用磁介质磁化理论的两种观点妙解静磁场——兼论与界线距离成反比分布的等量异种磁荷板的磁场

本文利用磁介质磁化理论的分子电流观点对一静磁场进行了求解,然后,根据静磁场的解利用磁介质磁化理论的磁荷观点求出了该场的极化磁荷分布,在此基础上,利用静磁场的叠加原理求出了一个磁荷分布——真空中与界线距离成反比分布的无限大等量异种磁荷板的磁场.     

矩形截面有限长螺线管磁场的计算

如果将螺线管的表面电流看成是磁介质的磁化电流,那么螺线管的磁场就与介质的磁场完全相同。于是可以通过计算磁介质的磁场得到螺线管的磁场。根据公式B=μ0(H+M),磁介质的磁场或者磁感应强度可以分为两部分:一部分是磁化强度的贡献,另一部分是磁场强度。对于磁介质来说,由于没有传导电流,所以磁场强度的环路积分是零,而磁场强度对于闭合面的积分不是零。也就是说,这种情况下,磁场强度的方程与静电场电场强度的方程完全相同,因此可以用计算静电场电场强度的方法计算磁场强度,这就是处理磁场的等效的磁荷方法。利用等效的磁荷方法对矩形截面的有限长螺线管的磁场进行了讨论,给出了对称面上精确磁场的解析表达式,磁场的解析表达式中不包含积分和难以求和的级数,同时进行了数值分析。     

《电磁学》自学辅导材料(五) 磁介质

磁介质磁化的研究方法与电介质的极化研究方法类似,学习本章时注意和电介质的极化对比是有益的。 磁介质放在外磁场B0中→磁介质要磁化→磁化的结果是在磁介质内部或表面产生磁化电流(I’,i’)→磁化电流激发一个附加磁场B’→空间各处的磁场 B= B0 × B' 磁化完成后,磁化电流不随时间变化,所以B’是稳恒磁场.由于B0是稳恒磁场,所以有磁介质存在时的总磁场B为稳恒磁场,因此稳恒磁场的规律对B完全适用,即: 1 磁介质磁化的微观机制 一、顺磁质的磁化.(对比电介质中有极分子的取向极化) 顺磁质分子结构上的特点:每个顺磁质分子具有固有分子…     

永磁环缺口中磁场强度的解

如图所示是一个带有很窄缝隙的永磁环,磁化强度大小为M,求图中所标各点的B和H. 书上解法一般是这样的: 设磁环表面环绕的面束缚电流密度大小(即单位长度上束缚电流密度)为i’,则 i’=M 由于缺口很窄,磁环就相当于一闭口的通电螺线管,所以磁环内磁感强度为因为B在磁介质边界上法向连续, B1=B2=B3=B =μ0M(忽略漏磁)这样就得到答案 但是,我们将看到这答案是违反安培环路定理的.设缺口宽为 di,磁环实际长为 d2,把上述答案代入安培环路定理　H· dl=NI( I为自由电流),得但是很明显NI=0,这就导致矛盾的结果: Md1=0 问题就出在近似.对有缺…     

电流元观点下均匀磁化球体内部磁场问题的等效求解

与磁介质相关的一个典型问题是计算均匀磁化球体内部的磁场分布,即求解空间中半径为R、均匀磁化强度为M的球体内部的磁感应强度B的分布.若取球体表面或球体体积作为微元,对球内一点的磁场与积分上下限的表达式将难以解析求解;而传统的磁荷观点求解方法往往缺失了对磁荷等价性的严格论证,因此目前尚无在普通物理的知识背景下简洁严谨的求解方案.因此,本文在符合物理本质的电流元观点下,利用割补和等效替代的思想,用简明的推导给出了该问题的等效解法,对电磁学中的相关教学研究有较好的启发作用和参考价值.     

浅谈地球磁场

 一些大学基础物理教材恒定磁场章节中,在提及地球磁场(简称地磁场)地表处的值约为05×10-4T外,未作更多的介绍。本文将从物理教学观点出发,对地磁场作简明的介绍,以供教学参考。一、地磁场强度、磁荷和磁偶极子场地磁场满足麦克斯韦方程Δ·B=0,(1)Δ×H=j0+Dt。(2)在地表附近,大气的电导率σ≈0,即大气可视为绝缘体,于是传导电流密度j0=σE=0,又由于地磁场随时间变化比较缓慢,可视为似稳场,所以位移电流密度为0,于是有Δ×H=0.     

磁单极

在经典电动力学的麦克斯韦方程组中,·D=σf,而·B=0。这意味着和电荷相应的磁荷(磁单极)不存在。因而,在经典的麦克斯韦电磁理论中,电和磁并不处在完全对称的地位。对此,人们不很满意。如果自然界有磁荷存在,那么只要假定所有粒子的磁荷一电荷比是同一常数,总能通过适当的数学变换使麦克斯韦方程组仍具有目前这种形式。 近代对磁单极的讨论始于1931年Dirac的一篇文章[1]。Dirac指出:如果自然界有磁荷存在,则任何粒子的电荷就必须是量子化的,即必须是电子电荷的整数倍。1974年,A,M.polyakov(苏联)和G.t’Hooft(芬兰)又指出:磁单极的质量…     

稳恒磁场中B和H的联系与区别

要讲清磁感应强度和磁场强度的联系和区别，就要从历史上磁荷观点和磁的电流观点来讨论B和E，最后讨论这两种观点的等效性。     

两种均匀磁介质分界面上有长载流导线的场和电流分布

分析两种均匀磁介质分界面上有长载流导线的场和电流分布，指出磁感应强度B=B(r)φ径向对称分布是由径向对称分布的总电流j=j(r)ez(包括传导电流和磁化电流)所激发,探讨了传导电流的分布与磁感应强度B、磁场强度H和磁化电流的分布的关系。     

工科物理教学中用简洁的方法介绍磁荷观点

工科物理中通常只介绍电流激发磁场。在永磁铁中出现磁场强度H时，学生往往疑惑不解，本文通过特例，采用磁场强度的高斯定理和它的环路定理介绍了等效磁荷观点。     

Couette流和空腔粘性流的格子Boltzmann方法模拟

采用13速六方格子Boltzmann方法研究Couette流和空腔粘性流，模拟了在Pr=0．91，Re=100，5000，及Pr=0．91，1，1．25而Re=3000情况下Couette流流场的速度、温度分布，研究了热输运过程；同时用该模型模拟了高雷诺数的空腔粘性流流场演化稳定后，形成的涡旋的形状及腔内温度分布情况。     

磁单极子存在吗?

一、关于磁单极子存在的理论依据 1931年P.A M.Dirac[1]在寻求电荷的量子化的解释时,预言了单个磁极的存在,并给出了电荷与磁荷的关系: g=nhc/2e=ne(137/2) =ng.其中h是约化普朗克常数;n是一个非零的整数;c是光速;c表示电荷;g表示磁荷;g0=68.5e是单位磁荷. Dirac的论断对磁单极的理论研究和实验寻找工作起了重要的推动作用.但是许多年里没有一个实验物理学家找到磁单极子存在的证据. 在长期的实验寻找失败之后,在理论研究上却有了若干新的进展.1974年荷兰的G.’tHooft[2]及苏联的A.M.Polyakov各自独立地发现基本粒子相互作用理论(如规范…     

磁介质的模型和宏观场B、H

在讨论磁现象特别是介质磁化的问题时,从永久磁铁出发,根据和静电场的类比,引入“磁荷”和“磁偶极子”模型是很自然的。但是,电流的磁效应和近代关于物质结构的知识,都确切地证实:磁荷是不存在的,磁现象和电荷运动密切联系,在介质磁化的问题上,安培分子电流假说更能表达出现象的实质。     

评论:“边界振动的微腔中的二能级原子”

<正>在曲照军等的文章中[1]作者声称他们能够解决腔场影响原子问题.在此我们显示出既然他们用于得到相互作用表象的哈密顿的变换不完备所以他们没有解决该问题.我们知道此相互作用的哈密顿量可表示为(h=1)H=ωa■a+ωmb■b+ω0/2σz+g1(a■σ_+σ+a)+g2a■a(b■+b),(1)这里a和a■是单模量子化场的产生与湮灭算符,而b和b■为量子谐振子的产生与湮灭算符,g1是单模辐射场与原子的乡耦合系数,g2是单模辐射场与振动边界的耦合常数.曲照军等人把哈密顿量(1)分解成自由和相互作用两个哈密顿量H=H0+HI.这里     

介质中宏观电磁场的描述

介质中的宏观电磁场通常是用E、D、B、H四个矢量来描述的,共中E、B是基本场矢量,D、H是辅助性的,它们的定义又牵涉到另外两个矢量──极化强度P和磁化强度M。这里关键问题是将宏观的电荷密度ρ和电流密度j分解为两部分:最后通过P、M和D、H的引入,从场方程中将场源的一部分ρ′和j′消去。ρ和j如何分解,直接决定着P、M、D、H的定义,不同的分解方式将给出不同的定义。然而,在普通物理教学中因着重于介质中稳恒场的讨论,容易给人一个印象,好象分解的方式是唯一的,从而D和H的定义也是一成不变的。其实不然。这里有相当大的变动余地。在…     

磁单极子之谜

 在历史上,人们最初认为磁现象是正负磁荷产生的。但是,长期以来,从没有人发现过单独的磁北极或磁南极。因此,传统上认为磁是一种固有的双极现象,即任何一块磁体无论怎样细分,最后每一小块磁体总是显示出两个相反磁性区--磁北极和磁南极,这就是两磁极的不可分性。在安培提出分子电流是物质磁性的基本来源之后,这种不可分性得到了完满的解释。此后又断言,单独的磁荷或磁荷的基本单元--磁单极子是不存在的。这一论断构成了宏观电磁理论的基础,例如磁场的高斯定理就是自然界不存在磁单极子的数学表述。然而,这并不妨碍探索微观领域中是否存在磁单极子成为物理学家很感兴趣的一个课题。     

空腔电离的电子迁移理论

本文将电子迁移方程应用于研究空腔电离现象,证明了空腔的存在对腔内电子能谱的影响可归结为在空腔内分布一均匀电子源。导出了这一等效源谱的表示式。计算了等效电子源在平行板电离室中沉积的能量。与实验相比,明显地证实新理论比Spencer-Attix理论更好地描述了空腔电离现象。 关键词：     

对运动电荷在匀强电场中的一点讨论

讨论一电荷沿x轴以初速υ垂直射入一匀强电场E0中(图一中的z方向).取电场E0为s’(x’,y’,z’t’)静止坐标系,观察者站在电荷q(s系)上看,s’系相对于s系以速度(-υ)运动,这时观察者将观测到原来的电场E0不再是E0.由电磁场的变换公式,在o’与o重合,即t=0时刻,在s系测得的电磁场为:式中　但在s’系看:把(2)式中的各分量代入(1)的变换式中变得s系中电磁场的分量这样站在s系看电行q的运动方程应是:但同时电场E0以速度-υ向左匀速运动,它的运动方程为 x=-υt. 于是电荷q相对于E0的等效运动方程是 解之得电荷的轨道方程:是一抛物线,轨道向x轴上…     

H2 的外场效应

本文计算H2从基态到激发态的跃迁矩阵元(μ)0n,振子强度f0n,自发辐射系数An0和吸收系数B0n(n=1-6),还计算了在电场AE→U2=-72.0,-36.0,0.0,36.0和72.0 V/M下H2的行为.对进一步研究高分子材料的外场效应有参考价值.     

氧化物超导体低场临界电流不可逆性和可能的J_c(H)曲线修正

测量了YBa_2Cu_3O_7烧结块材在零场冷和场冷两种条件下外加磁场H_0与样品临界电流密度及磁化强度的关系J_c(H_0)和M(H_0)。认为块样临界电流回线是由于样品内超导颗粒排斥磁场致使样品内场H不同于外加场H_0而引起的。通过对场冷和零场冷样品的J_c(H_0)和M(H_0)曲线的比较,发现块样内外场之差h(=H-H_0)与磁化强度M之间有很简单的线性关系h=KM,其中K为一个与样品几何结构有关的因子。利用这个关系对场冷的J_c(H_0)曲线进行了修正。