Mühazirə kursu а з я р бай ж ан р е с публика

Maqnit sahə intensivliyi vektorunun sirkulyasiyası haqqında teorem. Əvvəlki, mühazirəmizdə göstərmişdik ki, vakuumda sahə üçün

→ ^{→ n}

_ Bdl
L
 _{0 } I _k
k 1
(23.7)

Maddə daxilində sahə üçün

^→ -nin sirkulyasiyası haqqında

B
teorem belə yazılır: _{→ →}

_ Bdl
L
 ₀ (I  I '),
(23.8)

burada I və I ^/ uyğun olaraq L konturunun əhatə etdiyi makro- və mikrocərəyanların cəbri cəmidir. Göstərmək olar ki,

→ ^→

_ Jdl
L
 I '
(23.9)

274

bunu nəzərə almaqla (23.8)-i belə yazmaq olar
^→ → ^→

_ ( ^B  J )dl  I
(23.10)

_L ₀

və ya (23.4)-i nəzərə alaraq, taparıq



^B  J  H ^və
₀

n
^{→ →}   I

_ Hdl
L
^{ I , burada } k
k 1
- makro cərəyanların cəbri

cəmidir. Nəticədə alarıq
→ ^{→ n}

(23.11)

_ Hdl
_→ L
 _ I_k
k 1

(23.11) ifadəsi H vektorunun sirkulyasiyası haqqında
te_→orem olub belə səslənir: istənilən qapalı L konturu üzrə
H maqnit sahəsi intensivliyi vektorunun sirkulyasiyası
konturun əha_→tə etdiyi makrocərəyanların cəbr_→i cəminə
bərabərdir. H maqnit sahəsi intensivliyi vektoru, D elektrik
yerdəyişməsinin anoloqu olub yalnız makrocərəyanlarla təyin edilir. (23.11)-dən göründüyü kimi H A/m-lə ölçülür.

3. 
   Ики магнетик системиндя сярщяд шяртляри. Elektrostatikada olduğu kimi sərhəd şərtləri həm sahənin formal təsviri zamanı, həm də fiziki hadisəni başa düşmək üçün prinsipial olaraq vacibdir. Zəruri sərhəd şərtləri əsas tənliklərin özündən alınır. Iki mühitin ayrılma sərhəddinə baxaq və I və II mühitlərində yerləşmiş, oturacağının sahəsi dS olan kiçik silindir quraq (Şəkil 23.1 a).
   

Bu silindrin qapalı səthindən keçən maqnit
induksiya seli
→ →

_ BdS  0
S
. Sonra

hündürlük üçün dz0 və dS oturacağını kifayət qədər kiçik hesab edərək, dS-i ixtisar etdikdən sonra alarıq

Şəkil 23.1


^BIn ^{ B}IIn

(23.12)

Bu ifadə formaca eletrostatika bölməsindəki sərhəd şərtlərinə oxşasa da mənası tamamilə fərqlidir: bu ifadə ixtiyari mühitdə təsir edən sahə üçün yazılmışdır. Ayrılma səthini, şəkil 23.1 b- də göstərildiyi kimi dl uzunluğuna malik iki tərəfi toxunan səthə paralel, dz uzunluğuna malik digər iki tərəfi perpendikulyar yerləşmiş kiçik müstəvi kontur ilə əhatə edək.
Sirkulyasiya haqqında teoremə görə
→ ^→

_ Hdl
L
 i  dl

Burada
^{i  dI / dl} - kontur müstəvisinə perpendikulyar, səthi

cərəyanların xətti sıxlığıdır. Yenidən dl0 fərz etsək və dl
ixtisar etsək:

^HI || ^{ H} II ||
 i_

indeksləri şəkil 23.1 b–də kontur müstəvisinə nəzərən orientasiyanı müəyyən edir. Bu əməliyyatı sahənin əvvəlki toxunan müstəvidə perpendikulyar yönəlmiş komponenti üçün də təkrar etsək, alarıq

^HI
 H _{II }  i
(23.13)

276

Bunu vektori şəkildə də yaza bilərik

→
^HI 
→

• 
  ^HII
  

 in^→

(23.14)

Burada n-ayrılma səthinə normal vektordur. (23.13), (23.14)

→
ifadələri, iki tərəfində H vektorunun tangensial proyeksiyası
ölçülən, sonsuz nazik təbəqədə və ya daha dəqiq desək qalınlığı sıfırdan fərqli olan səth təbəqəsində səth cərəyanlarını nəzərdə tutur. Bəzən, məsələn, ifratkeçiricinin səthində, yalnız bu yolla məsələni sırf elektrodinamika məsələsinə gətirirlər; digər
hallarda (23.14) ifadəsi daha sadə şəkil alır:

→

^HI
→


^H II

(23.15)

Bir daha qeyd edək ki, elektrik və maqnit sahələri üçün sərhəd şərtləri formal olaraq oxşardırlar. Elektrik və maqnit sahələri müxtəlif təbiətli vektorların obyektləridir.
Hər şeydən əvvəl ideal keçiricinin səthində maqnit sahəsi üçün sərhəd şərtinə baxaq. Fərz edək ki, onun daxilində sahə sıfırdır; ifratkeçirici halında bu həmişə doğrudur (ifratkeçirici hala keçdikdə sahənin itələnməsi baş verir). Əgər (23.12) və (23.15) şərtlərini nəzərə alsaq, vakuumda keçiricinin sərhəddində sahə sıfra bərabər olmalıdır. Həqiqətdə, yalnız (23.12) şərti hər hansı modifikasiyaya yol vermir. Beləliklə, vakuumda bu cür keçiricinin səthində sahənin normal komponenti sıfra bərabərdir. Bu tangensial toplanana aid deyil; sadəcə (23.14) şərtindən alınır ki, keçiricinin səthində cərəyanların müəyyən paylanması baş verir. Vakuumda sahə bu səthə toxunan yönəlir.
Burada elektrostatikadan fərqli olaraq vakuumda

B_  0,
^B_n ^{ 0} . Onda müstəvi keçirici səthdə maqnitin şimal

qütbü güzgüdə şimal qütbü, cənub isə cənub qütbü kimi əks olunacaq. Düz cərəyanlı naqil, cərəyanı əks istiqamətdə axan düz naqil kimi əks olunacaqdır, buna görə də keçirici müstəvidən itələnəcəkdir.

Keçirici olmayan maqnetik halında (23.12) və (23.15) şərtləri doğrudur. Onlar xüsusi halda maqnetik maddəsində sahə və induksiyanı təyin etmək imkanı verir.
Fərz edək ki, maqnetikin həcmində ölçü zondunu daxil etməyə imkan verən kiçik yarıq açmışıq. Yarıq o qədər kiçik olmalıdır ki, maqnetikdə sahəni təhrif etməsin və qüvvə xətlərinə perpendikulyar yönəlmiş nazik müstəvi təbəqə formasına malik olsun. Onda yarığın daxilində bu lövhənin kənarlarının təsirini nəzərə almamaq olar və müstəvi səthd_→ə
(23.12) sərhəd şərti doğrudur. Beləliklə, yarığın daxilində ^B
induksiyası maqnetikin həcmindəki induksiyaya bərabər olmalıdır.
Bu fikri təcrübəni yenidən təkrar edək, yalnız yarığı indi elə kəsək ki, qüvvə xətləri təbəqə müstəvisində olsun və ya daha dəqiq desək, təbəqənin müstəvisi verilmiş nöqtədə qüvvə xətlərinə toxunan müstəvi ilə üst üstə düşsün. Onda, (23.15) sərhəd şərtinə əsasən deyə bilərik ki, nazik yarıqda ölçülən sahə elə yönəlib ki, maqnetik daxilindəki sahə ilə üst üstə düşür.
Əgər bu ölçmələr reallıqda aparılırsa yarıqlar və zondlar
lazımı yerlərdə əvvəlcədən hazırlanır. Qəbul etmək laz_→ımdır k_→i,

yalnız həndəsi forması kifayət qədər sadə olan, ^B

→

xətləri üst üstə düşən, sahələrlə işləmək lazımdır. ^B
və ^H

→

və ^H

vektorları maqnit sahəsində maddənin halının parametrləri kimi qəbul edilir. Maqnetiklərin termodinamikası bu anlamda qurulur.

4.