1.7 Magnetické pole stacionárního proudu

Transkript

1 1.7 Magnetické poe stacionárního proudu Pohybující se e. náboje (e. proud) vytvářejí magnetické poe. Naopak poe působí siou na pohybující se e. náboje E. proud, Ohmův zákon v diferenciáním tvaru ρ... hustota pohybujícího se náboje, v... rychost pohybujícího se náboje Definice proudové hustoty i ρ v, i = i ( r, t). Náboj, který proteče poškou d za časový interva dt: dq = ρd = ρ v d dt = i d dt = id cos αdt = id }{{} dt i Proud di pochou d: di = dq dt = i d Cekový proud I tekoucí pochou : I = di = i d

2 peciání případ: i = konst,... rovinná pocha komá k I I = i d = id cos 0 = i i = I (proudová hustota = proud jednotkovou pochou komou k i )

3 1.7.2 E. proud ve vodičích Z vodiče protékaného proudem vyděíme maý váeček s osou ve směru poe. Pro něj napíšeme Ohmův zákon. U = RI, U = E, I = i, R = 1 γ (γ... měrná e. vodivost) E = 1 γ i, E = 1 γ i, i = γ E Ohmův zákon v dif. tvaru Poznámka: Uvnitř baterií působí vede e. si E i síy eektrochemické povahy ε. Pak i = γ( ε + E ), i = γ(ε E). nehomogenních a anizotropních prostředích je závisost i = i ( E ) sožitější, Ohmův zákon nepatí Rovnice kontinuity Experiment ukazuje, že patí zákon zachování e. náboje. Tento zákon zachování e. náboje chceme formuovat okáně. prostředí protékaném proudem zvoíme ibovonou uzavřenou pochu. Za čas dt vyteče z objemu náboj dq výtok = i d dt (viz úvahy v bodu 1.7.2). Náboj, který za čas dt z objemu vyteče je roven úbytku náboje v tomto objemu, dq výtok = dq úbytek. Q(t) = ρ( r, t)d, Q(t + dt) = ρ( r, t + dt)d

4 dq úbytek = Q(t) Q(t + dt) = [ρ( r, t) ρ( r, t + dt)]d i d dt = [ρ( r, t) ρ( r, t + dt)]d ρ( r, t) ρ( r, t + dt) d + } dt {{ } ρ t (v imitě dt 0) [ ρ t + div i ] i d = 0 div i d (Gaussova věta) d = 0 ρ t + div i = 0 Posední rovnice patí díky tomu, že objem je ibovoný. Poznámka: Rovnice kontinuity je obecnou okání formuací zákona zachování spojitě rozožených veičin. Např.: ρ... hustota náboje, i... tok náboje zákon zachování náboje ρ... hustota hmotnosti, i... tok hmotnosti zákon zachování hmotnosti ρ... hustota energie, i... tok energie zákon zachování energie, atd. Tok i nemusí mít ani tvar i = ρ v (např. v kvantové fyzice tok pravděpodobnosti) iové účinky magnetického poe iové účinky popisujeme pomocí vektoru magnetické indukce B. 1. Bodový náboj F mg = Q v B ( F emg = Q( E + v B )) Př.: Pohyb bodového náboje v homogenním magnetickém poi Osu z zvoíme ve směru poe, B = (0, 0, B). Řešíme pohybovou rovnici: e sožkách: m d v dt = Q( v B ) m dv x dt = Q(v yb z v z B y ) = QBv y

5 m dv y dt = Q(v zb x v x B z ) = QBv x m dv z dt = Q(v xb y v y B x ) = 0 Zavedeme cykotronovou frekvenci ω QB m : dv x dt dv y dt = ωv y = ωv x dv z dt = 0 Daší integrací určíme souřadnice: v x = v 0 cos(ωt + ϕ) v y = v 0 sin(ωt + ϕ) v z = v z0 (ověřit dosazením) dx dt = v x x = x 0 + v 0 sin(ωt + ϕ) ω dy dt = v y y = y 0 + v 0 cos(ωt + ϕ) ω dz dt = v z z = z 0 + v z0 t (Konstanty v 0, ϕ, v z0, x 0, y 0, z 0 jsou určeny počáteční rychostí a poohou.) Závěr: Náboj Q se v rovině komé k magnetickému poi pohybuje po kružnici: v 2 x + v 2 y = v 2 0 = konst. (x x 0 ) 2 + (y y 0 ) 2 = v2 0 ω 2 e směru poe se náboj pohybuje s konstantní rychostí v z0. 2. Objemový proudový eement d protékaný proudovou hustotou i = ρ v dq = ρd, d E mg = dq v B = ρd v B, d F mg = i B d Ceková mg. sía působící na objem : F mg = d F mg = i B d 3. ía působící na eement d úzkého vodiče (drát), protékaný proudem I

6 d = d, id = id = Id, i d i d = Id... přechod od objemových vodičů k vodičům ineárním d F mg = d i B = Id B B = konst.,... přímí vodič F mg = Id B = I B (třední škoa: F mg = BI sin α + pravido evé ruky) Zdroje magnetického poe Zdroji mg. poe jsou pohybující se náboje - proudy. Biotův-avartův zákon (anaogie Couombova zákona v eektrostatice): 1. Objemové proudy d B = µ 0 i d R 4π R 3 B = d B = µ 0 4π i ( r ) R d R 3

7 2. Lineární proudy i d Id d B = µ 0 4π I d R R 3 B = d B = µ 0 4π I d R R 3 Biotův-avartův zákon patí pouze pro stacionární proudy (nezávisost i, I, B na čase). Př.: Magnetické poe přímého vodiče d = dx, d B = µ 0 4π I d R, B = R 3 šechny příspěvky d B jsou rovnoběžné B = db d B db = µ 0 dxr sin α I 4π R 3

8 yjádření všech veičin pomocí úhu α: R = (směr B komo z papíru) a, x = acotg α, dx = a sin α db = µ a 0 4π I dα sin α sin 2 α a 2 sin 2 α B = µ π 0 I sin αdα 4π a 0 2 sin 2 α dα = µ 0 I sin αdα 4π a = µ 0 I 2π a Z Biotova-avartova zákona ze odvodit soustavu dif. rovnic pro B : div B = 0, rot B = µ 0 i Integrání formuace: div B = 0 div B d = 0 B d = 0 rot B = µ 0 i Interpretace první rovnice: div B = 0 B d = 0 div E = ρ ε 0 E d = Q ε 0 rot B d = µ 0 i d B d = µ0 I neexistují mg. náboje (ρ mg = 0, Q mg = 0). Mohy by však existovat mg. dipóy, sožené z opačných mg. nábojů (anaogie e. dipóů). Mg. dipóy skutečně existují, jsou ae vytvářeny uzavřenými proudovými smyčkami. Interpretace pomocí siočar: eektrostatice siočáry začínají na kadných a končí na záporných nábojích. teorii mg. poe neexistují mg. náboje, siočáry tedy nemají počátek a konec, jsou uzavřené nebo jdou z nekonečna do nekonečna Řešení mg. poe pomocí vektorového potenciáu A... vektorový potenciá div B = 0 B ( r ) = rot A ( r ) rot B = µ 0 i rot (rot A ) grad (div A ) A = µ 0 i A grad (div A ) = µ0 i

9 Rovnice pro A je zatím dost sožitá. Při jejím zjednodušení využijeme nejednoznačnosti vektorového potenciáu A k danému poio B. kutečně nechť f( r ) je ibovoná derivovatená skaární funkce. Derivujeme pomocí ní nový potenciá A = A + grad f. Pak rot A = rot } {{ A} + rot grad f = B B 0 Potenciá A vyhovuje proto stejné rovnici jako A : A grad (div A ) = µ 0 i Dosud ibovonou funkci f zvoíme tak, aby div A = 0: 0 = div A = div ( A + grad f) = div A + div (grad f), f = div A f hrnutí: B = rot A, A = µ 0 i (Poissonova rovnice - umíme ji řešit), div A = 0 (Lorentzova nebo kaibrační podmínka). daším vynecháme čárku: A A. Nejdříve vyřešíme Poissonovu rovnici: A ( µ 0 i ( r ) r ) = 4π R d R ( r r ) d = dx dy dz Řešení pro jednoduchost přepíšeme do formy, patné pro tenký uzavřený vodič: i d Id, d d r, A ( r ) = µ 0 4π I (Je-i poe stacionární, nesmí nikde přibývat ani ubývat e. náboj proudové smyčky musí být uzavřené.) Je třeba ještě ověřit, zda je u řešení Poissonovy rovnice spněna Lorentzova podmínka div A = 0: d r R

10 A x x = µ 0 4π I x div A = A x x + A y y + A z z dx ( r r ) = µ 0 4π I 1 x ( r r ) = 1 x ( r r ), A x x = µ 0 4π dx 1 x ( r r ) ( ) 1 dx x R div A = µ 0 4π [ ( ) 1 dx + ( ) 1 dy + ( ) ] 1 dz = µ 0 x R y R z R 4π ( ) 1 d = 0 R (obecně df = 0 pro ibovonou funkci f) ektorový potenciá vyhovuje dif. rovnici a Lorentzově podmínce. B ( r ) = rot A ( µ 0 r ) = 4π rot ( d r ( r r ) Magnetické poe v átkovém prostředí ede makroskopických (voných) proudů přispívají k mg. poi proudy atomární a moekuární (magnetizační, vázané). Můžeme si je modeově představit jako uzavřené proudové smyčky, vytvořené eektrony obíhající okoo jader nebo vytvořené rotací (spinem) eektronů a atomových jader. Magnetický dipó (uzavřená proudová smyčka) ) A ( µ 0 r ) = 4π d R, B = rot A =... (Biot-avart)

11 Pro veké vzdáenosti r r od proudové smyčky je: ěta: 1 R = 1 ( r r ) 1 r r r + r 3 A ( µ 0 r ) 4π I 1 r Důkaz: tokesova věta: d 0 + µ 0 4π I 1 r 3 (viz odvození pro e. dipó) ( r r )d, d = 0 r ( r r )d = r F d = rot F d Za funkci F ( r ) dosadíme c f( r ), kde c = (c x, c y, c z ) je ibovoný konstantní vektor. Úprava evé strany: F d = c fd Úprava pravé strany: rot F d = ( f = c x d y z d z [ y (c zf) ] [ z (c yf) d x + z (c xf) ] [ x (c zf) d y + x (c yf) ] y (c xf) d z = ) f } {{ y } (d grad f) x ) x d f x z +c y ( d z f (d grad f) y ) y d f y = c (d grad f) x +c z ( d x f tokesova věta pro F = c f dává tedy: c fd = c d grad f (d grad f) z Rovnost patí pro ibovoný vektor c, musí se proto rovnat integráy: f( r )d = d grad f( r ) Integrační proměnnou r nejdříve přeznačíme na r, r r, a poté za f( r ) dosadíme r r ( r bereme jako parametr či konstantu). Pak

12 grad f( r ) = x (xx +yy +zz ) i + y (xx +yy +zz ) j + z (xx +yy +zz ) k = Tedy: = x i + y j + z k = r. ( r r )d = d r = r A ( µ 0 r r ) 4π I r 3 Zavedeme mg. dipóový moment m I : e sožkách: A ( µ 0 m r r ) 4π r 3, B = rot A B x = (rot A ) x = y A z z A y = µ { 0 4π y (m xy m y x)(x 2 + y 2 + z 2 ) 3 } z (m zx m x z)(x 2 + y 2 + z 2 ) 3 2 =... = µ { 0 3 m xx + m y y + m z z x 1 } 4π r 5 r m 3 x ektorový zápis mg. poe eementárního dipóu: Anaogie s poem e. dipóu: { } µ 0 m r B = 3 1 r m 4π r 5 r 3 { } 1 p r E = 3 1 r p 4πε 0 r 5 r 3 Ovšem p = Q, m = I. Couomb původně vycháze z představy m = Q m (Q m... magnetický náboj). ektor magnetizace Eementární dipóy (atomové, moekuární,...) m i, M = mi, suma přes jednotkový objem; épe m M = i, suma přes maý objem ; M = n m (n... hustota dip. momentů, m... střední mg. dip. moment). ektor magnetizace = hustota mg. dip. momentů. 2

13 Poe zmagnetovaných těes (magnetů) d m = M( r )d, d B = µ 0 4π B ( r ) = d B = µ 0 4π 3d m R R 5 M( 3 r ) R R 5 R d m R 3 M( r ) R 3 d Pro veké vzdáenosti od magnetu, r r, je přibižně R = r r r a kde m [ ] B ( µ 0 m r m r ) 3, 4π r 5 r 3 M( r )d je cekový dipóový moment magnetu. yjádření magnetizačních proudů pomocí magnetizace Probém: rovnici mg. poe rot B = µ 0 i ( B d = µ0 I) je proud tvořen tokem voných nábojů a tokem magnetizačním: i = i vo + i mg, I = I vo + I mg. Neznámý magnetizační proud chceme z rovnice eiminovat.

14 daném prostředí zvome ibovonou křivku, ohraničující pochu. K magnetizačnímu proudu Img přispívají pouze dipóy, ežící dostatečně bízko hranice. m 1 = I dipóový moment jednoho dipóu (např. atomu; uzavřenou proudovou smyčku vytváří např. obíhající eektron). Na úseku d křivky přispívají k magnetizačnímu toku pouze ty dipóy, jejich středy eží v objemu d = 1 d. Jim odpovídá magnetizační proud : Pak d I mg = nd I 1 = n 1 I } {{ 1 d = Md } počet dipóů v objemu d m 1 I mg = di mg = Md B d = µ0 I vo + Md B M d = I vo µ0

15 Definujme vektor e. intenzity H B µ 0 M, ( B = µ 0H + M). Pak H d = Ivo Díky přechodu od B k H pracujeme pouze s měřitenými vonými proudy. Ae H =? Diferenciání tvar zákona cekového proudu: H d = rot H d, I vo = rot H d = i vo d i vo d rot H = i vo Jiné odvození diferenciání formy zákona cekového proudu: Magnetizační proud pomocí vektoru magnetizace: I mg = Md = rot Md Magnetizační proud pomocí proudové hustoty: I mg = i mg d i mg = rot M, rot B = µ 0 i = µ0 ( i vo + i mg ) = µ 0 ( i vo + rot M) rot B M µ0 H = i vo, rot H = i vo Materiáový vztah

16 M = M( B ), resp. M = M( H ), feromagnetika, sožitá závisost M = M(H). Magneticky měkká prostředí M ψ m H, ψm... magnetická susceptibiita. Na rozdí od e. susceptibiita ψ e může být kadná (átky paramagnetické) i záporná (átky diamagnetické). B = µ0 ( H + M) µ 0 (1 + ψ } {{ m ) } H = µ H } µ r {{ } µ µ r... reativní permeabiita, µ... permeabiita prostředí, µ = µ( r ), rot B = rot H = i µ vo. Pokud µ = konst. rot B = µ i vo, rot B = µ 0 ( i vo + i mg ). daším textu přeznačení i vo i, I vo I, tedy např. rot H = i.