硕士论文带电粒子在电场和磁场中的运动及电磁力的求解 56页

重庆师范大学硕士学位论文中文摘要带电粒子在电场和磁场中的运动及电磁力的求解硕士学位论文重庆师范大学二00九年四月II重庆师范大学硕士学位论文中文摘要50\n重庆师范大学硕士学位论文中文摘要摘要带电粒子在电场和磁场中的运动对于物理学和科学技术的许多重要领域都有重大意义。例如，质谱仪，示波器，电视显像管，粒子加速器等仪器应用都与之有密切关系。此外，研究带电粒子在电场和磁场中的运动已经成为等离子体物理理论研究的一个重要组成部分。关于带电粒子在电场和磁场中的运动，许多人进行了大量的工作。在前人的工作中，基本上是从经典电磁场理论和经典力学出发研究带电粒子的经典轨道，也很少有人对存在弹性界面的情况进行分析。本文将考虑存在弹性界面的情况，同时考虑带电粒子的经典运动和相对运动，并通过求解带电粒子的哈密顿正则方程及Mathematica科学计算软件程序包来描绘带电粒子的运动轨迹。本文还求解了磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程，利用边值问题求解电磁场，并且应用麦克斯韦应力张量来计算某些电磁作用力。本项目的研究成果对开拓和扩展电磁场理论应用的新领域具有一定的参考作用。本文主要阐述了五个方面的内容。一，带电粒子在电场和磁场中的经典运动；二，带电粒子在电场和磁场中的相对论运动；三，带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动；四，求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程；五，应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力。关键词：带电粒子，电磁场，洛伦兹力，弹性界面，电势，边值关系50\n重庆师范大学硕士学位论文英文摘要TheMovementsofChargedParticlesinElectricandMagneticFieldsandtheSolutionsofElectromagneticForceABSTRACTStudythemovementsofchargedparticlesintheelectricandmagneticfieldswithagreatsignificanceinmanyimportantareasofphysicsandscientifictechnology.Forexample,theapplicationsofmassspectrometers,oscilloscopes,TVpicturetubes,particleacceleratorsandotherequipmentsarecloselyrelatedtothisstudy.Inaddition,studythemovementsofchargedparticlesintheelectricandmagneticfieldshavebecomeanimportantcomponentofthetheoryresearchinplasmaphysics.Manypeoplecarriedoutalotofworkaboutthemovementsofchargedparticlesintheelectricandmagneticfields.Mostpreviousworkbasicallystartedfromthetheoryofclassicalelectromagneticfieldandclassicalmechanicstostudytheclassicaltrackofchargedparticles,butfewpeopleanalyzedthesituationofflexibleinterfacewhenitexisted.Thisarticlewillbothconsidertheconditionoftheexistenceofaflexibleinterfaceandtheclassicalandrelativemotionofchargedparticles,andthenusethequantumtheorytosolvetheparticles’Schrödingereigenequation.ThisarticlewillintroducethesolutionsoftheLaplaceequationwhenthemagneticscalarmeetitandtheHelmholtzequationwhentheelectromagneticvectorsatisfyit.ThispaperalsosolvestheelectromagneticfieldthroughtheuseofboundaryvalueproblemandcalculatescertainelectromagneticforcethroughtheapplicationofMaxwellstresstensor.Researchresultsofthisprojecthaveagreatreferencesignificancetoexploreandexpansenewareasoftheapplicationofelectromagnetictheory.Thisarticlefocusesonfiveaspects,itisarrangedasfollows:1.TheclassicalmovementofChargedparticlesinelectricandmagneticfields.2.TherelativemovementofChargedparticlesinelectricandmagneticfields.3.ThemovementofChargedparticlesinparallelelectricandmagneticfieldsandneartheflexibleinterface.4.SolutionsoftheLaplaceequationwhencertainmagneticscalarmeetitandtheHelmholtzequationwhentheelectromagneticvectorsatisfyit.5.CalculatecertainelectromagneticforcebytheapplicationofMaxwellstress50\n重庆师范大学硕士学位论文英文摘要tensor.keywords:Chargedparticles, ElectromagneticField,Lorentzforce,Flexibleinterface,electricpotential,Therelationshipbetweenboundaryvalue50\n重庆师范大学硕士学位论文目录目录摘要IABSTRACTII1引言11.1课题研究的背景及意义11.2本论文的主要工作及主要成果12带电粒子在电场和磁场中的经典运动22.1问题的提出22.2带电粒子在电磁场中运动方程的分析22.3普遍情况22.3.1空间仅存在电场32.3.2空间仅存在磁场32.3.3电场与磁场同方向42.3.4电场与磁场垂直42.4讨论53带电粒子在电场和磁场中的相对论运动63.1问题的提出63.2电磁场相对论变换的一种推导63.2.1和的变换式的推导63.2.2和的变换式的推导83.3带电粒子在电磁场中的相对论运动的求解103.4　讨论144带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动154.1问题的提出154.2理论模型和公式推导154.2.1带电粒子在平行电场和磁场中的运动方程154.2.2带电粒子在平行电场和磁场及存在两个弹性界面时闭合轨道形成的条件164.3带电粒子在平行电场和磁场及存在两个弹性界面时闭合轨道的模拟194.3.1粒子没有碰到任何界面时的闭合轨道194.3.2粒子只碰到上界面时的闭合轨道194.3.3粒子只碰到下界面时的闭合轨道204.4讨论2150\n重庆师范大学硕士学位论文目录5求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程235.1问题与分析235.2双环电荷的面电荷密度的表象与勒让德函数形式级数展开245.3分区解拉普拉斯方程并用边界条件与边值关系确定系数245.4特例与拓展265.4.1特例265.4.1拓展276应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力286.1问题的提出286.2麦克斯韦方程的一种讨论286.3麦克斯韦应力张量336.4.用应力张量计算磁作用346.5用虚功原理计算单芯偏心电缆单位长度的静电力366.6横截面为透镜形的柱状分布电荷的电场396.7结论437结论与展望44参考文献45致谢47攻读硕士学位期间发表的论文及科研情况4850\n重庆师范大学硕士学位论文1引言1引言1.1课题研究的背景及意义带电粒子在电场和磁场中的运动对于物理学和科学技术的许多重要领域都有重大意义。磁场对运动粒子的洛伦兹力有许多实际应用。虽然因为与v垂直而不做功，但它会改变粒子运动的方向。在某些情况下巧妙的配以适当的电场E可以非常有效的控制带电粒子的运动，从而达到各种既定的目的。例如，质谱仪，示波器，电视显像管，粒子加速器等仪器应用都与之有密切关系。此外，研究带电粒子在电场和磁场中的运动已经成为等离子体物理理论研究的一个重要组成部分。关于带电粒子在电场和磁场中的运动，许多人进行了大量的工作。在前人的工作中，基本上是从经典电磁场理论和经典力学出发研究带电粒子的经典轨道，也很少有人对存在弹性界面的情况进行分析。本文将考虑存在弹性界面的情况，同时既考虑带电粒子的经典运动和相对运动，又通过用量子理论求解带电粒子的哈密顿正则方程。电磁理论早些时候多用于军事领域，其发展和无线电通信，雷达的发展应用密不可分。如今，电磁理论的应用已经很广，涉及到地理科学，材料科学和信息科学等很多科学技术领域。计算电磁场研究的内容涉及面也很广，与电磁场工程，电磁场理论相互联系，相互依赖。对电磁场工程而言，计算电磁场要解决的是实际电磁场工程中越来越复杂的建模和仿真，优化设计等问题。对电磁场理论而言，计算电磁场可以为其研究提供复杂的数值及解析运算的方法、手段和计算结果。近几十年来，电磁理论的发展，无一不是与计算电磁场的发展相联系的。目前，计算电磁场已为电磁理论的深入研究开辟了新的途径，并极大地推动了电磁工程的发展。本项目的研究成果对开拓和扩展电磁场理论应用的新领域具有重要的参考作用。1.2本论文的主要工作及主要成果本文主要采用解析法与数值计算相结合进行研究。通过哈密顿正则方程求解带电粒子的运动；编制程序及利用Mathematica科学计算软件程序包来描绘带电粒子的运动轨迹；重点阐述利用应力张量和虚功原理对电磁力的求解。50\n重庆师范大学硕士学位论文2带电粒子在电场和磁场中的经典运动2带电粒子在电场和磁场中的经典运动2.1问题的提出带电粒子在均匀电磁场中的运动是电磁学研究的主要内容之一，其应用又十分广泛。比如，实验室中的阴极射线管，高能物理中常用的回旋加速器、质谱仪等设备都应用和涉及到这方面的规律和知识。文献[1]中有一个思考题是讨论质子无初速出发，在相互垂直的电磁场中运动的情况。由于运动从定性的角度很难说清楚，而在文献[2—5]或电磁学教材[6—7]中，对带电粒子在电磁场中运动状态的分析，都是针对一些特殊情况进行的，并没有就带电粒子在电磁场中运动的更一般情况进行全面分析。本章拟从带电粒子在一般电磁场中所受到的洛伦兹力出发，系统研究其运动的状态，并针对某些特殊情况，用数值分析方法，研究其运动规律，并给出不同条件下的运动轨迹线。2.2带电粒子在电磁场中运动方程的分析在不考虑重力且空间同时存在电场和磁场的情况下，质量为m、速度为的带电粒子q(>0)受到的洛沦兹力为=q+q×(2.2.1)若将的方向取做z轴，与的夹角为，在x-y平面上的投影与x轴正向夹角，根据牛顿定律，粒子运动的方程在直角坐标中的分解式是(2.2.2)现以上述几式为基础，讨论带电粒子在均匀电磁场中运动的普遍情况。2.3普遍情况我们假设，在计时开始时，粒子在坐标原点，初速.对(2.2.2)式进行拉普拉斯变换，得：50\n重庆师范大学硕士学位论文2带电粒子在电场和磁场中的经典运动（2.3.1）其中，.由(2.3.1)式，得（2.3.2）其中,,对(2.3.2)式作逆变换，得(2.3.3)(2.3.3)式可以描述带电粒子在均匀磁场中运动的普遍规律：当电场与磁场之间的夹角确定后，带电粒子在z方向(磁场方向)的运动是匀加速直线运动，加速度是，在与磁场垂直的平面上，粒子呈振荡情形。下面就一些不同条件对(2.3.3)式进行讨论。2.3.1空间仅存在电场此时，，则b=0。重新解(2.2.2)式，得运动方程是(2.3.4)其中，，上式的轨迹是一条空间抛物线。50\n重庆师范大学硕士学位论文2带电粒子在电场和磁场中的经典运动2.3.2空间仅存在磁场此时，=0，则e=0。由(2.3.3)式，带电粒子的运动方程是(2.3.5)若令则,可以证明，即在平面上，带电粒子的轨迹是圆周运动，则(2.3.5)式表示的运动轨迹是螺旋线，螺距为,当=0时，运动轨迹是平面上的圆周运动。2.3.3电场与磁场同方向此时，=0，则e=0。由(2.3.3)式，带电粒子的运动方程是(2.3.6)与(2.2.2)的分析相同，(2.3.6)式表达的运动轨迹是螺旋线，螺距是,随时间增大。2.3.4电场与磁场垂直此时，，.可适当取坐标，使得沿方向，则有=0.由(2.3.3)式，带电粒子的运动方程是(2.3.7)50\n重庆师范大学硕士学位论文2带电粒子在电场和磁场中的经典运动当，轨迹是平面内的摆线，周期。如图2.1所示，摆线摆动的方向取决于b的符号（即粒子的正负），图2.1是b＜0的情况，当≠0，===0时（即、、三者垂直）有两种情况，第一种是≠情况时，轨迹是平面内的摆线，周期.为了使摆线的方向向右（图形看起来符合习惯）我们取b＜0.当0＜＜，是短幅摆线，如图2.2（a）当＜＜，仍是短幅摆线，与图2.2（a）不同的是，摆线在轴的下方，如图2.2（b）.当=，是普通摆线，如图2.2（c），摆线的起始位置与图2.1不同，当＞，是长幅摆线，如图2.2（d）.第二种是在=情况时，轨迹是平面内的直线，这正式质谱仪的原理，如图2.2(e).图2.1普通摆线图2.2不同条件下的摆线2.4讨论我们将文献[1]中的问题进行了拓展性的讨论，发现带电粒子在相互垂直的电磁场中的运动是一个复杂问题。除了在一般教材中讨论的直线运动、圆周运动、螺旋运动外，还有以摆线作为轨迹的运动。按照条件的不同，摆线的形式也不相同，有一般摆线、短辐摆线和长辐摆线。50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动3.1问题的提出带电粒子在均匀电磁场中运动是一个有趣的问题,初看起来,似乎是带电粒子会在垂直于磁场的平面内作圆周运动,同时沿电场方向作匀加速运动,整个运动是这两种运动的合成。考虑到粒子运动的相对性,通过求解带电粒子在均匀电磁场中的运动方程,可以证明实际的运动并非是简单的两种运动的合成,为了深刻理解发生的原因,我们就在四维闵可夫斯基空间,对带电粒子在均匀电磁场中的相对论运动进行求解。3.2电磁场相对论变换的一种推导在电磁场相对论变换公式的推导中,常用3种方法:第一,由标量φ和矢量A的定义,引入四维势矢量,建立电磁场张量,根据四维二阶张量的变换公式导出;第二,由麦克斯韦方程,在满足相对论协变的要求下,据微分运算的相对论变换公式导出。第三,由洛仑兹公式,在满足相对论协变性的要求下,据四维矢量和四维速度矢量的相对论变换公式导出。这三种方法都能导出电磁场矢量和的变换公式,但进一步的导出电位移矢量和磁场强度的变换公式有困难且推导过程也很复杂。下面采用一种简单的方法对和的变换式、和的变换式进行推导。3.2.1和的变换式的推导电磁场由电场强度和磁感应强度描述,由麦克斯韦方程组,在惯性系中,它们满足如下方程:（3.2.1）（3.2.2）写成分量形式,并加以变形有:（3.2.3）引入四维矢量则有，四维矢量四维矢量0=（0，0，0，0）50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动以上分量方程可用如下一个矩阵方程表示：（3.2.4）其中T是四阶矩阵（3.2.5）代入（3.2.4）中比较得：（3.2.6）麦克斯韦方程服从相对性原理,是洛仑兹协变的,在一切惯性系中数学形式不变,因此,在沿ox轴正方向相对于∑以速度匀速运动的惯性系∑′中也有:（3.2.7）其中（3.2.8）注意到X和0是四维矢量代入（3.2.7）式中有：（3.2.9）其中，是洛伦兹变换矩阵50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动在式（3.2.3）的两边用的转置矩阵右乘,并记住=I(单位矩阵),可得:和和（3.2.2）式比较有写成分量式考虑到，则对各分量的变换关系为：将代入以上各式，最后将得到和的变换关系为更一般的形式为式中‖和⊥分别表示与速度平行和垂直的分量。实际上,满足变换公式,且的四阶矩阵就是四维二阶张量,因此,我们不仅导出了电磁场矢量和的变换关系,而且还知道了和可按矩阵的方式构成一个四维二阶反对称电磁场张量。3.2.2和的变换式的推导同样的方法可导出和的变换,推导如下:在惯性系∑中,由麦克斯韦方程组,和满足如下方程:其中,J是电流密度,是电荷体密度。上面的方程可用如下一个矩阵方程来表示:50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动（3.2.10）其中,是四维电流密度矢量,是四阶矩阵。（3.2.11）在惯性系中，又有：（3.2.12）和X是四维矢量（3.2.13）（3.2.14）结合（3.2.10）-（3.2.14），并记=I可得从而得到和的变换公式是：写成更一般的形式为：注意到,因此,和可按矩阵F的形式构成四维二阶反对称张量。50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动3.3带电粒子在电磁场中的相对论运动的求解我们知道带电粒子的相对论运动方程为：；；由质量关系式，能量与动能的关系式：，得到而(3.3.1)1）当带电粒子仅在磁场中运动时，外力与垂直,则(=0),此时(3.3.2)带电粒子速度可以分解成与平行的速度和与垂直的速度,若与平行的分速度,则带电粒子的运动轨迹是是轴的螺旋线,若平行的分速度,则带电粒子的运动轨迹是垂直于平面的图(图3.1)。图3.1带电粒子在磁场中的运动轨迹2)带电粒子仅在电声场中运动时(3.3.3)而,,所以50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动那么若带电粒子初速度或平行于电场,则带电粒子的运动轨迹是一条直线,若是不平行于电场,则带电粒子的运动轨迹是一条曲线(悬链线)(图3.2)。图3.2带电粒子在电场中的运动3）当带电粒子在组合的电场和磁场中运动时（图3.3），我们采用的方法是在四维闵可夫斯基空间进行计算，我们知道了粒子在四维空间的运动议程为,，(3.3.4)式中，为粒子四维速度，为原点时间隔，为电磁张量。图3.3带电粒子在组合的电场与磁场运动的四维空间50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动在具体问题中，的形式(3.3.5)将上述的值代入（3.3.4）式便得到四个分量方程：(3.3.6)(3.3.7)(3.3.8)(3.3.9)式中，初始条件时，x=y=z=ct=0,;而，积分(3.3.6)式，注意初始条件，得：(3.3.10)积分(3.3.9)式，注意初始条件，得：(3.3.11)将(3.3.10)、(3.3.11)代入(3.3.7)式，当时得到(3.3.12)此式的一般解为：(3.3.13)式中，为积分常数利用初始条件，可求得：50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动所以(3.3.14)将(3.3.14)式代入(3.3.10)式，积分并注意初始条件，得(3.3.15)将(3.3.11)式代入(3.3.10)式求解，并注意初始条件，得(3.3.16)积分(3.3.8)式，注意初始条件，得：(3.3.17)如果从(3.3.16)式将原时表示为时间的显示，代入(3.3.14)(3.3.15)和(3.3.16)式，则得的表达式。当时，只需要注意到及，(3.3.14)、(3.3.15)、(3.3.16)和(3.3.17)式分别变为：当B=E是，首先将双曲正弦和双曲余弦按级数展开：然后令B=E，则得，的表达式为：50\n重庆师范大学硕士学位论文3带电粒子在电场和磁场中的相对论运动3.4　讨论通过以上的解,我们可以看出带电粒子在均匀磁场中的运动方程是τ的双曲函数,由于考虑到粒子运动的相对性,其运动规律不遵守牛顿第二定律，当带电粒子的初速度时,其运动规律就符合牛顿定律,其运动轨迹可以是两种运动的合成,但经过足够长的时间之后,即使带电粒子的初速度很小,其速度也会越来越趋近于光速(不考虑辐射),仍适相对论运动规律。50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动4.1问题的提出关于带电粒子在电场和磁场中的运动轨道的模拟，许多人进行了大量的工作。在前人的工作中，很少有人对存在弹性界面的情况进行分析。最近，D.H.Wang等人对带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面存在的情况进行了分析。对于存在两个弹性界面的情况，并没有进行探讨。本章首先从哈密顿正则方程出发推导出了带电粒子在平行电磁场及弹性界面附近的运动方程，然后讨论了存在两个弹性界面时粒子的闭合轨道，最后用计算机对带电粒子的一些闭合轨道进行了模拟。4.2理论模型和公式推导4.2.1带电粒子在平行电场和磁场中的运动方程如图1所示，质量为，带电量为-e的粒子，在电场F和磁场B（F//B）中运动。两个弹性界面垂直于Z轴，位于原点两侧，界面距离原点的距离分别为和。图4.1带电粒子在平行电场和磁场两个弹性界面运动的图示粒子的哈密顿为，矢势A取为[7]。假定电场和磁场沿z轴方向，则，。若采用柱坐标（），则粒子的哈密顿量用可表示为：50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动(4.2.1)其中，，根据哈密顿正则方程，，，可推导出带电粒子在平行电场和磁场中的运动方程。(4.2.2)(4.2.3)其中，为带电粒子的出射角，E为带电粒子的能量。4.2.2带电粒子在平行电场和磁场及存在两个弹性界面时闭合轨道形成的条件下面，我们讨论带电粒子的出射向满足什么条件时，粒子从原点出发后，又返回到原点，即形成一条闭合轨道。我们分几种情况进行讨论；4.2.2.1粒子在运动中没有碰到任何界面就形成闭合轨道（1）当=0时，即粒子沿Z轴出射。当粒子达到最高点时(4.2.4)此时，，。因此，若，则粒子不碰到界面就返回原点形成闭合轨道，粒子的运动周期为。（2）当=0时，由可知：时才可能形成闭合轨道。当粒子运动达到最高点时，由以上分析同理可知，，此时：若，即，则粒子在运动过程中不碰到上界面。若粒子能形成闭合轨道，由得50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动，即，由得：当时，粒子恰好回到原点。由此得粒子运动的初始角满足，且时能开成闭合轨道。4.2.2.2粒子在运动中只碰到一个界面后形成闭合轨道（1）粒子在运动中只碰到上界面后形成闭合轨道a.当=0时，由前面的分析可知，若，则粒子碰到上界面后返回原点形成闭合轨道，粒子碰到上界面时，。由此推出，由对称性可知粒子运动的周期为。b.当时，由可知：时才可能形成闭合轨道，根据前面的分析，当时，粒子在运动过程中碰到上界面，由于界面是完全弹性的，通过分析可以看出只有粒子初次碰到上界面时在处，此时轨道才为闭合的。设碰撞时时时间为。由于为递减函数，所以只要保证即可。若轨道为闭合的，即满足，。解以上方程得：，，周期。50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动（2）粒子在运动中只碰到下界面后形成闭合轨道a.当=0时，若，则粒子不会碰到上界面，粒子碰到下界面后返回形成闭合轨道。b.当时，则粒子沿Z轴负方向出射。此时粒子碰到下界面后才可能返回原点形成闭合轨道。经计算粒子到达下界面的时间。由于对称性，粒子一定能返回到原点。且粒子从碰撞后到原点的时间，故周期c.当时，由于界面是完全弹性的，可以分析看出只有粒子不碰到上界面且初次碰到下界面时在处，此时轨道才为闭合的，设初次碰撞时间为，若轨道为闭合的，即满足，以上方程，得：，周期。当满足以上条件时粒子只碰到下界面就形成闭合轨道。4.2.2.3粒子在运动中碰到两个界面后才形成闭合轨道若粒子在运动中碰到两个界面后才形成闭合轨道，在此情况下粒子满足：恰好碰第一个界面时时。下面，分几种情况进行讨论：（1）当=0时，即粒子沿Z轴出射。若，则粒子碰到上界面后返回碰到下界面后再返回形成闭合轨道。（2）当时，即粒子沿Z轴负方向出射。由对称性可知，若，则粒子先碰到下界面后返回碰到上界面后再返回形成闭合轨道。（3）时，由公式(4.2.2)，令z=，可知粒子初次到达上界面的时间为：(4.2.5)50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动把带入公式(4.2.3)得。经过上界面的反弹以后，粒子到达下界面，同理可求出到达下界面的时间为(4.2.6)若此时粒子恰好碰到上界面时在处，则能形成闭合轨道，帮轨道闭合时有：(4.2.7)由上式解出即为形成闭合轨道时的初射角，轨道得周期。（4）时，由公式(4.2.2)，令可知粒子初次到达下界面时间为：(4.2.8)把代入公式(4.2.3)得。经过下界面反弹后，粒子到达上界面，同理可求出粒子到达上界面时间为：(4.2.9)若此时粒子恰好碰到上界面时在处，则能形成闭合轨道。故闭合时由可解出，此即形成闭合轨道的初射角，周期为。4.3带电粒子在平行电场和磁场及存在两个弹性界面时闭合轨道的模拟在计算中，各参量的取值如下：B=2T，E=0.01eV，F=100V/cm。计算中采取原子单位制，，，。4.3.1粒子没有碰到任何界面时的闭合轨道当E=0.01ed，F=100V/cm时，，故可以碰到上界面。闭合轨道形成的任何为：。50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动当j=1时，，此时粒子的闭合轨道如图4.2（a）所示。当j=2时，，此时粒子的闭合轨道如图4.2（b）所示。图4.2带电粒子在平行电场中没有碰到弹性界面时的闭合轨道当j=3,4,5,6…时，经计算均不满足条件，故不存在闭合轨道。4.3.2粒子只碰到上界面时的闭合轨道I.当时，粒子沿Z轴出射，此时粒子闭合轨道如图4.3(a)所示。图4.3带电粒子在平行电场中没有碰到弹性界面时的闭合轨道III.当时，此时闭合轨道形成的条件为，且。50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动当j=1时，时。此时粒子闭合轨道如图4.3(b)所示。当j=2,3,4…时，均不满足条件,故不存在闭合轨道。4.3.3粒子只碰到下界面时的闭合轨道I.当时，即粒子沿Z轴负方向出射。此时粒子闭合轨道如图4.4(a)所示。II.当时，此时闭合轨道形成的条件为：，且。当j=1时，，此时粒子闭合轨道如图4.4中(b)所示。当j=2时，，此时粒子闭合轨道如图4.4中(c)所示。当j=3,4,5…时，故此时不存在闭合轨道。图4.4带电粒子在平行电场中只与下界面碰撞时形成的闭合轨道4.4讨论带电粒子在电磁场中的运动，是一个较为复杂的问题，本章50\n重庆师范大学硕士学位论文4带电粒子在平行电场和磁场及弹性界面附近的运动就一种殊情况，电场和磁场平行的情况，从哈密顿正则方程出发讨论了其运动方程。并根据其运动方程讨论了有两个弹性界面时的闭合轨道：通过计算可以看出，当初始条件满足一定关系时，确实能形成闭合轨道，并且轨道的数目与初始条件有关。最后根据讨论的结果运用计算机编程绘出闭合轨道。本章的研究可以使我们更形象更直观的了解带电粒子在电场和磁场中的运动情况。对于很多负离子体系(如H体系)在均匀强外场中的运动问题，当最外面的电子离原子核较远时，电子与原子核之间的库仑势和电子与强外场之间的作用势相比便可以忽略不计，因此负离子体系在外场中得运动学问题可以简化为电子在强外场中的运动问题。通过对带电粒子在电磁场中运动的分析，可为带电粒子在电磁场中的动力学性质的研究打好理论基础。50\n重庆师范大学硕士学位论文4求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程5求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程5.1问题与分析双环静电问题是指真空中任意方向、任意位置处放置的轴线相交的两个均匀带电圆环静电问题，如图5.1所示，求全空间中的电势分布。图5.1该问题看似很简单，只要把双环各自在周围空间激发产生的电势叠加起来就得到空间电势解表达式了。可事实不然，因为我们所知的只是单环轴对称的电势解表达式，双环时空间已不再具备轴对称性，没法直接引用轴对称电势解简单相加来完成，诚然还有一个办法，那就是进行坐标变换——把非对称环在带撇号坐标系中的轴对称解变换到不带撇号坐标系中的电势解，然后再作叠加实现，但坐标变换关系比较复杂不易导出电势解析式。本章我们避开叠加原理与坐标变换而使用均匀带电圆环在球坐标中的特定球面上电荷密度表象、勒让德函数级数展开法、球函数的加法定理、分区分离变量法解电势拉普拉斯方程结合分区界面上的边值关系得到双环电势问题的解析解，并作简单讨论。5.2双环电荷的面电荷密度的表象与勒让德函数形式级数展开如图5.1所示，我们以双环轴线的交点为球坐标原点，环1的轴线为Z轴，环1的环心位于球坐标(，0，0)，环1半径为n，带电总量是；环2轴线方向在50\n重庆师范大学硕士学位论文4求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程直角坐标OXYZ相应的球坐标经纬角为和上，环2的环心位于球坐标(，，)，半径为，带电总量为。于是由几何关系有,,R1=,R1=(5.2.1)而由于环1在OXYZ直角坐标相应的球坐标(r,,)中半径为的球面上的电荷面密度表象为(5.2.2)环2在直角坐标相应的球坐标（）中的半径的球面上的电荷面密度表象是(5.2.3)把(5.2.2)、(5.2.3)两式在各自球坐标中按勒让德函数展开，即得(5.2.4)(5.2.5)而，所以由球函数的加法定理有(5.2.6)用连带勒让德函数表示，即代入得(5.2.7)把(5.2.7)代入(5.2.5)得(5.2.8)5.3分区解拉普拉斯议程并用边界条件与边值关系确定系数建立如图1所示OXYZ直角坐标对应的球坐标系（）下分离变量解电势拉普拉期议程并应用自然边界条件有50\n重庆师范大学硕士学位论文4求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程（）(5.3.1)(5.3.2)(5.3.3)注意到在分区球面上电势应满足边值关系即(5.3.4)(5.3.5)比较(5.3.4)、(5.3.5)式中的球谐函数的系数或应用球谐函数正交性有(5.3.6)(5.3.7)同样在球面上电势应满足边值关系故(5.3.8)(5.3.9)比较球谐函数系数，从而有(5.3.10)50\n重庆师范大学硕士学位论文4求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程(5.3.11)解(5.3.6)、(5.3.7)、(5.3.10)和(5.3.11)式得(5.3.12)(5.3.13)(5.3.14)(5.3.15)（r≤）(5.3.16)（≤r≤）(5.3.17)（≤r）(5.3.18)5.4特例与拓展5.4.1特例①当，时，双环静电呈轴对称性（），其电势解析为(5.4.1)(5.4.2)(5.4.3)它们完全表现为电势叠加形式。50\n重庆师范大学硕士学位论文4求解某些磁标量满足的拉普拉斯方程，电磁矢量满足的亥姆霍兹方程②非对称带电环在原点位于轴线上球坐标中的电势解是(5.4.4)(5.4.5)式中Q为带电总环总电量，为环半径，和为带电环轴线在球坐标中经纬角。5.4.1拓展当真空中放置n个均匀带圆环且各环轴线相交于一个公共点，n个圆环各自位于以轴线交点发原点的不同球面上，则可将电场空间分割成n+1个场区，应用上述环电荷面密度表象、分区解电势拉普拉斯方程得到问题解。当n个带电环中出现部分带电环位于相同球面上或所有带电环均匀位于同一球面上时，仅有电场空间分区数变少，而它仍然可用以上方法解答问题.同球面上有多个环时，其电荷面密度的叠加。50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力6.1问题的提出在用洛伦兹力公式计算带电体或载有电流的物体所受的电磁作用力时，必须除去受力电荷或受力电流本身的场才能得到正确的结果。即式中的需是除去受力电荷本身后其它所有电荷在所求点产生的电场[l]；同样是除去受力电流后其它所有电流在所求点产生的磁场。但在很多情况下，往往遇到总场较易求出，而较难分清在总场中哪些是受力电荷或电流本身产生的场，哪些是其它电荷或电流产生的场。本章认为，在可以计算出总场的情况下，用总场导出的麦克斯韦应力张量来直接计算电磁力，避免了对总场中成分组成的复杂讨论，也是一种普适的方法。在以往的一些文献中对用麦克斯韦应力张量来直接计算电荷间的电作用力已作过很多讨论，但用该方法计算磁作用力的例子却很少。本章试图通过例子说明，在讨论电流间的磁作用力时，该方法同样适用。6.2麦克斯韦方程的一种讨论描述宏观电磁现象的麦克斯韦方程组,是大家早已熟悉的,为以下叙述方便,不妨再予列出。当选取,,则C＝1时，方程组的微分形式为（6.2.1）（6.2.2）（6.2.3）（6.2.4）在方程组中,已包含了所谓电荷守恒定律,即电流密度与电荷密度满足的连续性方程（6.2.5）另外,当带电粒子在电磁场中运动时,受到洛仑兹力的作用（6.2.6）。50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力这一组著名的电磁场理论的基本方程表明,不仅电荷与电流在激发电磁场，而且变化的电磁场也在相互激发。但我们如细心地观察麦克斯韦方程组,就会发现,方程组中关于场源项是没有对称性的，方程(6.2.1)、(6.2.2)是非齐次方程，表明在自然界中存在着作为场源的电荷与电流；而(6.2.3)、(6.2.4)两齐次方程，则表明自然界中不存在磁荷与磁流，也就是说，自然界中还没有发现磁荷这种物质，磁单极不存在，对此问题安培曾从理论上作过所谓的“安培假说”，而且仅仅是“假说”。但是，英国物理学家狄拉克却于1931年根据电动力学、量子力学，作出了令人十分信服的推测，他在《量子场论讲义》文献中曾作过表述：即具有一定条件(量子化)的磁单极子能与薛定谔的波函数一致地存在。这一推测一经提出,立即吸引了大量的实验物理学家去寻找磁单极子，同时也给理论工作者提出了许多新的课题。特别在电动力学中，如果存在磁单极子的话，那么，则应对麦克斯韦方程组进行修改，以便适用于电荷与磁荷(磁单极子)并存的情形。从这一思路出发,在假定磁荷(磁单极)存在的情况下，笔者试对以上麦克斯韦方程组进行如下细致的讨论，从而得到一组非常对称的麦克斯韦方程组。首先，假设在自然界中除了存在电荷外，还存在着磁荷(磁单极)。这时在场的概念下，由于磁荷(磁单极)的存在，使得通过封闭曲面的磁通量一般不再为零。设磁荷分布具有体密度,则有（6.2.7）(6.2.7)式表明,磁荷是磁场的源，也就是磁力线的源，这是我们修改的第一个方程。与处理电荷的方法相类似，设当磁荷运动时形成磁流时，在一个小体积内，磁荷随时间的减少量，应等于流出小体积表面的磁荷量。在数学上处理，就是磁流密度与磁荷密度满足连续性方程（6.2.8）根据这个方程，我们很容易把另一个齐次方程(6.2.4)改写为　（6.2.9）为把这组方程组改写为四维洛仑兹协变形式，我们引用电磁场张量（6.2.10）式和四维矢量（6.2.12）～（6.2.13）式：50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力（6.2.10）（6.2.11）（6.2.12）（6.2.13）(注意，此时，电磁场张量已不再具有的关系式了，也失去原来的意义)显然以上对于没有作修改的含电荷、电流的方程（6.2.1）、（6.2.2）其四维形式应还保持为我们已知的形式（6.2.14）而方程(6.2.7)、(6.2.9),未修改时,我们已知其满足的四维形式为此式左边是三阶张量,但从方程(6.2.7)、(6.2.9)知,它的右边应为四维矢量。显然这个式子已不能再使用了。那么用什么方法去写新的协变式呢?仔细观察方程(6.2.7)、(6.2.9),对方程(6.2.1)、(6.2.2),可以发现这两对方程,在形式上有着极为相似之处。这就给我们以启发,是否能寻找到一个与有一定关系的新的电磁场张量,使得电磁场张量中的、位置对调,如果这个新张量存在,则能把方程(6.2.7)、(6.2.9)写成类似于(6.2.14)式的形式。为此,我们引入一个四阶反对称张量,考虑一个新的电磁场张量（6.2.15）经计算，易得(6.2.16)50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力利用此式(6.2.7)、(6.2.9)两式就可写为　(6.2.17)(6.2.14)、(6.2.17)两式就是在磁荷存在的条件下,麦克斯韦方程组的新形式。下面我们就麦氏方程组的新形式作如下讨论：1、首先,我们看到新方程组的形式是完全对称的。四维磁流密度与电流密度对称地出现在新的麦克斯韦方程组中,这表明,不仅电荷、电流以及变化的电磁场在激发着电磁场,而且磁荷、磁流也在同样激发着电磁场。电磁场的源包括电荷、磁荷、电流和磁流。当给定了空间的电荷、磁荷分布以及它们的运动状态后,这组麦克斯韦方程就能给出空间电磁场的分布,而这一组方程便是新情况下(假定磁荷存在)的电磁场理论的基本方程。我们分别对上面两个四维协变方程求其四维散度,有由式（6.2.10）、（6.2.16）知，、均为二阶反对称张量。我们先讨论的情况，由有上面的运算,运用了反对称的性质,交换了指标,因而这就是四维形式的电荷、磁荷守恒定律。它们很自然地包含在新的麦克斯韦方程组内,它们的矢量形式即为(6.2.5)式和(6.2.8)式。2、我们已经把麦克斯韦方程组写为四维洛仑兹协变形式,这表明当从一个惯性系变换到另外一个惯性系时,方程(6.2.14)、(6.2.50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力17)的形式保持不变。不仅仅如此,当我们考虑实际空间时,可以把上述方程推广到引力空间去。这还表明在非惯性系中,协变性仍然成立,由此可见,由于能够把含磁荷的麦克斯韦方程组写成协变形式,因而磁荷的存在是符合狭义相对论乃至广义相对论中的相对性原理的。从时空观、引力场的角度来看,磁荷是有其物理意义的。3、最后再谈一下洛仑兹力的情况。我们由(6.2.6)式知道了只带电荷的粒子受到的洛仑兹力的情形,但若一个粒子既带有电荷,又带有磁荷,那么情况又应如何呢?为了解决这个问题,我们首先考虑一个只带磁荷的粒子。设磁荷量为,则可对称地假设它的电磁场中受到洛仑兹力为其中k为待定系数(与单位制有关)。可以预料,在以C为1的速度单位制中,，这是由于电场、磁场强度在麦克斯韦方程组(6.2.1)、(6.2.2)、(6.2.7)、(6.2.9)中不对称的缘故。它可由相对论的变换来验证,限于篇幅,这里不作讨论了。这样,对一个既带电荷,又带磁荷的粒子,其所受的洛仑兹力就为引入四维力矢量它由电磁场张量、和构成容易验证,它满足这样,我们把粒子满足的四维形式的运动方程写为它适用于惯性系,描述了具有电磁荷并存的粒子在电磁场中的运动。按照四维动量的定义,上面两方程又可以写为从这里我们可以得到一个与过去不同的结论:当电荷、磁荷同时存在时,不仅电场力作功,磁场力也作功,此时电场与磁场是完全等价的。50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力我们初步推断了磁荷存在时,麦克斯韦方程组的形式、协变式、粒子的运动等一些电动力学的结果。磁单极子是一个广博的课题,在电动力学中,我们要寻找新的哈密顿函数、拉格朗日函数及新的电磁能量———动量张量,以便建立新的量子电动力学。在量子力学中,利用磁单极子的量子化条件,可以解释电荷的量子性这个最普遍但也是最深奥的概念。遗憾的是,至今没有在实验中发现磁单极子。可以设想,一旦磁单极子被验证是存在的话,则电动力学、场论、量子场论将不可避免地发生变革,物理学将又会发生一场革命。6.3麦克斯韦应力张量设单位时间电磁场对体积V内的载荷体的电磁作用力为(其中为洛伦兹力力密度)。按照经典电动力学，如果动量要在电磁作用下也守恒，那末电磁场本身必须具有动量，并且能相应地改变自己的动量，以使整个体系的动量保持守恒。我们用季来表示电磁场的动量密度，则是体积V内电磁动量的增量。电磁场在传播时，它的动量也会流动，动量流密度必须用二阶张量来表示．对任意面元，，表示单位时间内流过此面元的电磁动量。设V内的载荷体和电磁场的总动量在电磁作用下依然守恒，则必有下列方程成立。(6.3.1)式中的应为单位时间内流入体积V的电磁动量。可以从麦克斯韦方程组和洛伦兹力公式导出动量流密度张量的具体形式。（6.3.2）如果用表示(6.3.1)式中载荷体受的作用，则方程(6.3.1)可改写为：(6.3.3)在稳恒电磁场的情况下，(6.3.3)式左边第二项为零，因表示单位时间内流入体积V的电磁动量。那末对体积V表现的任一面元来说，可理解为50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力前方的电磁场对后方的电磁场的应力。我们可以引入电磁场应力张量（6.3.4）来表示这一作用。此时作用于包围载荷体团曲面边界上的电磁应力为（6.3.5）电磁力是依靠场传递的，上式表示的电磁应力也就是电磁场作用于载荷体上的电磁力。因此，从（6.3.5）式可知，选取包围载荷体的任意闭合曲面，计算该曲面应力张量的面积分，即可求出载荷体所受电磁力。6.4.用应力张量计算磁作用用电磁应力的计算方法除了可以直接计算电作用力外，同样可计算电流的磁相互作用力。下面让我们看一个例子。半径为，面电荷密度为的均匀带电求壳以角速度绕轴旋转（图6.1），求两半球面之间的磁吸引力。图6.1从题意可知该放置的均匀带电球壳的面电流密度为(6.4.1)可解得球内外的磁标势分别为从而求得球内外磁场为：（r<）(6.4.2)（r>）(6.4.3)50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力在只有磁场的情况下，电磁场应力张量为：(6.4.4)取半球面（）及，的圆平面组成闭合曲面，应力由两部分组成，一是对的半球面作用的磁应力，二是对的平面作用的磁应力。（1）对的半球面作用的磁应力将球外磁场用直角坐标表示，有：球面上磁场的各分量分别为：球面面元为：(6.4.5)由于对称性，作用在半球面上的应力只有Z方向的分量。面元上的应力为：(6.4.6)这样，作用在半球面上的应力为：(6.4.7)50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力（2）对的平面作用的磁应力(6.4.8)面元上的应力为：(6.4.9)这样作用在的平面作用的磁应力为：(6.4.10)作用在闭合面上的总磁应力也即作用在上半球面电流上的磁力为：(6.4.11)写成矢量式为：(6.4.12)其中负号表示该力是受另一半球面电流的磁吸引力。6.5用虚功原理计算单芯偏心电缆单位长度的静电力6.5.1单芯偏心电缆单位长度的电容单芯偏心电缆可看做半径为R1的空心圆柱套半径为的圆柱，两柱的轴线平行且相距为,设其空间为真空，如图6.2所示。50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力图6.2单芯偏心电缆为研究问题方便，设该电缆为直无限长，因此垂直于电缆轴线的所有截面中的电场分布都相同，取其中一个截面如图6.3所示，两圆柱的横截面为两个圆。图6.3单芯偏心电缆的横截面和，以圆的圆心为坐标原点、两圆的连心线为轴建立平面。取轴上的、两点为两圆的镜像对称点，其坐标分别为和，则由对称点的定义，得(6.5.1)解方程组(6.5.1)得(6.5.2)为把偏心电缆变换为同轴电缆而计算其电容，需将平面上的圆和变换为平面上的两同心圆，故可作如下的分式线性变换50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力(6.5.3)这样，平面上的半径分别为R1和、圆心相距为的两偏心圆和，就对应着平面上的半径分别为和的两同心圆和，如图6.4所示。图6.4平面上的两同心圆为了计算该电缆单位长度的电容，还需进一步确定圆和的半径和与R1、及的关系。在平面的圆上取一点，再在圆上取一点，分别代入(6.5.3)式并取的模并注意到，经计算得=(6.5.4)(6.5.5)通过以上所作的分式线性变换，便将平面上的半径分别为R1和、圆心相距为的两偏心圆和，变换为平面上的半径分别为和的两同心圆和。由于两圆和在平面上式同心圆，电场式堆成分布的，故得该电缆单位长度的电容量为(6.5.6)50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力其中为平面上每单位长度的电容量。由于保角变换并不改变电缆的电容量，因此平面上每单位长度的电容量为(6.5.7)6.5.2单芯偏心电缆所受的静电力由电容器电能公式知，当电缆电荷线密度为时，得单位长度电缆的电场能量为(6.5.8)对于(6.5.8)而言，当时，偏心电缆过渡到同心电缆，(6.5.8)式也变化为单位长度的同轴电缆的电能公式当电缆电荷线密度为保持不变时，设单芯偏心电缆空心圆柱轴线相距为r，则由虚功原理得单位长度的电缆所受的静电力为(6.5.9)式(6.5.9)为单芯偏心电缆芯所受电场力的计算公式。其中。单芯偏心电的圆柱与空心圆柱之间的相互作用力等大反向，满足牛顿第三定律，相互作用力指向相互作用能减少的方向。6.6横截面为透镜形的柱状分布电荷的电场6.6.1将带电柱体的透镜形在真空中有电荷线密度为50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力横截面为透镜形的均匀带电柱体，设带电柱体的横截面为圆和圆的公共部分D，并且为无限长，因此垂直于柱体轴线的所有截面上的电场分布均相同，为平行平面场，取其中一个截面如图6.5所示，并以透镜中心为坐标原点建立如图所示的直角坐标系。图6.5柱形带电体的透镜形截面为了使用高斯定理计算该带电柱体内外的电场，需通过保角变换将带电柱体的透镜形截面变换为单位圆。因为圆和圆的交点为，故可先通过分式线性变换(6.6.1)将圆周变换为直线，圆变换为直线，即将区域D保角地变为，见图6.6作旋转变换图6.6分式线性变换后的带电体截面(6.6.2)50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力可将区域变换为角形域，见图6.7。图6.7旋转变换后的带电体截面再作幂函数变换(6.6.3)将角形域变换为上半平面，见图6.8。最后，用分式线性变换图6.8幂函数变换后的带电体截面最后，用分式线性变换(6.6.4)将上半平面变换为单位圆见图6.9。50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力图6.9分式线性变换后的带电体截面因此，复合变换函数(6.6.5)可将区域D保角变换为圆盘，单位圆内部对应着带电柱体的透镜形截面，而单位圆外部与带电柱体外无限大区域相对应。经上述变换后，横截面为透镜形的柱状分布电荷，映射为圆柱分布的电荷，电场的分布具有轴对称性。6.6.2带电柱体内部的电势和场强由高斯定理得电场强度在的单位圆域内的分布为(6.6.6)上式中的。由变换函数(6.6.5)得(6.6.7)将式(6.6.7)代入式(6.6.6)，可得带电柱体内部的电势分布为(6.6.8)50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力式(6.6.8)即为无限长的横截页为透镜形带柱体内部的电表达式。其中。上式中的为电势的参考点，选取平页坐标原点处（透镜中心）的电势为零，即选取无限长的横截页为透镜形的带电柱体的对称轴为电势参考点。由电势和与场强的微分关系，得(6.6.9)式(6.6.9)即为无限长的透镜形截页带电体柱内部场强的矢量表达式。6.6.3带电柱体外部的电势和场强由高斯定理得电场强度的单位圆域外的分布为(6.6.10)由此可得带电柱体内、的电势分布为(6.6.11)将式代入式(6.6.8)得50\n重庆师范大学硕士学位论文6应用麦克斯韦应力张量计算某些电磁作用力(6.6.12)式(6.6.12)即为无限长的透镜形截页带电柱体外部的电势表达式。其中。上式中电势的参考点与式(6.6.8)中相同。由电势与场强的微分关系得(6.6.13)式(6.6.13)即为无限长的透镜形截面带电体柱外部场强的矢量表达式。6.7结论由上列讨论可知，在计算一些具有规则的几何形状的载荷体和电流的各部分之间的相互作用力时，往往总场较易求出，此时采用麦克斯韦应力张量来计算电磁作用力，不失为一个普适的方法．推而广之如介质界面极化电荷受力、磁介质表面磁化电流受力等，都可以类似方法处理。50\n重庆师范大学硕士学位论文7结论与展望7结论与展望电磁学是一门古老而又不断发展的学科，带电粒子在电场和磁场中的运动状态的研究更是热门。电磁场方程描述了电磁场的基本性质和运动状态，同时也是求解电磁场问题的基本依据。而电磁场的解析法就是求解电磁场方程边值问题的数学物理方法。解析法的优点是：（1）可将解答表示为已知函数的显式，从而计算出精确的数值结果，（2）可以作为近似解和数值解的检验标准，（3）在解析过程中和在解的显式中可以观察到我问题的内在联系和各个参数对数值结果所起的作用。随着计算技术、各种数学软件的不断发展以及数学物理方法的深入研究，使解析法应用的范围越来越广，对于电磁场中一些复杂问题的求解，解析法也将是一个重要的研究方法。带电粒子在电场和磁场中的运动主要是采取解析法与数值计算相结合进行研究，求解一系列的电磁学方程，利用计算机编制程序及利用Mathematica,Matlab等科学计算软件程序包来描绘带电粒子的运动轨迹。如何更好的把解析法结合Mathematica,Matlab等科学计算软件程序包分析解决电磁学问题，并且将所得结果的二维、三维图绘制出来将是以后进一步研究的问题。50\n重庆师范大学硕士学位论文参考文献参考文献[1]张三慧。大学基础物理学[M]。北京：清华大学出版社，2003。[2]胡建新。带电粒子在正交恒定电磁场中运动状态的分析[J]。大学物理，2004，23(4)：8—1O。[3]安树元，叶坚。也谈带电粒子在电磁场中动态受力平衡条件[J]。大学物理，2004，23(4)：16—17。[4]涂泓，朱炯明，周爵路。计算机模拟带电粒子在电磁场中的运动[J]。上海师范大学学报，2000，29(3)：94—100。[5]汪静谊。电子在相互垂直的电场和磁场中运动轨迹的讨论[J]。大学物理，1988，7(9)：43—45。[6]赵凯华，陈熙谋。电磁学[M]。北京：高等教育出版社，1996。[7]梁灿彬，秦光戎，梁竹健。电磁学[M]。北京：高等教育出版社，2004。[8]李定.等离子体物理学[M.北京：高等教育出版社，2006：156-166．[9]周基升，刘天佑，蒋明娇．带电粒子在正交电磁场中的运动研究[J]。湖南广播电视大学学报，2004，93—94．[10]王德毕．强电场和磁场中电子运动轨道的混沌现象分析[J].山东建筑工程学院学报，2002，17(1)：87-90．．，[11]廖鹰翔．带电粒子在相互平行的静电磁场中的运动川．湖州师范学院学报，2002，24(3)：57-59[12]PetersADandJaffeC．QuantumManifestaitionofBifurcationofClassicialOrbits：AnExactlySolvableModle[J].Phys.Rev.A，1997，56(21)：331—334。[13]DehuaWang．PhotodetachmentofH—inParallelElectricandMagneticFieldsnearAnElasticSurface[J].TheEropeanPhysicsJournalD，2007，45(2)：179—187。[14]曾谨言.量子力学：卷I[M]第3版．北京：科学出版社，2003：364.-366[15]PetersADandDelosJB．PhotodetachmentCrossSectionof}finCrossedElectricandMagneticFields[J]。PhysicalReviewA，1993，47(4)：3027-3028.[16]梁昆淼.数学物理方法[M]北京：人民教育出版社，1978（第二版）：345-363[17]王礼祥、带电圆环的电荷面密度表象及其在介质球与带电圆环静电问题中的应用[J].西南民族大学学报自然科学版，2006，32（4）：794-798[18]梁灿彬等．电磁学．第二版[M].北京：高等教育出版社，2004.46-47.[19]汪德新．电动力学[M].北京：科学出版社，2005.32-33.[20]DavidJ.Griffiths.IntroductiontoElectrodynamics3rd[M].NewJersey：PrenticeHall，1999.50\n重庆师范大学硕士学位论文参考文献353-354．[21]黄晓琴.麦克斯韦应力张量方法及其应用.大学物理田.1995.10.9-11．[22]郭硕鸿．电动力学．第二版[M].北京：高等教育出版社，1997.134．[23]郭硕洪.电动力学[M].北京:高等教育出版社,2000·[24]全泽松.电磁场理论[M].成都:电子科技大学出版社,1995.[25]BleaneyBI,BleaneyB.ElectricityandMagnetism(ThirdEdition)[M].OxfordUniversityPress,1975.[26]赵凯华.电磁学[M].北京:高等教育出版社,1999.[27]杰克逊JD.经典电动力学[M].朱培豫译.北京:人民教育出版社,1980.[28]张福熹.对运动电荷在均匀电场中的一点讨论[J].大学物理,1984,(3):34~35.[29]郭硕鸿,电动力学[M].北京:高等教育出版社,1979.[30]梁灿彬,秦光戎,梁竹建.电磁学[M].北京:高等教育出版社,1980.[31]张三慧,大学物理学[M].北京:清华大学出版社,1999.[32]戴坚舟,刘宝坤,施善定.工科大学物理[M].上海:华东理工大学出版社,1992.50\n重庆师范大学硕士学位论文致谢致谢本文的研究工作是在我的导师胡先权教授精心指导和悉心关怀下完成的，在我的学业和论文的研究工作中无不倾注着导师的汗水和心血。导师的严谨治学的态度、渊博的知识、无私的奉献精神使我深受启迪。从尊敬的导师身上，我不仅学到了扎实、宽广的专业知识，也学到了做人的道理。在此我要向我的导师致以最衷心的感谢和最诚挚的敬意。在此，向所有关心和帮助过我的领导、老师、同学和朋友表示由衷的谢意！电磁学的知识博大精深，因本人才疏学浅，论文存在的错误、疏漏之处，恳请各位老师、同学批评指正，本人在此表示诚挚的谢意。50\n重庆师范大学硕士学位论文附录攻读硕士学位期间发表的论文及科研情况1、廖海峰，胡先权。运动电荷间的相互作用一般不满足牛顿第三定律。重庆师范大学学报2007（5）2、卢传芳，胡先权，周林，廖海峰。有限长直线电荷的等电势线和电力线的求解与描绘。（自然科学版）2008（2）50\n重庆师范大学硕士学位论文附录独创性声明本人声明所呈交的学位论文是本人在导师指导下进行的研究工作及取得的研究成果。据我所知，除了文中特别加以标注和致谢的地方外，论文中不包含其他人已经发表或撰写过的研究成果，也不包含为获得重庆师范大学或其他教育机构的学位或证书而使用过的材料。与我一同工作的同志对本研究所做的任何贡献均已在论文中作了明确的说明并表示谢意。学位论文作者签名：签字日期：2008年3月28日学位论文版权使用授权书本学位论文作者完全了解重庆师范大学有关保留、使用学位论文的规定，有权保留并向国家有关部门或机构送交论文的复印件和磁盘，允许论文被查阅和借阅。本人授权重庆师范大学可以将学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索，可以采用影印、缩印或扫描等复制手段保存、汇编学位论文。保密（），在年解密后适用本授权书。本学位论文属于不保密（）。（请只在上述一个括号内打“√”）学位论文作者签名：50