Onde elettromagnetiche Le funzioni d’onda armoniche in una corda soddisfano all’equazione differenziale alle derivate parziali detta equazione di propagazione per onde o equazione delle onde. ∂ 2 y ( x, t ) 1 ∂ 2 y ( x, t ) = 2 2 ∂x v ∂t 2 y(x,t) : funzione d’onda (spostamento della corda) v: velocità di propagazione dell’onda (dipende dal mezzo), per una corda in tensione v = √(F/µ) con F = tensione e µ = massa lineare Le soluzioni dell’equazione lineare sono funzioni d’onda armoniche y ( x, t ) = y0 sin( kx − ωt ) k = 2π/λ: numero d’onda ω = 2πν: pulsazione Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 1 Consideriamo ora il campo elettromagnetico. Le leggi di Maxwell implicano un’equazione delle onde per questo campo e quindi implicano l’esistenza di un campo elettrico E e di un campo magnetico B che si propagano nello spazio con velocità c pari a quella della luce nel vuoto. Supponiamo che sia E che B siano f(x,t) ⇒onde piane ( grandezze che caratterizzano il campo sono costanti su piani ⊥ all’asse x). Partiamo dalle seguenti equazioni r r d r r nel vuoto ρ = 0 e j = 0 ∫ E • dl = − dt ∫S B • un dS r r d r r ∫ B • dl = µ0i +µ0ε 0 dt ∫S E • un dS Considero la componente Ey di E e la Bz di B, inoltre considero il circuito chiuso rettangolare di lato ∆x e ∆y nel piano (xy) Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 2 ∆x e ∆y sono molto piccoli ⇒ ∆x y Ey(x1) x1 r r ∫ E • dl = E y ( x2 )∆y −E y ( x1 )∆y Ey(x2) x2 I contributi E y∆x lungo i lati ∆x si elidono perché E non è funzione di yez ∆y x ∆x piccolo ⇒ z E y ( x2 ) − E y ( x1 ) = ∆E y ≈ r r ∂E y ∫ E • dl ≅ ∂x ∆x∆y ∂E y ∂x ∆x Il flusso di B concatenato con il percorso scelto vale all’incirca ∫ S Prof. F. Soramel r r B • un dS = Bz ∆x∆y Fisica Generale II - A.A. 2003-04 3 Allora la legge di Faraday-Henry mi dà ∂Bz Se ∃ Ey(x) ⇔ ∃ Bz(t) =− ∂x ∂t ∂E y In modo analogo considerando un percorso rettangolare di lati ∆x e ∆z nel piano (xz) (senza correnti di conduzione) y x1 Bz(x1) B (x ) z 2 z ∆x Prof. F. Soramel x2 ∆z x r r d r r ∫ B • dl = µ 0ε 0 dt ∫S E • un dS ∂E y ∂Bz = − µ 0ε 0 ∂x ∂t Fisica Generale II - A.A. 2003-04 4 Facciamo un’ulteriore derivata per eliminare Bz ∂ ∂E y ∂ ∂B = − z ∂x ∂x ∂x ∂t ∂2 Ey ∂x 2 ∂2 Ey ∂x 2 ∂E y ∂ ∂Bz ∂ =− = − − µ 0ε 0 ∂t ∂x ∂t ∂t = µ 0ε 0 ∂ 2 Ey ∂t 2 L’ultima equazione rappresenta un’onda piana con velocità di propagazione 1 c= µ 0ε 0 Analogamente se elimino E y ottengo ∂ 2 Bz 1 ∂ 2 Bz = 2 2 ∂x c ∂t 2 Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 5 Analogamente si trova ∂E z ∂By = ∂x ∂t e ∂B y ∂t = µ 0ε 0 ∂E z ∂t Quindi anche Ez e By soddisfano l’equazione dell’onda piana e si possono mettere in relazione le derivate temporali di Ex e Bx con le derivate rispetto a y e a z delle componenti di E e B, nella nostra ipotesi però E e B sono solo funzione di x. In sostanza ci interessano solo le componenti di E e B che dipendono dal tempo, quelle costanti non intervengono nell’equazione dell’onda. In conclusione E e B sono vettori ⊥ all’asse delle x e sono tra di loro ⊥. r r 2 2 ∂ E 1 ∂ E = 2 2 2 ∂x c ∂t r r 2 2 ∂ B 1 ∂ B = 2 2 2 ∂x c ∂t Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 6 Una soluzione di queste equazioni è la funzione d’onda armonica E y = E0 y sin (kx − ωt ) Infatti sostituendo ∂E y ∂Bz =− = −kE0 y cos(kx − ωt ) ∂t ∂x k Bz = E0 y sin (kx − ωt ) ω E0 y k Bz = B0 z sin (kx − ωt ) B0 z = E0 y = ω c ω 2πν c c= = λ = νλ ν= k 2π λ E e B oscillano in fase con la stessa pulsazione quindi E = cB I moduli di E e di B sono proporzionali tramite la velocità c Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 7 Suppongo che E abbia solo componente Ey (Ez = 0 ⇒ ∂By/∂t = 0) la parte variabile di B è confinata lungo z. Abbiamo un’onda polarizzata in un piano o onda polarizzata linearmente (o rettilineamente). Infatti in un piano qualsiasi ⊥ all’asse delle x E e B sono rappresentati da una retta in funzione del tempo. In generale la direzione di propagazione orientata (x) di un’onda e.m. è la direzione del prodotto vettoriale (E x B). Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 8 Energia e quantità di moto di un’onda Un’onda di qualsiasi tipo trasporta energia. L’intensità energetica media dell’onda (potenza media per unità di superficie attraversata) è uguale al prodotto dell’energia media per unità di volume per la velocità di propagazione dell’onda. Per i campi elettrico e magnetico abbiamo 1 r uE = ε 0 E 2 2 2 1 B u Br = 2 µ0 Per un’onda elettromagnetica che si propaga nel vuoto abbiamo E = cB 2 2 1 B 1 E 1 2 uBr = = = ε E = u Er 0 2 2 µ0 2 c µ0 2 2 2 1 B 1 B EB u = u Br + u Er = + ε0E2 = ε0E2 = = 2 µ0 2 µ0 µ0 c Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 9 Intensità energetica istantanea = potenza istantanea riferita all’unità di area di superficie attraversata. È il prodotto dell’energia istantanea per unità di volume per la velocità di propagazione dell’onda. Intensità = energia che passa per l’area unitaria nell’unità di t. I= 1 ∂W = uc A ∂t I istantanea 2 B EB = uc = cε 0 E 2 = c = µ0 µ0 Vettorialmente possiamo scrivere r r r E×B S= µ0 vettore di Poynting |S| = intensità istantanea dell’onda, S = direzione di propagazione onda Il flusso di S attraverso una superficie A dà l’energia che attraversa A nell’unità di tempo r r ( ) dE r 2 = ∫ c ε 0 E × B • un dA A dt Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 10 Considero un’onda piana armonica di pulsazione ω e numero d’onda k, istantaneamente E e B valgono E = E0 sin (kx − ωt ) u= B = B0 sin (kx − ωt ) EB E0 B0 = sin 2 (kx − ωt ) µ 0c µ 0c umedio 1 E0 B0 Eeff Beff = = 2 µ 0c µ0c Eeff = E0 2 umedio rappresenta l’energia media per unità di volume; l’intensità media dell’onda è I media = u media c = Prof. F. Soramel Eeff Beff µ0 r E0 B0 = =S medio 2µ 0 Fisica Generale II - A.A. 2003-04 11 Un’onda elettromagnetica trasporta quantità di moto Considero l’onda e.m. con E = Ey e B = Bz che incide su di una carica q in quiete lungo l’asse delle x (trascuraimo la dipendenza temporale di E e B). La carica q è sempre soggetta ad una forza F = qE in direzione y che la accellera. Al generico istante t, è F=qE F=qvxB qE t m qE v y1 = at = t1 m v y = at = all' istante t1 2 1 2 1 qE 1 q2 E 2 2 K 1 = mv y1 = m t1 = t1 2 2 m 2 m Adesso la particella risente anche della forza magnetica qvxB parallela all’asse x Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 12 q2E F x1 = qv y1 B = t1B m L’impulso di questa forza vale ∆p x = p x (p x0 =0 ) q2E q 2 EB 2 p x = ∫ Fx dt = ∫ Btdt = t1 0 0 m 2m q 2 E 2 2 1 q 2 E 2t12 1 = K1 p x1 = t1 = 2cm c 2m c t1 t1 E = cB Risultato generale: il modulo della quantità di moto trasportata da un’onda e.m. è pari al prodotto di (1/c) per l’energia trasportata dall’onda p= Prof. F. Soramel U c Fisica Generale II - A.A. 2003-04 13 Ricordando che l’intensità energetica dell’onda e.m. è un’energia per unità di tempo e di area, ottengo (I/c) = quantità di moto per unità di tempo e area. p nell’unità di tempo è una forza, ⇒ (I/c) rappresenta una pressione, pressione di radiazione. I E0 B0 E02 B02 Pr = = = = 2 c 2 µ0 c 2 µ0 c 2 µ0 Esempio Una lampadina da 100 W emette onde e.m. sferiche uniformemente in tutte le direzioni. Si trovino l’intensità energetica, la pressione di radiazione, l’intensità del campo elettrico e quella del campo magnetico B alla distanza d = 3 m dalla lampada, supponendo che 50 W si convertano in radiazione elettromagnetica. In generale a distanza r dalla lampada l’energia è distribuita in modo uniforme su una superficie di area 4πr2. Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 14 I= 50W 4πr 2 Quindi I (r = 3 m) = 50/(4π9) = 0.442 W/m2 Pr = I/c = 0.442W/m2/(3·108 m/s) = 1.47·10 -19 Pa Pr è molto piccola rispetto alla pressione atmosferica che vale circa 1000 Pa. B assume il suo valore massimo dato che B0 = (2µ0Pr)1/2 = ½ [(4π·10-7)(1.47·10-19)]1/2 = 6.08·10-8 T E0 = cB0 = 18.2 V/m Prof. F. Soramel Fisica Generale II - A.A. 2003-04 15