《应用物理基础》第6章 稳恒磁场

第6章稳恒磁场

6.1磁感应强度磁场的高斯定理

6.2毕奥-萨伐尔定律

6.3磁场对电流的作用

6.4安培环路定理

*6.5介质中的磁场

6.1磁感应强度磁场的高斯定理6.1.1基本的磁现象人们旱期对于磁铁基本现象的认识，可以归纳为以下几点:(1)磁铁具有磁性。磁铁上磁性特别强的区域称为磁极。磁极间存在着相互作用力，称为磁力。同名磁极相互排斥，异名磁极相互吸引。

(2)如果把一条磁铁折成数段，不论段数多少或各段的长短如何，每一小段仍将形成一个很小的磁铁，仍具有N,S两极，即N极与S极相互依存而不可分离但是，正电荷或负电荷却可以独立存在，这是磁现象和电现象的基本区别。下一页返回6.1磁感应强度磁场的高斯定理实验和近代理论都证实了一切磁现象起源于电荷的运动。由于电流是大量电荷作定向运动形成的，所以，上述一系列事实说明，在运动电荷周围空间存在着磁场;在磁场中的运动电荷要受到磁场力(简称磁力)的作用。磁场不仅对运动电荷或载流导线有力的作用，它和电场一样，也具有能量这正是磁场物质性的表现。值得指出，运动电荷与静止电荷不同之处在于:静止电荷的周围空间只存在静电场，而任何运动电荷或电流的周围空间，除了和静止电荷一样存在电场之外，还存在磁场电场对处于其中的任何电荷(不论运动与否)都有电场力作用;而磁场则只对运动电荷有磁场力作用。下一页返回上一页6.1磁感应强度磁场的高斯定理6.1.2磁感应强度在静电学中，我们利用电场对静止电荷有电场力作用这一表现，引人电场强度E来定量地描述电场的性质。与此类似，我们利用“磁场对试探的运动点电荷有磁场力作用”这一对外表现，引人磁感应强度B来定量地描述磁场的性质。其中B的方向表示磁场的方向，B的大小表不磁场的强弱。实验表明，运动点电荷在磁场中任一指定点处所受的磁场力，具有两种特殊情况，如图6一4所示。当电荷运动方向与磁场方向一致时，它不受磁力作用，即，F=0(图6-4a);而当电荷运动方向与磁场方向垂直时，它所受磁力最大，用Fmax

表示，F=Fmax

(图6一4b)。下一页返回上一页6.1磁感应强度磁场的高斯定理据此，我们定义磁感应强度B为(1)磁场中某点磁感应强度的大小为:(2)磁感强度的方向就是该点的磁场方向。(3)磁感强度B的单位取决于F,q和v的单位如果磁场中某一区域内各点B的方向一致、大小相等，那么，该区域内的磁场就叫均匀磁场不符合上述情况的磁场就是非均匀磁场长直螺线管内中部的磁场是常见的均匀磁场。下一页返回上一页6.1磁感应强度磁场的高斯定理6.1.3磁场的高斯定理1.磁感线实验上可以利用细铁粉在磁场中的取向来显不磁感应线的分布。图6-5给出了几种不同形状的电流所产生的磁场的磁感应线不意图。分析直电流、圆电流、螺线管电流和水久磁铁等各种磁感线图形，可看出磁感线具有如下特性:(1)在任何磁场中，每一条磁感线都是环绕电流的无头无尾的闭合线，即没有起点也没有终点，而且这些闭合线都和闭合电路互相套连。

(2)在任何磁场中，每一条闭合的磁感线的方向与该闭合磁感线所包围的电流流向服从右手螺旋法则。

(3)任何两条磁感应线都不会相交，因为磁场中每一点都只有一个磁场方向。下一页返回上一页6.1磁感应强度磁场的高斯定理我们规定:磁感应线上任一点的切线方向与该点的磁感应强度B的方向一致。2.磁通量磁场的高斯定理通过整个曲面S的磁通量等于通过此面积上所有面积元磁通量的代数和，即在国际单位制中，磁通量的单位是韦伯，符号为Wb下一页返回上一页6.1磁感应强度磁场的高斯定理对闭合曲面来说，一般规定取向外的指向为正法线的方向。这样磁感应线从闭合曲面穿出时的磁通量为正，穿人处的磁通量为负。由于磁感应线是无头无尾的闭合线，所以穿人闭合曲面的磁感应线数必然等于穿出闭合曲面的磁感应线数。因此，通过磁场中任一闭合曲面的总磁通量恒等于零。这一结论称作磁场中的高斯定理。即上式与静电场中的高斯定理相对应，但两者有本质上的区别。返回上一页6.2毕奥一萨伐尔定律6.2.1磁场叠加原理实验证明，磁场也服从叠加原理。也就是说，整个载流导线回路在空间中某点所激发的磁感强度B，就是这导线上所有电流元在该点激发的磁感强度dB的叠加(矢量和)，即积分号下的L表不对整个导线中的电流求积分。下一页返回6.2毕奥一萨伐尔定律6.2.2毕奥一萨伐尔定律毕奥、萨伐尔等人，分析了许多电流回路产生磁场的实验数据，总结出一条说明两者之间关系的普遍定律，称为毕奥一萨伐尔定律，即:电流元Idl在真空中给定场点P所激发的磁感强度dB的大小，与电流元的大小Idl成正比，与电流元的方向和由电流元到场点P的位矢r间的夹角(dl,r)之正弦成正比，并与电流元到点P的距离之平方成反比;dB的方向垂直于Idl与r组成的平面，指向为由Idl经小于π的角转向r时右手螺旋前进的方向，如图6一9所示，即下一页返回上一页6.2毕奥一萨伐尔定律比例系数k决定于单位制的选择。对于真空中的磁场，在国际单位制中，k正好等于10-7N·A-2为了使从毕奥一萨伐尔定律导出的一些重要公式中不出现4π因子，令k=μ0/

4π,式中的μ0称为真空中的磁导率，在国际单位制中，其值为再考虑到电流元Idl、位矢r和磁场dB三者的方向，电流元的磁场可写成矢量形式

(6-5)

式中，r0为r的单位矢量，(6-5)式即毕奥一萨伐尔定律，是计算电流磁场的基本公式。下一页返回上一页6.2毕奥一萨伐尔定律6.2.3毕奥一萨伐尔定律的应用应用毕奥一萨伐尔定律计算磁场中各点磁感强度的具体步骤为:(1)首先，将载流导线划分为一段段电流元，任选一段电流元Idl，并标出Idl到场点P的位矢r，确定两者的夹角(Idl,r);(2)根据毕奥一萨伐尔定律的公式，求出电流元Idl在场点P所激发的磁感强度dB的大小，并由右手螺旋法则确定dB的方向;(3)建立坐标系，将dB在坐标系中分解，并用磁场叠加原理做对称性分析，以简化计算步骤;(4)然后，就整个载流导线对dB的各个分量分别积分;

一般在直角坐标系中

下一页返回上一页6.2毕奥一萨伐尔定律(5)最后，对积分结果进行矢量合成，求出磁感强度B:1.圆电流轴线上的磁场用毕奥一萨伐尔定律计算一半径为R、通有稳恒电流I的圆线圈，在轴线上任一点P所激发的磁感强度B。建立坐标系如图6一10。当通电线圈的匝数为万时，它们在圆心处激发的磁感强度则为下一页返回上一页6.2毕奥一萨伐尔定律

2.载流直导线的磁场设有一长为L的载流直导线，放在真空中，导线中电流为I,现计算邻近该直线电流的一点P处的磁感强度B，如图6一12所示。3.运动电荷的磁场电流是由电荷的定向运动形成的，载流导体中的电流在空间激发的磁场，实质上是运动电荷在其周围激发的。因此，运动电荷的磁场可以由毕奥一萨伐尔定律推导出来下一页返回上一页6.2毕奥一萨伐尔定律由运动电荷的磁场公式可知，正、负运动电荷磁场的方向分别为如图6一15所示。

电子射线激发磁场测定电子射线激发磁场的实验，验证了运动电荷的磁场，其实验装置如图6一16所示。返回上一页6.3磁场对电流的作用6.3.1磁场对载流导线的作用

1.安培定律安培总结出了载流回路中一段电流元在磁场中受力的基本规律，称为安培定律。电流元所受磁场力dF的方向服从右手螺旋法则(图6一19)。用矢量形式表示为

(6一17)

式(6一17)表达的规律叫做安培定律下一页返回6.3磁场对电流的作用由于任何载流导线都是由连续的无限多个电流元所组成的，因此，根据安培定律，磁场对有限长度L的载流导线的作用力F，等于各电流元所受磁场力的矢量叠加，即

(6-18)

载流导线所受的磁场力，通常也称为安培力。

下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用式(6-18)是一个矢量积分如果导线上各个电流元所受的磁力dF的方向都相同，则矢量积分可直接化为标量积分例如，一段长为L的载流直导线，放在均匀磁场B中(图6一19(c))根据矢积的右手螺旋法则，可以判断导线上各个电流元所受磁力dF的方向都是垂直l与B所在的平面向上的所以整个载流直导线所受的磁力F的大小为其中θ为电流I的方向与磁场B的方向之间的夹角。F的方向与dF的方向相同，即垂直向上。下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用2.平行载流导线间的相互作用载流导线间有相互作用力。在图6-1(c)中，应用右手螺旋法则和安培定律，可以判定:两条流向相同的平行载流直导线，通过彼此的磁场作用，表现为互相吸引;两条流向相反的平行载流直导线，通过彼此的磁场作用，表现为互相排斥。设在真空中有两条“无限长”平行载流直导线，电流强度分别I1，和I2，两者距离为a(图6一20)。可将左边载流直导线作为产生磁场的场源，而右边载流直导线则是受力者。左边载流直导线在右边载流直导线处磁感强度的大小为其方向垂直平面向里下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用在右边载流直导线上任取一电流元I2dl2

，由安培定律，电流元I2dl2所受的磁场力dF2的大小为

dF2的方向则在两平行直电流所决定的平面内，并指向左边载流导线。右边载流导线上每单位长度所受的磁场力为下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用同理，可以计算出左边载流直导线在右边载流直导线的磁场中，每单位长度所受的磁场力亦为在国际单位制中，把电流强度定为基本量之一，电流强度的单位安培定为基本单位。“安培”的定义就是按上式定义的:放在真空中相距1m的两根无限长平行直导线中载有相等的电流，若每米长的相互作用力正好等于2×10-7N时，导线中的电流就为1A。下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用6.3.2磁场对载流线圈的作用边长分别为l1和l2的矩形平面载流线圈abdc,电流强度为I,置于磁感强度为B的均匀磁场中，线圈的平面和磁场的方向成任意角θ，如图6一21所示。矩形载流线圈四条边导线受到的磁场力的大小分别为由于F1和F2大小相等，指向相反，且作用于同一直线上，所以它们的合力为零，对线圈不产生力矩，其作用互相抵消。下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用导线ab和导线cd受到的力F3和F4亦大小相等，指向相反:F3=F4=IBI2，故它们的合力亦为零，但F3和F4不在同一直线上，因而构成力偶，对线圈将产生力矩作用。若线圈有万匝，则线圈所受力矩为我们可由此得出一个平面载流线圈在均匀磁场中的普遍的结论:(1)所受磁场力之和恒为0:(2)所受磁力矩大小为:下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用因此，在均匀磁场中的平面载流线圈不会平动，但可以转动。*6.3.3电磁仪表的工作原理磁电式仪表(图6-23)的内部结构:由永久磁铁和放于永久磁铁两极间的可动线圈构成，可动线圈通过发条式弹簧与指钊相连。磁电式仪表的工作原理:线圈中通有电流时，线圈在磁场中受磁力矩作用会发生偏转，当磁力矩M和弹簧的弹性恢复力矩相平衡时，指针停留在一定的位置上指不出线圈中电流的大小。下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用6.3.4磁场对运动电荷的作用实验表明，带电粒子在磁场中运动时，要受到磁场的作用力，这种磁场对运动电荷的作用力叫做洛仑兹力。安培定律说明，载流导线在磁场中要受到力的作用由于电流是由大量带电粒子的定向运动所形成的，因此可以推断:运动电荷在磁场中受到的磁场力即洛仑兹力是安培力的微观表现形式实验和理论证明，运动的带电粒子在磁场中某点所受到的洛仑兹力Fm的大小，与粒子所带电量q的量值、粒子运动速度v的大小、该点处磁感强度B的大小以及B与v之间夹角θ的正弦成正比在国际单位制中，洛仑兹力F的大小为下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用洛仑兹力Fm的方向垂直于v和B构成的平面，其指向按右手螺旋法则由矢积:v×B的方向以及q的正负来确定写成矢量式即为洛伦兹力的方向如图6一25所示。由于运动电荷在磁场中所受的洛仑兹力的方向始终与运动电荷的速度垂直，所以洛仑兹力只能改变运动电荷的速度方向，不会改变运动电荷速度的大小，因此洛仑兹力对运动电荷不做功，这是洛仑兹力的一个重要特征。下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用*6.3.5洛仑兹关系式及其应用在5.1节已知，带电粒子q在电场E中受电场力Fe的作用由上节又知道，速度为v电荷为q的带电粒子在磁场B中受磁场力Fm的作用若在某一区域内同时有电场和磁场存在，则运动的带电粒子在此区域内所受到的作用力应是上述两者之矢量和，即（6-22）式(6-22)称为洛仑兹关系式下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用利用外加的电场和磁场，可以控制带电粒子流的运动，这在近代科学技术中有许多极为重要的应用例如，带电粒子速度选择器、电子回旋加速器、阴极射线不波管、电视机显像管、微波炉的磁控管、电子显微镜和加速器等的设计中，都是基于带电粒子在电场和磁场中的运动规律。

(1)如果空间只存在电场，则带电粒子只受到电场作用力F=qE。在电场力作用下，粒子可加速或偏转。据此原理，可以制成静电加速器和静电偏转装置。

(2)如果空间只存在磁场，则带电粒子只受到洛仑兹力F=qv

×B作用在洛仑兹力作用下，粒子发生偏转据此原理，可实现磁偏转和磁聚焦电视接收机中的显像管就是利用磁场使运动中的电子束发生偏转的。下一页返回上一页6.3磁场对电流的作用*6.3.6霍尔效应将通有电流I的金属板(或半导体板)置于磁感强度为B的均匀磁场中，磁场的方向和电流方向垂直，如图6-28所示，在金属板的第三对表面间就显示出横向电势差，这一现象称为霍耳效应。UH则称为霍耳电势差。实验测定，霍耳电势差的大小和电流I及磁感强度B成正比，而与板的厚度d成反比。利用霍耳效应，可以实现磁流体发电，其原理是:经高温电离了的等离子体气体，高速通过磁场时，在洛仑兹力作于下，正离子会向左面电极偏转，负离子会向右面电极偏转。从而在两极间形成电势差，向外界提供可资利用的电动势(图6–29)。返回上一页6.4安培环路定理6.4.1安培环路定理

在稳恒磁场中，磁感强度B沿任何闭合路径的线积分，等于这闭合路径所包围的各个电流之代数和的μ0倍。这个结论称为安培环路定理。其数学表达式是它指出:在真空中磁感强度沿任意闭合路径的环流等于穿过以该闭合路径为周界的任意曲面的各电流的代数和与真空磁导率μ0的乘积，而与末穿过该曲面的电流无关。下一页返回6.4安培环路定理6.4.2安培环路定理的应用利用安培环路定理求磁场的适用范围:在磁场中能否找到上述的环路，取决于该磁场分布的对称性，而磁场分布的对称性又来源于电流分布的对称性因此，只有下述几种电流的磁场，才能够利用安培环路定理求解。

(1)电流的分布具有无限长轴对称性:电流的分布具有无限长轴对称性的载流导体，包括无限长载流圆柱体、无限长同轴电缆、无限长均匀密绕螺绕环(图6-31(a))(2)电流的分布具有无限大面对称性:电流的分布具有无限大面对称性的载流导体，包括无限大均匀载流平面和无限长的大均匀载流平板(图6一31(b))

下一页返回上一页6.4安培环路定理(3)各种圆环形均匀密绕螺绕环:包括各种形状横截面的圆环形均匀密绕螺绕环，如矩形截面的均匀密绕螺绕环(图6一31(c))，圆形截面的均匀密绕螺绕环。利用安培环路定理求磁场的基本步骤:(1)首先用磁场叠加原理对载流体的磁场作对称性分析;(2)根据磁场的对称性和特征，选择适当形状的环路;(3)利用上式求磁感强度。下一页返回上一页6.4安培环路定理

1.长直密绕载流螺线管内的磁场设螺线管长l，直径为D，且l≥D;导线均匀密绕在管的圆柱面上，单位长度上的匝数为n;导线中的电流强度为I。用磁场叠加原理作对称性分析:可将长直密绕载流螺线管看做由无穷多个共轴的载流圆环构成，其周围磁场是各匝圆电流所激发磁场的叠加结果。在长直载流螺线管的中部任选一点P，在P点两侧对称性地选择两匝圆电流，由圆电流的磁场分布可知，二者磁场叠加的结果如图6一32(a)所示,磁感强度B的方向与螺线管的轴线方向平行。由于长直螺线管可以看成无限长，因此在P点两侧可以找到无穷多匝对称的圆电流，它们在P点的磁场叠加结果与上图相似由于P点是任选的，因此可以推知长直载流螺线管内各点磁场的方向均沿轴线方向，磁场分布如图6一32(b)所示。下一页返回上一页6.4安培环路定理从图上可以看出，在管内的中央部分，磁场是均匀的，其方向与轴线平行，并可按右手螺旋法则判定其指向;而在管的中央部分外侧，磁场很微弱，可忽略不计，即B=0(注意:对于绕得不紧的载流螺线管，其磁场的分布就不是如此)。根据长直载流螺线管中段的磁场分布特征，可以选择如图6一32(b)所示的过管内任意场点P的一矩形闭合环路abcda为积分路径l及绕行方向。于是，沿此闭合路径l,磁感强度B的环流为因为ab段的磁场是均匀的，可以从积分号中提出B，则上式成为:下一页返回上一页6.4安培环路定理设螺线管上每单位长度有n匝线圈，通过每匝的电流是I,则闭合路径所围绕的总电流为nI,根据右手螺旋法则，其方向是正的。按安培环路定理，有:2.环形载流螺线管(常称螺绕环)内外的磁场均匀密绕在环形管上的圆形线圈叫做环形螺线管。设总匝数为万，通有电流I时，由于线圈绕得很密，所以每一匝线圈相当于一个圆形电流。下一页返回上一页6.4安培环路定理下面根据对称性，分析环形螺线管的磁场分布对于如图6-33((a))所示的均匀密绕螺绕环，由于整个电流的分布具有中心轴对称性，因而磁场的分布也应具有轴对称性，且不论在螺线管内还是螺线管外，磁场的分布都是轴对称由于磁感应线总是闭合曲线，所以所有磁感应线只能是圆心在轴线上，并与环面平行的同轴圆。将通有电流I的矩形螺绕环沿直径切开，其剖面如图6一33(b)所示在环内作一个半径为r的环路，绕行方向如图所不环路上各点的磁感强度大小相等，方向由右手螺旋法可知:与环路绕行方向一致磁感强度B沿此环路的环流为下一页返回上一页6.4安培环路定理环路内包围电流的代数和为根据安培环路定理，有对均匀密绕螺绕环，环上的线圈绕得很密，则磁场几乎全部集中于管内，在环的外部空间，磁感强度处处为零。可见，螺绕环内任意点处的磁感应强度随到环心的距离而变，即螺绕环内的磁场是不均匀的。下一页返回上一页6.4安培环路定理3.无限大均匀载流平面的磁场设无限大均匀载流平面(图6-34(a))上横向单位长度上的电流即电流密度为j(j=dI/dl)。如图6-34(b)所示，可以将无限大载流平面的磁场看成是由无穷多个平行的长直载流导线的磁场叠加而成每一对对称的直导线在P点的磁场叠加的结果是:垂直于磁场的分量都相互抵消，只剩下平行于磁场的分量，故载流平面产生的磁场，其方向与平面平行，与平面电流成右手螺旋方向。

根据无限大载流平面磁场的分布，可以选择如图6一34(c)所示的矩形环路及绕行方向环路上ab段和cd段上的dl方向与磁场B的方向一致，即(B,dl)=0°，因此该段的B•dl=Bdl;环路bc段和da段的dl方向与磁场B的方向垂直，即B•dl=0,于是，沿此闭合路径l，磁感强度B的环流为下一页返回上一页6.4安培环路定理环路所包围的电流为于是根据安培环路定理有即无限大均匀载流平面上的电流，它在周围空间产生的磁场是一个均匀磁场。返回上一页*6.5介质中的磁场在实际的磁场中，一般都存在各种不同的实物性物质，放在磁场中的任何物质都要和磁场发生相互作用，使实物物质处于一种特殊状态，从而改变原来磁场的分布。这种在磁场作用下，其内部状态发生变化，并反过来影响磁场分布的物质，称为磁介质。6.5.1磁介质放在静电场中的电介质要被电场极化，极化了的电介质会产生附加电场，从而对原电场产生影响。与此类似，放在磁场中的磁介质要被磁场磁化，磁化了的磁介质也会产生附加磁场，从而对原磁场产生影响。分类：弱磁质和强磁质，弱磁质又分为顺磁质和抗磁质。像铁、钴、镍就属于强磁质。像铝、氧、锰就属于弱磁质。下一页返回*6.5介质中的磁场为反映各种磁介质对外磁场影响的程度，常用磁介质的磁导率来描述6.5.2相对磁导率和磁导率以载流长直螺线管为例来讨论磁介质对外磁场的影响。设螺线管中的电流为I，单位长度的匝数为n，则电流在螺线管内产生的磁感强度B0的大小为（6-30）如果在长直螺线管内充满某种均匀的各向同性磁介质，则由于磁介质的磁化而产生附加磁感强度B'，使螺线管内的磁介质中的磁感强度变为B,B和B0大小的比为（6-31）

下一页返回上一页*6.5介质中的磁场比值μr是决定磁介质磁性的纯数，叫做该磁介质的相对磁导率，它的大小表征了磁介质对外磁场影响的程度。比较式(6-30)、式(6-31)两式得

μ叫做磁介质的磁导率。对于顺磁质，μr1，对于抗磁质，μr<1，事实上，大多数顺磁质和一切抗磁质的相对磁导率μr是与1相差极微的常数，说明这些物质对外磁场影响甚微，因而有时可忽略它们的影响至于铁磁质，它们的相对磁导率μr远大于1，并且随着外磁场的强弱而变化。下一页返回上一页*6.5介质中的磁场6.5.3顺磁质与抗磁质的磁化机理从物质结构看，任何物质分子中的每个电子，除绕原子核作轨道运动外，还有自旋运动，这些运动都要产生磁场如果把分子当作一个整体，每一个分子中各个运动电子所产生的磁场的总和，相当于一个等效圆形电流所产生的磁场这一等效圆形电流叫做分子电流每种分子的分子电流的磁矩Pm具有确定的量值，叫做分子磁矩。在顺磁质中，每个分子的分子磁矩Pm不为零，当没有外磁场时，由于分子的热运动，每个分子磁矩的取向是无序的因此在一个宏观的体积元中，所有分子磁矩的矢量和∑Pm为零也就是说:当无外磁场时，磁介质不呈磁性当有外磁场时，各分子磁矩都要受到磁力矩的作用。下一页返回上一页*6.5介质中的磁场在磁力矩作用下，所有分子磁矩Pm将力图转到外磁场方向，但由于分子热运动的影响，分子磁矩沿外磁场方向的排列只是略占优势。因此在宏观的体积元中，各分子磁矩的矢量和∑Pm

不为零，即合成一个沿外磁场方向的合磁矩。这样，在磁介质内，分子电流产生了一个沿外磁场方向的附加磁感强度B′，于是，顺磁质内的磁感强度B的大小增强为B=B0+B′

，这就是顺磁质的磁化效应。下一页返回上一页*6.5介质中的磁场在抗磁质中，虽然组成分子的每个电子的磁矩不为零，但每个分子的所有分子磁矩正好相互抵消。也就是说:抗磁质的分子磁矩为零，即Pm=0。所以当无外磁场时，磁介质不呈现磁性。当抗磁质放人外磁场中时，由于外磁场穿过每个抗磁质分子的磁通量增加，无论分子中各电子原来的磁矩方向怎样，根据中学里已学过的电磁感应知识，分子中每个运动着的电子将感应出一个与外磁场方向相反的附加磁场，来反抗穿过该分子的磁通量的增加。这一附加磁场可看做是由分子的附加等效圆形电流所产生的，其磁矩为∑Pm

，叫做分子的附加磁矩。由于原子、分子中电子运动的特点—电子不易与外界交换能量，磁场稳定后，已产生的附加等效圆形电流将继续下去，因而在外磁场中的抗磁质内，由所有分子的附加磁矩产生了一个与外磁场方向相反的附加磁感应强度B′。于是抗磁质内的磁感应强度的大小减为B=B0-B′

，这就是抗磁质的磁化效应。下一页返回上一页*6.5介质中的磁场6.5.4介质中的安培环路定理

(6-34)

式(6-34)称为有磁介质时磁场的安培环路定理。定理表明，在任何磁场中，H矢量沿任何闭合路径l的线积分等于此闭合路径l所围绕的传导电流之代数和。下一页返回上一页*6.5介质中的磁场6.5.5铁磁质的特性(1)磁感应强度B和磁场强度H不是线性关系。(2)铁磁质的磁化过程并不是可逆的。(3)实验还发现，铁磁质的磁化和温度有关。(4)磁畴。铁磁质相邻原子的电子间存在很强的“交换作用”，使得在无外场情况下电子自旋磁矩能在微小区域内“自发”地整齐地排列，形成具有强磁矩的小区域，称为磁畴。下一页返回上一页*6.5介质中的磁场6.5.6磁性材料的基本特性1.磁性材料的磁化曲线磁性材料是一种重要的电子材料，由铁磁性物质或亚铁磁性物质组成。在外加磁场H