提示 :此条目的主题不是
磁矢势 。
磁标势 (英語:Magnetic scalar potential )是描述磁场 性质的一个有用的辅助量,尤其是在永磁体 中。
在一个单连通 、没有自由电流的区域,有
∇
×
H
=
0
,
{\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =0,}
这样,我们可以定义磁标势
ψ
{\displaystyle \psi }
为[ 1] :194-199
H
=
−
∇
ψ
.
{\displaystyle \mathbf {H} =-\nabla \psi .}
又因为
∇
⋅
B
=
μ
0
∇
⋅
(
H
+
M
)
=
0
,
{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\nabla \cdot (\mathbf {H+M} )=0,}
并且
∇
2
ψ
=
−
∇
⋅
H
=
∇
⋅
M
.
{\displaystyle \nabla ^{2}\psi =-\nabla \cdot \mathbf {H} =\nabla \cdot \mathbf {M} .}
这里,
∇
⋅
M
{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {M} }
充当了磁场的“源”,看起来就像是
∇
⋅
P
{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {P} }
在电场 中的角色。因此,类比束缚电荷,我们可以将
ρ
m
=
−
∇
⋅
M
{\displaystyle \rho _{m}=-\nabla \cdot \mathbf {M} }
称为“束缚磁荷 ”(虽然到目前为止尚未发现有单独的磁荷存在)。
如有区域存在自由电流,则可以从总的磁场中减去自由电流的贡献,利用磁标势方法求得剩余量。
在靜磁學 裏,描述在源電流四周的另外一個很有用的工具是磁标势。由於磁标势是一個純量,不是向量,大多數時候,使用磁标势可以使得運算更加簡便。但是,它只能使用在沒有源電流的空間。注意到靜磁學的兩個基本方程式為
∇
×
H
=
J
{\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =\mathbf {J} }
、
∇
⋅
B
=
0
{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =0}
;
其中,
H
{\displaystyle \mathbf {H} }
是磁場強度 (H場)。
假設電流密度
J
{\displaystyle \mathbf {J} }
等於零,則
∇
×
H
=
0
{\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} =0}
,H場是個保守場 ,必定存在一個函數
ψ
m
{\displaystyle \psi _{m}}
滿足
H
=
−
∇
ψ
m
{\displaystyle \mathbf {H} =-\nabla \psi _{m}}
。
稱這函數為磁标势。在真空裏或各向同性、線性、均勻的介電質裏,則可將上述定義式代入高斯磁定律,稍加編排,表示為拉普拉斯方程式 的形式:
∇
2
ψ
m
=
0
{\displaystyle \nabla ^{2}\psi _{m}=0}
。
對於任意連續場
ψ
m
{\displaystyle \psi _{m}}
,其梯度的旋度為零。這意味著磁标势場不能存在有任何源電流。但是,實際而言,假若容許不連續線的存在於磁标势場(不連續點可以擁有兩種不同的數值),應用複分析 ,就可以計算源電流產生的磁場。這不連續線稱為割線 (line of cut )。當用磁标势來解析靜磁學問題時,源電流必須置放於割線。
在鐵磁性 物質或永久磁鐵 裏,B場
B
{\displaystyle \mathbf {B} }
、磁化強度
M
{\displaystyle \mathbf {M} }
與H場
H
{\displaystyle \mathbf {H} }
之間的關係比較複雜:
H
=
d
e
f
1
μ
0
B
−
M
{\displaystyle \mathbf {H} \ {\stackrel {def}{=}}\ {\frac {1}{\mu _{0}}}\mathbf {B} -\mathbf {M} }
。
應用高斯磁定律,
∇
⋅
B
=
μ
0
∇
⋅
(
H
+
M
)
=
0
{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\nabla \cdot ({\mathbf {H} +\mathbf {M} })=0}
。
立可得到
∇
2
ψ
m
=
−
∇
⋅
H
=
∇
⋅
M
{\displaystyle \nabla ^{2}\psi _{m}=-\nabla \cdot \mathbf {H} =\nabla \cdot \mathbf {M} }
。
∇
⋅
M
{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {M} }
可以視為磁場的源電流,就好似
ρ
b
o
u
n
d
=
−
∇
⋅
P
{\displaystyle \rho _{bound}=-\nabla \cdot \mathbf {P} }
是靜電學 的束縛電荷 一樣。這樣,類比束縛電荷,可以稱呼
ρ
m
=
−
∇
⋅
M
{\displaystyle \rho _{m}=-\nabla \cdot \mathbf {M} }
為「束縛磁荷」。這樣,束縛磁荷的帕松方程式為
∇
2
ψ
m
=
−
ρ
m
{\displaystyle \nabla ^{2}\psi _{m}=-\rho _{m}}
。
這帕松方程式的解答為
ψ
m
(
r
)
=
1
4
π
∫
V
′
ρ
m
(
r
′
)
|
r
−
r
′
|
d
3
r
′
{\displaystyle \psi _{m}(\mathbf {r} )=\ {\frac {1}{4\pi }}\int _{\mathbb {V} '}{\frac {\rho _{m}(\mathbf {r} ')}{|\mathbf {r} -\mathbf {r} '|}}\,d^{3}\mathbf {r} '}
。
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