Fisica 2 12° lezione Programma della lezione • • • • • • • • 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 Momento agente su un ago in un campo B • Un ago magnetico in un campo B è soggetto ad una coppia il cui momento può essere misurato • La situazione è analoga a quella di un dipolo elettrico in un campo E • Possiamo definire un nuovo ente vettoriale: il momento magnetico dell’ago – direzione e verso sono individuati dal vettore che va dal polo S al polo N dell’ago – il modulo m è tale che quando l’ago è posto in un campo B, la coppia risultante ha momento meccanico M mB • L’energia dell’ago in un campo esterno è, analogamente al caso elettrico, E m B Forza agente su una spira in un z campo B n • Spira rettangolare (per semplicità) che possa ruotare intorno ad un asse (x) x perp. a B (lungo z) • Lati perp. all’asse di rotazione: – Sul lato AD (lunghezza h) agisce la forza B A B q O D h C b y F IhB sin 2 iˆ Ih cos Biˆ – Su BC la stessa forza con segno opposto – Le forze sui due lati sono uguali ed opposte n • Lati paralleli all’asse: – Sul lato AB (lunghezza b) agisce la forza F IbBˆj – Su DC la stessa forza con segno opposto – Le forze sui due lati sono uguali ed opposte B z y q xX Momento agente su una spira in un campo B • Lati perpendicolari all’asse 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 d’azione, quindi il momento totale è nullo z n B A B q O x D y b h C Momento agente su una spira in un campo B • Lati paralleli all’asse 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 h sin z n • quindi hanno momento M IbBh sin iˆ IAB sin iˆ q y xX B Momento magnetico di dipolo • Definiamo il momento magnetico di una spira piana (di forma arbitraria) come il vettore m IAnˆ – 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 M mB Teorema di equivalenza di Ampère • 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 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 dell’ago, la corrente e l’area della spira valga la relazione m ago IAnˆ m spira • La seconda parte la assumeremo per buona Energia potenziale di una spira • Scegliamo 2 come zero dell’energia • U e` l’opposto del lavoro per andare da 2 a U L 2 L 2 m B d mB sin d 2 2 mB cos U mB cos m B Sorgenti del campo B • Il teorema di Ampère ci induce a pensare che il magnetismo di un magnete altro non sia che l’effetto di correnti microscopiche all’interno della materia • Le sorgenti del campo magnetico non sono quindi le cariche magnetiche, ma le correnti elettriche Flusso del campo B B | S B dA • Definizione S • Dimensioni fisiche B BL2 • Unità di misura è il weber (Wb) u( B ) u( B)m2 Tm2 Wb Flusso del campo B • Per il principio di sovrapposizione il campo B si può pensare come somma dei campi dovuti ai N singoli portatori B bj j 1 • Il flusso sarà N N B | S B dA b j dA b j | S S j 1 S j 1 • Basta quindi considerare il flusso di un singolo portatore, il cui campo è m qv r b 0 4 r 3 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 m0 qv r b | S b dA dA 3 4 r S S • 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 2° equazione dell’em B dA 0 S Sorgenti del campo B • Se confrontiamo questo risultato con il caso elettrico possiamo affermare che l’annullamento del flusso di B stabilisce la non esistenza di cariche magnetiche ( B | S ) 0 int Qtot ( E | S ) 0 Forma differenziale della legge di assenza di carica magnetica • L’annullamento del flusso e della divergenza sono due aspetti della stessa cosa • Applichiamo il teorema della divergenza all’integrale del flusso 0 B da BdV S V • Ne segue che l’integrando nell’ultimo membro dev’essere nullo ovunque B 0 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 Potenziali e.m. • Questo deriva formalmente dalle diverse proprieta` dei campi • Per il campo E e` sempre verificato E 0 • Per cui si puo` scrivere E V • In quanto la rotazione di un gradiente e` identicamente nulla • Per il campo B abbiamo invece B 0 • 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: B A • in quanto la divergenza di una rotazione e` identicamente nulla Potenziali e.m. • Verifichiamo questa affermazione B A 0 Bx B y Bz Az Ay Ax Az Ay Ax x y z x y z y z x z x y 2 2 2 Az Ay 2 Ax 2 Az Ay 2 Ax 0 xy xz yz yx zx zy