3.1 Il campo magnetico
(3 Giugno 2002)
Sperimentalmente si osserva che fra due conduttori paralleli, percorsi da corrente, si
manifesta una forza, la quale
a) è attrattiva per correnti concordi,
b) è repulsiva per correnti discordi.
Questa forza NON può essere dovuta alla sola presenza delle cariche, poiché entrambi i conduttori
sono complessivamente scarichi, come si può verificare attraverso una carica “di prova” mantenuta
ferma in prossimità di ciascuno dei due conduttori. Essa è dovuta al fatto che vi sono cariche
elettriche che si muovono. Una prova di questo è nel fatto che la forza dipende dal segno relativo
delle correnti.
Questa forza, che chiameremo di origine "magnetica", ha proprietà diverse da quelle della forza
elettrica che abbiamo studiato.
Per esempio NON è schermata da un conduttore.
Fig. 51
La forza magnetica è presente fra i fili A e B percorsi da corrente anche quando, fra di essi, è
disposto lo schermo conduttore indicato in Fig. 51, messo a potenziale fisso.
Per definire le proprietà della forza magnetica, ripetiamo, idealmente gli esperimenti di
Ampère, che illustriamo nel seguito.
1
10 Esperimento
Due fili percorsi da correnti concordi si attraggono, mentre essi si respingono quando sono
percorsi da correnti discordi
Fig. 52
0
2 Esperimento
Due fili molto vicini, percorsi da correnti uguali e discordi NON producono nessuna forza
magnetica su un terzo filo, qualunque sia la corrente che lo percorre.
Fig. 53
Questo significa che le forze che i primi due fili producono sul terzo filo si cancellano esattamente.
D'altronde, se i primi due fili sono percorsi da correnti uguali e concordi, la forza sul terzo filo è
doppia di quella esercitata su tale filo solo dal primo o solo dal secondo dei due fili prossimi l'uno
all'altro.
Da questo segue che l'intensità della forza magnetica fra due conduttori paralleli percorsi
dalle correnti I1 e I2 è lineare nel prodotto delle due correnti
F ∝ I1*I2
2
30 Esperimento
Prendendo due fili paralleli, percorsi da correnti, la forza agente sul tratto ¨/GLFLDVFXQILOR
cresce proporzionalmente a ¨/HGDOYDORUHGHOO
LQWHQVLWà di corrente I che lo attraversa, ovvero
¨)∝ ¨/,
Fig. 54
Ricordiamo a questo proposito la definizione operativa dell'
Ampère nel SI:
due fili paralleli, di sezione trascurabile, posti nel vuoto ad una distanza di 1 metro e percorsi
entrambi nello stesso verso dal una corrente di 1 A, si attirano con una forza pari a 2*10-7 N/m.
40 Esperimento
Consideriamo adesso un filo conduttore curvato secondo un arco di cerchio, e tenuto nel
piano orizzontale attraverso bracci radiali orizzontali lunghi quanto il raggio dell'
arco e liberi di
ruotare attorno all'
asse verticale.
Attraverso due contatti striscianti sull'
arco senza attrito, realizzati, per esempio, attraverso due
vaschette di mercurio (menisco convesso...), si fa passare corrente SOLO nell'
arco. Comunque si
disponga un secondo filo percorso da corrente nelle sue vicinanze, NON si nota mai alcuna
tendenza dell'
arco a muoversi, a ruotare, qualunque sia la corrente nell'
arco e qualunque sia la sua
lunghezza ed il suo raggio.
Ne concludiamo che la forza magnetica deve essere ortogonale al filo, infatti il sistema realizzato è
libero di ruotare nel piano orizzontale per cui qualunque componente della forza magnetica che
fosse parallela al filo farebbe muovere l'
arco.
Per quanto abbiamo visto fin'
ora, concludiamo che l'
elemento di forza dF che agisce sul filo
nel punto P del filo stesso sarà proporzionale alla corrente I nel filo ed al tratto dl di filo
considerato, ed inoltre risulta ortogonale a dl per cui sarà esprimibile da una relazione del tipo
dF(P) = I dl uB(P)
dove B(P) è un opportuno campo pseudo-vettoriale(*) (campo di induzione magnetica) il quale,
per quanto visto prima
3
a) deve dipendere dalla intensità di corrente che circola nel secondo filo;
b) potrà dipendere dalla geometria relativa del secondo filo, come vista dal punto P
Fig. 55
_________________________________________________________________
(*)
Per definizione, una grandezza vettoriale si trasforma, per rotazioni del sistema di
riferimento, come il vettore posizione x.
Grandezze vettoriali sono la velocità v,
l’accelerazione a, la forza F, il campo elettrico E, etc ...
Se alle rotazioni aggiungiamo la parità, ovvero l’inversione degli assi, allora, evidentemente, per
definizione, si ha
x o -x
Di nuovo, chiameremo “vettore” (o vettore polare...) qualunque grandezza che, anche per parità, si
trasformi come la posizione, ovvero inverta il segno delle sue componenti.
Si osservi adesso che se a e b sono due vettori polari, il risultato del prodotto vettore fra i due
vettori ašb non si trasforma per parità come a e b; infatti
a o -a
; b o -b
Ÿ
ašb o ašb
Per definizione, la grandezza w = ašb si trasforma come uno pseudovettore (o vettore
assiale...). Tipici vettori assiali sono il momento angolare J, il momento di una forza T, la velocità
angolare Z, ...
4
50 Esperimento
Nel caso she siano presenti più circuiti elettrici percorsi da corrente, si verifica che la forza
dF su un qualunque elemento di corrente fissato I dl risulta la somma vettoriale delle forze che
i vari circuiti esercitano su tale elemento di corrente quando sono presenti tali circuiti sono presenti
da soli.
Ovvero, anche per il campo di induzione magnetica B, come già per il campo elettrico E, vale il
principio di sovrapposizione lineare.
Dovrà dunque risultare
B(x) =
œ dB(r12, I2dl2)
= I2
œ (dl2 u n12)
F(r12)
Questa relazione è l'
analogo della relazione che fornisce il campo elettrico in un punto come somma
dei campi elettrici elementari ivi prodotti dalle cariche infinitesime che costituiscono il corpo carico
considerato. La differenza è che, nel caso del campo elettrico, essendo la carica una grandezza
scalare, ed essendo la forza diretta come il vettore congiungente, non può che essere
dE1 = dq2 n12 G(r12)
dove la forma analitica della funzione G(r) viene poi esplicitata attraverso la legge di Coulomb.
Nel caso della forza magnetica, di nuovo, per esplicitare la forma analitica della funzione F è
necessario un esperimento che, in un certo senso, sia l'
analogo dell'
esperimento di Coulomb. In
elettrostatica eravamo però facilitati dal fatto che avevamo la possibilità di usare cariche
"puntiformi", mentre adesso l'
analogo del circuito "puntiforme" non esiste in quanto un circuito
percorso da corrente ha, intrinsecamente, una struttura che non è possibile mai riportare a quella di
un punto (esiste la direzione privilegiata rappresentata dalla normale al circuito...).
5
60 Esperimento
Consideriamo tre spire, di raggi R1, R2 ed R3, coassiali, a distanza d e D rispettivamente e
supponiamo che le tre spire siano percorse dalle correnti I1, I2 e I3.
Fig.56
Intanto ci attendiamo che la forza magnetica che si manifesta sulla spira centrale (spira "2"),
percorsa dalla corrente I2 , a causa della corrente nella spira "1" sia, per ragioni di simmetria,
diretta secondo l’ asse y.
Comunque, per quanto detto precedentemente, essa deve essere tale che
F1 =
=
=
œ"2" dF1(x) = œ"2" I2dl 2uB1(x) = œ"2" I2dl 2uœ"1" dB1
œ"2" I2 dl 2uœ"1" I1(dl1 u n12) F(r12) =
I2 I1 œ œ dl2u(dl1 u n12) F(r12)
2" "1"
=
Analogamente, a causa della corrente nella spira "3", agira’ sulla spira "2" una forza magnetica (di
nuovo diretta secondo l’asse y) pari a
6
F3 =
=
=
œ"2" dF3(x) = œ"2" I2dl 2uB3(x) = œ"2" I2dl 2uœ"3"dB3
œ"2" I2 dl 2uœ"3" I3(dl3 u n32) F(r32) =
I2 I3 œ œ dl2u(dl3 u n32) F(r32)
2" "3"
=
Indichiamo adesso con S il rapporto fra i raggi delle spire "1" e "2"
S = R2,/R1
⇒
R2 = S R1
e supponiamo adesso che la spira "3" abbia raggio
R3 = S R2
e che si trovi ad una distanza D dalla spira "2" tale che
D= Sd
dove d è la distanza della spira "1" dalla "2".
Chiaramente il sistema delle due spire "2" e "3" è semplicemente il trasformato di scala
del sistema delle due spire "1" e "2", appunto per il fattore di scala S.
D'
altronde il versore n non viene alterato dalla trasformazione di scala, mentre risulta
dl3 = S2 dl1
Siccome si ha, sperimentalmente, equilibrio fra le due forze magnetiche quando
I1 = I3
ecco che questo risultato sperimentale implica che
S2 F(r32) = F(r12)
⇒
F(r32) = S-2 F(r12)
ovvero, essendo, appunto per la trasformazione di scala
r32 = S r12
ne risulta che la dipendenza analitica della F da r non può che essere del tipo
F(Sr) = S-2 F(r)
⇒
F(r) = α r-2
dove α è una costante opportuna.
Questo risultato ci consente finalmente di esplicitare l'espressione analitica del campo di
induzione magnetica B(x) prodotto da una spira (o più) percorsa da corrente (diamo il risultato per
una spira, per più spire basta usare il principio di sovrapposizione lineare...): risulta
B(x) = I
œ (dl u n)
F(r) = α I
œ (dl u n) |x-y|-2
7
dove y è il vettore posizione relativo all'
elemento di circuito dl mentre x è il vettore
posizione del punto dove siamo interessati a conoscere il campo di induzione.
Il valore della costante α si ricava dal fatto che, per definizione di Ampère, la forza
magnetica fra due fili paralleli, infiniti, percorsi entrambi dalla corrente di 1 A vale 2.0*10-7 N/m.
D'
altronde, da quanto precede, risulta che deve essere altresì
F = α Ia Ib
œa" œ"b" dlau(dlbu nba) rab-2 =
α Ia Ib œ dlauœ
a"
"b"
(dlbu nba) rab-2
Ammettiamo adesso che i fili giacciano nel piano zy, siano paralleli all'
asse z e si trovino ad una
distanza D uno dall'
altro. Assumiamo anche che la corrente sia in entrambi i conduttori diretta come
il versore k dell'
asse z.
Interessiamoci alla forza magnetica elementare che la corrente nel filo "b" esercita sul tratto dla del
filo "a" che, senza perdere di generalità, potremo assumere che sia nel punto di coordinate
x=y=z=0. Per come è messo il filo "b", chiaramente si avrà
dlb = k dz
Il versore nba dal generico punto (0, D, z) del filo "b" diretto verso il punto (0, 0, 0) del filo "a" è
dato dalla relazione
nba = (-jD - kz)/(D2+ z2)1/2 = (-jD - kz)/rab
dove j è il versore dell'
asse y.
Fig.57
8
Risulta così che la forza elementare dF sul tratto di circuito dla vale
œ
dF = α Ia Ib dlau
"b"
(dlbu nba) rab-2
ma
(dlbu nba) rab-2 = [k u (-jD - kz)] (D2+ z2)-3/2 dz
ed essendo
k u j = - i
k u k = 0
ne segue che l'
integrale in questione vale
œ
"b"
(dlbu nba) rab-2 = i
œ
+’
-’
D (D2+ z2)-3/2 dz = i D-1
œ
+’
-’
(1+ ζ2)-3/2 dζ =
ovvero, con la sostituzione ζ = tgφ l'
integrale si calcola banalmente e vale 2; per cui, in
definitiva, risulta
œ
dF = α Ia Ib dlau
"b"
(dlbu nba) rab-2 = 2 α Ia Ib D-1 dlaui
= 2 α Ia Ib D-1 dla k ui
= 2 α Ia Ib D-1 dla j
Questo risultato mostra che la forza che agisce sul filo "a" è davvero verso il filo "b" (cioè è
attrattiva) ed inoltre, per la definizione di Ampère nel Sistema Internazionale, ci permette anche di
esplicitare il valore della costante α introdotta precedentemente: risulta
α = 10-7
Solitamente in magnetostatica si usa definire attraverso la costante α la
"permeabilita magnetica del vuoto" µ0 nel modo seguente:
µ0 = 4 π α = 4π *10-7
Ne segue quindi, finalmente, che il campo di induzione magnetica B(x) prodotto da un
circuito percorso da corrente I vale
B(x) = (µ0/4π) œ(I dl u n) |x-y|-2
dove l'
integrale è fatto sul circuito stesso.
9
L’ unità di misura del campo magnetico nel sistema SI è il Tesla.
Dal punto di vista dimensionale, osserviamo che le dimensioni del campo magnetico sono
[F] = [B] [I] [L]
⇒
[B] = Newton/(Ampère*metro) { Tesla
D’ altronde sappiamo che
Ampère = Coulomb/secondo
⇒
[B] { Tesla = (Newton*secondo)/(Coulomb*metro)
Ma sappiamo altresì che
[E] = Newton/Coulomb = Volt/metro;
⇒
[B] = Volt*secondo/metro2
La grandezza Volt*secondo viene definita Weber (vedremo che misura il flusso del campo
magnetico...): ne segue che
[B] { Tesla = Weber/metro2
Da questo segue poi che le dimensioni della permeabilità magnetica del vuoto sono tali che
[B] = [µ0] [A] [L] [L] -2
⇒
⇒
[µ0] = Newton*Ampère-2
[µ0] = Weber/(Ampère*metro) = Tesla*metro/Ampère
10
3.2 La forza magnetica di un circuito su se stesso
Siamo giunti all’espressione del campo di induzione magnetica B(x) considerando
sostanzialmente le forze che si manifestano fra circuiti elettrici percorsi da corrente ed abbiamo
schematizzato i circuiti elettrici come "unidimensionali".
Abbiamo infatti parlato di "elemento infinitesimo di corrente" I dl per significare un vettore che
ha come intensità il valore della corrente I per il tratto |dl | di filo considerato, direzione quella
della tangente al filo nel punto considerato e verso quello della corrente in quel punto.
Volendo trattare i circuiti percorsi da corrente come entità tridimensionali, l'
elemento di
corrente infinitesimo di cui sopra è niente altro che J(x) dv , cioè la densità di corrente per
l'
elemento di volume. Il passaggio da tre ad una dimensione, corrisponde ad integrare sulla sezione
del filo.Risulta quindi più corretto scrivere l'
espressione del campo di induzione B nel modo
seguente:
B(x) = (µ0/4π) œd3y [J(y) u (x-y)] |x-y|-3 = (µ0/4π) œd3y [J(y) u n] |x-y|-2
dove l'
integrazione adesso è estesa a tutto lo spazio.
La definizione del campo B(x) ci consente poi di scrivere la forza totale magnetica F agente su un
circuito dato come
F =
œJ(x) uB(x)
d3x
Si riconoscerà in questo una profonda similitudine con quanto accadeva in elettrostatica, dove il
campo era dato da
E(x) = (1/4πε0) œd3y ρ(y) (x-y) |x-y|-3
e la forza su una distribuzione di carica si calcolava come
F =
œρ(x)E(x)
d3x
In elettrostatica la forza di Coulomb (e quindi, per il principio di sovrapposizione, la forza
elettrostatica in genere) soddisfa il principio di azione e reazione.
Questo è equivalente a dire che la risultante della forza elettrostatica che un corpo esercita su se
stesso è nulla. Consideriamo infatti un corpo di densità di carica ρ(x): esso produce un campo E il
quale interagisce con la carica del corpo stesso e la forza elettrostatica totale sul corpo vale
F =
œ
d3x ρ(x)E(x) = (1/4πε0) œd3x ρ(x) œd3y ρ(y) (x-y) |x-y|-3
= (1/4πε0) œ œd3x d3y ρ(x)ρ(y) (x-y) |x-y|-3
E'ovvio che l'
integrando è una funzione dispari nello scambio x ↔ y , per cui
F=0.
Ma veniamo adesso al campo magnetico e supponiamo di avere un solo circuito percorso da
corrente: esso produce nello spazio un campo magnetico, per cui sui suoi elementi infinitesimi di
corrente ci saranno delle forze magnetiche: vogliamo mostrare che la risultante di queste forze, di
nuovo, è nulla con che avremo dimostrato che il Principio di azione e reazione vale anche per le
forze magnetiche!
Risulta
11
F =
œ d3x J(x) uB(x) = œ d3x J(x) u(µ0/4π) œd3y [J(y) u (x-y)] |x-y|-3
= (µ0/4π) œ œd3x d3y J(x) u[J(y) u (x-y)] |x-y|-3
Consideriamo dunque il termine integrando. Poiché, in generale, il triplo prodotto vettore è tale che
a u(b uc) = b(a⋅c) - c(a⋅b)
ne segue che
J(x) u[J(y) u (x-y)] |x-y|-3 = J(y) [J(x)⋅(x-y)|x-y|-3] - (x-y)|x-y|-3 [J(x)⋅ J(y)]
Osserviamo che il secondo termine è antisimmetrico nello scambio x ↔ y per cui non contribuirà
al valore di F, ma che dire del primo termine? Esso non è palesemente antisimmetrico: occorre
dunque valutarlo. A questo scopo, osserviamo che il vettore (x-y)|x-y|-3 può essere ottenuto come
gradiente della funzione scalare |x-y|
(x-y)|x-y|-3 =
- ∇x |x-y|-1
per cui il termine in questione diventa
= - J(y) [J(x)⋅∇x |x-y|-1]
Ricordiamo adesso che vale in generale la seguente identità
div(f v) = f div(v) + v⋅grad(f)
per cui risulta
J(x)⋅∇x |x-y|-1 = ∇x⋅(|x-y|-1 J(x)) - |x-y|-1 div(J(x))
Il secondo termine è nullo poiché, per la conservazione della carica elettrica, essendo le correnti
continue, risulta ovunque
div(J(x)) = 0
mentre il primo termine, pur non essendo nullo, per il teorema di Gauss ha integrale nullo quando
viene integrato in d3x in tutto lo spazio (di nuovo assumiamo che le correnti siano diverse da
zero solo al finito: basta allora trasformarlo in un integrale di flusso e siccome non ci sono correnti
all'
infinito, il flusso è nullo nel limite in cui il volume su cui si integra la divergenza tende
all'
infinito...).
Resta così dimostrato che la risultante della forza magnetica che un circuito percorso da corrente
esercita su se stesso è nulla.
12
3.3 Propietà locali del campo di induzione magnetica
Abbiamo visto che il campo di induzione magnetica B(x) che è prodotto da una
distribuzione di correnti diversa da zero solo al finito, descritta dalla densità di corrente J(y), è data
dalla relazione
B(x) = (µ0/4π) œd3y [J(y) u (x-y)] |x-y|-3
D'
altronde, essendo
∇x |x-y|-1 = - (x-y) |x-y|-3
ecco che possiamo anche scrivere
B(x) = - (µ0/4π) œd3y J(y) u ∇x |x-y|-1
Ricordiamo adesso che, in generale, risulta
rot (fv) = - v ugrad(f) + f rot v
per cui si ha
∇x u[|x-y|-1 J(y)] = - J(y) u ∇x |x-y|-1 + |x-y|-1 ∇x u J(y)
ma, chiaramente, il secondo termine è nullo poiché la rotazione è fatta rispetto ad x mentre la
densità di corrente J è funzione di y; per cui risulta
B(x) = (µ0/4π) œd3y ∇x u[ |x-y|-1 J(y)] = ∇xu(µ0/4π) œd3y |x-y|-1 J(y)
Definendo adesso la funzione vettoriale
A(x) = (µ0/4π) œd3y J(y) |x-y|-1
abbiamo
B(x) = ∇xuA(x) = rot (A)(x)
Il campo vettoriale A(x) viene chiamato "potenziale vettore" per l'
analogia esistente con il
potenziale scalare (elettrostatico)
V(x) = (1/4πε0) œd3y ρ(y) |x-y|-1
dal quale si ricava il campo elettrico attraverso l'
operatore di gradiente
E(x) = - grad(V)(x)
13
La conseguenza immediata della possibilità di ottenere il campo di induzione magnetica come
rotore di un campo vettoriale è che la divergenza del campo deve essere nulla, infatti
div( rot (v)) ≡ 0
⇒ div (B(x)) = div( rot (A)) = 0
Questa è la terza equazione di Maxwell ed il suo significato fisico è che il campo magnetico non
ha "sorgenti".
Verifichiamo che il potenziale vettore sopra definito è un campo vettoriale avente lui stesso
divergenza nulla. Si ha
div (A)(x) = ∇x⋅A(x) = ∇x⋅ (µ0/4π) œd3y J(y) |x-y|-1 =
= (µ0/4π) œd3y ∇x⋅ [J(y) |x-y|-1 ]= - (µ0/4π) œd3y J(y)⋅(x-y) |x-y|-3=
= - (µ0/4π) œd3y J(y) ⋅∇y|x-y|-1 = - (µ0/4π) œd3y ∇y⋅ [J(y) |x-y|-1 ]+(µ0/4π) œd3y |x-y|-1 ∇y⋅J(y)
Circa il primo termine, poiché è l'
integrale di una divergenza esteso a tutto lo spazio, esso può
essere trasformato, attraverso il Teorema di Gauss, in un integrale di flusso fatto su una superficie
sferica di raggio che tende all'
infinito; e siccome la densità di corrente è diversa da zero solo al
finito, tale integrale è nullo.
Quanto al secondo termine, esso è nullo perché
∇y⋅ J(y) ≡ div(J)(y) = 0
quindi, in definitiva, risulta
div (A) = 0
Questo risultato ci consente facilmente di arrivare a scrivere anche la quarta equazione di
Maxwell
Per questo ricordiamo che per il potenziale V(x) vale l'
equazione di Poisson
∇2V(x) = - ρ(x)/ε0
Se confrontiamo allora le due espressioni integrali
V(x) = (1/4πε0) œd3y ρ(y) |x-y|-1
e
A(x) = (µ0/4π) œd3y J(y) |x-y|-1
ne concludiamo immediatamente che anche per il potenziale vettore deve valere l'
analogo
dell'
equazione di Poisson nella forma
∇2A(x) = - µ0J(x).
Siccome vale comunque l'
identità
rot (rot (v)) = - ∇2v + grad ( div (v))
14
ed abbiamo verificato che
div (A) = 0
ne segue immediatamente che
rot (B) = rot (rot (A)) = - ∇2A + grad ( div (A)) = - ∇2A = µ0J(x)
Le due equazioni differenziali
div(B) = 0
;
rot (B) = µ0J(x)
caratterizzano completamente il campo di induzione magnetica B, esattamente come le due
equazioni differenziali
div(E) = ρ/ε0
;
rot (E) = 0
caratterizzavano completamente il campo elettrico E.
Questo fatto discende da un Teorema generale di analisi, il quale dice che, assegnate in tutto lo
spazio la funzione scalare f(x) e la funzione vettoriale w(x), la soluzione del sistema di equazioni
differenziali seguente
div(v) = f(x) ;
rot (v) = w(x)
se esiste è unica.
Supponiamo infatti che esistano due campi v1 e v2 che soddisfino entrambi le due equazioni di
sopra, allora, essendo tali equazioni lineari, il campo “differenza”
d = v1 - v2
soddisferà le due equazioni omogenee
div(d) = 0
;
rot (d) = 0
Poiché d è irrotazionale in tutto lo spazio, esso è conservativo e dunque ammette potenziale,
ovvero esiste una funzione scalare F tale che
d = grad(F)
Sostituendo nell'
equazione della divergenza, si ricava che la funzione F soddisfa in tutto lo spazio
l'
equazione di Laplace
∇2F = 0
e questo implica che F sia costante, ovvero che d = 0.
Per quanto concerne il potenziale vettore A(x), un altro Teorema di analisi matematica ci
dice che se è dato un campo b avente divergenza nulla, allora esiste un campo a di cui esso è il
rotore e viceversa, i.e.
15
div(b) = 0
⇔ ∃a :
b = rot(a)
Questo è un po’ l'
analogo del teorema che stabilisce che
⇔ ∃f :
rot(e) = 0
e = grad(f)
Il campo a , comunque, (così come la funzione f ...) non è univocamente determinato dalla
condizione di avere il campo b come rotore.
In che senso, dunque, il campo A(x) che abbiamo ottenuto sopra “è” il potenziale vettore che
individua il campo di induzione magnetica B(x)?
Ritorniamo al caso generale ed osserviamo
che se i rotori di a ed a'forniscono lo stesso campo b allora il rotore della loro differenza sarà
nullo, ovvero a - a' sarà conservativo, cioè potrà ottenersi come il gradiente di una funzione
scalare f opportuna
a = a'+ grad(f)
Questa arbitrarietà nella scelta del "potenziale vettore" è detta "arbitrarietà di gauge".
Essa può essere usata per imporre che esso abbia divergenza assegnata d(x) (per esempio nulla, i.e.
d(x) = 0 ...).
Infatti, immaginiamo che il campo a dia il campo b come rotore ma risulti in generale div(a) =
g(x). Definiamo la funzione
f(x) = (1/4π)
œ d y [g(y)-d(y)] |x-y|
3
-1
e poniamo
a'= a + grad(f)
Il campo a'ha ancora b come rotore, poiché il rotore di un gradiente è comunque nullo, ma ha
divergenza pari a d(x), infatti
div(a'
) = div(a) + div(grad(f)) = g(x) + ∇2f = g(x) - [g(x)-d(x)] = d(x)
in quanto, come già abbiamo visto nel caso del potenziale elettrostatico, risulta
∇2 (1/4π)
œd3y
g(y) |x-y|-1 = - g(x)
Chiaramente allora, per quanto detto sopra, il potenziale vettore A(x) che ha
i) il campo B come rotore;
ii) divergenza nulla;
e’ unico (a meno di una costante additiva...).
16
3.4 Propietà integrali del campo B
Abbiamo visto che il campo di induzione magnetica B(x) soddisfa alle due equazioni
differenziali
div(B) = 0
rot (B) = µ0J(x)
La prima equazione, come abbiamo già detto, significa che non ci sono le cariche magnetiche,
ovvero che il campo B non ha sorgenti.
Usando il Teorema di Gauss, possiamo anche dire che il flusso Φ(B) del campo magnetico
attraverso una qualunque superficie chiusa è identicamente nullo
Φsuperficie chiusa (B) = 0
Notiamo infine che, poichè B si misura in Tesla ≡ Weber/metro2, chiaramente l’ unità di misura del
flusso di induzione magnetica risulterà il Weber, ovvero Volt*secondo.
Dall’ altra equazione di Maxwell, unitamente al Teorema di Stokes, si ricava che la
circuitazione di B attraverso una linea chiusa Γ è pari a µ0 volte la corrente I che attraversa una
qualunque superficie che si appoggi su tale curva Γ, orientata in conseguenza dell’ orientamento
fissato su Γ stessa. Questa corrente è detta
“corrente concatenata alla linea chiusa “.
La quarta equazione di Maxwell in forma integrale
œ%⋅dl
Γ
= µ0 Iconc
è nota in letteratura come Legge (o teorema) di Ampère.
17
3.5 Legge di Biot-Savart
Consideriamo un filo infinito percorso da una corrente I. Vogliamo determinare
l’espressione del campo magnetico B che questo filo genera nello spazio. Sappiamo che
B(x) = (µ0/4π) œd3y [J(y) u (x-y)] |x-y|-3 = (µ0/4π) I
œdLuR R-3
Immaginiamo che il filo sia allineato lungo l’asse z e che la corrente fluisca nel verso di tale asse.
Fig. 58
Risulta
R = r - kz
;
dL = k dz
dove k è il versore dell'
asse z. Si ha quindi
dLuR R-3 = k dz u(r - kz) (r2+ z2)-3/2 = k ur dz /(r2+ z2)3/2
e dunque risulta
B(P) = (µ0/4π) I k ur
œdz /(r2+ z2)3/2
Circa l'
integrale, sostituendo ξ = z/r si ottiene
œdz /(r2+ z2)3/2 =
r-2
œdξ /(1+ ξ2)3/2
il quale si integra con la sostituzione
18
ξ = tg(φ)
(1+ ξ2) = cos-2(φ)
⇒
che fornisce finalmente
œdξ /(1+ ξ2)3/2
=
œcos(φ) dφ
⇒
dξ = d tg(φ) = dφ cos-2(φ)
= 2
da cui si ottiene
B(P) = (µ0/4π) 2I r-2 k ur = (µ0/4π) 2I r-1 k un
dove n è il versore normale al filo, passante per il punto dove vogliamo conoscere il campo (⇒k
un ha modulo unitario...) .
L'
espressione ottenuta del campo B di induzione magnetica prodotto da un filo infinito
percorso da corrente I è nota come " Legge di Biot-Savart".
Essa può essere ottenuta anche a partire da alcune considerazioni di simmetria, unitamente
al Teorema di Ampère.
Ricordiamo a questo proposito che, come abbiamo già avuto modo di notare, mentre le
componenti dei vettori come il campo elettrico E, la posizione x, la velocità v, l’ accelerazione a, la
forza F, l’ impulso P, etc., cambiano di segno per parità, ovvero per inversione dei tre assi spaziali,
le componenti del campo magnetico B NON cambiano di segno (così come per il momento
angolare M ...) !
La ragione, come già vedemmo, è che B risulta dal prodotto vettoriale di due vettori J ed
(x-y), che, quindi, si invertono entrambi per riflessione spaziale (due vettori “ veri”): ne segue che il
loro prodotto (vettoriale o scalare non ha qui importanza ...) non lo fà !
Il campo magnetico é un “ vettore assiale” o uno pseudovettore, come il momento angolare,
la coppia di una forza, etc...
Vediamo adesso come le proprietà di trasformazione del campo B, possono aiutarci a
garantire che il campo prodotto da un filo rettilineo e infinito, percorso da corrente deve essere
ortogonale al piano P che contiene il filo stesso ed il punto dove vogliamo conoscere il campo. In
generale, a priori, potrebbe essere presente anche una componente nel piano P definito sopra; però
questa componente dovrebbe cambiare di segno in relazione ad una parità rispetto al piano stesso.
Tale operazione, infatti, per un vettore non cambia il segno della sua componente nel piano P
mentre cambia il segno di quella ortogonale al piano; per uno pseudovettore accade il contrario.
Per ragioni fisiche, però, siccome la distribuzione di corrente (che è descritta da un vettore che non
ha componente ortogonale al piano P) NON cambia, nemmeno B può farlo, visto che è da essa
univocamente determinato. Ne segue che B non può avere componenti nel piano P, ma solo
ortogonale ad esso. Usando questa conclusione, unitamente ad argomenti di simmetria (invarianza
per rotazioni intorno al filo ...) se ne conclude che se effettuiamo la circuitazione di B lungo una
circonferenza di raggio r, concentrica con il filo e giacente in un piano ortogonale al filo, risulta
B(r) dl = B(r) r dφ
e dunque, per la legge di Ampère, si ha che
B(r) 2π r = µ0 I
⇒
B(r) = µ0 I /(2π r)
che è la legge di Biot-Savart.
19
Esercizio 1: Calcolare il campo magnetico prodotto da un filo infinitamente lungo, avente raggio R
e percorso da una corrente I.
Fig. 59
La densità di corrente che circola nel filo vale evidentemente
J = I/(πR2) k
dove k è il versore diretto secondo il filo, nel verso in cui fluisce la corrente.
Per il fatto che B è uno pseudovettore e per la simmetria che il problema possiede, B non può avere
componente nel piano definito dall’ asse del filo e dal punto dove si vuole conoscere il campo.
Può solo essere diretto ortogonalmente a tale piano e, per ragioni di simmetria, dipendere solo dalla
distanza r del punto considerato dall’ asse del filo. Usando allora il Teorema di Ampère, si ha
r<R:
B(r) 2πr = µ0J π r2
r>R : B(r) 2πr = µ0J π R2
⇒ B(r) = µ0J r/2
⇒ B(r) = µ0I r/(2πR2)
⇒ B(r) = µ0J R2/2r ⇒ B(r) = µ0I /(2πr)
Fig. 60
Il campo è nullo sull’ asse del filo, cresce linearmente con r fino a che raggiunge il suo valor
massimo B(R) = µ0I /(2πR) alla superficie del filo, quindi tende a zero come 1/R quando R>r .
20
Esercizio 2: Calcolare il campo magnetico B prodotto da un filo infinito di raggio R, avente un
buco al centro di raggio r, percorso dalla corrente I.
Soluzione
In questo caso la densità di corrente ha modulo pari a
J= I/[π(R2 -r2)]
e, sempre per i soliti argomenti di simmetria, unitamente al teorema di Ampère, risulta
x<r:
B(x) 2πx = 0 ⇒ B(x) = 0
r<x<R:
B(x) 2πx = µ0J π (x2-r2)
x>R :
B(x) 2πx = µ0I ⇒ B(x) = µ0I /(2πr)
⇒ B(x) = µ0J (x2-r2)/2x
⇒ B(x) = µ0J (R2-r2)/2x
Fig.61
21
Esercizio 3: Calcolare il campo magnetico prodotto da un filo infinito di raggio R, che possiede
internamente un buco di raggio r, a distanza D dal’ asse del filo stesso.
Fig.62
Per quanto già visto nel primo esercizio, un filo infinito di raggio R, percorso dalla densità di
corrente J , genera un campo magnetico pari a
x<R: B(x) = ( µ0/2) J u x
x>R: B(x) = ( µ0/2) (R/r)2 J u x
Possiamo descrivere il sistema di correnti dato come la sovrapposizione di un filo pieno di raggio R,
percorso dalla densità di corrente J, insieme ad un filo di raggio r, posto laddove si trova il buco,
percorso dalla densità di corrente -J.
Il campo generato da quest’ ultima distribuzione di corrente, nel riferimento che ha l’ origine degli
assi sull’ asse del filo più grande, per quanto sopra, vale
B(x) = - ( µ0/2) J u (x-D)
dentro “ il buco”
B(x) = - ( µ0/2) (R/|x-D|)2 J u (x-D)
fuori dal buco
A questo campo, dobbiamo sommare quello prodotto dal filo intero, di raggio R: risulta
B(x) = ( µ0/2) J u [x - (x-D) r2 |x-D|)-2
]
nel filo, fuori del buco
B(x) = ( µ0/2) J u [x - (x-D)] = ( µ0/2) J u D
nel buco
B(x) = ( µ0/2) J u [(R/|x|)2 x - (x-D) r2 |x-D|)-2]
fuori del filo
22
3.6 Campo magnetico prodotto da una spira sul suo asse
Consideriamo una spira circolare di raggio r posta nel piano x-y, percorsa da una corrente
costante I in verso antiorario: vogliamo conoscere l’ espressione del campo magnetico B(z) che la
spira genera sul proprio asse.
Fig. 63
Partiamo dalla definizione che abbiamo dato di B in termini della densità di corrente:
B(z) = µ0 I /(4π)
œ dl u(x-y) |x-y|-3
= µ0 I /(4π)
œ dl uR |R|-3
Se descriviamo la posizione del generico elemento di corrente attraverso l’ angolo φ che tale
posizione sulla circonferenza individua con l’ asse delle ascisse, risulta
R = (-R cos φ , -R sin φ, z)
e si ha inoltre
dl = R dφ (- sin φ, cos φ , 0)
per cui si ha
dl uR = R dφ (z cos φ , z sin φ, R)
mentre, chiaramente, è
|R|-3 = (R2 + z2) -3/2
L’ integrazione angolare fornisce quindi il risultato cercato
23
B(z) = µ0 I /(4π)
(0,
0, 2π R2 (R2 + z2) -3/2
)
= µ0 (I /2) R2 (R2 + z2) -3/2 k
Si osservi che la funzione è pari (vedi Figura 60), e che vale, al massimo (per z=0)
BMax = µ0 I /(2R)
Fig.64
Prima di concludere, osserviamo che, per z>>R, il campo B va come z-3 : questa è una tipica
conseguenza del fatto che il campo di monopolo magnetico non c’ è ...
Un altro modo, che richiameremo in seguito, per rappresentare il campo B sull’ asse della spira fa
uso del concetto di “ momento di dipolo magnetico” m associato alla spira piana percorsa da
corrente, il cui significato fisico verra’ definito meglio in seguito e che, per ora, ci limitiamo a
definire come un vettore di modulo
|m| = I * Area della spira = π R2 I
diretto come la normale al piano della spira, nel verso tale che un osservatore allineato con tale
verso veda la corrente girare in verso antiorario: nel nostro caso
m = π R2 I k
Risulta allora
B(z) = [µ0 /(2π)] m (R2 + z2) -3/2
In seguito, avremo modo di ritornare su questa espressione...
24
3.7 Campo magnetico prodotto da un solenoide
Un solenoide è l’ insieme costituito da spire circolari piane di uguale raggio R, sovrapposte
l’ una all’ altra con i centri disposti su un “ asse” ortogonale al piano delle spire, tutte attraversate
dalla stessa corrente I.
L’ insieme ha dunque una simmetria cilindrica, di rotazione intorno all’ asse del solenoide. Nella
pratica, un solenoide viene realizzato avvolgendo un filo di raggio
r << R, secondo una spirale di raggio r, mantenendo le varie spire il più possibile “ vicine” fra loro.
Poiché sappiamo calcolare il campo prodotto da una spira sul suo asse, usando il principio di
sovrapposizione, possiamo calcolare il campo prodotto da un solenoide sul suo asse.
Fig. 65
Per fare questo, possiamo procedere il due modi diversi.
Metodo A
Indichiamo con z la coordinata del punto P dell’ asse del solenoide dove vogliamo
conoscere il campo B. Già sappiamo che esso sarà diretto lungo l’ asse z, in quanto somma vettoriale
di campi tutti diretti come z (i campi delle singole spire ...).
Una spira di raggio R, percorsa dalla corrente I in verso antiorario per un osservatore allineato
secondo il versore k dell’ asse z, che abbia coordinata b lungo l’ asse z
(-L/2 < b < L/2),
per quanto abbiamo già visto, produrrà nel punto P(z) un campo
B = (µ0/2) I R2 k [R2 + (z-b)2] -3/2
Se possiamo trattare le spire come fossero distribuite in modo continuo (solenoide “ fitto” , ovvero
distanza fra le spire << R ...), le spire comprese fra b e b+db sono
25
(N 1/L )
dn = 1/L db = N db
dove 1 è il numero totale di spire del solenoide, L la sua lunghezza ed N la densità lineare di
spire. Dunque
B(z) = (µ0 /2) I R2 k
œ[R
2
(l’ integrale è fra -L/2 e +L/2)
œ(db/R) {1+ [(b-z)/R] }
= (µ0 /2) I R2 N k R-3
= (µ0 /2) I N k
œ db {1+ [(z-b)/R] }
+ (z-b)2] -3/2 N db
2 -3/2
2 -3/2
Poniamo adesso
b/R = β ;
Risulta
B(z) = (µ0 /2) I N k
z/R = ζ
œ[1 + (β−ζ) ]
2 -3/2
dβ
dove l’ integrale adesso è fra -L/2R e +L/2R.
Ricordiamo adesso che la primitiva della funzione [1 + β2] -3/2 è la funzione (*)
F(β) = β [1 + β2] -1/2
per cui si ha
B(z) = (µ0 /2) I N k {F(L/2R - ζ) - F(-L/2R - ζ) }
Usando adesso la proprietà di cui alla nota a piè di pagina, si ottiene infine
B(z) = (µ0 /2) I N k {cos θ 1 - cos θ 2 }
dove
ctg θ 1 = L/2R - ζ = [(L/2) - z]/R
ctg θ 2 = - ζ - L/2R = (- z - L/2)/R
_________________________________________________________________
(*) Circa la funzione F(β), osserviamo che, posto
β = ctg φ
⇒
F(β) = ctg φ {1 + ctg2 φ }-1/2 =
= (cos φ /sin φ) {1 + (cos φ /sin φ) 2 }-1/2 = cos φ
26
Chiaramente, nel caso che la lunghezza del solenoide sia molto grande rispetto al raggio e
che si sia interessati al campo B nella zona centrale del solenoide, risulterà
ctg θ 1 = L/2R - ζ = [(L/2) - z]/R
>> 0
ctg θ 2 = - ζ - L/2R = (- z - L/2)/R << 0
⇒
θ1≅ 0
⇒
θ2≅ π
ovvero, nell’ ipotesi di solenoide infinito, avremo che il campo magnetico sul suo asse è
i
B(z) = B0 = (µ0 /2) I N k {1 - (-1)} = µ0 I N k
Metodo B
Osserviamo che, come appare chiaro dalla figura 65, risulta
db sinθ = [R2 + (z-b)2]1/2 dθ
d’ altronde è ovvio che
sinθ = R/[R2 + (z-b)2]1/2
per cui, riprendendo l’ espressione di %(z) iniziale, risulta
B(z) = (µ0 /2) I R2 k
= (µ0 /2) I N k
= (µ0 /2) I N k
i
œ[R
2
+ (z-b)2] -3/2 N db
œsin θ db [R
2
2
+ (z-b)2] –1/2
œsin θ dθ (sinθ)
2
-1
= (µ0 /2) I N k
œsinθ dθ
= (µ0 /2) I N (cosθ1 - cosθ2) k
27
Vogliamo adesso dimostrare che, in base ad elementari considerazioni di simmetria, alla
legge di Ampère e alla legge di Gauss, il campo all’ interno del solenoide è uniforme.
Fig.66
Fissiamo un punto qualsiasi, a distanza R dall’ asse (interno o esterno al solenoide).
Chiaramente il campo sarà
a)
simmetrico per rotazioni intorno all’ asse del solenoide;
b)
invariante per traslazioni lungo l’ asse z.
Vogliamo dimostrare che il campo B non può essere diretto che lungo l’ asse z.
Osserviamo infatti che
i)
se il campo avesse una componente radiale (lungo y, nella figura), sarebbe violata
l’ equazione della divergenza di B, poichè questa componente radiale produrrebbe un flusso non
nullo sulla superficie laterale di un cilindro di raggio R, coassiale con il solenoide: il flusso di B
sulle due superfici di base del cilindro in questione sarebbero uguali ed opposte a causa del punto b)
e dell’ opposta inclinazione della normale su tali superfici; per cui, in conclusione, esisterebbe un
flusso di B diverso da zero attraverso una superficie chiusa !
28
ii)
Il campo non può possedere nemmeno l’ altra componente ortogonale all’ asse (cioè quella
diretta lungo x), poiché essa produrrebbe una circuitazione non nulla su una circonferenza di raggio
R, nel piano ortogonale all’ asse, concentrica con esso.
Per il teorema di Ampère, questa circuitazione è proporzionale alla corrente concatenata alla linea
chiusa, che è nulla sia quando si è nel solenoide che quando si è fuori (*).
Resta quindi provato che B può avere solo componenti lungo z.
Passiamo ora a dimostrare che il campo è uniforme nel solenoide e nullo fuori.
Di nuovo si procede usando il Teorema di Ampère. Iniziamo considerando un punto D all’ interno
del solenoide. Costruiamo il rettangolo ABCD e facciamo la circuitazione di B lungo questa linea
chiusa: siccome i tratti BC e AD non contribuiscono essendo B diretto come z, e siccome B è
invariante per traslazioni lungo z, detta L la distanza AB=CD, si ha
œ B dl = B (0) L - B (r) L =
z
z
µ0 Iconc
Se siamo all’ interno del solenoide risulta quindi
Iconc = 0
⇒
Bz(r) = Bz(0) = µ0 I N
Se siamo all’ esterno possiamo ripetere il procedimento al rettangolo ABEF: si ha
Iconc = N L I ⇒
Bz(r) = 0
Chiaramente l’ ipotesi di “ solenoide infinito” è solo un’ approssimazione della realtà ! Essa può
essere usata, per esempio, nella zona centrale di un solenoide reale finito, avente L>>R: in queste
condizioni il solenoide percorso da corrente continua produce, al suo interno, nella zona centrale,
un campo magnetico sostanzialmente uniforme ...
_________________________________________________________
(*)
Nel caso di un solenoide reale, quando il punto considerato è fuori dal solenoide, la corrente
concatenata alla circonferenza nel piano ortogonale all’ asse, con il centro sull’ asse stesso, in realtà
coincide con la corrente I che circola nel solenoide stesso, per cui , nel caso di un solenoide reale,
all’ esterno esiste una componente di B “ di Biot-Savart” , che “ circola” intorno al solenoide, che vale
µ0 I / (2π R), in genere
trascurabile rispetto a µ0 I N, cioè al campo dentro il solenoide ...
29
3.8 Azioni meccaniche su una spira in campo magnetico
Supponiamo sia data una spira fissa, percorsa dalla corrente costante I, immersa in un campo
magnetico esterno B(x).
r
r
dl = dr
I
La forza risultante, di origine magnetica, che agisce sulla spira, vale dunque
G G
G
F = v∫ I GO × %
Nella zona dove è presente la spira, rappresentiamo il campo magnetico attraverso il suo sviluppo in
serie di Taylor, i.e.
G G G
G
%(U ) = %(0) + UN (∂N %)(0) + ...
e valutiamo adesso l’ espressione della forza magnetica, assumendo di poter troncare lo sviluppo di
cui sopra al primo ordine. Risulta allora
G
F=
G G
G
G
G
v∫ I GO × ( %0 + UN ∂ N % + ...) = −I %0 × v∫ GO + I
G
G
v∫ GO × (UN ∂ N % ) + ...
Il primo addendo è chiaramente nullo. Quanto al secondo termine, conviene procedere scrivendone
le varie componenti. Iniziamo dalla prima componente della forza: si ha
F1 =
v∫ I [GO
2
UN (∂ N %3 ) − GO3 UN (∂ N %2 )] = I {∂ N %3
Occupiamoci dunque dei termini
v∫
U G O . Evidentemente, essendo
v∫ U GO
N
2
− ∂ N %2
v∫ U GO }
N
G
G
GO = GU , risulta
30
3
v∫ U GO
N
L
+ UL GO N = v∫ UN GUL + UL GUN =
v∫ G ( U U ) = 0
N L
quindi, in generale, possiamo anche scrivere che
v∫
UN GOL =
1
2
v∫ ( U GO
N
L
− UL GO N )
Sostituendo, si ha dunque
F1 = I {∂1%3 v∫ U1GO2 + ∂ 2 %3 v
∫ U2GO2 + ∂3 %3 v∫ U3GO2 −
−∂1%2 v∫ U1GO3 − ∂ 2 %2 v∫ U2 GO3 − ∂3 %2 v∫ U3GO3} =
I
G G
G G
G G
G G
(U × GO )2 − ∂ 2 %2 v∫ (U × GO )1}
= {∂1%3 v∫ (U × GO )3 − ∂3 %3 v∫ (U × GO )1 + ∂1%2 v
∫
2
Definiamo adesso il “ momento di dipolo magnetico”
corrente I nel modo seguente(*)
P associato alla spira percorsa dalla
G I G G 1
G G 3
P= v
U × GO = v
(U × - ) G [
2∫
2∫
risulta allora
F1 = I {∂1 %3 ⋅ P3 − ∂ 3 %3 ⋅ P1 + ∂1 %2 ⋅ P2 − ∂ 2 %2 ⋅ P1}
2
G G
G G
= ∂1 (P ⋅ %) − ∂ 3 %3 ⋅ P1 − ∂ 2 %2 ⋅ P1 − ∂1 %1 ⋅ P1 = ∂1 (P ⋅ %)
dove abbiamo usato il fatto che la divergenza del campo magnetico è identicamente nulla e che il
vettore m è costante.
Generalizzando alle altre componenti, si ha dunque
G G G G
F = ∇(P ⋅ %)
G
G G G
espressione del tutto simile a quella già trovata per il dipolo elettrico, dove avevamo F = ∇( S ⋅ ( ) .
___________________________________________________________
(*) Si osservi che, nel caso di una spira piana, il momento di dipolo magnetico è un vettore
(pseudovettore) che ha modulo pari al prodotto dell’ intensità di corrente I per l’ area della spira,
direzione ortogonale al piano su cui giace la spira, verso tale che un osservatore allineato con esso
veda la corrente fluire nella spira in verso antiorario
31
Veniamo adesso al calcolo della coppia agente sulla spira. Per semplicità assumiamo che il campo
magnetico sia uniforme: per definizione si ha
G G
G
G G
G
7 = v∫ U × G) = I v∫ U × (GO × %0 )
e, poichè la risultante della forza magnetica, per quanto visto prima, è nulla essendo il campo
uniforme, la posizione del centro di riduzione rispetto al quale si determina T è irrilevante ...
G
G
Usando di nuovo il fatto che GO = GU , risulta così
G
G
G
G G
G G G
7 = I v∫ U × (GU × %0 ) = I v∫ GU (U ⋅ %0 ) − I %0
D’ altronde, per quanto detto sopra circa le quantità
v∫ U G O
G G
(
U
v∫ ⋅ GU )
, risulta evidente che il secondo
addendo nell’ espressione di sopra è nullo.
Quanto al primo, per valutarne meglio l’ espressione, conviene procedere di nuovo componente per
componente. Iniziamo ancora dalla prima componente: si ha
G G
71 = I v
1 1 + U2 %2 + U3%3 ) =
∫ GU1(U ⋅ %) = I v∫ GU1(U%
=I v
∫ %2U2GU1 + %3U3GU1 =
G G
(
= − I %2 v
U
× GU )3 +
2 ∫
I % (U GU − UGU ) + I % (U GU − UGU ) =
∫ 2 1 1 2 2 3 v∫ 3 1 1 3
2 2v
G G
I % (UG × GUG) = − % P + % P = (P
× %)1
2
2 3
3 2
∫
2 3v
per cui, generalizzando il risultato ottenuto, abbiamo la relazione
G G G
7 = P× %
che, di nuovo, è del tutto simile a quella già trovata nel caso del dipolo elettrico in campo uniforme,
G G G
i.e. 7 = S × ( .
32
3.9 Sviluppo in multipoli del potenziale vettore
Avendo acquisito la nozione di “ momento magnetico” associato ad una distribuzione di corrente J
G I G G
G G G
P = v∫ U × GO = 1 ∫ ( [ × - ( [ )) G 3 [ , vediamo come questa possa essere usata per studiare il
2
2
campo magnetico prodotto “ lontano” da una distribuzione di corrente assegnata.
Ricordiamo a questo proposito che il potenziale vettore prodotto da una generica distribuzione di
corrente J vale
G G
µ
$( [ ) = 0
4π
∫
G G
- ( \) G 3 \
G G
|[−\|
D’ altronde, se la distribuzione di corrente è non nulla solo al finito ed il punto di coordinata x ,
dove vogliamo conoscere il potenziale, è molto distante dalla zona dove sono le correnti (e dove
1
abbiamo posto l’ origine del sistema di coordinate ...), potremo rappresentare la funzione G G
|[− \|
con il suo sviluppo in serie di Taylor troncato al primo ordine, cioè porre
G G
1
1
[⋅ \
G G = G + G 3 + ...
|[− \| |[|
|[|
per cui risulterà
G G
G G
µ0 G G
1
[⋅\
3
+
$( [ ) =
- ( \) [ G
G 3 ]G \ =
∫
4π
|[|
|[|
G G
G G
µ0 1
µ 0 [N
3
3
=
G ∫ - ( \) G \ +
G 3 ∫ \N - ( \ ) G \
4π | [ |
4π | [ |
D’ altronde, il primo addendo è nullo, essendo
∫
G G
- ( \ ) G 3 \ =∑ ,
v∫
G
G O , dove la somma al
secondo membro è fatta su tutti i circuiti presenti nel sistema...
Per quanto riguarda il secondo addendo, è opportuno valutarlo, di nuovo, componente per
componente: iniziamo, al solito dalla prima. Si ha
µ [
G µ [
G
$1 ( [) = 0 GN 3 ∫ \N -1 ( \)G 3 \ = 0 GN 3 ∑ , F v
\N G\1
∫
4π | [ |
4π | [ | F F
dove abbiamo usato il fatto che, per ogni circuito di cui il sistema di correnti è composto, è
G
G
\ -1 ( \ )G 3 \ = , \ GO1 ( \ ) = , \ G\1 .
33
Risulta quindi
µ 1
G
$1 ( [ ) = 0 G 3
4π | [ |
µ0
4π
µ
= 0
4π
=
1
G
| [ |3
∑ , {[ v∫ \ GO
F
F
1
1
F
1
∑ 1 2 , {[ v∫ ( \ GO
F
F
2
F
2
1
G 3 { − P 3 [ 2 + P 2 [3 } =
|[|
1
+ [2 v∫ \ 2 GO1 + [3 v∫ \3 GO1} =
F
F
− \1GO2 ) + [3 v∫ ( \3 GO1 − \1 GO3 )} =
F
µ0 1 G G
G 3 ( P × [ )1
4π | [ |
Chiaramente, questo risultato si generalizza alle altre componenti in modo ovvio e risulta
G G
$([) =
µ0 1 G G
G 3 (P× [)
4π | [ |
di nuovo, in stretta analogia con quanto ottenuto in elettrostatica per il potenziale di dipolo elettrico
1
1 G G
G
9 ( [) =
G 3 ( S ⋅ [)
4πε 0 | [ |
Osserviamo comunque, che, a differenza di quanto accadeva in elettrostatica, nello sviluppo del
potenziale vettore A manca il termine di monopolo: la ragione è che NON ci sono le cariche
magnetiche ! Questa conclusione era già stata puntualizzata quando avevamo ricavato la terza
legge di Maxwell, ovvero div B = 0, che, appunto, conferma l’ inesistenza di sorgenti (cariche
magnetiche) per il campo magnetico.
Una conseguenza del fatto che non esiste il termine di monopolo magnetico è che, a grande distanza
dal sistema di correnti, il potenziale vettore va come R-2 e l’ intensità del campo magnetico, quindi,
come R-3.
Infatti, prendendo la rotazione del potenziale di dipolo di cui sopra, si ha
G G G G
G
G G
µ0 1 G G
µ0 3Q(Q ⋅ P) − P
%( [ ) = URW ( $) = URW (
G 3 (P × [ )) =
G
4π | [ |
4π
| [ |3
G
G G G
dove il versore Q è definito, al solito, come Q = [ / | [ | .
Come applicazione, possiamo adesso considerare il risultato ottenuto nel caso della spira circolare,
G
G
per la quale è P = Iπ U 2 N (abbiamo assunto che sia centrata nell’ origine ed abbia z come asse)
Sull’ asse della stessa otteniamo
G
G
µ0 2P µ0 ,π U 2 G µ0 ,U 2 G
%( ] ) =
=
N=
N
4π | ] |3 2π | ] |3
2 | ] |3
34
Quando avevamo studiato la spira, comunque, avevamo trovato che l’ espressione esatta del campo
sull’ asse era piuttosto
G
µ0 , U2 G
%(]) =
N
2
2 3/2
2 | ] +U |
E’ coerente con quanto trovato adesso ?
Certamente sì, infatti corrisponde a trascurare, al denominatore, il raggio della spira r rispetto alla
coordinata z ove vogliamo conoscere il campo, che, per ipotesi, deve essere tale per cui z>>r !
L’ importanza del risultato ottenuto risiede nel fatto che, una volta noto il momento
magnetico di un sistema di correnti, questo consente di determinare il campo a grande distanza da
esse in termini puramente algebrici, unicamente conoscendo le coordinate del punto dove vogliamo
determinare B. In particolare, non è necessario conoscere il dettaglio di come il momento
magnetico nasce, cioè della distribuzione di correnti che lo genera: unica condizione è che si sia ben
lontani da esse !!!
Per esempio, nel caso della Terra, il suo campo magnetico è, sulla superficie, ben descritto
da un momento m posto al suo centro, orientato circa Nord-Sud (inclinato di 17.20 rispetto all’ asse
di rotazione), di intensità |m|= 8.0 ⋅ 1022 A⋅m2: la particolare distribuzione di correnti che lo genera
ed il meccanismo per cui nasce sono problemi ancora non del tutto chiariti; ciò nonostante, non c’ è
difficoltà nel prevedere B nei vari punti della superficie terrestre ...
35
4.0 Forza di Lorentz
Riprendiamo l’ espressione della forza agente su un elemento di corrente J dv = I dl in un
campo magnetico esterno B. Abbiamo imparato che essa vale
G G
G G G 3
G) = - × % G [ = I GO × %
D’ altronde abbiamo anche visto che la densità di corrente è il prodotto della densità di carica libera
G
G
(di muoversi) per la sua velocità media (velocità di deriva...) - = ρ v , per cui
G G G
G G
3
G) = v × % ρ G [ = v × % GT
G
dove dq è la carica libera nel volume dv, avente velocità media v .
G
Nel caso, quindi, di una particella di carica q, che si muova con velocità v nel nostro sistema di
riferimento, avremo che la forza magnetica agente su di essa vale
G
G G
) = T v× %
Nel caso sia presente anche un campo elettrico, è un fatto sperimentale che a questa forza magnetica
si sommi quella di natura elettrica, che agirebbe sulla stessa carica se fosse ferma; per cui risulta che
la particella è soggetta ad una forza elettromagnetica complessiva pari a
G
G G G
) = T (( + v × %)
Questa espressione della forza agente su una carica in moto è detta “ Forza di Lorentz” .
Si osservi che il termine dovuto al campo magnetico è comunque assente se la particella è ferma:
questa è la ragione per cui è necessario precisare nella definizione operativa del campo elettrico
(definito come rapporto fra la forza agente su una carica ed il valore della carica stessa, nel limite in
cui q → 0) che la carica sia ferma nel sistema di riferimento dove operiamo ...
Esercizio:
Studiare la traiettoria seguita da una carica q avente massa m ed una velocità v0 al tempo t=0,
che si propaga in un campo uniforme e costante B
Risoluzione
G
G G
La forza agente sulla carica è la forza di Lorentz, cioè ) = T v × % . Supponiamo, senza perdita
alcuna di generalità, che il campo magnetico sia diretto secondo l’ asse z, i.e. B = (0,0,B) con B>0.
Le equazioni del moto per la particella sono
36
GY [
= T % Y\
GW
GY \
P\ ≡ P
= − T % Y[
GW
GY ]
P] ≡ P
= 0
GW
P[ ≡ P
La terza equazione dice semplicemente che la componente z della velocità è costante, cioè pari a
v0z.
Per quanto riguarda le altre due, deriviamo la prima equazione rispetto al tempo dopo
averla divisa per la massa P, e sostituiamo l’ altra in quella così ottenuta: si ha
G 2 Y[
T % GY \
T% 2
=
=
−
(
)
(
) Y[ ≡ −Ω2Y[
2
GW
P
GW
P
|T| %
.
P
La soluzione generale dell’ equazione differenziale omogenea del secondo ordine a coefficienti
costanti così ottenuta è
Ω≡
dove abbiamo posto, per definizione
Y[ = $ cos(ΩW + ϕ )
dove A e ϕ sono costanti di integrazioni da definire in base alle condizioni iniziali.
Usando ancora la prima equazione ed assumendo che la carica q sia di segno negativo (p.es. si
tratti di un elettrone...) risulta
GY [
P
= T % Y\
GW
⇒
GY [
Y \ = −Ω
= $ sin(Ω W + ϕ )
GW
−1
Evidentemente si tratta di un moto circolare uniforme nel piano xy, con velocità angolare Ω.
Y0 = $ sin ϕ e dunque la costante di
Le condizioni iniziali richiedono che Y0 = $ cos ϕ ;
integrazione A vale
$= Y 2 +Y
2
= Y0 2 + Y0
2
.
Poichè nella direzione del campo magnetico (asse z) il moto resta rettilineo uniforme, il moto
complessivo avviene secondo una spirale a passo costante avente l’ asse allineato con il campo
magnetico e percorsa in senso antiorario (orario) per un osservatore allinato con B se la carica,
come nel caso studiato, è negativa (positiva), in modo che la forza di Lorentz risulti comunque
diretta verso il centro ...
37
4.1 Leggi di trasformazioni dei campi elettrico o magnetico
Abbiamo visto che la forza agente su una carica elettrica in moto vale
G
G G G
) = T (( + v × %)
Ricordiamo adesso dalla Meccanica, che la forza agente su una particella di massa m appare la
stessa in tutti i riferimenti inerziali, essendo legata dalla seconda legge della Dinamica alla
accelerazione, che è appunto la stessa in tutti i riferimenti inerziali.
Poichè la forza di Lorentz dipende dalla velocità della particella, che, invece, varia da riferimento a
riferimento, affinchè tale forza sia la stessa in tutti i riferimenti inerziali in moto relativo qualsiasi
(uniforme...) l’ uno rispetto all’ altro, è evidentemente necessario che i campi E e B si trasformino
in modo opportuno (e non banale), nel passare da un riferimento ad un altro!
Cerchiamo di determinare, partendo da casi semplici, quali debbano essere queste leggi di
trasformazione(*).
Cominciamo considerando il caso in cui in un certo riferimento RS sia presente solo un campo
magnetico B.
Sappiamo che una carica q ferma in RS non sentirà alcuna forza, mentre una carica che si muova
G
G G
G
di velocità uniforme e costante v0 in RS sarà soggetta ad una forza ) = T v0 × % .
G
Guardando questa particella dal riferimento inerziale RS’ , in moto rispetto ad RS con velocità v0 ,
noi vedremmo la carica in questione ferma ma ancora soggetta alla stessa forza di cui sopra, per cui
interpreteremmo questa forza come di origine elettrica, ovvero concluderemmo che è dovuta ad un
G
G G
campo elettrico uniforme e costante ( = v0 × % (**).
Quanto al campo magnetico in RS’ , vediamo di stabilire come apparirà la densità di corrente in
questo riferimento. Iniziamo considerando la densità di corrente che produce il campo magnetico
G
G
G
nel riferimento RS: - = ρ v dove ρ è la densità di carica libera di muoversi e v la sua
velocità media.
Questa densità, vista la legge di composizione galileiana delle velocità, in RS’ cambierà diventando
G
GG
- ’ = ρ (v-v0 ) ; però in RS’ , la densità di carica che era “ ferma” in RS e quindi non produceva
G
campo magnetico, adesso ha velocità -v0 per cui, ora occorre tenerne conto! Siccome abbiamo
detto che in RS non c’ è campo elettrico, la densità di carica “ ferma” deve proprio essere - ρ , per
cui la densità di corrente in RS’ vale
G
G
G G
G
G
- ’ = ρ (v-v 0 ) + ( − ρ )( − v 0 ) =ρ v = -
ovvero la densità di corrente in un punto qualsiasi, vista dai due riferimenti, è la stessa e dunque
anche il campo magnetico non cambierà da RS a RS’ (questa conclusione, in realtà, è corretta solo a
meno di termini in (v0/c)2, dovuti alla composizione relativistica delle velocità...)
_____________________________________________________________
(*)
Ci limiteremo a studiare cosa accade ai campi E e B nel passare da un riferimento inerziale ad un
altro, in moto relativo rispetto al primo con velocità molto minore di quella della luce, trascurando
quindi ogni effetto di Relatività Ristretta, la cui trattazione andrebbe oltre gli scopi del Corso.
G
(**)
Si noti che in RS’ la quantità v0 non descrive il moto di alcunchè, bensì gioca il ruolo di un
parametro esterno, a differenza di B che, invece, come vedremo, è anche il campo magnetico in
RS’ .
38
Possiamo concludere quindi che se RS’ si muove con velocità v0 rispetto ad RS, allora
G
(=0
56 :
56 ’:
⇒
G
%
G
G
G
( ’ = Y0 × %
G
G
% ’= %
Questa conclusione vale anche, simmetricamente, per il campo elettrico.
Supponiamo infatti che, stavolta, in RS sia data una certa distribuzione di carica “ statica” ρ .
Per quanto abbiamo studiato, in RS sarà dunque presente un campo elettrico statico dato da
G G
( ([) =
1
4πε 0
∫
G G G
ρ ( \ )( [ − \ )
G3\
G G 3
|[− \|
G
Nel riferimento RS’ , in moto rispetto ad RS con velocità v0 , osserveremo ancora lo stesso campo
elettrico che in RS, poichè la densità di carica apparirà la stessa (anche questa conclusione è vera
solo a meno di termini dell’ ordine di (v0/c)2 ...). Però, poichè la densità di carica in RS’ si sta
G
G
G
muovendo con velocità - v0 , in questo riferimento ci sarà una densità di corrente - = -ρ v 0 e
quindi in RS’ sarà presente anche un campo magnetico dato da
G G
% ( [ ’) =
=
µ0
4π
∫
G
G
G
G
µ 0 − Y 0 ρ ’( \ ’) × ( [ ’− \ ’)
G 3 \ ’=
G
G 3
∫
4π
| [ ’− \ ’|
G
G
G G
G G
− Y0 ρ ( \ ) × ( [ − \ )
G
3
G \ = − µ 0ε 0 Y0 × ( ( [ )
G G
| [ − \ |3
G G G
G
G
G
G
dove abbiamo usato il fatto che \ ’ = \ − Y0W ;
ρ ’( \ ’) = ρ ( \ ) visto che \ e \ ’individuano lo
stesso punto, rispettivamente in RS ed RS’ .
Abbiamo quindi anche
56 :
G
(
⇒
G
%=0
56 ’:
G
G
( ’= (
G
G
% ’ = − µ 0ε 0 Y0 × (
In generale, nel limite di basse velocità [ v0 << c = ( µ 0ε 0 )−1/ 2 ], al primo ordine in v0/c e quindi
trascurando termini in (v0/c)2, si dimostra che valgono le seguenti leggi di trasformazione:
56 :
G
(
G
%
⇒
56 ’:
G
G
G
( ’ = ( + Y0 × %
G
G
G
% ’ = % − µ 0ε 0 Y0 × (
39
4.2 Induzione elettromagnetica
Abbiamo visto che, in un dato sistema di riferimento inerziale, oltre al campo elettrostatico, che
trae la sua origine nelle cariche elettriche, può esistere anche un campo elettrico “ di origine
magnetica” . Vogliamo vedere meglio quali siano le caratteristiche di quest’ ultimo, in particolare
vogliamo dimostrare che questo campo, a differenza del primo, non è, in generale, conservativo.
G G
Riprendiamo il caso in cui, in RS, sia presente solo il campo magnetico % = %( [) .
Abbiamo visto che in RS’ risulta presente lo stesso campo magnetico, i.e.
G
G
G
G
% ’( [ ’) = %( [) = %( [ ’+ Y0W ) ed inoltre è presente anche un campo elettrico “ di origine magnetica”
G
G G
G G
G
cioè non coulombiano, dato da ( ’( [ ’) = Y0 × %( [) = Y0 × %( [ ’+ Y0W ) .
Calcoliamo (in RS’ ) la rotazione di questo campo elettrico. Ricordiamo a questo proposito la
seguente identità, valida per due qualsiasi campi vettoriali a e b:
G G G G G G G
G G
G G
G
URW (D × E ) = (E ⋅∇)D − (D ⋅∇)E + D GLY(E ) − E GLY(D )
essendo v0 costante e B con divergenza nulla, si ha dunque
G G
URW ( ’ = − ( Y 0 ⋅ ∇ ’) %
D’ altronde,
G
∂ % ( [ ’+ Y0 W )
G G
= ( Y0 ⋅ ∇ ’) %
∂W
per cui risulta infine
G
G
∂% ’
URW ( ’= −
∂W
Questa relazione è esatta e del tutto generale: nel momento in cui, in un sistema di riferimento
inerziale, è presente un campo magnetico dipendente dal tempo, in questo riferimento è presente
anche un campo elettrico non conservativo, la cui rotazione è appunto la derivata parziale rispetto al
tempo del campo magnetico.
Questa equazione generalizza la seconda legge di Maxwell, che già conoscevamo nel caso
elettrostatico, al caso dipendente dal tempo (la prima legge di Maxwell, relativa alla divergenza del
campo elettrico, rimane valida nella forma in cui la conosciamo anche nel caso in cui ρ dipenda
dal tempo...). Vediamone adesso qual è la forma integrale.
Se consideriamo una linea chiusa e orientata Γ qualsiasi, usando il Teorema di Stokes, si ha
G
G
G G
G G
G
∂% G
∂
∂Φ Σ ( % )
G
⋅
=
⋅
=
−
⋅
=
−
⋅
=
−
(
GO
URW
(
GV
GV
%
GV
v∫Γ
∫Σ
∫Σ ∂W
∂W ∫Σ
∂W
40
Questa è la Legge dell’ induzione (elettromagnetica) di Faraday: essa asserisce che, data
comunque una linea chiusa e orientata, la f.e.m. che insiste su quella linea chiusa è uguale
all’ opposto della derivata rispetto al tempo del flusso del campo magnetico concatenato(*) con la
linea stessa.
Questa legge non distingue la ragione per cui varia il flusso del campo magnetico: ogni qual volta
c’ è una variazione di flusso, allora si manifesta una f.e.m. ! Vediamone qualche esempio.
Esempio 1.
Supponiamo di trovarci in un riferimento RS dove, di nuovo, sia presente soltanto un campo
magnetico statico B(x) che assumeremo, per semplicità, diretto secondo l’ asse z.
Consideriamo una spira chiusa Γ, che assumeremo rettangolare e giacente nel piano x-y, con i lati
paralleli agli assi coordinati.
z
RS
B
v0 dt
β
dl× v0
A
y
α
v0
dl× v0
x
_________________________________________________________________
(*)
Si ricorda che il flusso del campo magnetico concatenato con una linea chiusa ed orientata è
definito come il flusso di B calcolato su una qualunque superficie chiusa che abbia la linea in
questione come bordo, orientata concordemente.
41
L’ arbitrarietà della scelta della superficie (con il solo vincolo di avere la linea chiusa data come
bordo) non influisce sul valore del flusso poichè il campo B ha divergenza nulla ...
Evidentemente, visto che per ipotesi in questo riferimento non c’ è campo elettrico, sarà
G G G
(
v∫ ( [ ) ⋅ GO = 0 .
Γ
G
Supponiamo adesso di traslare la spira Γ di moto rettilineo uniforme con velocità Y0 lungo l’ asse y.
A causa della Forza di Lorentz, nel riferimento RS’ in cui la linea chiusa Γ è di nuovo in quiete, è
G G G G G
presente un campo elettrico che vale ( ( [ ) = Y0 × %( [ ) , per cui adesso abbiamo
G
G G G G
G G G
G G G
≡ v∫ ( ( [ ) ⋅ GO = v∫ [Y0 × % ( [ )] ⋅ GO = v∫ [ GO × Y0 ] ⋅% ( [ )
Γ
Γ
Γ
Vediamo come questa quantità è, appunto, legata direttamente alla variazione di flusso del campo
magnetico concatenato con la spira Γ. Si ha infatti
G G
G G
G G
G G
G G
G G
Φ(W + GW ) − Φ(W ) = ∫ % ⋅ GV + ∫ % ⋅ GV − [∫ % ⋅ GV + ∫ % ⋅ GV ] = ∫ % ⋅ GV − ∫ % ⋅ GV
$
α
β
$
α
β
G G
G
GV = - GO × Y0 GW in α mentre vale il suo opposto in β (poichè
D’ altronde, è immediato che
G
GO cambia segno...) ed è identicamente nulla sui due lati paralleli alla velocità, per cui
Φ(W + GW) −Φ(W) = −GW
G G G G
[
GO
v∫ ×Y0 ]⋅%([)
Γ
ovvero, appunto
G
G G
GΦ
= v∫ ( ( [ ) ⋅ GO = −
GW
Γ
42
Esempio 2.
Supponiamo di avere una spira piana, rettangolare, di lati a e b, che ruota con velocità angolare
costante ω in un campo magnetico uniforme e costante. Immaginiamo che il campo sia diretto
come l’ asse y, i.e. B = (0,B,0), mentre la spira ruoti su se stessa, intorno ad uno dei suoi lati lunghi
b, orientati secondo l’ asse z.
z
a
B
b
y
Evidentemente il flusso concatenato con la spira nella posizione angolare φ=ωt (angolo misurato
fra il lato a e l’ asse y) vale
Φ(W) = % DE sin(ωW)
per cui nella spira, in accordo con la legge di Faraday, si deve manifestare una fem alternata
cosinusoidale pari a
=−
GΦ
= −ω % DE cos(ωW )
GW
Di nuovo si può renderci conto della ragione di questa fem, analizzando le forze di Lorentz che
agiscono sulle cariche presenti nella spira in moto.
Nei due tratti orizzontali si producono effetti che si compensano, mentre non c’ è effetto nel tratto
verticale che funge da perno (visto che le cariche su di esso sono ferme).
Sull’ altro tratto verticale, di lunghezza b, le cariche q hanno una velocità pari a
G
9 = ωD (−cos(ωW), −sin(ωW),0)
43
e dunque, trovandosi in un campo magnetico di intensità B diretto come l’ asse y, subiscono una
Forza di Lorentz pari a
G
G G
) = T9 × % = TωD%(− cos(ωW), − sin(ωW),0) × (0,1,0)
= −TωD% cos(ωW)(0,0,1)
Ne segue che la fem integrata sulla spira vale appunto
G G G 1 G G
= v∫ ( ( [ ) ⋅ GO = v∫ ) ⋅ GO = −ω % DE cos(ω W )
TΓ
Γ
cvd
NOTA
In entrambi gli esempi considerati, la variazione di flusso del campo magnetico concatenato è
dovuta ad un moto relativo. Questa, però, non è una ragione necessaria.
Infatti, come abbiamo detto, in un riferimento inerziale, la irrotazionalità di E è persa non appena B
dipenda dal tempo, qualsiasi sia la ragione per cui questo accade (moto relativo, correnti dipendenti
dal tempo, etc...).
In effetti, la teoria di campo elettrodinamica si basa sul principio che le azioni sulle cariche ferme o
in moto siano descrivibili localmente dai valori dei campi E e B. Noi abbiamo visto che nel caso
G
∂%
di moto relativo, un campo magnetico B produce un campo E avente rotazione pari a −
:
∂W
se E nascesse solo nel caso in cui la variazione temporale di B fosse ascrivibile ad un moto relativo
in un campo magnetico altrimenti statico, significherebbe che in altre occasioni in cui B variasse
nel tempo nello stesso modo che nel caso precedente ma non a causa di un moto relativo, il campo
E non nascerebbe...
Questo, però, sarebbe in contrasto con il punto base dell’ elettromagnetismo secondo cui per
conoscere la forza su una carica (ferma o in moto) in un dato posto, tutto quello che occorre sapere
sono solo i campi E e B , a prescindere da come si sono originati. Naturalmente questo non
significa che la Natura debba comportarsi in un certo modo perchè così prevede una nostra teoria:
significa solo che, se così non fosse, l’ elettromagnetismo nella forma in cui lo abbiamo sviluppato
sarebbe in contrasto con i fatti sperimentali e dunque sarebbe una teoria errata !
44
4.3 Legge di Lenz
Osserviamo che, data una spira chiusa ed orientata, allora una corrente che fluisca nel verso
di orientamento della spira, genera un campo magnetico tale che il suo flusso concatenato con la
spira è positivo, mentre, nel caso fluisca in verso opposto, produce, naturalmente, un flusso di B
concatenato con la spira di segno negativo.
D’ altronde abbiamo visto che la legge dell’ induzione di Faraday prevede che
G
G G
∂ΦΣ (%)
=v
⋅
=
−
(
GO
∫Γ
∂W
Immaginiamo per esempio che la variazione di flusso sia positiva, ovvero che, nel tempo, il flusso
del campo magnetico concatenato con la spira tenda ad aumentare.
La fem indotta è negativa, ovvero essa ha segno tale che, se la spira permette al suo interno il
passaggio di corrente (per esempio è una spira metallica...), allora la corrente indotta circola in
verso opposto a quello di orientamento della spira, producendo così un campo magnetico che tende
a ridurre l’ incremento del flusso concatenato.
La ragione sta nel segno negativo presente al
secondo membro, segno che formalizza appunto la legge di Lenz, la quale stabilisce che la corrente
indotta circola in verso tale da opporsi alla causa che la genera.
Onde evitare equivoci, deve essere però chiaro che il fenomeno dell’ induzione elettromagnetica non
tratta correnti indotte bensì fem indotte ! Comunque, una fem indotta può essere causa di
corrente indotta, se il circuito su cui la fem si sviluppa è, per sempio, conduttore: in quel caso la
corrente indotta circola in senso tale da opporsi alla causa che la genera.
La legge di Lenz stabilisce che l’ induzione è un fenomeno a reazione negativa.
Vediamo cosa succederebbe, per assurdo, in caso contrario...
Prendiamo una spira conduttrice e supponiamo che, per una qualunque ragione, il flusso con essa
concatenato subisca un incremento: se il segno nella legge di Farday fosse positivo, la fem indotta
sarebbe positiva e dunque provocherebbe una corrente in verso tale da aumentare ulteriormente il
flusso concatenato con la spira, provocandone così un aumento illimitato ...
Se questo accadesse violeremmo la conservazione dell’ energia: per rendersene conto, riprendiamo
l’ esempio 1) trattato precedentemente, cioè quello della spira che trasla con velocità costante v0 in
un campo magnetico ortogonale ad essa. Assumiamo, per semplicità, che B dipenda solo dalla
coordinata y, lungo la quale avviene la traslazione, e sia una funzione decrescente. Ne segue che il
flusso concatenato con la spira diminuisce nel tempo e dunque la fem indotta in essa è positiva. La
corrente indotta I, interagendo magneticamente con il campo esterno, determina una forza risultante
F sulla spira. Sui due tratti di spira ∆y paralleli a v0, le forze sono uguali ed opposte, per cui non
contribuiscono ad F mentre sul tratto anteriore la forza è nel verso della velocità e vale I ∆x Bant,
dove ∆x è la lunghezza del lato della spira ortogonale alla velocità. Siccome sul tratto posteriore
della spira, la forza magnetica ha verso opposto alla velocità e vale I ∆x Bpost, ne segue che la
risultante vale (in modulo) F = I ∆x (Bant-Bpost). Siccome B decresce lungo y, è una forza
frenante! Affinchè la spira si muova di moto rettilineo e uniforme, questa forza deve essere dunque
bilanciata dall’ esterno ed il lavoro compiuto sulla spira nel tempo dt vale allora
d$=I ∆x (-%DQW +%SRVW ) Y0 dt = -I dΦ=I dt
ovvero la forza esterna rende conto dell’ energia dissipata nella spira per effetto Joule !
Se la legge di Lenz non valesse, la spira accelererebbe da sola, producendo così calore per effetto
Joule, senza intervento esterno ! Si noti infine che se la corrente non fluisce, non c’ è né necessità di
una forza esterna sulla spira per mantenerla in moto né energia dissipata in essa per effetto Joule...
45
4.4 Equazioni di Maxwell dipendenti dal tempo
Da quanto abbiamo detto precedentmente, in condizioni dipendenti dal tempo, le due equazioni di
Maxwell per il campo elettrico diventano
G
G
∂%
URW ( = −
∂W
G ρ
GLY ( =
;
ε0
Rispetto al caso “ statico” abbiamo dovuto modificare la seconda legge, quella relativa alla
rotazione, per tenere conto dell’ induzione elettromagnetica e quindi della non conservatività del
campo elettrico allorché ci troviamo in presenza di un campo magnetico dipendente dal tempo.
Invece la prima legge, quella relativa alle “ sorgenti” del campo, non è stata modificata. Le linee del
campo originano comunque nelle cariche (ferme o in moto che siano) !
Quanto al campo magnetico, le equazioni statiche asseriscono che
G
G
G
GLY % = 0 ;
URW % = µ 0 M
Di nuovo, la prima asserisce che il campo magnetico NON ha sorgenti, mentre la seconda è la
forma differenziale della legge di Ampère, valida per correnti stazionarie.
Nel caso dipendente dal tempo, l’ equazione della divergenza continua a valere: OHFDULFKH
PDJQHWLFKHQRQFLVRQR. Invece l’ equazione della rotazione richiede di essere rivista, infatti, nel
caso dipendente dal tempo, essa è inconsistente matematicamente perchè, mentre il primo membro
G
è tale che GLY(URW %) = 0 , per il secondo membro, in generale risulta
G
G
∂ρ
e questo è zero solo nel caso indipendente dal tempo o stazionario.
GLY( µ 0 M ) = µ 0 GLY( M ) = − µ 0
∂W
Perchè ci sia coerenza, occorre quindi rendere anche il secondo membro dell’ equazione a
divergenza nulla anche nel caso dipendente dal tempo, senza modificarlo nel caso stazionario.
Uno dei contributi di James Clerck Maxwell alla Teoria dell’ Elettromagnetismo fu proprio quello di
introdurre nelle equazioni del campo magnetico la cosiddetta “ corrente di spostamento” , cioè porre
G
G
G
∂(
URW % = µ0 ( M + ε0 )
∂W
G
G
G
∂(
∂ρ
∂GLY(
GLY( M + ε 0
eliminando così l’ inconsistenza di cui sopra, perchè
)=−
+ ε0
=0
∂W
∂W
∂W
Le quattro equazioni di Maxwell, alla base dell’ elettromagnetismo, sono dunque
G ρ
;
GLY ( =
ε0
G
GLY % = 0 ;
G
G
∂%
URW ( = −
∂W
G
G
G
∂(
URW % = µ0 M + µ0ε 0
∂W
Come si vede dalla quarta equazione, la corrente di spostamento produce gli stessi effetti magnetici
di una corrente di cariche reali in movimento! Consideriamo, per esempio, un condensatore piano
che si stia caricando a corrente costante I: fra le sue armature (disposte in vuoto), a causa del fatto
∂(
1 ∂σ I
che ε 0
= ε0
= , si manifesta un campo magnetico esattamente uguale a quello che vi si
∂W
ε 0 ∂W 6
manifesterebbe se si fosse in regime stazionario e fra le armature stesse fosse presente una sostanza
omogenea e conduttrice tale da essere attraversata ancora dalla stessa corrente I di cui sopra...
46
In ogni caso, deve essere ben chiaro che la corrente di spostamento NON ha a che fare con il moto
delle cariche, anche se produce gli stessi effetti magnetici: essa è dovuta semplicemente al fatto che
il campo elettrico varia nel tempo e dunque può esserci corrente di spostamento anche nel vuoto !
L’ importanza della corrente di spostamento sta nel fatto che, oltre a rendere la quarta equazione di
Maxwell consistente dal punto di vista analitico, è proprio la sua presenza che permette di dedurre
dalle quattro equazioni in questione, l’ equazione delle onde per i campi ( e %cioè di dedurre
l’ esistenza delle onde elettromagnetiche nel vuoto.
Vediamo come.
Le equazioni di Maxwell in vuoto diventano (in vuoto non ci sono né cariche né correnti...)
G
GLY ( = 0 ;
G
GLY % = 0 ;
G
G
∂%
URW ( =−
∂W
G
G
∂(
URW % = µ0ε0
∂W
Prendendo la rotazione della seconda e della quarta equazione si ha
G
G
G
G
∂%
∂URW%
∂2 (
= − µ 0ε 0 2
URW (URW ( ) = −URW ( ) = −
∂W
∂W
∂W
G
G
G
G
∂(
∂URW(
∂2%
) = µ 0ε 0
URW (URW %) = URW ( µ 0ε 0
= − µ 0ε 0 2
∂W
∂W
∂W
G
G
G
G
d’ altronde per qualunque campo vettoriale risulta URW (URW 9 ) = ∇(GLY9 ) − ∇ 29 e quindi, essendo
G
G
GLY( = 0; GLY% = 0 , risulta infine
G
2
G
∂(
2
∇ ( − µ0ε0 2 = 0 ;
∂W
G
2
G
∂%
2
∇ % − µ0ε0 2 = 0
∂W
in cui riconosciamo appunto le equazioni delle onde per ( e % , con velocità di fase F =
1
.
µ 0ε 0
Come sappiamo da quanto appreso a proposito del suono, ogni soluzione sarà esprimibile come
combinazione di onde piane. Per quanto riguarda (, la più generale onda piana ha espressione
G G
G G
( = (0 exp(LN ⋅ [ − ω W ) dove N = ω / F : si vede immediatamente che, affinchè questa soluzione
G G
possa verificare l’ equazione della divergenza, deve essere (0 ⋅ N = 0 , ovvero l’ onda deve essere, a
differenza di quanto accadeva nel caso del suono, trasversale.
G G
G G
Quanto al campo magnetico, descritto anch’ esso da un’ onda piana % = %0 exp(LN ⋅ [ − ω W ) abbiamo
che, per la legge dell’ induzione, deve essere
G
G
G
G G
∂%
URW ( = −
⇒ ω %0 = (0 × N
∂W
e, chiaramente, anche per B si tratta di un’ onda trasversale: i tre vettori (, N, % formano una terna
ortogonale come x,y,z...
La trasversalità delle onde elettromagnetiche implica l’ esistenza, per ogni direzione di
propagazione, di due possibili modi di propagazione indipendenti, detti anche “ stati di
polarizzazione” .
G
Un’ onda come quella descritta sopra è polarizzata piana nella direzione del vettore costante (0 .
47
4.5 Mutua induzione
Consideriamo due circuiti α e β e supponiamo che il circuito α sia percorso dalla corrente
stazionaria Iα. Evidentemente, a causa di questa corrente, lo spazio sarà sede di campo magnetico
e, in generale, vi sarà un certo flusso concatenato con il circuito β, flusso che indicheremo con
Φβ(α) per significare che il campo è prodotto dalla corrente Iα.
Evidentemente, fissata la geometria relativa dei due circuiti, che assumiamo comunque immobili, il
campo magnetico sarà linearmente dipendente dalla corrente Iα , e così sarà quindi per Φβ(α) ,
ovvero avremo Φ β (α ) = 0 β (α ) Iα .
Nel caso in cui una corrente Iβ fluisse nel circuito β, avremmo analogamente che il flusso di
campo magnetico concatenato con il circuito α sarebbe proporzionale ad Iβ , i.e. Φα (β ) = 0 α (β ) I β .
Vogliamo dimostrare che i due coefficienti 0 β (α ) e 0 α (β ) sono uguali.
Infatti risulta
G G
G
G µ0
G G
G G
GOβ ⋅ GOα
µ0
Iα GOα
Φ β (α ) = ∫ URW$α ⋅ GV = v∫ $α ⋅ GOβ = v∫ GOβ ⋅
Iα v∫ v∫ G G
G G =
∫
v
4π α | [β − [α | 4π β α | [β − [α |
Σβ
β
β
ovvero si ha
0 β (α )
µ
= 0
4π
G G
GOβ ⋅ GOα
v∫β vα∫ | [Gβ − [Gα |
e, chiaramente risulta
0 β (α )
G G
GO
⋅ GO
µ
µ
= 0 v∫ v∫ G β G α = 0
4π β α | [ β − [α | 4π
G G
GOα ⋅ GOβ
vα∫ v∫β | [Gα − [Gβ | =0 α (β )
Questo coefficiente 0 αβ viene, a buon diritto, chiamato “ coefficiente di mutua induzione” e,
come abbiamo detto, rappresenta la costante di proporzionalità fra flusso concatenato con un
circuito a causa della corrente che circola in un altro ed il valore della corrente in questione.
Si parla anche di coefficiente di auto induzione, nel caso in cui si consideri il flusso di B
concatenato con un circuito dato, a causa della corrente che attraverso il circuito stesso: il simbolo
usualmente usato per indicare questa quantità, invece di 0 αα , è /α .
Ricordiamo che, nel Sistema Internazionale , l’ unità di misura del flusso del campo magnetico è il
Weber (1Wb=1Tesla⋅m2), mentre quella del coefficiente di mutua induzione o del coefficiente di
autoinduzione è l’ Henry (H).
Evidentemente, se due circuiti possiedono un coefficiente di mutua induzione M, allora se in uno di
essi la corrente I dipende dal tempo, nell’ altro si indurrà una fem pari a
G
G G
∂ΦΣ (%)
G,
=v
∫Γ ( ⋅ GO = − ∂W = −0 GW
48
4.6
Energia associata ad un sistema di correnti stazionarie
Così come nel caso di un sistema di cariche, anche per un sistema di correnti si può definire
un’ energia potenziale, in quanto, per poterlo stabilire dal nulla, è necessario spendere energia che
può venir poi “ recuperata” nel momento in cui le correnti vadano a zero di nuovo...
Supponiamo infatti che siano dati n circuiti percorsi dalle correnti Ik (k=1,...,n).
A prescindere dall’ effetto Joule, chiediamoci qual è l’ energia che abbiamo dovuto spendere per
costituire queste correnti.
Immaginiamo dunque di essere in laboratorio e di aver disposto i circuiti, inizialmente non percorsi
da corrente, in modo qualsiasi.
Indichiamo con 0 il coefficiente di mutua induzione fra il
circuito j-esimo e quello k-esimo (per semplicità di notazione, indicheremo con 0 il coefficiente
di auto-induzione del circuito j-esimo). Decidiamo adesso di far passare le correnti dal valore
iniziale nullo al valore finale Ik , in un tempo arbitrario T, secondo una legge temporale qualsiasi
Ik=Ik(t).
Questo significa che prima di t=0 le correnti sono identicamente nulle e per t>T esse hanno assunto
tutte il loro valore (costante) di regime. Fra t=0 e t=T le correnti non sono stazionarie e quindi si
manifestano nei circuiti delle fem indotte, per cui dovremo provvedere in essi opportuni generatori
G,
per bilanciarle. Nel circuito j-esimo, la fem indotta nel transiente vale = − 0
.
GW
Ne segue quindi che, durante il transiente, i generatori dovranno fornire una potenza pari a
G,
1 G (0 , , )
1
, =
: = − , = 0
ovvero una energia complessiva pari a - = 0 , , .
GW
2
GW
2
(eravamo partiti da correnti nulle ...)
Questa energia verrà restituita, attraverso il meccanismo dell’ induzione, nel momento in cui le
correnti siano, di nuovo, annullate: è l’ energia potenziale del campo magnetico. Risulta
G G
G
G
⋅
GO
GO
µ0
GON
1
1µ
1
M
N
- = 0 MN ,N , M = 0 ∑,N , M vv
=
⋅
,
GO
,
G
G
G
∫M ∫N | [M − [N | 2 ∑M v∫M M M ∑N 4π v∫N N | [M − [GN | =
2
2 4π MN
G G 1 GG GG 3
1
, M GO M ⋅$([M ) = ∫ - ([) ⋅ $([)G [
= ∑v
2 M ∫M
2
D’ altronde abbiamo che, essendo le correnti Ik stazionarie, e quindi essendo la densità J(x) che
G
G
compare nell’ integrale, indipendente dal tempo, risulta URW % = µ 0 M .
G G
1 G G G G
1
Dunque l’ argomento dell’ integrale si può anche scrivere come
- ( [ ) ⋅ $( [ ) =
(URW %) ⋅ $ .
2
2µ0
Ricordiamo adesso che, se a e b sono due qualunque campi vettoriali, vale l’ identità
G
G
G G
G G
GLY(D × E ) = E ⋅ URW (D ) − D ⋅ URW (E ) , per cui risulta
G G 3
1 G G G G 3
1
[
⋅
$
[
G
[
=
URW
%
(
)
(
)
(
)⋅ $ G [ =
2∫
2µ0 ∫
G G 3
G G 3
1
1
GLY( $ × % ) G [
(URW $) ⋅ % G [ −
2µ 0 ∫
2µ 0 ∫
- =
49
G G
URW $ = % , quindi il primo integrale vale semplicemente
G 2 3
1
%
|
| G [ mentre il
2µ0 ∫
secondo integrale, via teorema di Gauss, può essere trasformato in un integrale di flusso e si ha
D’ altronde
G G
∫ GLY( $× %) G [ = lim
3
→∞
∫
G G
GLY( $ × %) G 3 [ = lim
→∞
∫
G G
G
( $ × %) ⋅ Gσ = 0
Σ( )
dove abbiamo usato il fatto che, per distribuzioni di correnti al finito, nel limite in cui R→∞, il
potenziale vettore si annulla come R-2 (dipolo) ed il campo B come R-3, per cui l’ integrando va
come R-5, mentre la superficie di integrazione, naturalmente, cresce solo come R2...
In conclusione, quindi, per quanto riguarda l’ energia potenziale magnetica, si ha
G2 3
1 GG G G 3
1
| %| G [
-PDJQ = ∫ - ([) ⋅ $([) G [ =
2
2µ0 ∫
in stretta analogia con quanto avevamo ottenuto per l’ energia elettrostatica, i.e.
1 G
G 3 ε0 G 2 3
-HV = ∫ ρ([) 9 ([) G [ = ∫| ( | G [
2
2
1 G 2
| % | viene indicata con il nome di “ densità di
2µ0
energia magnetica” : di nuovo, la struttura del risultato, mostra che l’ energia magnetica, così come
quella elettrostatica, è positiva.
Per instaurare un regime di correnti stazionarie, occorre comunque spendere energia !
Anche nel caso magnetico, la quantità
50
4.7
Circuito RL
Consideriamo un solenoide avente coefficiente di autoinduzione L ed una resistenza R ad esso in
serie (che potrebbe essere, ma non necessariamente, la stessa resistenza dell’ avvolgimento).
Immaginiamo di collegare questo circuito ad un generatore come in figura e, al tempo t=0, di
chiudere il tasto T: vogliamo conoscere come dipenderà dal tempo la corrente I=I(t) erogata dal
generatore.
Iniziamo osservando che la corrente in questione, fluendo nell’ induttanza, per la legge
dell’ induzione di Faraday, determinerà una fem autoindotta ai suoi capi pari a = −/
G,
.
GW
La prima conseguenza di questo fatto è che la corrente I(t) sarà una funzione continua (anzi,
derivabile) del tempo : essa non può dunque passare istantaneamente dal valore I=0, antecedente
alla chiusura del tasto, al valore di regime.
G,
Usando la legge delle maglie di Kirchhoff, abbiamo che, per t>0, risulta ∆9 − / = 5, , ovvero
GW
G,
∆9 = / + 5,
GW
Come si vede, la corrente obbedisce ad una equazione differenziale lineare, del primo ordine, a
coefficienti costanti, non omogenea, dello stesso tipo di quella relativa alla carica/scarica del
condensatore. Al solito, la soluzione generale è fatta dalla somma di una soluzione particolare
dell’ equazione, con la soluzione generale dell’ equazione omogenea associata.
∆9
E’ immediato che , =
è una soluzione dell’ equazione (soluzione particolare).
5
Occupiamoci dunque dell’ integrale generale dell’ equazione omogenea. Si ha
G,
G, 5
+ , =0
/ + 5, = 0 ⇒
GW
GW /
W
/
il cui integrale generale è , = . exp(− ) dove K è una costante reale qualsiasi e τ = è la
τ
5
costante di tempo del processo, che fornisce la “ scala” temporale su cui avviene.
∆9
W
La soluzione cercata è dunque
, (W ) =
+ . exp(− ) dove la costante K deve essere fissata
5
τ
in base alle condizioni iniziali, i.e. in base al valore di I(0).
La corrente al tempo t=0, dovendo essere una funzione continua, non può che avere il valore I(0)=0,
coincidente con il suo valore per t<0, quindi la soluzione cercata è
, (W ) =
∆9
W
[1 − exp( − )]
5
τ
51
Al tempo t=0, tutta le fem del generatore si trova ai capi dell’ induttanza, essendo I=0 e quindi
essendo la caduta di tensione su R anch’ essa nulla, per cui la derivata della corrente a t=0 vale
G,
∆9
∆9
. Asintoticamente, poi, la corrente tende al valore di regime , =
e quindi
=0 =
GW
/
5
l’ induttanza finisce per non avere piu’ effetti, visto che essa reagisce solo alle variazioni di
corrente che tendono ad annullarsi per t→∞.
Dal punto di vista energetico, la potenza erogata dal generatore vale, naturalmente,
: (W ) = ∆9 , (W ) mentre quella dissipata nella resistenza (effetto Joule) vale : (W ) = 5 , 2 (W ) .
La loro differenza è
G, G 1 2
= ( /, )
GW GW 2
che è appunto la potenza necessaria per determinare la variazione di energia magnetica
dell’ induttanza.
: (W ) = ∆9 , (W ) − 5, 2 (W ) = , (W )[∆9 − 5, (W )] = , (W ) /
Questa energia viene restituita al momento in cui si annulli di nuovo la corrente.
Supponiamo infatti, avendo raggiunto le condizioni di regime, di mettere in corto circuito il
generatore. L’ equazione del circuito diventa allora (la fem del generatore non è piu’ presente)
G,
/ + 5, = 0
GW
La corrente nel circuito, però, non si annulla istantaneamente, dovendo, al solito, essere una
funzione continua del tempo. Se scegliamo l’ origine dei tempi in modo che il processo di
∆9
spegnimento della corrente inizi al tempo t=0, abbiamo che per t<0 era , =
, mentre per t>0
5
la corrente dovrà essere soluzione dell’ equazione differenziale omogenea scritta sopra, ovvero
W
essere del tipo , = . exp(− ) .
τ
La costante di integrazione K è determinata, al solito, dalle condizioni iniziali, per cui risulta
∆9
W
,=
exp(− ) . La corrente continua a fluire nel verso in cui fluiva prima che il generatore fosse
5
τ
messo in corto circuito, e si annulla esponenzialmente con la stessa costante con cui si è portata a
regime.
Durante questo tempo, la potenza dissipata nella resistenza vale ancora : (W ) = 5 , 2 (W ) e risulta
G,
G 1
: (W ) = 5, 2 (W ) = − , (W ) / = − ( /, 2 ) ovvero, integrando nel tempo, troviamo che l’ energia
GW
GW 2
dissipata per effetto Joule nella resistenza R durante il processo di diseccitazione di L è proprio pari
all’ energia magnetica prima immagazzinata nell’ induttanza stessa.
52
4.8
Circuito RLC
Passiamo adesso a studiare il comportamento di un circuito RLC in serie, come quello della figura
riportata sotto.
Supponiamo che il tasto T venga chiuso al tempo t=0. La seconda legge di Kirchhoff, applicata
alla maglia così ottenuta, fornisce:
G,
G,
4
∆9 − / = 5, + 9
ovvero si ha
∆9 = / + 5, +
GW
GW
&
G4
G 24
G4 4
D’ altronde , =
, per cui l’ equazione del circuito diventa ∆9 = / 2 + 5
+ .
GW
GW
GW &
Questa e’ l’ equazione di un oscillatore armonico smorzato, equazione tipica di ogni processo lineare
con reazione negativa e dissipazione.
Matematicamente, si tratta di una equazione differenziale lineare, del secondo ordine, a coefficienti
costanti, non omogenea. Di nuovo, la soluzione generale è la somma di una soluzione particolare
con l’ integrale generale della equazione omogenea associata. Come soluzione particolare,
possiamo cercare, al solito, una soluzione indipendente dal tempo: evidentemente, in questo caso, i
termini proporzionali alle derivate saranno nulli e la soluzione cercata risulta 4 = & ∆9 .
Passiamo adesso all’ integrale generale dell’ equazione omogenea associata /
G 24
G4 4
+5
+ = 0.
2
GW
GW &
Come sappiamo, le soluzioni di questa equazioni sono del tipo
•
•
$ exp(W λ1 ) + % exp(W λ2 ) dove A e B sono costanti di integrazioni arbitrarie mentre λ1,2
sono le radici del polinomio di secondo grado associato all’ equazione data, i.e. del
1
polinomio [ 2 / + [5 + = 0 ;
&
( $ + %W ) exp(W λ ) nel caso in cui le radici del polinomio caratteristico siano coincidenti
/
/
= 5 2 (1 − 4 2 ) .
&
5&
DIniziamo considerando il caso in cui il discriminante ∆ sia nullo, ovvero il caso in cui l’ unica
5
radice del polinomio sia λ = −
. Allora l’ integrale generale dell’ equazione di partenza è
2/
4 = & ∆9 + ( $ + %W ) exp(W λ )
dove le costanti A e B devono essere definite in base alle condizioni iniziali.
Assumendo che il condensatore fosse inizialmente scarico, risulta intanto che Q(0)=0
Il discriminante di questa equazione di secondo grado è
∆ = 52 − 4
53
(la carica sul condensatore è una funzione continua del tempo ...). Ma anche la corrente I(0) deve
essere nulla, essendo anch’ essa necessariamente continua (per quanto già detto per i circuiti RL),
dunque le condizioni iniziali impongono
4=0
⇒ & ∆9 + $ = 0 ⇒ $ = −& ∆9
G4
= 0 = 0 ⇒ 0= (λ $ + % + λ %W ) exp(W λ ) = 0 ⇒
GW
% = λ & ∆9
e quindi abbiamo
4 (W ) = & ∆9 [1 − exp(λ W ) + λ W exp(λW )]
, (W ) = & ∆9 λ 2W exp(λ W ) = & ∆9
52
5W
W exp(− )
2
4/
2/
Per quanto riguarda la corrente, usando il fatto che se il discriminante è nullo allora 5 2 = 4
risulta
, (W ) = & ∆9
4/
/
,
&
& W exp(− 5W ) = ∆9 W exp(− 5W ) = ∆9 W exp(− W )
4 /2
2/
2/
2τ
/
5 τ
/
.
5
La corrente, dunque, data la dipendenza di cui sopra, è nulla al tempo t=0, assume il suo valor
∆9 −1
massimo , max = 2
H per W = 2τ e quindi tende, di nuovo, asintoticamente a zero mentre la
5
G,
∆9
derivata della corrente al tempo t=0 vale, naturalmente,
, come si poteva ricavare
=0 =
GW
/
anche direttamente dall’ equazione stessa ...
Circa la carica sull’ armatura positiva del condensatore, essendo la corrente sempre positiva, è una
funzione crescente del tempo che parte da Q=0 per t=0 con derivata nulla (I(0)=0) e tende,
asintoticamente, al valore 4 (∞) = & ∆9 , passando per un flesso per W = 2τ .
dove, in analogia con quanto definito nel caso dei circuiti RL, abbiamo posto
EConsideriamo ora il caso in cui il discriminante ∆ = 5 2 (1 − 4
in questo caso le due radici λ1,2 =
−5 ± 5 1 − 4
τ =
/
) sia strettamente positivo:
5 2&
/
5 2& sono reali e distinte.
2/
La soluzione dell’ equazione ha la forma 4 = & ∆9 + $ exp(W λ1 ) + % exp(W λ2 ) dove, di nuovo, le
costanti di integrazione A e B devono essere fissate in base alle solite due condizioni iniziali
relative al valore di Q ed I per t=0. Si ha
4=0
⇒ & ∆9 + $ + % = 0
G4
= 0 = 0 ⇒ λ1 $ + λ2 % = 0
GW
La soluzione del sistema lineare in $ e % così ottenuto fornisce
& ∆9 /λ2
& ∆9 /λ1
;
$=
%=−
2
5 1− 4 / 5 &
5 1 − 4 / 5 2&
54
per cui risulta
4 (W ) = & ∆9 [1 +
, (W ) = & ∆9 [
λ2 /
5 1− 4 / 5 &
2
λ1λ2 /
5 1 − 4 / 5 2&
exp(λ1W ) −
exp(λ1W ) −
λ1 /
5 1 − 4 / 5 2&
λ2λ1 /
5 1 − 4 / 5 2&
exp(λ2W )]
exp(λ2W )] =
∆9
5 1 − 4 / 5 2&
[exp(λ1W ) − exp(λ2W )]
1
.
/&
L’ andamento nel tempo della carica è qualitativamente simile a quello già visto nel caso a).
Circa la corrente, evidentemente essa è nulla per t=0, mentre la sua derivata, sempre per t=0, è pari
dove, nell’ equazione della corrente I(t), abbiamo usato il fatto che λ1λ2 =
naturalmente a
G,
GW
=0
=
∆9
5 1 − 4 / 5 2&
[λ1 − λ2 ] =
2 5 1 − 4 / 5 2& ∆9
=
.
2/
/
5 1 − 4 / 5 2&
∆9
Essa raggiunge il suo valor massimo quando λ1 exp(λ1W ) − λ2 exp(λ2W ) = 0 , ovvero per
ln(| λ2 |) − ln(| λ1 |)
W=
, quindi torna asintoticamente ad annullarsi.
λ1 − λ2
/
Nel caso particolare in cui τ = << τ = 5&
⇒ 1 − 4 / 5 2 & = 1 − 4τ τ ≈ 1 − 2 τ τ ,
5
/
/
−5 + 5 1 − 4 2
− 5 + 5 (1 − 2 2 )
5& ≈
5 & =− 1 =− 1
λ1 =
2/
2/
τ
5&
risulta
/
/
−5 − 5 1 − 4 2
− 5 − 5 (1 − 2 2 )
5& ≈
5 & ≈ − 25 = − 1
λ2 =
2/
2/
2/
τ
e quindi si ha
∆9
, (W ) ≈
[exp(−W τ ) − exp(−W τ )]
5
Questo risultato è particolarmente espressivo e mostra come, nel caso di effetti induttivi trascurabili
rispetto a quelli capacitivi, i.e.nel caso in cui τ << τ , la corrente salga con la costante di tempo
τL al valore che avrebbe acquistato immediatamente in assenza di termine induttivo (cioè ∆9 5 ),
per poi decrescere fino a zero con scala temporale data da τ .
FUltimo caso che ci resta da analizzare è quello in cui il discriminante
/
/
∆ = 5 2 − 4 = 5 2 (1 − 4 2 ) è strettamente negativo.
&
5&
Evidentemente, in questo caso, le due soluzioni restano distinte ma non sono piu’ reali, bensì sono
4/
complesse coniugate. Se poniamo Ω ≡
− 5 2 2 / , allora Ω è reale positivo e risulta
&
4/
4/
−5 ± 5 1 − 2
− 5 ± L5 2 − 1
1
5& =
5&
λ1,2 =
≡−
± LΩ
2/
2/
2τ
55
Formalmente, la soluzione è la stessa che nel caso precedente, con l’ unica differenza che λ1,2 sono
adesso complessi coniugati. Le condizioni iniziali impongono, di nuovo, che
4 (W ) = & ∆9 [1 +
, (W ) = & ∆9 [
λ2 /
5 1 − 4 / 5 2&
λ1λ2 /
5 1− 4 / 5 &
2
exp(λ1W ) −
exp(λ1W ) −
λ1 /
5 1 − 4 / 5 2&
λ2λ1 /
5 1− 4 / 5 &
2
exp(λ2W )]
exp(λ2W )] =
∆9
5 1 − 4 / 5 2&
[exp(λ1W ) − exp(λ2W )]
ovvero
L
1 λ2
1 λ1
exp(λ1W ) −
exp(λ2W )] = & ∆9 {1 +
[λ1 exp(λ2W ) − λ2 exp(λ1W )]}
2 LΩ
2 LΩ
2Ω
∆9
∆9
, (W ) =
[exp(λ1W ) − exp(λ2W )] =
exp(− W 2τ )[exp(LΩW ) − exp(−LΩW )]
2
2L/Ω
5 1− 4 / 5 &
4 (W ) = & ∆9 [1 +
Per quanto riguarda la corrente, essendo
, (W ) =
exp(LΩW ) − exp(−LΩW ) = 2L sin ΩW , risulta
∆9
∆9
exp(− W 2τ )[exp(LΩW ) − exp(−LΩW )] =
exp(− W 2τ ) sin ΩW
2L/Ω
Ω/
la quale mostra appunto, finalmente, l’ insorgenza di oscillazioni smorzate nel circuito !
Queste si innescano solo se il discriminante dell’ equazione di secondo grado è negativo, ovvero se
/
il termine dissipativo è tale che 5 2 < 4 .
&
La costante di smorzamento è 2τ mentre la pulsazione dell’ oscillazione è data da
Ω=
4/
− 52
&
2/
la quale, nel limite in cui l’ oscillatore è debolmente smorzato, ovvero
4/
>> 5 2 ,
&
1
.
/&
Analogamente, per quanto riguarda la carica, la soluzione ottenuta
cioè nel limite in cui τ >> τ , diventa
•
•
•
Ω≈
è reale,
L
[λ1 − λ2 ] = 0 ,
2Ω
tende al valore asintotico & ∆9 per t→∞ .
vale zero al tempo t=0, visto che 1 +
Risulta
L
sin ΩW
[λ1 exp(λ2W ) − λ2 exp(λ1W )]} = & ∆9 {1 − exp(− W 2τ )[
+ cos ΩW ]}
2Ω
2Ωτ
Osserviamo che, nel limite di oscillatore debolmente smorzato, risulta
4 (W ) = & ∆9 {1 +
56
Ωτ =
1 /
=
/& 5
/
>> 1 ,
5 2&
dunque, per tempi dell’ ordine di Ω −1 , la carica dipenderà dal tempo come
4 (W ) & ∆9 {1 − cos ΩW} .
In queste condizioni, le ampiezze di oscillazione della corrente e della carica sono legate dalla
relazione
1 ∆9 2 1 (& ∆9 )2
/(
) =
2 Ω/
2 &
che esprime la conservazione dell’ energia, nel limite in cui il termine dissipativo sia trascurabile.
Osserviamo infatti che, se aspettiamo che il condensatore si sia caricato alla ddp ∆V e poi mettiamo
in corto circuito il generatore, l’ equazione del circuito coincide con l’ equazione omogenea, mentre
G4
le condizioni iniziali diventano 4 (0) = & ∆9 ;
= 0 = , (0) = 0 .
GW
La soluzione è
1λ
1 λ1
sin ΩW
4 (W ) = −& ∆9 [ 2 exp(λ1W ) −
exp(λ2W )] = & ∆9 exp(− W 2τ )[
+ cos ΩW ]}
2 LΩ
2 LΩ
2Ωτ
, (W ) =
−∆9
[exp(λ1W ) − exp(λ2W )] = −
∆9
exp(− W 2τ ) sin(ΩW )
/Ω
5 1 − 4 / 5 2&
ovvero, la corrente è semplicemente uguale ed opposta all’ espressione precedente, e così pure la
carica ma limitatamente alla sola parte dipendente dal tempo (naturalmente il termine indipendente
dal tempo, adesso, non è piu’ presente, essendo l’ equazione del circuito omogenea...).
Potendo trascurare la dissipazione, nei due casi, l’ ampiezza che descrive il termine oscillante di
∆9
carica ( & ∆9 ) e di corrente
coincidono.
/Ω
D’ altronde, se prendiamo l’ equazione omogenea e la moltiplichiamo per la corrente, si ha
/
G 24
G4 4
+5
+ =0
2
GW
GW &
⇒ /
G,
4
+ 5, + = 0
GW
&
⇒ , /
G,
4 G4
+ 5, 2 +
=0
GW
& GW
ovvero
G 1 2 1 42
( /, +
) + 5, 2 = 0
GW 2
2 &
la quale esprime la conservazione dell’ energia e stabilisce che, a parte il termine dissipativo, la
somma dell’ energia magnetica ed elettrostatica sono costanti nel tempo: siccome corrente e carica
sono sfasate di 90 gradi e quando è zero una è massima l’ altra e viceversa, ne segue che le loro
1
1 40 2
2
ampiezze , 0 e 40 devono appunto soddisfare la condizione /, 0 =
.
2
2 &
57
4.9 Correnti alternate
Fin’ ora abbiamo sempre assunto che i generatori producessero fem costanti nel tempo. Assumiamo
adesso, invece, che ci sia dipendenza dal tempo, i.e. che = (W ) .
Piu’ precisamente diremo che un generatore produce una fem alternata se
•
= (W ) è periodica, ovvero ∃7 : (W ) = (W + 7 ),
•
(W ) ha media nulla, ovvero
∀W
∫ (W) GW = 0
0
Cominceremo con il considerare il caso semplice in cui (W ) sia una funzione cosinusoidale del
tempo, i.e. del tipo (W ) = 0 cos(ω W + ϕ ) , dove
•
•
•
•
0 è l’ ampiezza (quantità per ipotesi positiva),
2π
ω=
= 2πυ è la pulsazione (rad/sec),
7
ϕ è la fase del segnale cosinusoidale,
υ è la frequenza del segnale (sec-1=Hz).
Immaginiamo di possedere un siffatto generatore (potrebbe essere una spira che ruota con velocità
costante in un campo magnetico uniforme ...) e di chiuderlo su una resistenza R(*).
Se la frequenza non è troppo elevata, o meglio se il periodo T è molto maggiore del tempo τ che
una perturbazione elettromagnetica impiega per propagarsi nel circuito, potremo considerare come
“ instantaneo” la propagazione del campo elettrico nel circuito stesso (funzionamento quasi-statico).
D’ altronde, come abbiamo visto nel modello di Drude, i tempi caratteristici degli elettroni fra un
urto ed il successivo avvengono, in un metallo, sulla scala dei 10-14sec: ci possiamo dunque
aspettare che la resistenza continui a comportarsi in corrente alternata così come si comporta in
corrente continua, ovvero che permanga ad ogni istante la proporzionalità fra corrente e tensione.
Questo significa che continuerà a valere la legge di Ohm
(W ) = 5 , (W ) ⇒ , (W ) = 0 cos(ω W +ϕ )
5
_______________________________________________________
(*) Il simbolo usato per il generatore indica che è sinusoidale e dice, quando l’ argomento del
coseno è nullo, qual è il polo positivo e quale quello negativo.
58
Dunque, nel caso di una fem sinusoidale chiusa su una resistenza, avremo che, in condizioni quasistatiche (ovvero, come abbiamo detto, nell’ ipotesi di propagazione “ instantanea” del campo
elettrico...), la corrente è
•
sinusoidale,
•
di ampiezza proporzionale a quella della fem, i.e. , 0 =
•
con la stessa fase della fem.
0
,
5
Passiamo adesso a considerare un altro dispositivo che abbiamo già studiato sia in regime statico
che “ impulsivo” , cioè il condensatore.
L’ equilibrio del circuito, assunto idealmente privo di resistenza, richiede che, istante per istante,
(sempre assumendo che la frequenza sia tale per cui ci si trovi in condizione “ quasi statica” ...)
risulti
4 (W )
(W ) =
dove 4 (W ) è la carica sull’ armatura “ positiva” del condensatore, ed (W ) la ddp
&
4 (W ) = & 0 cos(ω W + ϕ ) .
fra quella armatura e l’ altra. Ne segue dunque che
Siccome la carica del condensatore non è costante nel tempo, deve esserci una corrente nel circuito
G4 (W )
, per cui risulta
che la modifica , (W ) =
GW
, (W ) = −ω & 0 sin(ω W + ϕ ) = ω & 0 cos(ω W + ϕ + π 2)
Come si vede, in questo caso la corrente è
•
•
sinusoidale
di ampiezza proporzionale a quella della fem, i.e. , 0 = ω & 0 ,
•
sfasata di π 2 in anticipo rispetto alla tensione.
59
Veniamo infine a considerare che cosa accade quando il generatore ideale di fem cosinusoidale
è chiuso su un’ induttanza pura L.
La fem del generatore bilancerà, istante per istante, la fem autoindotta nell’ induttanza. Risulta
(W ) − /
G, (W )
=0
GW
⇒
G, (W ) 0
= cos(ω W + ϕ )
GW
/
0
sin(ω W + ϕ ) + . dove K è una costante di integrazione.
ω/
Questa costante può essere messa a zero, in quanto è presente unicamente perchè il circuito non ha
dissipazione e quindi la corrente può circolarvi anche in assenza di una causa che la provochi.
Questa condizione è irrealizzabile (se non nei circuiti superconduttori, la cui trattazione esula però
dagli argomenti del corso) e, in caso di dissipazione, non c’ è alcun contributo stazionario possibile
alla corrente ... In conclusione, si ha
Integrando, abbiamo quindi
, (W ) =
, (W ) =
0
sin(ω W + ϕ ) = 0 cos(ω W + ϕ − π 2)
ω/
ω/
ovvero, nel caso dell’ induttanza, la corrente è
•
sinusoidale
•
di ampiezza proporzionale a quella della fem, i.e. , 0 =
•
sfasata di π 2 in ritardo rispetto alla tensione.
0
,
ω/
In tutti i casi esaminati, a parte il caso resistivo, la corrente e la tensione, pur avendo ampiezze
proporzionali, non sono proporzionali istante per istante, a causa del fatto che risultano sfasate.
Un metodo per visualizzare la situazione, anche e soprattutto per quanto riguarda gli sfasamenti, è il
metodo “ dei vettori rotanti” .
$0 cos(ω W + ϕ ) può sempre essere visto come la proiezione sull’ asse
Un segnale cosinusoidale
delle ascisse di un vettore applicato nell’ origine e di lunghezza $0 , che ruota nel piano con
velocità angolare ω e forma, al tempo t=0, un angolo ϕ con il suddetto asse.
Usando questa rappresentazione, per le tre situazioni esaminate, abbiamo
60
9 =5,
9=
,
,
ω&
9 = ω/ ,
,
ωW + ϕ
ωW + ϕ
ωW + ϕ
,
Ma un vettore nel piano può essere visto come un numero complesso e la rotazione sarà descritta
semplicemente dalla moltiplicazione per il fattore di fase exp(Lω W ) . In questo modo, se prendiamo,
per esempio, la fem del generatore 0 cos(ω W + ϕ ) , risulta naturale associarle la funzione complessa
7 (W ) = 0 exp(Lω W + ϕ ) ≡ 7 exp(Lω W ) dove l’ ampiezza complessa 7 è stata definita come
7 ≡ 0 exp(Lϕ ) (resta inteso che la fem coincide con la parte reale di quella funzione complessa...).
In modo analogo si può procedere per la corrente, associando a , (W ) = , 0 cos(ω W + ψ ) la funzione
complessa ; (W ) = , 0 exp(Lω W + ψ ) ≡ ; exp(Lω W ) , dove ; ≡ , 0 exp(Lψ ) .
Risulta allora
a) Caso resistivo
Avevamo visto che il legame corrente-tensione era tale che
0 cos(ω W +ϕ ) =5 , 0 cos(ω W +ϕ ) ⇒ 7 exp(Lω W ) = 5 ; exp(Lω W ) ⇔ 7 = 5 ;
In termini delle funzioni complesse di cui sopra abbiamo dunque ancora proporzionalità ad
ogni istante fra corrente e tensione: niente di strano, visto che la proporzionalità era già
presente fra le funzioni reali di partenza ...
b) Caso capacitivo
Nel caso della capacità abbiamo
, (W ) = ω & 0 cos(ω W + ϕ + π 2) ⇒ ; exp(Lω W ) = ω & 0 exp(Lω W + ϕ + π 2)
⇒ ; exp(Lω W ) = ω &7 exp(Lω W ) exp(L π 2) = Lω &7 exp(Lω W ) ⇔ ; = Lω &7
Come si vede, per le funzioni complesse che descrivono la tensione e la corrente, abbiamo
trovato, anche nel caso della capacità, una condizione di proporzionalità valida ad ogni
istante: questo è dovuto al fatto che i numeri complessi, essendo definiti da un modulo ed
una fase, consentono di tener conto in modo intrinseco dello sfasamento fisso che abbiamo
trovato tra le funzioni reali che descrivono la corrente e la tensione.
1
L
Al prezzo di introdurre l’ impedenza complessa del condensatore = =
=−
Lω &
ω&
possiamo scrivere anche per il condensatore la “ legge di Ohm” (per le ampiezze e per le
funzioni che ne descivono l’ evoluzione nel tempo) ovvero 7 = = ; .
61
c) Caso induttivo
Anche nel caso dell’ induttanza, essendo
1
, (W ) = 0 cos(ω W + ϕ − π 2) ⇒ ; exp(Lω W ) =
0 exp(Lω W + ϕ − π 2)
ω/
ω/
1
1
1
7 exp(Lω W ) exp(−L π 2) = −L
7 exp(Lω W ) ⇔ ; = −
7
⇒ ; exp(Lω W ) =
ω/
ω/
ω/
abbiamo recuperato la proporzionalità ad ogni istante fra le funzioni complesse che
descrivono nel tempo la corrente e la tensione, al prezzo di aver dovuto definire l’ impedenza
dell’ induttanza come = = Lω / . Per quanto riguarda le ampiezze, abbiamo 7 = = ; .
∆H
= = ; , dove = = 5, Lω /,
1
,
Lω &
rispettivamente, dove questo significa semplicemente che Re[∆H exp(Lω W )]=Re[= ; exp(Lω W )] .
Le impedenze associate ad L e C sono immaginarie proprio per render conto dello sfasamento
tensione/corrente e dipendono dalla frequenza: l’ impedenza dell’ induttanza cresce con la frequenza,
mentre quella della capacità diminuisce.
Risulta quindi che per R, C, L è comunque
Vogliamo sottolineare ancora il fatto che le grandezze fisiche sono quantità reali. Il passaggio al
campo complesso rende formalmente “ semplice” il legame fra le due, consentendoci di recuperare
un legame di semplice proporzionalità. Usando i complessi, la dipendenza temporale è contenuta
nel fattore di fase exp(Lω W ) comune a tensione e corrente (entrambi questi vettori “ ruotano” con
la stessa velocità angolare ...). Resta inteso che, una volta risolto il circuito, cioè una volta ottenute
l’ ampiezza complessa, per esempio, della corrente, per averne la effettiva dipendenza temporale,
occorre moltiplicarla per il fattore di fase in questione e quindi prendere la parte reale del numero
complesso così ottenuto: la fase dell’ ampiezza complessa genererà il suo sfasamento corretto...
Verifichiamo adesso che, fatte queste premesse, per le ampiezze complesse della corrente e della
tensione valgono ancora le leggi di Kirchhoff.
Cominciamo dalla legge dei nodi.
Il fatto che nel nodo non possa accumularsi carica elettrica, garantisce che, dette
, (W ) = , 0 cos(ω W + ϕ ) le correnti reali divergenti dal nodo ( ϕ → ϕ + π se invece che divergenti
le prendiamo convergenti ...), allora deve essere
∑,
(W ) = 0
⇒
∑,
0
cos(ω W + ϕ ) = 0
∀t .
Siccome questa relazione reale deve valere a tutti i tempi, ecco che derivandola rispetto al tempo, si
ha −ω ∑ , 0 sin(ω W + ϕ ) = 0 ∀t .
Ma allora, dividendo questa ultima espressione per −ω e moltiplicandola per il coefficiente
immaginario, otteniamo L ∑ , 0 sin(ω W + ϕ ) = 0 ∀t che, sommata alla precedente, fornisce
∑,
0
[cos(ω W + ϕ ) + L sin(ω W + ϕ )] = 0
⇒
∑;
exp(Lω W ) = 0
⇒
∑;
=0
ovvero che la somma delle ampiezze complesse delle correnti divergenti da un nodo deve essere
nulla.
Analogamente, per quanto riguarda la seconda legge di Kirchhoff, si ha che, ad ogni tempo, la
somma algebrica delle fem presenti nella maglia (contate con il segno positivo se attraversate da – a
62
+, nel verso di circolazione della maglia) deve eguagliare la somma delle ddp ai capi delle
impedenze che si trovano sulla maglia stessa: procedendo come sopra, si ha di nuovo che
∑= ;
exp(Lω W ) =
∑7
exp(Lω W )
⇒
∑= ;
=
∑7
Siccome le due leggi di Kirchhoff erano la base per la risoluzione dei circuiti in corrente continua, il
fatto che continuino a valere anche in regime di corrente alternata, al solo prezzo di dover usare
grandezze complesse, ci consente di affrontare i circuiti in c.a. con gli stessi metodi usati in corrente
continua.
In particolare avremo che, per elementi in serie, l’ impedenza equivalente sarà la somma delle
impedenze, mentre per impedenze in parallelo dovremo calcolare l’ inverso della somma degli
1
inversi …: =
= =1 + = 2 + ...;
=
=
.
1
1
+
+ ...
=1 = 2
Veniamo ora a studiare un fenomeno che non ha equivalente in corrente continua, cioè quello della
risonanza: ci limiteremo allo studio della risonanza “ serie” , ovvero quella che si manifesta in un
circuito RLC-serie.
L’ impedenza di questo circuito, per quanto detto sopra, vale
1
= = = + = + = = 5 + Lω / − L
ω&
Come si vede, i due termini immaginari sono di segno opposto e quindi tendono a compensarsi.
1
1
⇒ ω2 =
l’ impedenza del circuito assume il suo valore minimo, pari
Nel caso in cui ω / =
ω&
/&
1 2
) .
a R (in tutti gli altri casi, il modulo dell’ impedenza è maggiore, essendo | = |= 5 2 + (ω / −
ω&
In particolare, per il valore di ω sopra riportato, l’ impedenza è reale e, di nuovo corrente e tensione
sono in fase. Questa particolare condizione di lavoro è detta “ condizione di risonanza” del circuito.
Accade che la ddp ai capi dell’ induttanza e quella ai capi del condensatore sono uguali ed opposte,
per cui la loro somma è nulla qualunque sia la corrente: è come se non esistessero nel circuito.
Come conseguenza, la corrente (fissata la fem) assume il suo valor massimo, limitata solamente
dalla resistenza. Si noti inoltre che le ddp ai capi di L e C possono essere anche molto maggiori
63
dell’ ampiezza della fem presente nel circuito, infatti | 9 |= ω / | , |= ω /
0
che, naturalmente, può
5
essere anche maggiore di 0 ...
Un altro aspetto che differenzia il comportamento di un circuito in cc da quello in ca è quello della
potenza.
Supponiamo di considerare una impedenza = ≡| = | exp(Lθ ) ed assumiamo che sia collegata ad una
fem di ampiezza complessa 7 exp(Lω W ) dove 7 ≡ 0 exp(Lϕ ) .
1
La corrente nel circuito è data da ; exp(Lω W ) = 7 exp(Lω W ) = 0 exp[L (ϕ − θ )]exp(Lω W ) ,
=
|= |
ovvero, la funzione reale che descrive la corrente nell’ impedenza data è
, (W ) = 0 cos[ω W + (ϕ − θ )] ≡ , 0 cos[ω W + (ϕ − θ )]
|= |
mentre la ddp ai suoi capi vale, ovviamente, (W ) = 0 cos(ω W + ϕ ) .
Ne segue che la potenza dissipata nell’ impedenza vale
2
: (W ) = (W ) , (W ) = 0 cos(ω W + ϕ ) 0 cos[ω W + (ϕ − θ )] = 0 cos(ω W + ϕ ) cos[ω W + (ϕ − θ )]
|= |
|=|
D’ altronde, il prodotto dei due coseni può essere scritto come
1
1
cos α cos β = [cos(α + β ) + cos(α − β )] ⇒ cos(ω W + ϕ ) cos[ω W + (ϕ − θ )] = [cos(2ω W + 2ϕ − θ ) + cos(θ )]
2
2
per cui la potenza oscilla, a frequenza angolare 2ω intorno al valor medio
2
,
< : >= 0 cos(θ ) = 0 0 cos(θ ) .
2| = |
2
0 2 , 0 2
=
5 , mentre nei casi
Nel caso resistivo, per cui θ = 0 , questa potenza media vale < : >=
25
2
induttivo e capacitivo essa è nulla ! Gli elementi L e C sono detti, per questo, elementi reattivi: essi
non dissipano potenza, bensì la assorbono e la restituiscono in modo tale che la media sul periodo
risulta nulla ...
Solitamente, per recuperare l’ analogia formale con quanto trovato in cc, si definiscono i valori
efficaci della corrente e della fem in modo che
2
0
,0
=
; , =
⇒ < : >=
cos(θ ) = , cos(θ ) = , 2 | = | cos(θ )
|= |
2
2
Naturalmente, nel caso puramente resistivo, abbiamo così < : >=
2
5
= ,
= ,2 5 .
64
5.0 Magnetismo nella materia
Se misuriamo l’ induttanza L di una bobina quando essa è immersa in un mezzo materiale,
troviamo in genere un valore diverso dal valore L0 che misuriamo in vuoto. Esistono mezzi per cui
L ”/0
:
sono i mezzi diamagnetici;
L •/0
:
sono i mezzi paramagnetici;
L >> L0
:
sono i mezzi ferromagnetici.
Per capire come mai accade questo, occorre rifarci alla struttura atomica della materia.
Sappiamo che un atomo è fatto da un nucleo circondato da elettroni, che, classicamente, gli
girano intorno.
Consideriamo, per comodità di analisi, un sistema fatto da una sferetta di massa M e carica -q0 <0,
legata ad un punto fisso O da una corda di lunghezza R, attraverso la quale viene trasmessa la forza
centripeta necessaria per tenere la carica in rotazione alla velocità costante V0.
Fig 70
Questo sistema equivale ad una spira di raggio R, percorsa da una corrente I che circola nel verso
opposto a quello in cui viaggia la carica (che abbiamo supposto negativa e ruotante in verso
antiorario ...), il cui modulo è dato da
I = q0 /T = q0 V0/(2π R) = ω q0/(2π)
A questa carica in rotazione è dunque associato un momento magnetico m pari a
m = - π R2 I k = - π R2 q0 V0/(2π R) k = - k R q0 V0/2
dove k è il versore dell’ asse z (*).
65
Supponiamo ora che il sistema considerato si trovi immerso in un campo magnetico
prodotto, per esempio, da un solenoide avente l’ asse z come asse.
Facciamo crescere l’ intendità del campo magnetico B dal valore B = 0 al valore B0
B:
(0, 0, 0)
→
(0, 0, B0)
Durante il tempo in cui questo accade, sarà presente, tangenzialmente alla “ spira” , un campo
elettrico EII tale che
œ E ⋅ dl
II
= - dΦ/dt = - π R2 dB/dt
Questo campo elettrico EII (orientato nel senso di circolazione antiorario, che, per ipotesi, è quello
di V0) vale dunque
2π R EII = - π R2 dB/dt
⇒
EII = - (R/2) dB/dt
Esso produce sulla carica una forza elettrica tangente alla traiettoria, e dunque una accelerazione
tangenziale pari a
aII = (-q0 EII )/M = (q0 R)/(2M) dB/dt
la quale è nello stesso verso della velocità (dB/dt •,QWHJUDQGRVLRWWLHQH
Vfin - V0 = (q0 R B0)/(2M) > 0
e questo indipendentemente dalle modalità come siamo andati da zero a B0.
Prima di continuare, proviamo a valutarne l’ ordine di grandezza in un atomo: si ha
∆V = B⋅ 1.6 10-19 ⋅ 0.5 10-10 /(2⋅ 10-30) ≅ 4 B m/s
Anche in campi molto intensi (Es: 10 T), la variazione di velocità resta estremamente piccola in
paragone a quella già posseduta dall’ elettrone, che è dell’ ordine di
α c ≅ 2⋅ 106 m/s, come descritto nella nota a piè di pagina.
_____________________________________________________
(*) Si osservi, per inciso, che questa carica in rotazione ha un momento angolare pari a
L = M V0 R k
per cui ne risulta
m = L [-q/(2M)]
Si può dimostrare che questo risultato è di validità generale, indipendentemente dalla forma della
distribuzione di carica in rotazione.
Per un elettrone legato in un atomo, abbiamo R ≅ 0.5 10-10 m; q0 = 1.6 10-19 C;
V0 ≅ (3./137)108 m/s , per cui ne risulta |m| ≅ 0.9 10-23 Am2.
66
Circa la forza centripeta, essendo aumentata la velocità nello stato finale, essa sarà
maggiore. Al primo ordine perturbativo in ∆V/V0, risulta
F = M V2fin /R ≅ M/R { V20 + 2 ∆V V0)
D’ altronde, nello stato finale, oltre alla corda del nostro modello, sulla carica in moto agisce anche
la forza di Lorentz
FL = -q0 Vfin ∧ B0
Questa forza è diretta verso il centro ed ha una intensità pari a
FL = q0 Vfin B0 ≅ q0 V0 B0
Risulta così
FL = q0 V0 B0 = q0 V0 (2M ∆V)/( q0 R) = 2 M V0 ∆V/R
ovvero la forza di Lorentz bilancia esattamente l’ aumento di forza centripeta sopravvenuto a causa
dell’ aumento di velocità: in altri termini, la corda del nostro modellino continua a trasmettere la
stessa forza di prima ...
La conseguenza è che se, invece di una corda inestensibile, la forza è esercitata in altro modo,
dipendente dalla distanza (per esempio, dal campo coulombiano del nucleo ...), la distanza fra la
carica ed il centro di attrazione, nonostante varii la velocità, non cambia.
Poiché, comunque, a raggio costante, è cambiata la velocità, significa che è cambiata la corrente
nella spira
I = q0 V/(2π R)
⇒
I + ∆ I , dove ∆ I = q0 ∆V/(2π R)
e dunque anche il momento magnetico generato. La variazione vale
∆m = - k R q0 ∆V/2 = = - k R q0 (q0 R B0)/(2M) /2 = - k R2 q20 B0 /(4M) =
= - R2 q20 B0 /(4M)
Nel caso dell’ elettrone legato al nucleo, il suo modulo vale
67
| ∆m | = B0 (1.6⋅ 10-19 )2⋅ (0.5⋅ 10-10 )2 / (4 ⋅ 1030) ≅ B0⋅ 0.16⋅ 10-28 A/m2
Si noti che questa variazione di momento magnetico è opposta a B0, comunque giri la carica !
Questo discende dal fatto che l’ applicazione di B0 produce sulle orbite degli elettroni una variazione
di velocità angolare (di Larmor)
∆ω = ∆V/R = q0 B0 /(2M)
la quale è indipendente dal verso in cui essi ruotano.
Di conseguenza, anche se la densità di momento magnetico M era inizialmente nulla, dopo
l’ applicazione del campo B0, essa non lo sarà più, e diviene
M = n ∆m = - n R2 e2 B0 /(4M)
dove n è il numero di elettroni per unità di volume.
Vediamo ora quali sono le conseguenze osservabili dovute alla nascita di una densità di
momento magnetico M nella materia o, come si usa dire, della presenza di una “ densità di
magnetizzazione” .
Abbiamo visto che il potenziale vettore prodotto da un dipolo magnetico nell’ origine del sistema di
riferimento è
A(x) = µ0 /(4π) m ∧ x /|x|3
per cui, in presenza di una distribuzione di dipoli magnetici, per il principio di sovrapposizione,
avremo
A(x) = µ0 /(4π)
œ
œ
d3y M(y) ∧ (x-y) /|x-y|3 = µ0 /(4π) d3y M(y)∧ gradY[1/|x-y|]
Consideriamo, come esempio, la componente i=1:
œ
A1(x) = µ0 /(4π) d3y [ M2(y) ∂3(1/|x-y|) - M3(y) ∂2(1/|x-y|) ]
œ
= µ0 /(4π) d3y {∂3[M2(y)/|x-y|] -∂3M2(y)/|x-y| -∂2[M2(y)/|x-y|] +∂2M3(y)/|x-y|}
I termini che coinvolgono derivate totali danno un contributo nullo, nell’ ipotesi che certamente
facciamo che M si annulli all’ infinito: resta dunque che
œ
A1(x) = µ0 /(4π) d3y {-∂3M2(y)/|x-y| +∂2M3(y)/|x-y|}
œ
= µ0 /(4π) d3y [rot M(y)]1/|x-y|
ovvero
œ
A(x) = µ0 /(4π) d3y [rot M(y)]/|x-y|
68
D’ altronde noi sappiamo che, in generale, il potenziale vettore prodotto da una densità di corrente di
conduzione J(x) è dato da
œ
A(x) = µ0 /(4π) d3y J(y)/|x-y|
ne segue che la presenza di una densità di momento magnetico M(y) equivale, dal punto di vista del
campo magnetico generato, alla presenza di una distribuzione di corrente descritta dalla densità di
“ corrente di magnetizzazione”
J(y) = rot M(y)
Quindi dobbiamo aspettarci che la quarta equazione di Maxwell, in presenza di magnetizzazione, in
condizioni stationarie, diventi
rot B = µ0 J + µ0 rot M
ovvero
rot ( B - µ0M) = µ0 Jconduzione
Così come nel caso dell’ elettrostatica nei mezzi materiali, dove avevamo definito il vettore
“ spostamento elettrico”
D = ε0 E + P
in modo da “ eliminare” dalla equazione
div (E + P/ε0 ) = ρconduzione / ε0
la carica di polarizzazione
ρpolaizzazione = div (P)
nello stesso modo, nel caso del magnetismo nella materia, possiamo introdurre il vettore ausiliario
H (*)
H = ( B - µ0M)/ µ0
___________________________________________________
(*)
Vogliamo osservare che, dal punto di vista dimensionale, effettivamente µ0M ha le
dimensioni di B. Infatti
[m] = A m2
⇒
[M] = [m]/ m3 = A/m
mentre le dimensioni di µ0 si ottengono dalla legge di Ampère, secondo la quale
[B] m = [µ0] A ⇒
[µ0] = [B] m/A
⇒
[µ0M] = [B] m/A A/m = [B]
69
in modo da recuperare l’ equazione
rot H = Jconduzione
Il teorema di Ampère per il campo H stabilisce allora che
œ H⋅ dl
= Iconcatenata
L’ unità di misura di H è Ampère spire/metro.
In tutti i casi in cui M e B sono proporzionali, potremo definire la costante “ suscettività
magnetica χ del materiale” nel modo seguente (è un numero puro...)
µ0M = χ B
Per concludere, ricordiamo che B, che nel SI si misura in Tesla, ha, dalla definizione dell’ Ampère,
le seguenti dimensioni
[B] A m = Newton
⇒
[B] = Kg t-2 A-1
risulta che
H = ( B - µ0M)/µ0 = (B - χB)/µ0 = B (1 - χ)/µ0
ovvero
B = µ0/(1 - χ) H = µ0 µr H
dove, per definizione, il coefficiente di permeabilità magnetica relativa µr è definito come
µr = 1/(1 - χ) ≅ (1 + χ)
almeno se χ<<1
Ritorniamo adesso al caso che abbiamo considerato, dove abbiamo dimostrato la nascita di una
densità di magnetizzazione tale che
µ0M = µ0 n ∆m = - µ0 n R2 e2 B0 /(4M) ≡ χ B0
Essendo
R = 0.5⋅ 10-10 m
e = 1.6⋅ 10-19 C
m = 1⋅ 10-30 Kg
abbiamo che risulta
χ = - µ0 n R2 e2/(4M) = - 4π⋅ 10-7⋅ n ⋅ (1.6⋅ 10-19)⋅ (0.5⋅ 10-10)/[ 4.⋅ 10-30]
Circa il valore della densità di elettroni n , osserviamo che, poichè in un atomo la massa si trova nei
protoni e nei neutroni (hanno circa la stessa massa) e c’ è circa un protone per ogni neutrone ed
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esattamente un elettrone ogni protone, ne segue che se 1 è il numero di Avogadro (1 grammo di
materia contiene 1 nucleoni ...), risulta che
1 Kg di materia
⇒
→
1000 1 /2 elettroni
n ≅ 3⋅ 1026⋅ δ
dove δ è la densità del materiale considerato (Kg/m3). Assumendo per il materiale la densità
dell’ acqua, risulta
n ≅ 3⋅ 1029 elettroni/m3
ovvero, sostituendo nell’ espressione di sopra, otteniamo (*)
χ ≅ -6⋅ 10-6
(χ è un numero puro ...).
Dunque
rot(B - χB)
= µ0 Jconduzione
⇒
rot(B ) = µ0/(1-χ)Jconduzione =
≅ µ0(1+χ) Jconduzione = µ0 µr Jconduzione
Poichè, come abbiamo visto, χ è negativo, ne segue che µr ”RYYHUR B è un poco
più piccolo nella materia che nel vuoto (a parità di correnti di conduzione ...) : è il fenomeno del
diamagnetismo !
Infatti, la spiegazione del diamagnetismo della materia sta nella comparsa di una debole
densità di momento di dipolo magnetico, dovuto alla azione del campo B sul moto degli elettroni.
Occorre adesso spiegare perchè il momento magnetico m dovuto al moto (**) primario
degli elettroni, che abbiamo visto essere di gran lunga maggiore del momento ∆m indotto dal
campo (stanno nel rapporto ∆V/V0 <<1), finisce per essere ininfluente.
___________________________________________________________
(*)
In realtà, poichè non tutti gli elettroni ruotano nel piano ortogonale a B, tenendo conto anche
della loro distribuzione spaziale isotropa, risulta piuttosto
χ ≅ -1.⋅ 10-6
(**) Oltre al momento magnetico presente a causa del suo moto orbitale, l’ elettrone ha anche un
momento magnetico intrinseco, pari a
| m | = |e| L/m = |e| h/2m = 1.6 10-19 1.05 10-34 /(2. 10-30) ≅ 10-23 A m2
detto “ di spin” . Le considerazioni fatte per gli accoppiamenti orbitali, tali da concellare l’ effetto di
un elettrone con un altro, si applicano pari pari anche allo spin: infatti, di solito, in ciascun stato
quantico, si dispongono due elettroni con spin opposti.
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La ragione è che lo stato di minima energia di due dipoli magnetici (elettrici) si ha quando i
due dipoli sono opposti l’ uno con l’ altro, ovvero quando tendono a cancellarsi: nell’ atomo i vari
elettroni si dispongono (si “ accoppiano” ...) in modo rendere minimo il momento magnetico
complessivo da essi prodotto. Il risultato è che, al più, in genere, solo un elettrone (quando sono
dispari) resta spaiato, ed allora l’ atomo possiede un momento magnetico residuo, che però, in valore
assoluto, non eccede quello dovuto ad un singolo elettrone (se poi l’ atomo forma una molecola
biatomica, essa, per lo stesso motivo energetico di cui sopra, finisce per avere momento magnetico
complessivo nullo...).
Resta comunque possibile che un atomo o una molecola possa avere un momento magnetico
“ intrinseco” non nullo, dell’ ordine, come abbiamo visto di
|m | ≅ 10-23 A m2.
Che cosa accade in questo caso?
In presenza di un campo magnetico
esterno, esso tende ad orientarsi nel verso del campo, infatti su di lui agisce una coppia
T=m∧B
che tende ad orientarlo in modo che l’ energia potenziale di interazione con il campo
E = - B⋅ m
sia minima. Come nel caso elettrostatico, l’ orientamento sarebbe completo se non ci fosse
l’ agitazione termica! Procederemo nello stesso modo seguito quando si è trattato il problema dei
dielettrici con momento di dipolo intrinseco.
Poiché, dato uno stato fisico a cui corrisponde l’ energia E, all’ equilibrio termico, la popolazione
n(E) di quello stato è proporzionale a
n(E) ∝ exp[-E /kT]
dove k = 1.38⋅ 10-23 J/K è la costante di Boltzmann, ne segue che, per un momento magnetico
orientato in modo da formare gli angoli (θ, φ) con il campo magnetico,
avremo che la probabilità che sia così orientato vale
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P(m) ∝ exp{-U/kT} = exp(mB/kT) = exp(m B cos θ/kT)
Più precisamente, se definiamo la seguente costante di normalizzazione
C-1
=
œ
exp(mB/kT) dΩ =
œ
exp(m B cosθ /kT) sinθ dθ dφ
risulterà
P(m) = C exp(m B cos θ/kT)
Ne segue allora che, detta <M> la densità di momento di dipolo magnetico indotta (densità di
magnetizzazione), se N è la densità di dipoli presenti (numero di dipoli per unità di volume),
risulta
<M> N C
œ m exp(mB/kT) dΩ
In completa analogia con quanto ottenuto per il dipolo elettrico, si trova che l’ unica componente
diversa da zero che nasce è quella lungo z (cioè lungo B), e vale
<Mz! = N m {[x ch(x) - sh(x)] / x shx} = N m {cth(x) - 1/x}
dove
x = mB/kT
Nel caso usuale che sia x <<1, risulta
sh(x) = x + x3 /6 + ...
ch(x) = 1 + x2/2 + ...
per cui
{[x ch(x) - sh(x)] / x shx} ≅ 1/3x
ovvero, nel limite in cui x<<1,
<Mz> = N m {cth(x) - 1/x} ≅ N m x /3 = N m B /(3kT)
2
che può essere riscritta sotto forma vettoriale, tenendo conto che le componenti x ed y sia di B come
di <M> sono nulle, nel modo seguente
<M> = N m {cth(x) - 1/x} ≅ N m x /3 = N m B /(3kT)
2
Ricordando adesso la definizione data della suscettività magnetica χ
µ0M = χ B
73
in questo caso, avremo
χ = N µ0 m /(3kT)
2
Cerchiamo ora di valutare l’ ordine di grandezza di questa quantità, per un solido a temperatura
ambiente.
Abbiamo già visto che, per l’ elettrone, è
| m | = |e| L/m = |e| h/2m = 1.6 10-19 1.05 10-34 /(2. 10-30) ≅ 10-23 A m2
D’ altronde, poiché le distanze interatomiche tipiche in un solido sono di ≅ 2⋅ 10
-10
N ≅ [2⋅ 10 ]
-10 -3
≅ 10 m
29
m, risulta
-3
per cui si ha
χ ≅ 10 ⋅ 4π⋅ 10 ⋅ [10 ] / [3⋅ 1.38⋅ 10 ⋅ 300] ≅ 10
29
-7
-23 2
-23
-3
da cui ne risulta che il coefficiente di permeabilità magnetica relativa µr del materiale vale
µr = 1/(1 - χ) ≅ (1 + χ) ≅ 1 + 10
-3
Esso è leggermente superiore all’ unità: si tratta del valore tipico della permeabilità magnetica di un
solido paramagnetico.
Il paramagnetismo è dovuto infatti all’ orientamento in campo esterno del momento magnetico
intrinsico (elettronico...) degli atomi che compongono il materiale.
Osserviamo che, a differenza del diamagnetismo, in questo caso la suscettività magnetica dipende
dall’ inverso della temperatura...
Comunque, fino ad ora, abbiamo sempre visto situazioni in cui
M∝ B
ovvero nessun effetto magnetico in assenza di campi esterni !
E allora i magneti permanenti? Essi possiedono un momento magnetico anche in assenza di campo
esterno ...
Questo fenomeno ha a che fare con il ferromagnetismo.
Anche in questo caso possiamo trattare il fenomeno in termini della relazione fra il campo di
induzione magnetica B presente nel materiale ed il campo “ esterno” H , detto anche “ di
eccitazione” , definito in modo tale che
rot H = Jconduzione
⇒
œ H⋅ dl
= Iconcatenata
Per definizione
B = µ0 µr H
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A differenza però con quanto accadeva sia nei materiali diamagnetici che paramagnetici, qui il
legame fra B ed H è non lineare. Questo fatto potrebbe essere ancora “ recuperato” dicendo che
µr = µr (H)
In realtà accade che la funzione µr (H) non è “ ben definita” in quanto sperimentalmente si osserva
che il legame fra B ed H non è univoco: se rappresentiamo infatti graficamente la funzione
B = B(H)
determinata sperimentalmente, scopriamo chenon si viene a descrivere una curva, bensì un ciclo: è
il ciclo di isteresi.
B = B(H)
Nella pratica, anche per i materiali ferromagnetici si parla di permeabilità magnetica: è il valore
ottenuto mediando sul ciclo! Si ottiene naturalmente che, per questi materiali è
µr = µr (H)
e risulta, tipicamente
µr >> 1
Ma perchè i ferromagneti si comportano così?
La ragione è che, per motivi che si sono potuti capire solo con la Meccanica Quantistica, nel Ferro,
Nichel e Cobalto, un elettrone di ogni atomo, a temperatura ambiente, si accoppia con gli altri
elettroni vicici, producendo così un corpo completamente magnetizzato.
M ≅ N m
⇒
|M| ≅ 1029 ⋅ 10-23 = 106 A m2
Questo fenomeno accade però in zone di dimensioni dell’ ordine di alcuni micron, detti dominii di
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Weiss. In ogni dominio M ha una direzione assegnata, ma da dominio a dominio essa cambia in
modo casuale, per cui, in generale,
<M> = 0
Appena però c’ è un campo esterno, ecco che i dominii in cui M è parallelo a B tendono ad
ingrandirsi a spese degli altri, per cui accade che
<M> # 0
Questo accade finchè non si raggiunge l’ orientamento completo, dopo di che c’ è completa
saturazione del fenomeno...
Essa si raggiunge per
|M| ≅ 106 A m2
⇒
|B| ≅ µ0 |M| ≅ 4π⋅ 10-7 ⋅ 106 ≅ 1.3 Tesla
Se si diminuisce il campo esterno, la smagnetizzazione non avviene, in genere, in modo completo:
resta un campo Bresiduo che è la caratteristica del magnete permanente.
Volendo poi smagnetizzare il materiale, occorre applicare un campo esterno di verso opposto a
quello da cui si era partiti: è il “ campo coercitivo” Hc .
Una proprietà molto importante dei materiali ferromagnetici è che, sopra una certa
temperatura, detta “ Temperatura di Curie” , essi perdono la caratteristica di essere ferromagnetici
per tornare ad essere semplicemente paramagnetici (naturalmente, la riacquistano non appena si
torna al di sotto di quella temperatura, che, per il Ferro è di circa 770 0C, mentre per il Nichel è di
soli 358 0C).
Sopra la temperatura di Curie, infatti, il legame fra gli elettroni vicini, responsabile del
ferromagnetismo, si rompe definitivamente...
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