}{\partial t}(\nabla \times \mathbf{H}) = \varepsilon \frac{\partial^2 \mathbf{E}}{\partial t^2} + \sigma \frac{\partial \mathbf{E}}{\partial t}
$$

于是有：
$$
-\nabla^2 \mathbf{E} = -\mu \left( \varepsilon \frac{\partial^2 \mathbf{E}}{\partial t^2} + \sigma \frac{\partial \mathbf{E}}{\partial t} \right)
$$

整理后得到电场的广义波动方程：
$$
\nabla^2 \mathbf{E} = \mu \varepsilon \frac{\partial^2 \mathbf{E}}{\partial t^2} + \mu \sigma \frac{\partial \mathbf{E}}{\partial t}
\tag{2}
$$

这个方程适用于一般导电介质。当 $\sigma = 0$（理想绝缘体）时，退化为标准形式：
$$
\nabla^2 \mathbf{E} - \mu \varepsilon \frac{\partial^2 \mathbf{E}}{\partial t^2} = 0
\tag{3}
$$

类似地，磁场也满足相同结构的方程：
$$
\nabla^2 \mathbf{H} - \mu \varepsilon \frac{\partial^2 \mathbf{H}}{\partial t^2} = 0
\tag{4}
$$

值得注意的是，这两个方程虽然形式对称，但它们并非独立——必须通过原始麦克斯韦方程进行耦合验证，否则可能出现非物理解（如纵向场分量不为零）。这也提醒我们在求解时不能孤立看待场量，而应始终保留意念场之间的动态关联。

现在考虑该方程的一类重要解：平面电磁波。设波沿 $z$ 方向传播，场仅依赖于 $z$ 和 $t$，尝试如下形式的解：
$$
\mathbf{E}(z,t) = \mathbf{E}_0 f(z - v t)
$$

将其代入方程 (3)，可得：
$$
\frac{\partial^2 \mathbf{E}}{\partial z^2} = \frac{1}{v^2} \frac{\partial^2 \mathbf{E}}{\partial t^2}
\Rightarrow
\mu \varepsilon = \frac{1}{v^2}
\Rightarrow
v = \frac{1}{\sqrt{\mu \varepsilon}}
$$

这正是介质中的相速度。定义介质光速：
$$
c_m = \frac{1}{\sqrt{\mu \varepsilon}} = \frac{c}{\sqrt{\varepsilon_r \mu_r}}, \quad c = \frac{1}{\sqrt{\mu_0 \varepsilon_0}}
$$

若 $\mu_r \approx 1$，则简化为 $c_m \approx c / \sqrt{\varepsilon_r} = c/n$，其中 $n = \sqrt{\varepsilon_r}$ 即为光学意义上的折射率。

最常见的特解是简谐时谐波，采用复数相量表示更为简洁：
$$
\mathbf{E}(z,t) = \mathrm{Re} \left[ \mathbf{E}_0 e^{i(kz - \omega t)} \right], \quad k = \omega \sqrt{\mu \varepsilon}
$$

这里 $k$ 是波数，与角频率 $\omega$ 构成色散关系 $k = \omega / v$。这种形式不仅数学上便于运算，在物理图像上也清晰：等相位面以速度 $v_p = \omega/k$ 沿 $z$ 轴推进。

进一步考察场的几何结构。由 $\nabla \cdot \mathbf{E} = 0$ 对平面波 $\mathbf{E} = \mathbf{E}(z,t)$ 成立，意味着：
$$
\frac{\partial E_z}{\partial z} = 0 \Rightarrow E_z = \text{const}
$$

对于行进波而言，若存在非零纵向分量，则会导致电荷堆积，违反无源条件。因此 $E_z = 0$，即电场完全横向于传播方向。同理，$\nabla \cdot \mathbf{B} = 0$ 给出磁场也是横向的。

更深入的关系来自法拉第定律。在频域下，$\nabla \times \mathbf{E} = i\omega \mathbf{B}$，展开得：
$$
ik E_x = \omega B_y, \quad ik E_y = -\omega B_x
$$

说明 $\mathbf{B}$ 垂直于 $\mathbf{E}$ 和传播方向 $\hat{\mathbf{k}}$，三者构成右手正交系。由此可写出：
$$
\mathbf{H} = \frac{1}{\eta} \hat{\mathbf{k}} \times \mathbf{E}, \quad \eta = \sqrt{\frac{\mu}{\varepsilon}}
$$
其中 $\eta$ 称为介质的本征阻抗。在自由空间中，$\eta_0 = \sqrt{\mu_0/\varepsilon_0} \approx 377~\Omega$，这是一个关键常数，出现在天线设计、传输线匹配等多个场景中。

电场的方向特性还决定了波的极化状态：

例如，卫星通信常采用圆极化以避免因姿态旋转导致的信号衰落；而雷达系统则可能利用极化差异来增强目标识别能力。

然而真实世界没有完美的绝缘体。能量损耗不可避免，主要机制包括传导电流（$\sigma \neq 0$）和极化弛豫（介电滞后）。为了统一建模，引入复介电常数：
$$
\varepsilon_c = \varepsilon’ - i \varepsilon’’ = \varepsilon - i \frac{\sigma}{\omega}
$$

此时波动方程变为：
$$
\nabla^2 \mathbf{E} + \omega^2 \mu \varepsilon_c \mathbf{E} = 0
\Rightarrow
\nabla^2 \mathbf{E} + k_c^2 \mathbf{E} = 0
$$
其中复波数：
$$
k_c = \omega \sqrt{\mu \varepsilon_c} = \beta - i \alpha / 2
$$

对应平面波解为：
$$
\mathbf{E}(z,t) = \mathbf{E}_0 e^{-\alpha z / 2} e^{i(\beta z - \omega t)}
$$

• $\alpha$：衰减系数（单位：Np/m）
• $\beta$：相位常数

场强随距离指数衰减，定义穿透深度$d_p = 2/\alpha$，表示场强降至初始值 $1/e$ 的距离。例如，在海水（高电导率）中，甚高频电磁波的穿透深度仅有数厘米，这正是潜艇通信必须使用极低频的原因。

另一种等效表述是引入复折射率：
$$
\tilde{n} = n - i \kappa
\quad \text{满足} \quad
\tilde{n}^2 = \varepsilon_r \mu_r \approx \varepsilon_r
$$

其中实部 $n$ 控制相速度 $v_p = c/n$，虚部 $\kappa$（消光系数）决定吸收强度。该模型广泛应用于光学薄膜设计、大气遥感、生物组织成像等领域。比如在紫外-可见光谱分析中，材料的 $\kappa(\lambda)$ 曲线直接反映其吸收特性。

当电磁波遇到介质界面时，行为变得更加丰富。必须施加严格的边界条件才能确定反射与透射行为。设两介质分界面法向为 $\mathbf{n}$，则有：

$$
\begin{aligned}
&\mathbf{n} \cdot (\mathbf{D}_1 - \mathbf{D}_2) = 0 &\text{(法向 } \mathbf{D}) \
&\mathbf{n} \cdot (\mathbf{B}_1 - \mathbf{B}_2) = 0 &\text{(法向 } \mathbf{B}) \
&\mathbf{n} \times (\mathbf{E}_1 - \mathbf{E}_2) = 0 &\text{(切向 } \mathbf{E}) \
&\mathbf{n} \times (\mathbf{H}_1 - \mathbf{H}_2) = \mathbf{K}_s &\text{(切向 } \mathbf{H},~ \mathbf{K}_s: \text{面电流})
\end{aligned}
$$

对于非磁性、无表面电流的界面（$\mathbf{K}_s = 0$），所有切向场连续。应用这些条件可严格推导菲涅耳公式。例如，对于垂直极化（TE 波）和平行极化（TM 波）入射，分别有：

$$
r_{\perp} = \frac{\eta_2 \cos\theta_i - \eta_1 \cos\theta_t}{\eta_2 \cos\theta_i + \eta_1 \cos\theta_t}, \quad
t_{\perp} = \frac{2 \eta_2 \cos\theta_i}{\eta_2 \cos\theta_i + \eta_1 \cos\theta_t}
$$

$$
r_{\parallel} = \frac{\eta_1 \cos\theta_t - \eta_2 \cos\theta_i}{\eta_1 \cos\theta_t + \eta_2 \cos\theta_i}, \quad
t_{\parallel} = \frac{2 \eta_1 \cos\theta_i}{\eta_1 \cos\theta_t + \eta_2 \cos\theta_i}
$$

其中 $\theta_i$ 为入射角，$\theta_t$ 为折射角，满足斯涅尔定律：
$$
n_1 \sin\theta_i = n_2 \sin\theta_t
$$

特别地，当光从光密介质射向光疏介质且入射角大于临界角时，发生全反射，产生倏逝波——一种沿界面传播但迅速衰减进入第二介质的非均匀波。这一现象是光纤导光、表面等离激元传感的基础。

最终，我们可以将核心结果归纳如下：

图示说明：一束平面电磁波斜入射至两种介质界面，红色箭头表示电场矢量，蓝色表示磁场，黑色为传播路径。颜色深浅反映局部场强大小，红色和蓝色分别对应波峰与波谷。

这套理论框架不仅构成了现代电磁学的基石，也为射频器件、光子集成、无线通信乃至量子光学提供了底层支撑。从麦克斯韦笔下的四个方程，到今天复杂系统的仿真优化，其内在逻辑始终未变：场的时空演化由局部微分关系决定，而全局行为则是这些基本法则在边界与介质变化下的自然延展。