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Magnetostatica 3 6 giugno 2011 Momento agente su un ago magnetico Forza agente su una spira Momento di forza agente su una spira Momento magnetico di dipolo.

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1 Magnetostatica 3 6 giugno 2011 Momento agente su un ago magnetico Forza agente su una spira Momento di forza agente su una spira Momento magnetico di dipolo Energia potenziale di una spira Teorema di equivalenza di Ampère Flusso del campo B Sorgenti del campo B

2 Momento agente su un ago in un campo B Abbiamo visto che un ago magnetico in un campo B è soggetto ad una coppia il cui momento può essere misurato Abbiamo introdotto il momento magnetico m dellago m è tale che quando lago è posto in un campo B, la coppia risultante ha momento meccanico E lenergia dellago nel campo esterno è, analogamente al caso elettrico, Vediamo ora cosa accade per un a spira percorsa da corrente 2

3 Forza agente su una spira in un campo B uniforme Spira rettangolare (per semplicità) che possa ruotare intorno ad un asse (x) perp. a B, disposto lungo z Lati perp. allasse di rotazione: –Sul lato AD (lunghezza h) agisce la forza –Su BC la stessa forza con segno opposto –Le forze sui due lati sono uguali ed opposte Lati paralleli allasse: –Sul lato AB (lunghezza b) agisce la forza –Su DC la stessa forza con segno opposto –Le forze sui due lati sono uguali ed opposte z y n x X B B B x y z n O D A C h b 3

4 Momento agente su una spira in un campo B uniforme Lati perpendicolari allasse di rotazione Possiamo considerare il momento della forza risultante invece che il risultante dei momenti Le due forze sui lati AD, BC sono uguali, opposte e hanno la stessa linea dazione, quindi il momento totale è nullo B B x y z n O D A C h b 4

5 Momento agente su una spira in un campo B uniforme Lati paralleli allasse di rotazione Di nuovo possiamo considerare il momento della forza risultante invece che il risultante dei momenti Le due forze risultanti sui lati AB, DC sono uguali, opposte e hanno braccio quindi hanno momento z y n x X B 5

6 Momento magnetico di una spira Definiamo momento magnetico di una spira piana di forma arbitraria (o momento di dipolo magnetico), il vettore –A: area della spira –I: corrente circolante –n: versore normale alla spira Il momento meccanico in un campo B può venir espresso nella stessa forma che per un ago magnetico 6

7 Energia potenziale di una spira Scegliamo come zero dellenergia U e` lopposto del lavoro per andare da a 7

8 Sorgenti del campo B Ampère intui che il magnetismo di un magnete altro non e` che leffetto di correnti microscopiche allinterno della materia Le sorgenti del campo magnetico non sono quindi le cariche magnetiche, ma le correnti elettriche 8

9 Teorema di equivalenza di Ampère Questa intuizione e` suffragata dal teorema di equivalenza tra un magnete ed una spira 1) le azioni meccaniche esercitate da un campo B su di un magnete o su di una spira di ugual momento magnetico, sono uguali 2) a grande distanza il campo B di dipolo generato da una spira è uguale a quello di un magnete 9

10 Teorema di equivalenza di Ampère Abbiamo dimostrato la prima parte: le azioni di un campo esterno B su un ago e una spira sono uguali, purché tra il momento dellago, la corrente e larea della spira valga la relazione Procediamo ora con la seconda parte 10

11 Teorema di equivalenza di Ampère Calcoliamo il campo magnetico prodotto da una spira (raggio R e corrente i) a grande distanza r 0 mediante la formula di Laplace 11 r0r0 r R

12 Teorema di equivalenza di Ampère Scriviamo le componenti cartesiane dei vettori R, dl, r 0 e r 12 R dl r0r0

13 Teorema di equivalenza di Ampère Calcoliamo il prodotto esterno ed sviluppiamo r al denominatore al primo ordine in R/r 0 Posto che lintegrale del campo diviene 13

14 Teorema di equivalenza di Ampère 14

15 Teorema di equivalenza di Ampère Componente x: Similmente per la componente y: 15

16 Teorema di equivalenza di Ampère Componente z: 16

17 Teorema di equivalenza di Ampère Posto m=i R 2, momento magnetico della spira, in coordinate cartesiane il campo risulta In coordinate cilindriche 17

18 Teorema di equivalenza di Ampère In coordinate sferiche, infine Che è esattamente uguale al campo magnetico di un magnete, e che è a sua volta uguale al campo elettrico di un dipolo elettrico a grandi distanze 18

19 Flusso del campo B Per il principio di sovrapposizione il campo B si può pensare come somma dei campi dovuti ai singoli portatori Il flusso sarà Basta quindi considerare il flusso di un singolo portatore, il cui campo è 19

20 Flusso del campo B Per quanto detto sulla legge di Gauss, possiamo limitarci a calcolare il flusso attraverso una sfera con centro nella carica in moto Le linee di b sono tangenti alla superficie sferica, quindi il flusso di b, e di conseguenza quello del campo totale B sono nulli Cioè abbiamo la 3° equazione dellem 20

21 Sorgenti del campo B Se confrontiamo questo risultato con il caso elettrico possiamo affermare che lannullamento del flusso di B stabilisce la non esistenza di cariche magnetiche 21

22 Forma differenziale della legge di assenza di carica magnetica Lannullamento del flusso e della divergenza sono due aspetti della stessa cosa Applichiamo il teorema della divergenza allintegrale del flusso Ne segue che lintegrando nellultimo membro devessere nullo ovunque 22

23 Potenziale magnetico Abbiamo visto che ad un campo E si puo` associare un potenziale scalare V E` possibile fare una cosa analoga per il campo B? La risposta e` no E` invece possibile associare un potenziale vettore A 23

24 Potenziali e.m. Questo deriva formalmente dalle diverse proprieta` dei campi Per il campo E e` sempre verificato Per cui si puo` scrivere In quanto la rotazione di un gradiente e` identicamente nulla Per il campo B abbiamo invece Non si puo` esprimere B come gradiente di un campo scalare, in quanto la divergenza di un gradiente non e` necessariamente nulla E` pero` possibile esprimere B come rotazione di un campo vettoriale: in quanto la divergenza di una rotazione e` identicamente nulla 24

25 Potenziali e.m. Verifichiamo questa affermazione 25


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