2介质的极化.PPT

山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.3 电磁场边值关系 解：3 求与轴相距为r 的地方的能量耗散功率密度； 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.3 电磁场边值关系 解：4 求长度为l 的一段介质总的能量耗散功率并证明它等于这段的静电能减少率。 山东大学物理学院 宗福建 * 课下作业： 第35-36页 第7，8，9，11，12，13题。 山东大学物理学院 宗福建 * 课下作业：思考题 山东大学物理学院 宗福建 * 课下作业：思考题 谢谢！ 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 介质分子内的电子运动构成微观分子电流，由于分子电流取向的无规则性，没有外场时一般不出现宏观电流分布。在外磁场作用下，分子电流出现有规则取向，形成宏观磁化电流密度JM。 分子电流也可以用磁偶极距描述。把分子电流看作载有电流的小线圈，线圈面积为a，则与分子电流相应的磁矩为 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 介质磁化后，出现宏观磁偶极距分布，用磁化强度M表示，它定义为物理小体积ΔV内的总磁偶极距与ΔV之比， 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 如图所示，设S为介质内部的一个曲面，其边界线为L.为了求出磁化电流密度，我们计算从S的背面流向前面的总磁化电流IM.由图可见，若分子电流被边界线L链环着，这分子电流就对IM有贡献。 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 在其他情形下，或者分子电流根本不通过S，或者从S背面流出来后再从前面流进，所以对IM都没有贡献。因此，通过S的总磁化电流IM等于边界线L所链环着的分子数目乘上每个分子的电流i 。 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 图示边界线L上的一个线元dl。设分子电流圈的面积为a 。由图可见，若分子中心位于体积为a ? dl的柱体内，则该分子电流就被dl所穿过。因此，若单位体积分子数为n，则被边界线L链环着的分子电流数目为 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 此数目乘上每个分子的电流i即得从S背面流向前面的总磁化电流 把线积分变为▽×M的面积分，由S的任意性可得微分形式 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 两边取散度得， 这就说明磁化电流不引起电荷的积累，不存在磁化电流的源头。 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 介质内的磁现象也包括两个方面，一方面电磁场作用于介质分子上产生磁化电流和极化电流分布，另一方面这些电流又反过来激发磁场，两者也是互相制约的。介质对宏观磁场的作用是通过诱导电流（JM+JP）激发磁场。因此，若在麦氏方程式中的J包括自由电流密度Jf和介质内的诱导电流密度JM+JP在内，那么麦氏方程在介质中仍然成立， 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 在实际问题中，自由电流分布Jf可以直接受实验条件控制和测定，而JM和JP则不然。因此，在基本方程中消去JM和JP比较方便。 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 引入磁场强度H，定义为 则， 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.1 介质的电磁性质 3、介质的磁化 实验指出，对于各向同性非铁磁物质，磁化强度M和H之间有简单的线性关系 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.2介质中的Maxwell方程组 略去ρf和Jf的下角标f，除特殊说明外，以后公式中出现的ρ和J都代表自由电荷和自由电流分布。 介质中的麦克斯韦方程组为 介质方程为： 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.2介质中的Maxwell方程组 真空中的麦克斯韦方程组为 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.2介质中的Maxwell方程组 积分形式： 介质中的麦克斯韦方程组为 介质方程为： 山东大学物理学院 宗福建 * §1.4.3 电磁场边值关系 我们知道, 由于在外场作用下，介质分界面上一般出现一层束缚电荷和电流分布，这些电荷、电流的存在又使得界面两侧场量发生跃变，这种场量跃变是面电荷、面电流激发附加的电磁场产生的，描述在两介质分界面上，两侧场量与界面上电荷、电流的关系，是本节的主要讨论内容。麦克斯韦方程组可以应用于任何连续介质内部。在两介质分界面上，由于一般出现面电荷电流分布，使物理量发生跃变，微分形式的麦氏方程组不再适用。因此，在介质分界面上，我们要用积分的Maxwell方程组。 山