静磁场Staticmagneticfield

1、静磁场Staticmagneticfield 稳恒电流激发静磁场，在稳恒电流的条件下，导体内及其周围空间中，也存在静电场，此时的电场与电流的关系为式中 为电导率。但是，静电场和静磁场之间并无直接的关系。 本章所要研究的与静电问题类似，静磁问题中最基本的问题是：在给定电流分布（或给定外场）和介质分布的情况下，如何求解空间中的磁场分布。Ejcc本本 章章 主主 要要 内内 容容稳恒电流分布的必要条件稳恒电流分布的必要条件稳恒电流体系的电场稳恒电流体系的电场矢势及其微分方程矢势及其微分方程磁标势磁标势磁多极矩磁多极矩阿哈罗诺夫阿哈罗诺夫玻姆效应玻姆效应3.1 稳恒电流分布的必要条件Essential

2、 condition of steady current profile 电荷在导体内稳恒流动，导体内部将会不断地产生焦耳热，即电磁能将不断地损耗。根据能量守恒方程由于稳恒条件要求StwEj0tw且有当存在外来电动力场时，则故故有SEj)(外EEjc2()1cVVcVVjj EdVjEdVj dVj E dV外外21cVVSj E dVj dVS d 外该式的物理意义是： 外来电动力场所作的功等于体系内焦耳热损耗和从体系的界面流出去的能量的总和。因此，体系要保持电荷稳恒流动的必要条件是必须要有外来的电动力（即外来电动势）。 稳恒电流体系的电场Electric field of steady c

3、urrent system 根据Maxwells equation,稳恒电流 及其电场所满足的方程为：在导体内流有电荷的情况下，我们并不知道其电荷分布 的情况，所以无法从（1）式求场，只有从（2） j(2) 0)(j(1) 0cjEEED外式出发：即因为 ，所以用标势，即 ，于是有由此可见，假若 给定，即可由（3）式求出电势 。 在 区域，（3）式变为相应的边值关系为：0)(外EEjc)()(外EEccE0E(3) )()(外Ecc外E0外E(4) 0)(c用 表示交界面上的关系，即（4）、（5）式就是分区均匀的稳恒电流体系的电场所满足的方程和边值关系。若整个体系的边界条件已知，即可求出电流的

4、电场。0)(0)(112212ccjjnjjn(5) 121122SSScScnn从 出发，可求得导体内的电荷分布：其中，稳恒电流条件要求： 从 可看出，均匀导电体系内不会出现电荷堆积，只有当导体在沿着电荷流动方向不均匀 D)()()(ccccjjjjE0 j)(cj时，才有可能有电荷存在。因此，对于分块均匀的导电体，电荷只可能分布在交界面上，即利用 ，得到面电荷密度为所以，如果交界面两侧各自的介电常数与电导率之比值相等，则交界面上也不存在面电荷密度。)()(11122212jjnDDnccf0)(12jjnjnccf)(11223.3 矢势及其微分方程矢势及其微分方程Vector poten

5、tial and differential equation1、矢势矢势 稳恒电流磁场的基本方程是由此可看出，磁场的特点和电场不同。静电场是无旋的，即引入标势 来描述。而磁场是有旋的，一般不能引入一个标势来描述整个空间的磁场，但由于磁场是无源的，可以引入一个矢量来描述它。jHB0即若则 称为磁场的矢势。 根据 ，可得到由此可看到矢势 的物理意义是： 矢势 沿任一闭合回路的环量代表通过以该回路为界的任一曲面的磁通量。必须注意：只有 的环量才有物理意义，而在每点ABB0A0SB dS()LSSB dSA dSA dlAAA上的 值没有直接的物理意义。 矢势 可确定磁场 ，但由 并不能唯一地确定 ，

6、这是因为对任意函数 。即 和 对应于同一个 ， 的这种任意性是由于 的环量才有物理意义的决定的。2、矢势微分方程矢势微分方程 由于 ，引入 ，在均匀线性介质内有 ，将这些代入到 中，即)(xAAABBAA)(ABAAAAB0 BjHHB若 满足库仑规范条件 ，得矢势 的微分方程jAAABBBBH2)(1)(1111A0 AA)0(2AjA或者直角分量：这是大家熟知的Pissons equation. 由此可见，矢势 和标势 在静场时满足同一形式的方程，对此静电势的解。可得到矢量的特解：1,2,3)(i 2iijAA01( )( )4VxxdVr( )( )4Vj xA xdVr由此即得作变换

7、，即得这就是毕奥萨伐尔定律。 当全空间中电流 给定时，即可计算磁场 ，对31()( )4( )4VVBAj x dVrj xrdVr lIddjLrrlIdB34Bj于电流和磁场互相制约的问题，则必须解微分方程的边值问题。3、矢势边值关系矢势边值关系 在两介质分界面上，磁场的边值关系为对应矢势 的边值关系为(2) )(1) 0)(1212fHHnBBnA(4) )11(3) 0)(112212fAAnAAn其实，边值关系（3）式也可以用简单的形式代替，即在分界面两侧取一狭长回路，计算 对此狭长回路的积分。当回路短边长度趋于零时（如同 时）。另一方面，由于回路面积趋于零，有因此使得由于 只有AL

8、Il dHLttlAAl dA)(120LSA dlB dS0)(12lAAtt0l另外，若取 ，仿照第一章关于法向分量边值关系的推导，可得（5）、（6）两式合算，得到即在两介质分界面上，矢势 是连续的。4、静磁场的能量静磁场的能量 磁场的总能量为(5) 12ttAA (6) )0( 12AAAnn0 A(7) 12SSAAA12VWB HdV在静磁场中，可以用矢势 和电流 表示总能量，即即有：jAjAHAHAHAHAHB)()()()(1()211()2212SWA HA j dVA HdSA jdVA jdV 这里不能把 看作为能量密度。因为能量分布于磁场中，而不仅仅存在于电流分布区域内。

9、另外，能量式中的 是由电流 激发的。 如果考虑两个独立电流系之间的相互作用能，则设电流系 建立矢势为 ，另一电流系 建立矢势为 ， 分布于 ， 分布于 ，若电流分布为磁场总能量为jAjA21eAejjAej22Vx 11Vx j).( )()()(2121VVVxxjxjxjee总12VWjA dV总总总由此可见，上式右边第一、二项是电流系 各自的自能，其相互作用能为 12121() ()211221()2oreeVeeVVeeVjjAA dVjA dVj AdVjAj A dVejj ,121()2orieeVWjAj A dV因为其中：所以212121211221()()4()()4Vee

10、Vj xA xdVrj xA xdVrrxxxx1122122111212212()()4()()4eeVVVeeVVVj xjAdVj xdV dVrj xj A dVj xdV dVr 该两式相等，因此电流 在外场 中的相互作用能量为5、举例讨论用举例讨论用 计算计算 例例11无穷长直导线载电流I，求空间的矢势 和磁场 。Solution : : 取导线沿z轴，设p点到导线的垂直距离为R，电流元Idz到p点距离为eAjieVWj A dVBAAozdzRPI22zR 因此得到积分结果是无穷大（发散的）。计算两点的矢势差值可以免除发散，若取R0点的矢势值为零，则)ln(442222RzzIz

11、RIdzAz222202202220222011111111ln4limln4lim)()(MRMRMRMRIRzzRzzIpApAMMMMzz每项相乘后，再二次项展开得亦即故0022022202222020ln2ln2ln44141ln4limRRIRRIRRIMRRRMRRRIMzeRRIpApA00ln2)()(zeRRIpA0ln2)(0取 的旋度，得到A 212)ln(ln2ln2ln2ln2ln200000RzzRzzzzzeeRIeeRIeRRIeRRIeRRIeRRIeRRIAB0 2eRI 结果与电磁学求解一致。例例2半径为a的导线园环载电流为I，求空间的矢势和磁感应强度。S

12、olution: 首先求解矢势A00( )44Vj xAdVrIdlrzyxP(r,)RraolId(a,o)由于问题具有轴对称性，可以把观察点选在xz平面上，这样的好处是=0，故 只与r，有关。其中即得222 2cos (, ) xyraRRaR adlidljdl dal daldal dalyyxxcos sinsin cos2022020220cos2cos4cos2sin4RaaRdaIARaaRdaIAyx又 园电流环在xy平面上，故 ，于是得到因此得到：2)0,2( cossin)cos(sinsincoscoscos其中202122202021220cos2sin4cossin

13、2sin4azadaIRaaRdaIAxRzRsin,222作变换：令202122202021222020212220cos2cos40cos2)1(4cos2cos4azadaIAazaaIazaadIy2 , )(21则这样于是有dd21sin2)2cos()2cos(cos220212222202212222202221222220) 1sin2(2) 1sin2() 1sin2(2) 1sin2(2) 1sin2(2) 1sin2(24azadazadIaazadIaAy令 ，则有考虑一般情况，这里的y方向实际上就是 方向，因2021222202021222220)sin4)() 1s

14、in2() 1sin2(2) 1sin2(azadIaazadIa1222)(4zaak202122212220)sin1 ()() 1sin2(kzadIaAye此上式可改为：2021222202122221020212222221220202122221220)sin1 () 12( )sin1 (2)(2)sin1 () 12(2sin2)(1)sin1 () 1sin2()(1kdkdkkaIadkkkzaIakdzaIaA令这里(k) , (k)分别为第一、第二类椭园积分。从而得到故磁感应强度的严格表达式为202122202122)sin1 ()()sin1 ()(dkkkdk)()

15、(21 ()()() 12()(2)(2221022210kkkakIkkkkaIkA讨论： 对于远场，由于Ra，且有)()()()(12)(10)()()()(222222212202222221220kzazakzaIABBkzazakzazIzABzcossincos当Ra情况下，上式分母展开为：于是得到2021220)cossin2(cos4RaRadIaA21222122212221222122)cossin2211 ()( )cossin21 ()( )cossin2(RaaRRaRaRaRaRaRa若Ra，且sin)(42sin4121sin)(14cossin28)(cos4c

16、ossin2211)(cos42322020232202202202021220202221220RaRIaRaRIadRaaRIadRaIadRaaRRaIaA于是磁感应强度为sin4sin14sin142020220RmRISRIaAeARARReRARAReAARABrrr)(1 )(sin11 )(sinsin1可见，对于一个园电流环，在远处所激发的磁场，相当于一个磁矩为 的磁偶极子激发的场。3503030)(344sin4cos2RmRRRmeRmeRmrm3.4 磁标势磁标势Magnetic scalar potential 本节所研究的问题是避开矢量 求磁感应强度 的不便理由。类

17、比于静电场，引入磁标势 。然后讨论 所满足的微分方程，继而讨论静磁问题的唯一性定理。1、磁标势引入的条件磁标势引入的条件 （1）所考虑的空间区域没有传导电流 根据静磁场的Maxwells equation:ABmm若考虑传导电流为零的空间，则一定有于是可以引入标势 ，从而有这与静电学中 完全类似，故 称为磁标势，因此引入磁标势的第一个条件是空间无传导电流。 （2）空间应为单连通区域 根据积分式子 ，我们将可看到，对于jHB00HmmHEmLIl dH一个任意的积分闭合路径，如果I=0，有可能定义磁标势，这时 ，引入磁标势 是保守场的势，但是 只说明该区域内没有涡旋场的源。许多情况下，区域内虽然

18、没有电流分布，但磁场仍然是涡旋的，它就不是保守场，故不能引入磁标势，这一点由一无限长载流导线周围的空间的场可以看出，即导线外界空间I=0，满足 ，但磁场是涡旋的。 然而，真实的情况是由Ampere环路定律所表达的。0H0HmI0H 沿闭合曲线积分一周是否为零取决于路径的选择，若考虑一个环形电流附近的空间（电流环除外）中的磁场，显然，这个区域由于不存在传导电流而认为可以用 来描述。设该空间磁场的标势为 ，且 ，将磁场强度 沿一闭合曲线L积分，而此积分曲线是穿过电流环的，因而积分回路包围电流，故另一方面mHHmHLSIsdjl dH终起mmLmLmdsdl dH )(m于是有因为 是沿闭合曲线积分

19、的起点和终点的标势，是空间同一点的值，应该是单值函数。而现在表明 不是单值的，它与积分回路的选取有关。因此，仅有仅有“无传导电流无传导电流”这一条件还不够，必须要求这一条件还不够，必须要求 为单值的。为单值的。 为此，引入以电流环为边界的任意曲面，并规定积分路径不允许穿过此曲面。任何闭合积分路径都不穿过曲面，这样， 就是一个单值的。从曲面的一侧穿过曲面到另一侧，磁标势 不是连续的。存在着大小为I的跃变，由此可见，若电流是环形分布的，只能Imm终起终起和mmmmmm在挖去环形电流所围成的曲面之后剩下的空间才能可用磁标势。也就是使复连通区域成为单连通区域，所以通常把第二个条件称为单连通区域条件。

20、如一个线圈，如果挖去线圈所围着的一个壳形区域S，则在剩下的空间中任一闭合回路都不链环着电流。因此在除去这个壳形区域之后, 在此空间中就可引入 又如电磁铁，两磁极间隙处的磁场，可引入 ；对于永久磁铁，只有分子电流，无传导电流，在其全空间（含其体内）都可引入 。 mISmm2、磁标势磁标势 的方程的方程 在能引入磁标势的区域内，磁场满足：在磁介质中， 的关系是（不论是铁磁质还是非铁磁质）：因为 ，代入上式，则得m00HBHB和)(0MHB0 BMH与电介质中极化电荷密度的表达式 类比，可以假想磁荷密度为于是，得到与电介质中的静电场方程类似的形式将 代入上式，即得到PpMm000HHmmHMmmm0

21、02从 和 的边值关系可以求得 在交界面上的关系：由 ，得到由 ，及 可得对于非铁磁质来说， ，故得到 BHm0)(12HHnSmSm21)(0MHB0)(12BBn)(1212MMnnnSmSmHBSmSmnn1122由此可见，交界面上的关系和静电介质完全类似。因此，引入磁荷和磁标势的好处在于可以借用静电学中的方法。3、静磁问题的唯一性定理、静磁问题的唯一性定理 当所考虑的区域是单连通的，其中没有传导电流分布时，可引入磁标势 ，通过和静电学问题的唯一性定理同样的推导，可得出静磁问题的唯一性定理： 如果可均匀分区的区域V中没有传导电流分布，只要在边界S上给出下列条件之一，则V内磁场唯一地确定：

22、mH a)磁标势之值 b)磁场强度的法向分量 c) 磁场强度的切向分量4、磁标势的应用举例磁标势的应用举例例例1 证明的磁性物质表面为等磁势面。 Solution: 角标1代表磁性 物质、角标2为真空.Sm.SmSnnH.StH012由磁场边界条件：以及可得到法向和切向分量为两式相除，得0)( , 0)(1212HHnBBn111202 , HBHBttnnHHHH12120 , 01102211202ntntntntHHHHHHHH因此，在该磁性物质外面，H2与表面垂直（切向分量与法向分量之比0)，因而表面为等磁势面。例例2求磁化矢量为 的均匀磁化铁球产生的磁场。Solution: 铁球内外

23、为两均匀区域，在铁球外没有磁荷分布 ( )，在铁球内由于均匀磁化 , 而 =0，因此磁荷只能分布在铁球表面上，故球内、外磁势都满足Laplaces equation.0M0外m0Mm内)( 0)( 0022012rRRrmm球半径0M由于轴对称性，极轴沿 方向，上式解的形式为：球外磁标势必随距离r增大而减小，即球内磁标势当r=0时必为有限，即故有：0Mnnnnnnmnnnnnnmprdrcprbra)(cos)()(cos)()1(2)1(10 , 01nrma即0 , 02nrmd从而得到有限值nnnnmnnnnmrRprcRrprb)( )(cos)( )(cos020)1(1铁球表面边界

24、条件为、 当r=R0时：设球外为真空，则00000000212101221 RrmRrmRrRrRrmRrmRrrRrrHHMnnnBB或者或者由边界条件得：cos)(coscos)(cos) 1(001000200202)2(010101MprncMrMHBprbnrHBnnnnmrrrnnnnmrrnnnnnnnnnnnnnnnnPRcPRbPMPRncPRbn)(cos)(cos)(cos)(cos)(cos) 1(0000)1(101)2(比较 的系数： 当n=1时，有所以 当 时，有)(cosnP01201013012RcRbMcRb30010131 , 31RMbMc0nnbc1n

25、从而得到铁球内、外的磁场强度为rMrMrrMRrRMrRMmm002303023002300131cos3133coscos31ermermerRMerRMrMRererHrrrm33330033003030114sin4cos23sin3cos23cos)1(其中： 。由此可见铁球外的磁场相当于一个磁偶极子所激发的场。把 取在 方向上，即有30034RMMVmkMeeMHrm002231)sin(cos31k0M0002022020232)()(31MMHMHBMH进一步讨论可见： 线总是闭合的， 线且不然， 线是从右半球面上的正磁荷发出，终止于左半球面的负磁荷上。在铁球内， 与 反向。说明

26、磁铁内部的 与 是有很大差异的。 线是闭合的 线由正磁荷发出到负磁荷止BHHBHBHBH3.5 磁多极矩磁多极矩Magnetic multipole moment 本节研究空间局部范围内的电流分布所激发的磁场在远处的展开式。与电多极矩（electric multipole moment) 对应。引入磁多极矩概念，并讨论这种电流分布在外磁场中的能量问题。1、矢势矢势 的多极展开的多极展开 给定电流分布在空间中激发的磁场矢势为A0( )( )4Vj xA xdVr如果电流分布集中在一个小区域V中，而场点 又距离该区域比较远，这时可仿照静电情况的电多极矩展开的方法，把矢势 作多极展开，即把 在区域内

27、的某一点展开成 的幂级数。若展开点取在坐标的原点，则x00(0)(1)(2)( )( )41111( ):42!( )( )( )VVj xA xdVrj xxx xdVRRRAxAxAx r1)(xAx展开式的第一项：展开式的第一项：即表示没有与自由电荷对应的自由磁荷存在。(0)00001( )( )41( )4440VVLLAxj xdVRj xdsdlRIIdldlRR 0)()0( xA因为(1)0001( )( )41( )41( )4ViiViiVAxj x xdVRj x xdVRj x x dVR xxjxxjxxjxxxxjxxxjxxxjxxjxxjxxjxxjxxjiii

28、iiiiiiii)()( )()()()()()(21)()(21)(展开式的第二项：展开式的第二项：这里用到了稳恒电流条件所以0)(xj(1)00001( )( )411( )( )4211 ( )( )421( )8iiViiiViiiViiVAxj x x dVRj x xj x xdVRj x xj x xdVRj x x xdVR 000001 ( )( )81( )81 ( )( )81( )( )811( )( )8iiiViiSiiiViiiViiiij x xj x xdVRj x x xdSRj x xj x xdVRj x xj x xdVRj x xx j xRR 01

29、1( )( )8ViiVdVj x xx j xdVRR 0其中故得到式中：称此为磁矩磁矩。RxjxRxjxxxj)()()(1)00311( )( )424VAxxj x dVRmRR 1( )2Vmxj x dV 表示把整个电流系的磁矩集中在原点时，一个磁矩对场点所激发的矢势。作为一级近似结果。展开式的第三项：展开式的第三项：将会是更高级的磁矩激发的矢量势。因为比较复杂，一般不去讨论。 综上所述：小区域电流分布所激发的磁场，其综上所述：小区域电流分布所激发的磁场，其矢势可看作一系列在原点的磁多极子对场点激发的矢矢势可看作一系列在原点的磁多极子对场点激发的矢势的迭加。势的迭加。(2)011(

30、 )( ):42!VAxj xx xdVR )()1(xA2、磁偶极矩的场和磁标势磁偶极矩的场和磁标势 根据 ，即有由此可见AB) 1 ()0()2() 1 ()0(BBAAAAB3303030)1()1()0()0()()(4)(440RRmmRRRRmRRmABAB因为讨论的是区域V外的场，在 处，有故得到由此可见在电流分布以外的空间中0R01123RRRR)( )(4)(43030)1(为常矢mRRmRRmB)1()1(0)1(1mBH故得3、小区域内电流分布在外磁场中的能量小区域内电流分布在外磁场中的能量 设外场 的矢势为 ，电流 分布在外磁场中的能量为：33)1(441RRmRRmm

31、eAeB)(xj( )( )ieVWj xA x dV对于环形小电流，则有当电流环线度很小， 变化不大时，取原点在线圈所在区域适当位置上，把 在原点附近展开：SeSeLeveisdBIsdAIl dAIl dsdxAxjW)()()(eBeB )0()0()(eeeBxBxB所以，得到可见(1)(2)(0)(0)ieeSiiWiBxBdSWW(1)(0)(0)(0)(0)ieSeSeeWIBdSIBdSIBSm B4、磁矩在外磁场中受力和力矩磁矩在外磁场中受力和力矩 体积V内的电流受外磁场的作用力为而从而得到( )( )eVFj xB x dV )0()0()(eeeBxBxB( )(0)(0

32、)eevFj xBxBdV第二项：第二项：(1)( )(0)(0)( )(0)(0) 00eVeVeLeFj xBdVBj x dVbIdlB (2)()(0)()(0)()(0)eVeVeVFj xxBdVj xxBdVj xxBdV 第一项：第一项： (0) ( )(0)( )1(0)( )( )21(0)( )( )21(0)( )2iiiiieiVeiVeiiVeiiVeiVBj x x dVBj x x dVBj x xj x xdVBj x xj x xdVBj x x xdV 1(0)( )( )21(0)( )21(0)( )( )21(0)( )( )21(2iiiieiiV

33、eiSeiiVeiiVBj x xj x xdVBj x x xdVBj x xj x xdVBj x xj x xdVj )(0)( )(0)iiieieVx x Bx j x BdV0故1( )(0)( ( )(0)21( )(0)2(0)iiieieVeVej xx Bx j xBdVxj xdBmB )0()0()()0()0()0()()0()()0(eeeeeeeBmBmmBmBBmBmBmF同理，考虑一个小区域内的电流在外磁场中受到的力矩为：展开式的第一项：展开式的第一项：()()()(0)(0)eVeeVLxj xBxdVxj xBxBdV(1)2()(0)()(0)()(0)1()(0)(0)()2eVeeVeeVVLxj xBdVj xxBxj xBdVj xxBdBxj xdV 21( )(0)(0)( )2( )(0)( )(0)(0)( )1(0)( )( )21 (0)( )( )2iiiieevSevieveiveiiveiij xx BdVBx j xdSj xx BdVj x x BdVBj x x dVBj x xj x xdVBj x xj x x vdV0故得到1(