恒定磁场的基本定律解读

第3章恒定磁场3．1恒定磁场的基本规律3．2恒定磁场的边界条件3．3矢量磁位3．4标量的磁位3．5电感3．6磁场的能量和力3．7恒定磁场的应用3．1恒定磁场的基本规律3．1．1磁感应强度B23.14rIddrleB23.24rlIdrleB223.343.44rVSrSdVrdSrJeBJeB1．毕奥－萨伐尔定律毕奥－萨伐尔定律给出一个电流元产生的磁感应强度一个线电流回路产生的磁感应强度场为同理，可以写出体电流和面电流产生的磁感应强度场本节简要地复习大学物理中已经学过的恒定磁场的基本规律。源到场点的方向2．磁感应线方程3.5xyzdxdydzBBB3.6rzdrrddzBBBsin3.7rdrrdrdBBB可以仿照电力线方程写出磁感应线方程，在直角坐标系中为圆柱坐标系中的磁感应线方程为球坐标中的磁感应线方程为3．1．2恒定磁场的基本方程其中是闭合回路l内包围的所有电流（包括传导电流和磁化电流）。有电？介质时，恒定磁场的基本方程可以写为003.83.9SiliddIBSBliiI0i03.103.11SliddIBSHl恒定磁场的基本方程也是包括高斯定理和环路定理其中是闭合回路l内包围的所有传导电流。下面来证明（3.10）式。为了简化，只讨论无界真空中的磁场。在直流回路L的磁场中任取一闭合曲面S，穿过S面的磁通量i0iI002200144414RRSSCCSCCSSIdIddddRRIdndRIddRlSlleeSBS=S=lSSVdSdVnAA014SCVIdddVRlBS=10R03.12SdBS=03.13B上式的推导中利用了（1.101）式，利用矢量恒等式（见附录3）可得因为，所以由高斯定理可以写出（3.12）式的微分形式为：32111.101RRRRReR0SVBdSBdV图3.1中的P点（场点）是积分路径L上的一个点，电流回路C所包围的表面对场点P构成的立体角为Ω。P点沿回路L位移dl时，立体角改变dΩ，这同保持P点不动，而回路C位移－dl时立体角的改变是完全一样的。222443.144RRLLCLCRLCdddIIddRRddIRlleleHlllle下面我们来证明（3.11）式，在直流闭合回路C的磁场中任取一个闭合回路L，如图3.1所示，由毕奥－萨伐尔定律可以写出图3.1证明安培环路定理示意图SS'dSPi03.11lidIHl3132AAAB=BAABCBCACAB213.24rlIdrleBH=ReCdSSSddll即图中S与S’之间的环形表面面元为，是图中阴影部分平行四边形的面积，整个环形的面积为dS对P点的立体角为不变但立体角发生了变化。表面的增量为2RddRSeddd'S=llSS'dS'Pen-dldl'ReRCdSdSddll图3-10环路定律从图3.1中可以看出，如果回路C位移－dl，则回路包围的表面由S变为S’，面积S、S'、dS构成的闭合曲面对P点的立体角为零，即－Ω1＋Ω2＋dΩ＝0，所以立体角的变化为212RCdddRlle这就是P点位移dl时立体角的改变量。P点沿着回路L移动一周时，立体角的变化为面对O点的立体角是Ω2，与Ω1等量异号，所以整个闭合曲面对O点所张的立体角120图3.1证明安培环路定理示意图回顾：如果O点位于闭合曲面之外，如图2.3（b）所示。从O点向闭合曲面作切线，所有的切点构成的曲线把闭合曲面分成两部分：S1面和S2面，S1面对O点的立体角是Ω1，是负值；S2张角最大23.15RLCdddRlle3.164LIdHl03.17LdHl比较（3.14）式和（3.15）式可得环积分的结果取决于ΔΩ，一般分为两种情况：⑴积分回路L不与电流回路C套链，如图3.1所示。可以看出，当从某点开始沿闭合回路L绕行一周并回到起始点时，立体角又回复到原来的值，即ΔΩ＝0，由（3.16）式23.144RLLCddIdRlleHl⑵若积分回路L与电流回路C相套链，即L穿过C所包围的面S，如图3.2所示。如果取积分回路的起点为S面上侧的A点，终点为在S面下侧的B点。由于面元对它上表面上的点所张的立体角为（一2π），对下表面上的点所张的立体角为（＋2π），所以S对A点的立体角为（一2π），对B点的立体角为（＋2π），ΔΩ＝2π－（－2π）＝4π，由（3.16）式43.184LIdIHl图3..2积分回路L与电流回路C相套链SΩ1是负值Ω2是正值O点位于闭合曲面外图3.3积分回路L包围的电流3.19iLidIHl因为L与C相套链，I也就是穿过回路L所包围平面S的电流，而且当电流与回路L成右螺旋关系时I为正，反之I为负。综合上述两种情况，可以用一个方程表示为iiI12iiIII其中，是L所包围的电流的代数和，在图3.3中积分与I3无关。必须说明的是:环积分与I3无关，而被积函数H（r）却是三个电流回路产生的总磁场强度。L3.20H=J由斯托克斯定理，（3.18）式的微分形式可以写为（3.13）式和（3.20）式给定了恒定磁场的散度和旋度，根据亥姆霍兹定理，恒定磁场的性质是完全确定的。43.184LIdIHl03.13B()1.71Lsdd即线积分面积分AlAS3．1．3磁介质的磁化003.213.22lidIHlBHM常用公式其中M是磁化强度矢量。03.2713.28rrm03.233.24rmBHMH面磁化电流密度为体磁化电流密度为（3.23）、（3.24）适用于各向同性的线性介质，其中是介质的磁化率。其中μ是介质的磁导率，是真空磁导率，是介质的相对磁导率。ˆ3.253.26msmJMnJM0rm根据r和m的取值可以把磁介质分为顺磁质、抗磁质（顺磁质和抗磁质统称为非铁磁质、非磁性物质）和铁磁质。顺磁质的m0（例如铝、锰、氧等），抗磁质的m0（例如铜、银、氢等），真空中的m=0。顺磁质和抗磁质的m都非常接近于0，所以r都非常接近于1，所以工程上对于非铁磁性物质r都取为1（非磁性物质的磁导率与自由空间的相同）。铁磁质是非线性介质，（3.23）式和（3.24）式都不成立，铁磁质的r1（例如铁、钴、镍等），并且不是常数，随磁场的强弱变化（从铁磁质的磁滞回线上可以看出）。关于线性和非线性介质、各向同性和各向异性介质、均匀和非均匀介质的概念与2.1.6节中介绍的电介质中的相关概念类似。03.233.24rmBHMH铁磁物质的B与H不成线性关系，且B与H的函数关系随铁磁物质的结构而异，但我们仍然用式（3.23）式和（3.24）来表示，只是其中的μ不再是常数。在磁介质中还有一种各向异性的介质，其B和H不再是同方向的矢量，磁导率为张量。mJM3.29mip=S例题3.1证明（3.26）式证明：研究磁介质可以用分子电流模型，任何物质的分子都是由原子组成的，原子中原子核带正电，电子带负电，以恒速绕原子核作圆周运动。分子中所有电子的运动可以等效为一个电流i，称为分子电流，它相当于一个微小电流环可以等效为磁偶极子。分子电流与其环绕的面积S的乘积称为分子磁矩pm（等效磁偶极矩），表达式为其中i和S、pm的方向满足右手关系，如图3.4所示。图3.4分子电流和分子磁矩磁化强度矢量没有外磁场时，由于介质内大量分子无规则的热运动，各分子磁矩的排列是杂乱无章的，这时介质没有被磁化。如图（a）所示。在外磁场中，每个分子磁矩都受到一个力矩的作用，使其在一定程度上转向外磁场方向，介质被磁化，如图3.5所示。外磁场越强，分子磁矩的排列越整齐，如图（b）所示。单位体积中分子磁矩的矢量和就越大，（a)磁偶极子随机排列的磁性物质；图3.5介质磁化(b)外场B使磁偶极子有序排列；先计算穿过介质内任一曲面S的磁化电流Im，曲面S的边界为C，如图3.6所示。可以看出，在所有的分子电流中，只有环绕边界C的分子电流对穿过S面的磁化电流有贡献。为了计算所有环绕边界C的分子电流，采用微积分的方法，先计算环绕边界C上任一线元dl的分子电流。3.30mVpM定义磁化强度矢量等于单位体积中分子磁矩的矢量和图3.6（立体图）穿过介质内S面的磁化电流媒质内部磁偶极子的有序排列，相当于沿媒质表面流动的电流,(c)排列好的电流环等效于沿物质表面的电流如图3-11(c)所示。这些电流称为束缚电流，它在媒质内部产生一个附加场。dl相交图3.6穿过介质内S面的磁化电流图3.7环绕线元dl的分子电流以dl为轴线作一个斜的圆柱面，底面S等于分子电流的面积，并与分子电流平行，长度为dl，如图3.7所示。可以看出，只有中心在圆柱面内的分子电流环绕dl，而中心在圆柱面内的分子电流的数目，就是圆柱面内分子的数目。设介质的分子密度为N，分子电流为i，则环绕线元dl的分子电流对磁化电流的贡献为单位体积分子数（立体图）dlcoscosmmdINdlSiNdlp3.31mNMpcosmdIMdldMlmlIdMl由（3.30）式可以写出所以穿过S面的总的磁化电流为mSSddJSMSmJM上式左侧的磁化电流可以写成体磁化电流密度对S面的积分，右侧的线积分可以利用斯托克斯定理变换为面积分，可得最后可得斜圆柱体积套在dl上的分子数3.30mVpM磁化强度矢量等于单位体积中分子磁矩的矢量和单位体积分子数()1.71Lsdd即线积分面积分AlAS均匀磁介质内部的分子电流相互抵消，介质表面出现磁化电流，如图3.8所示。作一个对比，金属导体中自由电子定向运动形成的电流称为传导电流；空间中带电粒子定向运动形成的电流称为运流电流。图3.8磁介质表面的磁化电流3.1.4磁场的计算方法00233.3244rllIdIdrrlelrB1．利用毕奥—萨伐尔定律计算磁场根据毕奥—萨伐尔定律，线电流产生的磁感应强度为体电流、面电流产生的磁感应强度，可以写出类似的方程。利用毕奥—萨伐尔定律计算磁场，有两类问题：⑴直接利用毕—萨定律积分计算直线电流的磁场例题3.2计算长度为l的直线电流I的磁场。解：采用圆柱坐标系，直线电流与z轴重合，直线电流的中点位于坐标原点，如图3.9所示。P2l2l12'dz'zz'Idlr2r源点到场点P的距离，下面例题中应为R。，源点的位置矢量，到场点P的距离矢量为代入（3.32）式可得rzrzzRreer显然磁场的分布具有轴对称性，可以只在φ等于某一常数的平面内计算磁场。从图3.9中可以看出，直线电流上的任一电流元，场点P的位置矢量P(r,0,z)2l2l12'dz'zzr'IdlrRρ'r122图3.9例3.2zIdIdzlerrzzrzererzzreIdl00233.3244RllIdIdRRlelRB/202/203/2/20022/2/23/2/2222220224224224cs44olzrlzlll