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Magnetismo Magnetite Magnesia Campo magnético Não há monopolos (“cargas”...) magnéticos! Campo magnético Campo magnético William Gilbert, De Magnete, 1600 Campo magnético Bússola chinesa? (dinastia Han: 206 A.C.-220 D.C.) 4 Se o cilindro fosse muito longo o campo no interior era aproximadamente uniforme e no exterior era aproximadamente nulo. As linhas do campo fecham-se pelo lado de fora do “cilindro” de correntes. De resto, as linhas de força do campo magnético fecham-se sempre! Repare-se que as linhas de força do campo criado pelo solenóide se assemelham às criadas pela barra magnética (ver Fig. 22.3). Fizemos uma apresentação e descrição muito qualitativa dos campos produzidos por correntes. Faremos uma descrição quantitativa nas próximas aulas. A Terra é, ela própria, um íman gigantesco! O campo magnético terrestre deve-se a correntes no interior do nosso planeta. Estas correntes eléctricas produzem um campo magnético semelhante ao que seria produzido por um íman. A Fig. 22.5 mostra as linhas de força do campo magnético terrestre. Figura 22.5 Num dado local uma agulha magnética suspensa do seu centro de gravidade − ou seja, uma bússola − aponta sempre na mesma direcção: o pólo norte da agulha aponta para o pólo sul magnético terrestre e o pólo sul da agulha aponta para o pólo norte magnético terrestre (recordar que pólos de “sinais” contrários atraem-se − ver Fig. 22.2). Repare-se que os pólos magnéticos da Terra não coincidem com os pólos geográficos. A linha pólo Norte – pólo Sul (pólos geográficos) cruza-se com a linha pólo sul – pólo norte (pólos magnéticos) no centro da Terra, fazendo um ângulo de cerca de 8º entre si, como mostra a Fig. 22.6. O pólo sul magnético está actualmente próximo do pólo Norte (geográfico). Mas nem sempre foi assim. Devido a movimentos das correntes no interior da Terra, o campo magnético terrestre vai variando ao longo do tempo. Quem utiliza a bússola tem de conhecer o ângulo que fazem entre si a direcção que une o ponto de observação e o Norte geográfico e a direcção que une o mesmo ponto e o sul magnético. Este ângulo denomina-se declinação magnética do lugar. O conhecimento da declinação magnética é crucial para se obter a direcção do norte geográfico a partir da indicação dada pela bússola, já que a agulha da bússola aponta para o pólo sul magnético. Esta declinação, para além de variar no tempo, porque o campo magnético terrestre varia ao longo do tempo, varia de local para local. Ou seja, a Declinação magnética: Coimbra: 3º47’ W Rio de Janeiro: 21º43’ W Campo magnético Pólo Norte geográfico Pólo “Norte” magnético (2005) ... desloca-se a 41 km/ano para a Sibéria Força sobre uma carga em movimento na presença de um campo magnético ⇥v ⇥B ⇥F q ⇧F = q⇧v � ⇧B ⇥v = 0 F = |q| vB sin � ⇥v ⇥B// ⇥F = 0 ⌃F = q � ⌃E + ⌃v � ⌃B ⇥ 1 T (Tesla)=1 Ns/(Cm) =1 N/(Am ) Lei de Laplace Força de Lorentz Força sobre um condutor percorrido por uma corrente 4 dv B A I F Figura 23.4 Vamos considerar que a corrente eléctrica é unicamente devida a electrões. A corrente I é da esquerda para a direita e, por isso, a velocidade de deriva dos electrões é da direita para a esquerda. Como a carga dos electrões é negativa a força sobre cada carga, de acordo com (23.1) é para cima, como se indica na Fig. 23.4. O valor da força sobre cada electrão é Bevd . Designemos por n o número de electrões de condução por unidade de volume. Assim, no troço de circuito considerado, cujo volume é A , a força resultante é BnevAF d= . (23.7) Recordemos da 17ª aula que a intensidade de corrente é neAvI d= . Portanto, a força é BIF = (23.8) No exemplo estudado a corrente e o campo magnético são perpendiculares. Se não fossem perpendiculares a força sobre o troço rectilíneo de circuito seria dada por BIF ×= , (23.9) onde o vector é o elemento rectilíneo de corrente com o sentido desta. A intensidade da força é θsinBIF = , sendo θ o ângulo que o elemento rectilíneo do circuito faz com o campo magnético. Campo criado por uma linha infinita de corrente Vimos o efeito de campos magnéticos sobre cargas e correntes sem nos termos preocupado com a origem desses campos. Mas sabemos já que a origem destes campos está em magnetes permanentes ou em correntes. Que os campos magnéticos e as correntes estavam relacionados era uma evidência experimental depois de o dinamarquês Hans Christian Oersted se ter apercebido, em 1820, que a passagem de corrente num circuito fazia rodar a agulha de uma bússola exactamente como quando dela se aproximava um íman. No mesmo ano, Biot e Savart, já conhecedores da descoberta de Oersted, estudaram o campo magnético produzido por uma corrente rectilínea e muito extensa (que, na prática, se podia considerar infinita). Embora não pudessem medir com precisão a corrente no fio, podiam mantê-la constante e concluíram que a intensidade do campo, B, era inversamente proporcional à distância ao fio, d. Mais tarde verificar-se-ia, também experimentalmente, que o campo era evdBnAlF = ⇧J = ne⇧vd I = JA = Anevd = IlB ⇧F = I⇧l � ⇧B Força sobre um condutor percorrido por uma corrente Now consider an arbitrarily shaped wire segment of uniform cross section in a magnetic field, as shown in Figure 29.9. It follows from Equation 29.3 that the magnetic force exerted on a small segment of vector length ds in the presence of a field B is (29.4) where d FB is directed out of the page for the directions of B and ds in Figure 29.9. We can consider Equation 29.4 as an alternative definition of B. That is, we can define the magnetic field B in terms of a measurable force exerted on a current element, where the force is a maximum when B is perpendicular to the element and zero when B is parallel to the element. To calculate the total force FB acting on the wire shown in Figure 29.9, we integrate Equation 29.4 over the length of the wire: (29.5) where a and b represent the end points of the wire. When this integration is carried out, the magnitude of the magnetic field and the direction the field makes with the vector ds may differ at different points. We now treat two interesting special cases involving Equation 29.5. In both cases, the magnetic field is assumed to be uniform in magnitude and direction. Case 1. A curved wire carries a current I and is located in a uniform magnetic field B, as shown in Figure 29.10a. Because the field is uniform, we can take B outside the integral in Equation 29.5, and we obtain (29.6) But the quantity ds represents the vector sum of all the length elements from a to b. From the law of vector addition, the sum equals the vector L!, directed from a to b. Therefore, Equation 29.6 reduces to (29.7) From this we conclude that the magnetic force on a curved current-carrying wire in a uniform magnetic field is equal to that on a straight wire connecting the end points and carrying the same current. FB " I L! ! B !ba FB " I "!b a d s# ! B FB " I !b a d s ! B d FB " I ds ! B 902 C H A P T E R 2 9 • Magnetic Fields B ds I Figure 29.9 A wire segment of arbitrary shape carrying a current I in a magnetic field B experiences a magnetic force. The magnetic force on any segment ds is I ds ! B and is directed out of the page. You should use the right-hand rule to confirm this force direction. (b) d s B I I b a d s L′ B (a) Figure 29.10 (a) A curved wire carrying a current I in a uniform magnetic field. The total magnetic force acting on the wire is equivalent to the force on a straight wire of length L! running between the ends of the curved wire. (b) A current-carrying loop of arbitrary shape in a uniform magnetic field. The net magnetic force on the loop is zero. d~F = Id~s⇥ ~B = I ds tˆ⇥ ~B Now consider an arbitrarily shaped wire segment of uniform cross section in a magnetic field, as shown in Figure 29.9. It follows from Equation 29.3 that the magnetic force exerted on a small segment of vector length ds in the presence of a field B is (29.4) where d FB is directed out of the page for the directions of B and ds in Figure 29.9. We can consider Equation 29.4 as an alternative definition of B. That is, we can define the magnetic field B in terms of a measurable force exerted on a current element, where the force is a maximum when B is perpendicular to the element and zero when B is parallel to the element. To calculate the total force FB acting on the wire shown in Figure 29.9, we integrate Equation 29.4 over the length of the wire: (29.5) where a and b represent the end points of the wire. When this integration is carried out, the magnitude of the magnetic field and the direction the field makes with the vector ds may differ at different points. We now treat two interesting special cases involving Equation 29.5. In both cases, the magnetic field is assumed to be uniform in magnitude and direction. Case 1. A curved wire carries a current I and is located in a uniform magnetic field B, as shown in Figure 29.10a. Because the field is uniform, we can take B outside the integral in Equation 29.5, and we obtain (29.6) But the quantity ds represents the vector sum of all the length elements from a to b. From the law of vector addition, the sum equals the vector L!, directed from a to b. Therefore, Equation 29.6 reduces to (29.7) From this we conclude that the magnetic force on a curved current-carrying wire in a uniform magnetic field is equal to that on a straight wire connecting the end points and carrying the same current. FB " I L! ! B !ba FB " I "!b a d s# ! B FB " I !b a d s ! B d FB " I ds ! B 902 C H A P T E R 2 9 • Magnetic Fields B ds I Figure 29.9 A wire segment of arbitrary shape carrying a current I in a magnetic field B experiences a magnetic force. The magnetic force on any segment ds is I ds ! B and is directed out of the page. You should use the right-hand rule to confirm this force direction. (b) d s B I I b a d s L′ B (a) Figure 29.10 (a) A curved wire carrying a current I in a uniform magnetic field. The total magnetic force acting on the wire is equivalent to the force on a straight wire of length L! running between the ends of the curved wire. (b) A current-carrying loop of arbitrary shape in a uniform magnetic field. The net magnetic force on the loop is zero. ~F = I Z b a d~s ! ⇥ ~B= I~L0 ⇥ ~B Força sobre um condutor percorrido por uma corrente Now consider an arbitrarily shaped wire segment of uniform cross section in a magnetic field, as shown in Figure 29.9. It follows from Equation 29.3 that the magnetic force exerted on a small segment of vector length ds in the presence of a field B is (29.4) where d FB is directed out of the page for the directions of B and ds in Figure 29.9. We can consider Equation 29.4 as an alternative definition of B. That is, we can define the magnetic field B in terms of a measurable force exerted on a current element, where the force is a maximum when B is perpendicular to the element and zero when B is parallel to the element. To calculate the total force FB acting on the wire shown in Figure 29.9, we integrate Equation 29.4 over the length of the wire: (29.5) where a and b represent the end points of the wire. When this integration is carried out, the magnitude of the magnetic field and the direction the field makes with the vector ds may differ at different points. We now treat two interesting special cases involving Equation 29.5. In both cases, the magnetic field is assumed to be uniform in magnitude and direction. Case 1. A curved wire carries a current I and is located in a uniform magnetic field B, as shown in Figure 29.10a. Because the field is uniform, we can take B outside the integral in Equation 29.5, and we obtain (29.6) But the quantity ds represents the vector sum of all the length elements from a to b. From the law of vector addition, the sum equals the vector L!, directed from a to b. Therefore, Equation 29.6 reduces to (29.7) From this we conclude that the magnetic force on a curved current-carrying wire in a uniform magnetic field is equal to that on a straight wire connecting the end points and carrying the same current. FB " I L! ! B !ba FB " I "!b a d s# ! B FB " I !b a d s ! B d FB " I ds ! B 902 C H A P T E R 2 9 • Magnetic Fields B ds I Figure 29.9 A wire segment of arbitrary shape carrying a current I in a magnetic field B experiences a magnetic force. The magnetic force on any segment ds is I ds ! B and is directed out of the page. You should use the right-hand rule to confirm this force direction. (b) d s B I I b a d s L′ B (a) Figure 29.10 (a) A curved wire carrying a current I in a uniform magnetic field. The total magnetic force acting on the wire is equivalent to the force on a straight wire of length L! running between the ends of the curved wire. (b) A current-carrying loop of arbitrary shape in a uniform magnetic field. The net magnetic force on the loop is zero. ~F = I ✓I d~s ◆ ⇥ ~B = 0 Força sobre uma espira de corrente 2 A força que a corrente 1 exerce sobre a corrente 2, por unidade de comprimento desta corrente, é, portanto, d IIF π µ 2 210 = . (24.4) A força que a corrente 2 exerce por unidade de comprimento da corrente 1 tem exactamente este valor mas o sentido oposto à força de 1 sobre a unidade de comprimento de 2. As forças 12F e 21F representadas na Fig. 24.1 são um par acção-reacção. É interessante notar que a força entre duas correntes paralelas com o mesmo sentidos é atractiva. A força seria repulsiva se as correntes tivessem sentidos opostos. Momento magnético e força sobre uma espira de corrente Consideremos uma corrente I que circula numa espira condutora quadrada, de lado , e que a espira está colocada numa região do espaço onde existe um campo magnético uniforme (Fig. 24.2). Cada lado do quadrado fica sujeito a uma força perpendicular a esse mesmo lado e ao campo magnético, pois, como sabemos, BIF ×= . A B C D I I I I I I I I B B µ F F − A,B C,D A B CD I I I I ADF BCF F θ O µ θ M B Figura 24.2 ⇥B I Quadrado de lado � 2 A força que a corrente 1 exerce sobre a corrente 2, por unidade de comprimento desta corrente, é, portanto, d IIF π µ 2 210 = . (24.4) A força que a corrente 2 exerce por unidade de comprimento da corrente 1 tem exactamente este valor mas o sentido oposto à força de 1 sobre a unidade de comprimento de 2. As forças 12F e 21F representadas na Fig. 24.1 são um par acção-reacção. É interessante notar que a força entre duas correntes paralelas com o mesmo sentidos é atractiva. A força seria repulsiva se as correntes tivessem sentidos opostos. Momento magnético e força sobre uma espira de corrente Consideremos uma corrente I que circula numa espira condutora quadrada, de lado , e que a espira está colocada numa região do espaço onde existe um campo magnético uniforme (Fig. 24.2). Cada lado do quadrado fica sujeito a uma força perpendicular a esse mesmo lado e ao campo magnético, pois, como sabemos, BIF ×= . A B C D I I I I I I I I B B µ F F − A,B C,D A B CD I I I I ADF BCF F θ O µ θ M B Figura 24.2 A B CD � ⇥M = 0 � ⇥F = 0 � ⇥F = 0� ⇥M �= 0 Lados AD e BC Lados AB e DC 2 A força que a corrente 1 exerce sobre a corrente 2, por unidade de comprimento desta corrente, é, portanto, d IIF π µ 2 210 = . (24.4) A força que a corrente 2 exerce por unidade de comprimento da corrente 1 tem exactamente este valor mas o sentido oposto à força de 1 sobre a unidade de comprimento de 2. As forças 12F e 21F representadas na Fig. 24.1 são um par acção-reacção. É interessante notar que a força entre duas correntes paralelas com o mesmo sentidos é atractiva. A força seria repulsiva se as correntes tivessem sentidos opostos. Momento magnético e força sobre uma espira de corrente Consideremos uma corrente I que circula numa espira condutora quadrada, de lado , e que a espira está colocada numa região do espaço onde existe um campo magnético uniforme (Fig. 24.2). Cada lado do quadrado fica sujeito a uma força perpendicular a esse mesmo lado e ao campo magnético, pois, como sabemos, BIF ×= . A B C D I I I I I I I I B B µ F F − A,B C,D A B CD I I I I ADF BCF F θ O µ θ M B Figura 24.2 ⌅M = ⌅⇤� ⌅F M = ⇧ I⇧B sin � = I⇧2B sin � ⇧µ = IAeˆ Ep = �⌅µ · ⌅B ⌅M = ⌅µ� ⌅B Momento magnético⎨ dipolar Força sobre uma espira de corrente S ECT I O N 29 . 3 • Torque on a Current Loop in a Uniform Magnetic Field 905 Now suppose that the uniform magnetic field makes an angle ! " 90° with a line perpendicular to the plane of the loop, as in Figure 29.14. For convenience, we assume that B is perpendicular to sides ! and ". In this case, the magnetic forces F1 and F3 exerted on sides # and $ cancel each other and produce no torque because they pass through a common origin. However, the magnetic forces F2 and F4 acting on sides ! and " produce a torque about any point. Referring to the end view shown in Figure 29.14, we note that the moment arm of F2 about the point O is equal to (b/2) sin !. Likewise, the moment arm of F4 about O is also (b/2) sin !. Because F2 # F4 # IaB, the magnitude of the net torque about O is where A # ab is the area of the loop. This result shows that the torque has its maximum value IAB when the field is perpendicular to the normal to the plane of the loop (! # 90°), as we saw when discussing Figure 29.13, and is zero when the field is parallel to the normal to the plane of the loop (! # 0). A convenient expression for the torque exerted on a loop placed in a uniform magnetic field B is (29.9) where A, the vector shown in Figure 29.14, is perpendicular to the plane of the loop and has a magnitude equal to the area of the loop. We determine the direction of A using the right-hand rule described in Figure 29.15. When you curl the fingers of your right hand in the direction of the current in the loop, your thumb points in the direction of A. As we see in Figure 29.14, the loop tends to rotate in the direction of decreasing values of ! (that is, such that the area vector A rotates toward the direction of the magnetic field). The product I A is defined to be the magnetic dipole moment ! (often simply called the “magnetic moment”) of the loop: (29.10) The SI unit of magnetic dipole moment is ampere-meter2 (A $m2). Using this definition, we can express the torque exerted on a current-carrying loop in a magnetic field B as (29.11) Note that this result is analogous to Equation 26.18, " # p # E, for the torque exerted on an electric dipole in the presence of an electric field E, where p is the electric dipole moment. " $ ! # B ! # I A " # I A # B # IAB sin ! # IaB ! b2 sin !" % IaB ! b2 sin !" # IabB sin ! & # F2 b 2 sin ! % F4 b 2 sin ! F2 F4 O B A b 2 – sin θ b 2 – θ θ θ ! "× Active Figure 29.14 An end view of the loop in Figure 29.13b rotated through an angle with respect to the magnetic field. If B is at an angle ! with respect to vector A, which is perpendicular to the plane of the loop, the torque is IAB sin ! where the magnitude of A is A, the area of the loop. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can choose the current in the loop, the magnetic field, and the initial orientation of the loop and observe the subsequent motion. Torque on a current loop in a magnetic field Magnetic dipole moment of a current loop Torque on a magnetic moment in a magnetic field A I µ Figure 29.15 Right-hand rule for determining the direction of the vector A. The direction of the magnetic moment ! is the same as the direction of A. eˆ A Carga positiva num campo magnético uniforme qvB = mv2 r r = mv qB T = 2�r v fc = qB 2�m 2 Se a força magnética se mantiver perpendicular à velocidade, o movimento é circular uniforme (o módulo da velocidade mantém-se constante). É este o caso representado na Fig. 23.2 em que uma partícula de carga positiva descreve uma trajectória circular (se a partícula tivesse carga negativa o sentido do movimento seria o oposto). v v v F F F B Figura 23.2 Vejamos qual é a frequência deste movimento. A força magnética que é, em módulo, qvBF = , é a força centrípeta que origina o movimento circular uniforme. Como sabemos das disciplinas de Elementos de Física / Física Geral I a força centrípeta vale rmv /2 , em que r é o raio da trajectória. Assim, de r v mqvB 2 = (23.3) obtemos o raio da trajectória: qB mv r = . (23.4) Esta expressão mostra que o raio é directamente proporcional ao momento linear da partícula e inversamente proporcional à intensidade do campo magnético e à carga. O período do movimento circular uniforme é v rT π2= e, portanto, a frequência, que é o inverso do período, é m qBf π2c = . (23.5) O índice “c” significa “ciclotrão”: a frequência (23.5) é um parâmetro importante em aceleradores de partículas que têm esta denominação. Da expressão anterior ressaltam Carga positiva num campo magnético uniforme 3 duas importantes conclusões: a frequência é a mesma para todas as partículas para as quais a razão mq / seja a mesma; a frequência não depende da velocidade da partícula. O movimento de uma partícula que penetre numa região onde exista um campo magnético uniforme com uma velocidade que não seja perpendicular a B vai ter um movimento helicoidal. Consideremos a situação em que a velocidade se pode decompor em dois vectores em direcções perpendiculares, ⊥+= vvv || , em que ||v é paralelo a B e ⊥v é perpendicular a B . No plano perpendicular ao campo magnético o movimento é, como já vimos, circular uniforme. Segundo a direcção do campo, o movimento é rectilíneo e uniforme pois a força magnética é nula segundo essa direcção. Da combinação destes dois movimentos resulta um movimento helicoidal como se mostra na Fig. 23.3. v ⊥v ||v B Figura 23.3 No caso de coexistirem campos eléctricos e magnéticos numa mesma região do espaço a partícula fica sujeita a uma força eléctrica e a uma força magnética cuja resultante é ( )BvEqF ×+= , (23.6) denominada força de Lorentz, da qual existem numerosas aplicações. Com o auxílio de campos eléctricos e magnéticos é possível guiar feixes de partículas carregadas. Força sobre um condutor percorrido por uma corrente Quando um fio condutor percorrido por uma corrente é colocado numa região onde existe um campo magnético, em geral fica sujeito a uma força. A Fig. 23.4 mostra um troço rectilíneo de um condutor, de comprimento , percorrido por uma corrente I, colocado numa região onde existe um campo magnético uniforme de valor B que aponta “para lá”. Seletor de velocidadesS ECT I O N 29 . 5 • Applications Involving Charged Particles Moving in a Magnetic Field 911 Velocity Selector In many experiments involving moving charged particles, it is important that the particles all move with essentially the same velocity. This can be achieved by applying a combina- tion of an electric field and a magnetic field oriented as shown in Figure 29.23. A uniform electric field is directed vertically downward (in the plane of the page in Fig. 29.23a), and a uniform magnetic field is applied in the direction perpendicular to the electric field (into the page in Fig. 29.23a). If q is positive and the velocity v is to the right, the magnetic force q v ! B is upward and the electric force q E is downward. When the magnitudes of the two fields are chosen so that qE ! qvB, the particle moves in a straight horizontal line through the region of the fields. From the expression qE ! qvB, we find that (29.17) Only those particles having speed v pass undeflected through the mutually perpendic- ular electric and magnetic fields. The magnetic force exerted on particles moving at speeds greater than this is stronger than the electric force, and the particles are deflected upward. Those moving at speeds less than this are deflected downward. The Mass Spectrometer A mass spectrometer separates ions according to their mass-to-charge ratio. In one version of this device, known as the Bainbridge mass spectrometer, a beam of ions first passes through a velocity selector and then enters a second uniform magnetic field B0 that has the same direction as the magnetic field in the selector (Fig. 29.24). Upon entering the second magnetic field, the ions move in a semicircle of radius r before striking a detector array at P. If the ions are positively charged, the beam deflects upward, as Figure 29.24 shows. If the ions are negatively charged, the beam deflects v ! E B Bin + E Source Slit – (a) ++++++ –––––– v (b) + q qv × B qE × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × Active Figure 29.23 (a) A velocity selector. When a positively charged particle is moving with velocity v in the presence of a magnetic field directed into the page and an electric field directed downward, it experiences a downward electric force qE and an upward magnetic force q v ! B. (b) When these forces balance, the particle moves in a horizontal line through the fields. × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × r P Bin Velocity selector E v B0, in × × × ×× × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × q Detector array Active Figure 29.24 A mass spectrometer. Positively charged particles are sent first through a velocity selector and then into a region where the magnetic field B0 causes the particles to move in a semicircular path and strike a detector array at P. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can adjust the electric and magnetic fields to try to achieve straight line motion for the charge. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can predict where particles will strike the detector array. Fonte de cargas Fenda S ECT I O N 29 . 5 • Applications Involving Charged Particles Moving in a Magnetic Field 911 Velocity Selector In many experiments involving moving charged particles, it is important that the particles all move with essentially the same velocity. This can be achieved by applying a combina- tion of an electric field and a magnetic field oriented as shown in Figure 29.23. A uniform electric field is directed vertically downward (in the plane of the page in Fig. 29.23a), and a uniform magnetic field is applied in the direction perpendicular to the electric field (into the page in Fig. 29.23a). If q is positive and the velocity v is to the right, the magnetic force q v ! B is upward and the electric force q E is downward. When the magnitudes of the two fields are chosen so that qE ! qvB, the particle moves in a straight horizontal line through the region of the fields. From the expression qE ! qvB, we find that (29.17) Only those particles having speed v pass undeflected through the mutually perpendic- ular electric and magnetic fields. The magnetic force exerted on particles moving at speeds greater than this is stronger than the electric force, and the particles are deflected upward. Those moving at speeds less than this are deflected downward. The Mass Spectrometer A mass spectrometer separates ions according to their mass-to-charge ratio. In one version of this device, known as the Bainbridge mass spectrometer, a beam of ions first passes through a velocity selector and then enters a second uniform magnetic field B0 that has the same direction as the magnetic field in the selector (Fig. 29.24). Upon entering the second magnetic field, the ions move in a semicircle of radius r before striking a detector array at P. If the ions are positively charged, the beam deflects upward, as Figure 29.24 shows. If the ions are negatively charged, the beam deflects v ! E B Bin + E Source Slit – (a) ++++++ –––––– v (b) + q qv × B qE × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × Active Figure 29.23 (a) A velocity selector. When a positively charged particle is moving with velocity v in the presence of a magnetic field directed into the page and an electric field directed downward, it experiences a downward electric force qE and an upward magnetic force q v ! B. (b) When these forces balance, the particle moves in a horizontal line through the fields. × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × r P Bin Velocity selector E v B0, in × × × ×× × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × q Detector array Active Figure 29.24 A mass spectrometer. Positively charged particles are sent first through a velocity selector and then into a region where the magnetic field B0 causes the particles to move in a semicircular path and strike a detector array at P. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can adjust the electric and magnetic fields to try to achieve straight line motion for the charge. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can predict where particles will strike the detector array. Só vão “a direito” as cargas para as quais v = E B Espetrómetro de massa S ECT I O N 29 . 5 • Applications Involving Charged Particles Moving in a Magnetic Field 911 Velocity Selector In many experiments involving moving charged particles, it is important that the particles all move with essentially the same velocity. This can be achieved by applying a combina- tion of an electric field and a magnetic field oriented as shown in Figure 29.23. A uniform electric field is directed vertically downward (in the plane of the page in Fig. 29.23a), and a uniform magnetic field is applied in the direction perpendicular to the electric field (into the page in Fig. 29.23a). If q is positive and the velocity v is to the right, the magnetic force q v ! B is upward and the electric force q E is downward. When the magnitudes of the two fields are chosen so that qE ! qvB, the particle moves in a straight horizontal line through the region of the fields. From the expression qE ! qvB, we find that (29.17) Only those particles having speed v pass undeflected through the mutually perpendic- ular electric and magnetic fields. The magnetic force exerted on particles moving at speeds greater than this is stronger than the electric force, and the particles are deflected upward. Those moving at speeds less than this are deflected downward. The Mass Spectrometer A mass spectrometer separates ions according to their mass-to-charge ratio. In one version of this device, known as the Bainbridge mass spectrometer, a beam of ions first passes through a velocity selector and then enters a second uniform magnetic field B0 that has the same direction as the magnetic field in the selector (Fig. 29.24). Upon entering the second magnetic field, the ions move in a semicircle of radius r before striking a detector array at P. If the ions are positively charged, the beam deflects upward, as Figure 29.24 shows. If the ions are negatively charged, the beam deflects v ! E B Bin + E Source Slit – (a) ++++++ –––––– v (b) + q qv × B qE × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × Active Figure 29.23 (a) A velocity selector. When a positively charged particle is moving with velocity v in the presence of a magnetic field directed into the page and an electric field directed downward, it experiences a downward electric force qE and an upward magnetic force q v ! B. (b) When these forces balance, the particle moves in a horizontal line through the fields. × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × r P Bin Velocity selector E v B0, in × × × ×× × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × q Detector array Active Figure 29.24 A mass spectrometer. Positively charged particles are sent first through a velocity selector and then into a region where the magnetic field B0 causes the particles to move in a semicircular path and strike a detector array at P. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can adjust the electric and magnetic fields to try to achieve straight line motion for the charge. At the Active Figures link at http://www.pse6.com, you can predict where particles will strike the detector array. Detetores Seletor de velocidades Ciclotrão S ECT I O N 29 . 5 • Applications Involving Charged Particles Moving in a Magnetic Field 913 The Cyclotron A cyclotron is a device that can accelerate charged particles to very high speeds. The energetic particles produced are used to bombard atomic nuclei and thereby produce nuclear reactions of interest to researchers. A number of hospitals use cyclotron facili- ties to produce radioactive substances for diagnosis and treatment. Both electric and magnetic forces have a key role in the operation of a cyclotron. A schematic drawing of a cyclotron is shown in Figure 29.27a. The charges move inside two semicircular containers D1 and D2, referred to as dees, because of their shape like the letter D. A high-frequency alternating potential difference is applied to the dees, and a uniform magnetic field is directed perpendicular to them. A positive ion released at P near the center of the magnet in one dee moves in a semicircular path (indicated by the dashed red line in the drawing) and arrives back at the gap in a time interval T/2, where T is the time interval needed to make one complete trip around the two dees, given by Equation 29.15. The frequency of the applied potential differ- ence is adjusted so that the polarity of the dees is reversed in the same time interval during which the ion travels around one dee. If the applied potential difference is adjusted such that D2 is at a lower electric potential than D1 by an amount !V, the ion accelerates across the gap to D2 and its kinetic energy increases by an amount q !V. It then moves around D2 in a semicircular path of greater radius (because its speed has increased). After a time interval T/2, it again arrives at the gap between the dees. By this time, the polarity across the dees has again been reversed, and the ion is given another “kick” across the gap. The motion continues so that for each half-circle trip around one dee, the ion gains additional kinetic energy equal to q !V. When the radius of its path is nearly that of the dees, the energetic ion leaves the system through the exit slit. Note that the operation of the cyclotron is based on the fact that T is inde- pendent of the speed of the ion and of the radius of the circular path (Eq. 29.15). We can obtain an expression for the kinetic energy of the ion when it exits the cyclotron in terms of the radius R of the dees. From Equation 29.13 we know that v " qBR/m. Hence, the kinetic energy is (29.19) When the energy of the ions in a cyclotron exceeds about 20 MeV, relativistic effects come into play. (Such effects are discussed in Chapter 39.) We observe that T increases and that the moving ions do not remain in phase with the applied potential K " 12mv 2 " q 2B 2R 2 2m B P D1 D2 (a) North pole of magnet Particle exits here Alternating ∆V ▲ PITFALL PREVENTION 29.1 The Cyclotron Is Not State-of-the-Art Technology The cyclotron is important histori- cally because it was the first particle accelerator to achieve very high particle speeds. Cyclotrons are still in use in medical appli- cations, but most accelerators currently in research use are not cyclotrons. Research accelerators work on a different principle and are generally called synchrotrons. Figure 29.27 (a) A cyclotron consists of an ion source at P, two dees D1 and D2 across which an alternating potential difference is applied, and a uniform magnetic field. (The south pole of the magnet is not shown.) The red dashed curved lines represent the path of the particles. (b) The first cyclotron, invented by E. O. Lawrence and M. S. Livingston in 1934. Co ur te sy o f L aw re nc e Be rk el ey La bo ra to ry /U ni ve rs ity o f C al ifo rn ia (b) Tensão “alterna” Saída da partícula Pólo Norte do íman Efeito Hall Placa metálica 914 C H A P T E R 2 9 • Magnetic Fields difference. Some accelerators overcome this problem by modifying the period of the applied potential difference so that it remains in phase with the moving ions. 29.6 The Hall Effect When a current-carrying conductor is placed in a magnetic field, a potential difference is generated in a direction perpendicular to both the current and the magnetic field. This phenomenon, first observed by Edwin Hall (1855–1938) in 1879, is known as the Hall effect. It arises from the deflection of charge carriers to one side of the conductor as a result of the magnetic force they experience. The Hall effect gives information regarding the sign of the charge carriers and their density; it can also be used to measure the magnitude of magnetic fields. The arrangement for observing the Hall effect consists of a flat conductor carrying a current I in the x direction, as shown in Figure 29.28. A uniform magnetic field B is applied in the y direction. If the charge carriers are electrons moving in the negative x direction with a drift velocity vd, they experience an upward magnetic force FB ! q vd ! B, are deflected upward, and accumulate at the upper edge of the flat conduc- tor, leaving an excess of positive charge at the lower edge (Fig. 29.29a). This accumula- tion of charge at the edges establishes an electric field in the conductor and increases until the electric force on carriers remaining in the bulk of the conductor balances the magnetic force acting on the carriers. When this equilibrium condition is reached, the electrons are no longer deflected upward. A sensitive voltmeter or potentiometer connected across the sample, as shown in Figure 29.29, can measure the potential difference—known as the Hall voltage "VH—generated across the conductor. If the charge carriers are positive and hence move in the positive x direction (for rightward current), as shown in Figures 29.28 and 29.29b, they also experience an upward magnetic force q vd ! B. This produces a buildup of positive charge on the upper edge and leaves an excess of negative charge on the lower edge. Hence, the sign of the Hall voltage generated in the sample is opposite the sign of the Hall voltage resulting from the deflection of electrons. The sign of the charge carriers can therefore be determined from a measurement of the polarity of the Hall voltage. In deriving an expression for the Hall voltage, we first note that the magnetic force exerted on the carriers has magnitude qvdB. In equilibrium, this force is balanced by the electric force qEH, where EH is the magnitude of the electric field due to the charge separation (sometimes referred to as the Hall field). Therefore, EH ! vd B qvdB ! qEH vd y vd x z a I t d c + – I B B FB FB Figure 29.28 To observe the Hall effect, a magnetic field is applied to a current- carrying conductor. When I is in the x direction and B in the y direction, both positive and negative charge carriers are deflected upward in the magnetic field. The Hall voltage is measured between points a and c. d t Efeito Hall − + ~FB ~v ⊗~B ~v ~FB qvB = qEH +++++ − − − − ~EH �VH = EHd = vBd �VH = I nqtd Bd �VH = IB nqt A tensão de Hall pode ser usada para medir a intensidade do campo magnético Efeito Hall S ECT I O N 29 . 6 • The Hall Effect 915 0 × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × I I + + + + + + + + + – – – – – – – – – (a) c qvd × B – qEH B vd a ∆VH 0 × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × I I – – – – – – – – – + + + + + + + + + (b) c qvd × B qEH B vd a + ∆VH Figure 29.29 (a) When the charge carriers in a Hall-effect apparatus are negative, the upper edge of the conductor becomes negatively charged, and c is at a lower electric potential than a. (b) When the charge carriers are positive, the upper edge becomes positively charged, and c is at a higher potential than a. In either case, the charge carri- ers are no longer deflected when the edges become sufficiently charged that there is a balance on the charge carriers between the electrostatic force qEH and the magnetic deflection force qvB. If d is the width of the conductor, the Hall voltage is (29.20) Thus, the measured Hall voltage gives a value for the drift speed of the charge carriers if d and B are known. We can obtain the charge carrier density n by measuring the current in the sample. From Equation 27.4, we can express the drift speed as (29.21) where A is the cross-sectional area of the conductor. Substituting Equation 29.21 into Equation 29.20, we obtain (29.22) Because A ! td, where t is the thickness of the conductor, we can also express Equation 29.22 as (29.23) where RH ! 1/nq is the Hall coefficient. This relationship shows that a properly cali- brated conductor can be used to measure the magnitude of an unknown magnetic field. Because all quantities in Equation 29.23 other than nq can be measured, a value for the Hall coefficient is readily obtainable. The sign and magnitude of RH give the sign of the charge carriers and their number density. In most metals, the charge carriers are electrons, and the charge-carrier density determined from Hall-effect measurements is in good agreement with calculated values for such metals as lithium (Li), sodium (Na), copper (Cu), and silver (Ag), whose atoms each give up one electron to act as a current carrier. In this case, n is approximately equal to the number of conducting electrons per unit volume. However, this classical model is not valid for metals such as iron (Fe), bismuth (Bi), and cadmium (Cd) or for semiconductors. These discrepan- cies can be explained only by using a model based on the quantum nature of solids. An interesting medical application related to the Hall effect is the electromagnetic blood flowmeter, first developed in the 1950s and continually improved since then. Imagine that we replace the conductor in Figure 29.29 with an artery carrying blood. The blood contains charged ions that experience electric and magnetic forces like the charge carriers in the conductor. The speed of flow of these ions can be related to the volume rate of flow of blood. Solving Equation 29.20 for the speed vd of the ions in ∆VH ! IB nqt ! RHIB t ∆VH ! IBd nqA vd ! I nqA ∆VH ! EHd ! vd Bd The Hall voltage S ECT I O N 29 . 6 • The Hall Effect 915 0 × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × I I + + + + + + + + + – – – – – – – – – (a) c qvd × B – qEH B vd a ∆VH 0 × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × × I I – – – – – – – – – + + + + + + + + + (b) c qvd × B qEH B vd a + ∆VH Figure 29.29 (a) When the charge carriers in a Hall-effect apparatus are negative, the upper edge of the conductor becomes negatively charged, and c is at a lower electric potential than a. (b) When the charge carriers are positive, the upper edge becomes positively charged, and c is at a higher potential than a. In either case, the charge carri- ers are no longer deflected when the edges become sufficiently charged that there is a balance on the charge carriers between the electrostatic force qEH and the magnetic deflection force qvB. If d is the width of the conductor, the Hall voltage is (29.20) Thus, the measured Hall voltage gives a value for the drift speed of the charge carriers if d and B are known. We can obtain the charge carrier density n by measuring the current in the sample. From Equation 27.4, we can express the drift speed as (29.21) where A is the cross-sectional area of the conductor. Substituting Equation 29.21 into Equation 29.20, we obtain (29.22) Because A ! td, where t is the thickness of the conductor, we can also express Equation 29.22 as (29.23) where RH ! 1/nq is the Hall coefficient. This relationship shows that a properly cali- brated conductor can be used to measure the magnitude of an unknown magnetic field. Because all quantities in Equation 29.23 other than nq can be measured, a value for the Hall coefficient is readily obtainable. The sign and magnitude of RH give the sign of the charge carriers and their number density. In most metals, the charge carriers are electrons, and the charge-carrier density determined from Hall-effect measurements is in good agreement with calculated values for such metals as lithium (Li), sodium (Na), copper (Cu), and silver (Ag), whose atoms each give up one electron to act as a current carrier. In this case, n is approximately equal to the number of conducting electrons per unit volume. However, this classical model is not valid for metals such as iron (Fe), bismuth (Bi), and cadmium (Cd) or for semiconductors. These discrepan- cies can be explained only by using a model based on the quantum nature of solids. An interesting medical application related to the Hall effect is the electromagnetic blood flowmeter, first developed in the 1950s and continually improved since then. Imagine that we replace the conductor in Figure 29.29 with an artery carrying blood. The blood contains charged ions that experience electric and magnetic forces like the charge carriers in the conductor. The speed of flow of these ions can be related to the volume rate of flow of blood. Solving Equation 29.20 for the speed vd of the ions in ∆VH ! IB nqt ! RHIB t ∆VH ! IBd nqA vd ! I nqA ∆VH ! EHd ! vd Bd The Hall voltage Portadores de carga “negativos” Portadores de carga “positivos” Oersted: campo magnético também pode ser criado por uma corrente... 3 Mas o que é um campo magnético? Na 8ª aula definimos campo eléctrico a partir da força de Coulomb. Podemos utilizar a mesma metodologia para definir o campo magnético já que este, em certas circunstâncias, origina uma força sobre uma carga eléctrica. Esta relação entre o campo magnético e a força magnética exercida sobre uma carga eléctrica será abordada na próxima aula. Como já dissemos, também as correntes produzem campos magnéticos cujas linhas de força podem ser representadas exactamente como as dos campos produzidos por magnetes. Na Fig. 22.4 consideram-se três geometrias diferentes para linhas de correntes, esquematizando-se as correspondentes linhas de força do campo magnético, B . Na figura (a) representam-se as linhas de força do campo magnético produzido por uma corrente I rectilínea e indefinida. As linhas de campo são circunferências pois o campo tem a mesma intensidade a uma mesma distância da linha. As circunferências representadas estão em planos horizontais e o campo magnético é perpendicular à corrente. Naturalmente que se espera que esta intensidade vá diminuindo à medida que a distância à linha vá aumentando, da mesma maneira que a intensidade do campo eléctrico diminui à medida que nos afastamos da carga ou cargas que o criam. Na figura (b) temos um anel ou espira de corrente. As linhas de força do campo magnético passam pelo interior do anel e fecham-se por cima e por baixo deste. Sobre o eixo da espira o campo magnético tem a direcção do próprio eixo. Também é natural esperar que quanto mais afastado se estiver da espira mais débil o campo se vá tornando. Na figura (c) mostram-se as linhas de força do campo magnético criado por um fio enrolado com a forma de um cilindro (solenóide). I B B I B B (a) (b) (c) I Figura 22.4 Fio 3 Mas o que é um campo magnético? Na 8ª aula definimos campo eléctrico a partir da força de Coulomb. Podemos utilizar a mesma metodologia para definir o campo magnético já que este, em certas circunstâncias, origina uma força sobre uma carga eléctrica. Esta relação entre o campo magnético e a força magnética exercida sobre uma carga eléctrica será abordada na próxima aula. Como já dissemos, também as correntes produzem campos magnéticos cujas linhas de força podem ser representadas exactamente como as dos campos produzidos por magnetes. Na Fig. 22.4 consideram-se três geometrias diferentes para linhas de correntes, esquematizando-se as correspondentes linhas de força do campo magnético, B . Na figura (a) representam-se as linhas de força do campo magnético produzido por uma corrente I rectilínea e indefinida. As linhas de campo são circunferências pois o campo tem a mesma intensidade a uma mesma distância da linha. As circunferências representadas estão em planos horizontais e o campo magnético é perpendicular à corrente. Naturalmente que se espera que esta intensidade vá diminuindo à medida que a distância à linha vá aumentando, da mesma maneira que a intensidade do campo eléctrico diminui à medida que nos afastamos da carga ou cargas que o criam. Na figura (b) temos um anel ou espira de corrente. As linhas de força do campo magnético passam pelo interior do anel e fecham-se por cima e por baixo deste. Sobre o eixo da espira o campo magnético tem a direcção do próprio eixo. Também é natural esperar que quanto mais afastado se estiver da espira mais débil o campo se vá tornando. Na figura (c) mostram-se as linhas de força do campo magnético criado por um fio enrolado com a forma de um cilindro (solenóide). I B B I B B (a) (b) (c) I Figura 22.4 Anel 3 Mas o que é um campo magnético? Na 8ª aula definimos campo eléctrico a partir da força de Coulomb. Podemos utilizar a mesma metodologia para definir o campo magnético já que este, em certas circunstâncias, origina uma força sobre uma carga eléctrica. Esta relação entre o campo magnético e a força magnética exercida sobre uma carga eléctrica será abordada na próxima aula. Como já dissemos, também as correntes produzem campos magnéticos cujas linhas de força podem ser representadas exactamente como as dos campos produzidos por magnetes. Na Fig. 22.4 consideram-se três geometrias diferentes para linhas de correntes, esquematizando-se as correspondentes linhas de força do campo magnético, B . Na figura (a) representam-se as linhas de força do campo magnético produzido por uma corrente I rectilínea e indefinida. As linhas de campo são circunferências pois o campo tem a mesma intensidade a uma mesma distância da linha. As circunferências representadas estão em planos horizontais e o campo magnético é perpendicular à corrente. Naturalmente que se espera que esta intensidade vá diminuindo à medida que a distância à linha vá aumentando, da mesma maneira que a intensidade do campo eléctrico diminui à medida que nos afastamos da carga ou cargas que o criam. Na figura (b) temos um anel ou espira de corrente. As linhas de força do campo magnético passam pelo interior do anel e fecham-se por cima e por baixo deste. Sobre o eixo da espira o campo magnético tem a direcção do próprio eixo. Também é natural esperar que quanto mais afastado se estiver da espira mais débil o campo se vá tornando. Na figura (c) mostram-se as linhas de força do campo magnético criado por um fio enrolado com a forma de um cilindro (solenóide). I B B I B B (a) (b) (c) I Figura 22.4 Solenóide Lei de Biot-Savart 4 N S plano da espiraIB µ M M B µ Figura 24.3 O íman, na presença de um campo magnético, tal como a espira, fica sujeito ao momento (24.8). Se espira ou magnete puderem rodar, então rodam procurando alinhar o seu µ com o campo B . Tal como para a interacção dipolo eléctrico − campo eléctrico, também agora há uma energia potencial para a interacção dipolo magnético − campo magnético dada por Bp ⋅−= µE . (24.9) Esta expressão é a análoga, para campos magnéticos, da expressão (10.9) relativa a campos eléctricos. Lei de Biot-Savart Vimos na aula anterior qual é o campo criado por uma linha rectilínea infinita de corrente. E qual é o campo criado por uma outra corrente qualquer? Biot e Savart − que experimentalmente obtiveram o campo magnético criado pela corrente rectilínea e infinita também encontraram a expressão geral que permite conhecer o campo magnético para uma linha de corrente qualquer. A Fig. 24.4 mostra uma corrente que percorre um fio com uma forma arbitrária. O elemento desse fio de tamanho infinitesimal d , percorrido pela corrente I cria no ponto P, do qual está a uma distância r, um campo magnético infinitesimal B d . I Pr r^ θ dB d Figura 24.4 d �B = µ0 4⇥ Id�⇧� rˆ r2 �B = � C d �B = � C µ0 4⇥ Id�⇧� rˆ r2 Permeabilidade magnética µ0 = 4⇡ ⇥ 10�7 T ·m/A Para velocidades muito menores que c e para fios de diâmetro reduzido quando comparado com as dimensões do circuito... Campo criado por uma linha infinita de corrente I P d ~B = µ0 4⇡ Id~`⇥ rˆ r2 r rˆd~l ✓ = µ0 4⇡ Id` sin ✓ r2 kˆ a � ↵ r = a cos↵ d` = d (a tan↵) = a d↵ cos2 ↵ sin ✓ = sin (⇡ � �) = sin� = cos↵ = µ0 4⇡ Id↵ cos↵ a kˆ = µ0 4⇡ I a Z ⇡ 2 �⇡2 d↵ cos↵kˆ d ~B = µ0 4⇡ Id↵ cos↵ a kˆ Campo criado por uma linha infinita de corrente I P r rˆd~l ✓ a � ↵ ~B = Z ⇡ 2 �⇡2 d ~B = µ0I 2⇡a kˆ Campo criado por uma linha infinita de corrente 5 proporcional à corrente no fio. Conjugando os dois resultados, dIB /∝ , ou, explicitando a constante de acoplamento, d IB π µ 2 0 = , (23.10) onde 0µ é a permeabilidade magnética do vazio cujo valor em unidades SI é m/A T104 70 −×= πµ . (23.11) A unidade SI de campo magnético é o tesla (símbolo T). Como se viu na aula anterior, as linhas de campo são circunferências (o campo magnético só depende da distância ao fio) e a sua orientação também foi referida nessa aula − é perpendicular à corrente. A Fig. 23.5 (ver também a Fig. 22.4 a) mostra, em corte, as linha de força do campo magnético produzido por uma corrente rectilínea infinita. B I Figura 23.5 B = µ0I 2⇥d µ0 = 4⇥ � 10�7 Tm/A Tesla: Unidade de campo magnético Permeabilidade magnética Campo magnético no eixo de uma espira circular 6 A integração (2.11) − que não vamos fazer explicitamente − conduz ao resultado já nosso conhecido: eˆ 2 0 d IB π µ = , (24.13) onde d é a distância do ponto P à linha de corrente e ê é o vector unitário perpendicular ao papel e que aponta “para lá”. Campo magnético no eixo de uma espira circular A integração (24.11) é, em geral, tecnicamente complicada de levar a cabo, sobretudo se a linha de corrente não tiver uma forma simples. Porém, tal não acontece para uma espira circular de corrente se se quiser conhecer o campo num ponto do seu eixo. A Fig. 24.6 mostra uma espira circular de corrente de raio R percorrida por uma corrente I. Qual é então o campo magnético produzido pela espira a uma altura h do plano da espira (ponto P)? I R hr r^ P α dB dB cosα B d α Figura 24.6 Cada troço da espira de comprimento d contribui αcosdB para o campo, o qual vai ter a direcção vertical (as projecções das contribuição de elementos da espira diametralmente opostos segundo a horizontal anulam-se exactamente). Ora, por um lado, de (24.11), e atendendo a que 1sin =θ , � C d⇤ = 2�R cos� = R r = R� R2 + h2 r2 = R2 + h2 B = µ0I 2 R2 (R2 + h2)3/2 dB cos� = µ0I 4⇤ R (R2 + h2)3/2 d⌥ dB = µ0 4⇥ Id⇧ r2 Força entre duas correntes paralelas 1 24ª aula Sumário: Força entre duas correntes paralelas. Momento magnético e força sobre uma espira de corrente. Lei de Biot-Savart. Campo magnético no eixo de uma espira circular Força entre duas correntes paralelas A experiência de Oersted veio mostrar que uma corrente eléctrica podia exercer uma acção sobre um magnete. No mesmo ano de 1820, Ampère mostrou experimentalmente que também duas correntes interagiam, exercendo forças uma sobre a outra. Vimos na última aula as características da força que um campo magnético exerce sobre uma corrente rectilínea de comprimento e vimos também as características de um campo magnético criado por uma linha de corrente rectilínea infinita. Vamos agora aplicar estes dois resultados à determinação da força que uma linha de corrente rectilínea infinita exerce sobre outra linha de corrente também rectilínea e infinita paralela à primeira (Fig. 24.1). A corrente 1I cria um campo que, à distância d é dado, em módulo, de acordo com a expressão (23.10), por d IB π µ 2 10 1 = . (24.1) A força sobre a porção de comprimento 2 da corrente 2 é, de acordo com (23.9), 12221 BIF ×= . (24.2) Como os dois vectores neste produto vectorial são perpendiculares, o módulo desta força é d IIBIF π µ 2 210 212221 == . (24.3) d 1B 2 I2 I1 12F 21F Figura 24.1 B1 = µ0I1 2⇥d ⇧F21 = I2⇧l2 � ⇧B1 F21 = I2l2B1 = l2 µ0I1I2 2⇥d F l = µ0I1I2 2⇥d Força atractiva Força repulsiva Força entre duas correntes paralelas Definição de “Ampère”... ou de “Coulomb”... Lei de Ampère 1 25ª aula Sumário: Lei de Ampère. Indução magnética e lei de Faraday. Aplicação: gerador de corrente alternada Lei de Ampère A Lei de Biot-Savart é geral mas a sua aplicação prática pode ser trabalhosa pois envolve um integral. Vamos estabelecer uma expressão, equivalente à lei de Boit- Savart, que permite obter os campos magnéticos a partir de uma distribuição de correntes. A lei de Ampère pode ser útil em certas circunstâncias, designadamente por os cálculos envolvidos serem mais simples. Esta lei desempenha para as correntes um papel semelhante ao da lei de Gauss (11ª aula) para cargas estacionárias quando pretendemos determinar o campo eléctrico que produzem. Sabemos já que o campo magnético criado por uma corrente I, rectilínea e infinita, é, em módulo, r IB π µ 2 0 = (25.1) e tem a direcção e sentido indicado na Fig. 25.1. Figura 25.1 O campo é tangente à circunferência num plano perpendicular à corrente, com centro num ponto da corrente e raio r. A expressão (25.1) pode escrever-se como B = µ0I 2⇥r B (2⇥r) = µ0I ⇧B · d⇥tˆ � C ⌅B · d⌅⇥ � C Lei de Ampère 2 IrB 0)2( µπ = . (25.2) O primeiro membro é o produto do campo pelo comprimento da circunferência. Como o campo é tangente à circunferência, esse primeiro membro pode ser visto como o produto escalar do campo B pelo elemento de linha orientado tˆdd "" = , onde "d é o comprimento do arco infinitesimal e tˆ o versor tangente a esse arco infinitesimal, ou seja " d⋅B , integrado para toda a circunferência. Quer dizer o primeiro membro de (25.2) é a circulação do campo B ao longo da linha fechada C que é a circunferência, o que nos permite então escrever IB 0C d µ=⋅ " . (25.3) Esta equação é a lei de Ampere e, embora tenha sido aqui obtida para um caso particular, é uma lei geral. Tomando a mesma corrente, e deformando o contorno circular, como se mostra na Fig. 25.2, obtém-se sempre para a circulação do campo magnético o mesmo valor I0µ . I B I t^ t^ C C' Figura 25.2 Mas para se ter o segundo membro em (25.3) diferente de zero é preciso que a corrente I seja “enlaçada” pelo contorno C (notar que este contorno é uma linha imaginária, não é um circuito eléctrico!). Por exemplo, na situação representada no lado esquerdo da Fig. 25.3, o campo magnético tem circulação nula ao longo de C pois nenhuma das correntes fica enlaçada pelo contorno. Do lado direito, apesar de haver duas correntes, só uma contribui para a circulação do campo magnético ao longo de C. Mas atenção! Ambas as correntes produzem campo magnético! Só que a circulação do campo produzido pela corrente 1 é nula ao longo da linha fechada C. Para o lado direito da Fig. 25.3 vem 20C d IB µ=⋅ " . � C ⌃B · d⌃⌅ = µ0I Que corrente é esta? É a soma de todas as correntes envolvidas pelo contorno C Lei de Ampère 3 I2 I1 C I2 I1 C Figura 25.3 Como referimos no início da aula, pode estabelecer-se uma analogia entre a lei de Gauss para cargas eléctricas e correspondentes campos eléctricos − que se traduz matematicamente por =⋅S 0/d εQSE , onde Q é a carga total delimitada pela superfície fechada S −, e a lei de Ampère para correntes e correspondentes campos magnéticos − que se traduz matematicamente por =⋅C 0d IB µ" , onde I é a soma das correntes enlaçadas pela linha fechada C (que não tem de ser plana!). Tal como para a lei de Gauss, a utilidade da lei de Ampère torna-se evidente quando há simetrias na distribuição de correntes tais que a circulação ⋅C d" B se torne fácil de obter, tal como no caso da corrente infinita em que aquele integral se reduz ao produto do campo pelo comprimento da linha pois o campo tem valor constante e é sempre tangente à linha. Também no caso da lei de Gauss as situações mais simples de lidar eram aquelas em que o fluxo ⋅S dSE se reduzia ao produto da grandeza do campo eléctrico pela área da superfície. Indução magnética e lei de Faraday Já dissemos em aulas anteriores − mas não é demais repetir! − que foi a descoberta de Oerstead que permitiu concluir que as correntes eléctricas criam campos magnéticos. O inglês Michael Faraday imaginou então que o contrário pudesse acontecer, ou seja que os campos magnéticos poderiam gerar correntes em circuitos. Ora, se colocarmos um magnete junto de um circuito onde se intercalou um amperímetro, como se mostra na Fig. 25.4, podemos facilmente constatar que não há registo de passagem de corrente no circuito. 0 A NS I=0 Figura 25.4 3 I2 I1 C I2 I1 C Figura 25.3 Como referimos no início da aula, pode estabelecer-se uma analogia entre a lei de Gauss para cargas eléctricas e correspondentes campos eléctricos − que se traduz matematicamente por =⋅S 0/d εQSE , onde Q é a carga total delimitada pela superfície fechada S −, e a lei de Ampère para correntes e correspondentes campos magnéticos − que se traduz matematicamente por =⋅C 0d IB µ" , onde I é a soma das correntes enlaçadas pela linha fechada C (que não tem de ser plana!). Tal como para a lei de Gauss, a utilidade da lei de Ampère torna-se evidente quando há simetrias na distribuição de correntes tais que a circulação ⋅C d" B se torne fácil de obter, tal como no caso da corrente infinita em que aquele integral se reduz ao produto do campo pelo comprimento da linha pois o campo tem valor constante e é sempre tangente à linha. Também no caso da lei de Gauss as situações mais simples de lidar eram aquelas em que o fluxo ⋅S dSE se reduzia ao produto da grandeza do campo eléctrico pela área da superfície. Indução magnética e lei de Faraday Já dissemos em aulas anteriores − mas não é demais repetir! − que foi a descoberta de Oerstead que permitiu concluir que as correntes eléctricas criam campos magnéticos. O inglês Michael Faraday imaginou então que o contrário pudesse acontecer, ou seja que os campos magnéticos poderiam gerar correntes em circuitos. Ora, se colocarmos um magnete junto de um circuito onde se intercalou um amperímetro, como se mostra na Fig. 25.4, podemos facilmente constatar que não há registo de passagem de corrente no circuito. 0 A NS I=0 Figura 25.4 � C ⌅B · d⌅⇥ = 0 � C ⌃B · d⌃⌅ = µ0I2 Semelhante à lei de Gauss... É preciso saber qual o sinal das correntes para as somar: usa-se a regra da mão direita! C tem de ser fechado mas não precisa de ser plano Lei de Ampère present in the wire, all the needles point in the same direction (that of the Earth’s magnetic field), as expected. When the wire carries a strong, steady current, the needles all deflect in a direction tangent to the circle, as in Figure 30.9b. These observations demonstrate that the direction of the magnetic field produced by the current in the wire is consistent with the right-hand rule described in Figure 30.4. When the current is reversed, the needles in Figure 30.9b also reverse. Because the compass needles point in the direction of B, we conclude that the lines of B form circles around the wire, as discussed in the preceding section. By symmetry, the magnitude of B is the same everywhere on a circular path centered on the wire and lying in a plane perpendicular to the wire. By varying the current and distance a from the wire, we find that B is proportional to the current and inversely proportional to the distance from the wire, as Equation 30.5 describes. Now let us evaluate the product B !ds for a small length element ds on the circular path defined by the compass needles, and sum the products for all elements over the closed circular path.2 Along this path, the vectors ds and B are parallel at each point (see Fig. 30.9b), so B !ds " B ds. Furthermore, the magnitude of B is constant on this circle and is given by Equation 30.5. Therefore, the sum of the products B ds over the closed path, which is equivalent to the line integral of B !ds, is where !ds " 2#r is the circumference of the circular path. Although this result was calculated for the special case of a circular path surrounding a wire, it holds for a closed path of any shape (an amperian loop) surrounding a current that exists in an unbroken circuit. The general case, known as Ampère’s law, can be stated as follows: " B !ds " B " ds " $0I2#r (2# r) " $0I 934 CHAPTE R 3 0 • Sources of the Magnetic Field ▲ PITFALL PREVENTION 30.2 Avoiding Problems with Signs When using Ampère’s law, apply the following right-hand rule. Point your thumb in the direction of the current through the amper- ian loop. Your curled fingers then point in the direction that you should integrate around the loop in order to avoid having to define the current as negative. Ampère’s law The line integral of B !ds around any closed path equals $0I, where I is the total steady current passing through any surface bounded by the closed path. (30.13)" B !d s " $0I Ampère’s law describes the creation of magnetic fields by all continuous current configurations, but at our mathematical level it is useful only for calculating the magnetic field of current configurations having a high degree of symmetry. Its use is similar to that of Gauss’s law in calculating electric fields for highly symmetric charge distributions. Quick Quiz 30.4 Rank the magnitudes of !B !ds for the closed paths in Figure 30.10, from least to greatest. × 1 A 5 A b a d c 2 A Figure 30.10 (Quick Quiz 30.4) Four closed paths around three current-carrying wires. 2 You may wonder why we would choose to do this. The origin of Ampère’s law is in nineteenth century science, in which a “magnetic charge” (the supposed analog to an isolated electric charge) was imagined to be moved around a circular field line. The work done on the charge was related to B !ds, just as the work done moving an electric charge in an electric field is related to E !ds. Thus, Ampère’s law, a valid and useful principle, arose from an erroneous and abandoned work calculation! I c ~B · d~`I a ~B · d~`I d ~B · d~`I b ~B · d~` = 6µ0 = 4µ0 = 3µ0 = �µ0 I ~B · d~`=? I 1 ~B · d~`= µ0I Campo magnético criado por uma corrente retilínea infinita No exterior do fio: B2⇡r = µ0I B = µ0I 2⇡r No interior do fio: I 0 = Z S ~J · nˆdS = J⇡r2 S ECT I O N 3 0 . 3 • Ampère’s Law 935 A long, straight wire of radius R carries a steady current I that is uniformly distributed through the cross section of the wire (Fig. 30.12). Calculate the magnetic field a distance r from the center of the wire in the regions r ! R and r " R. Solution Figure 30.12 helps us to conceptualize the wire and the current. Because the wire has a high degree of symmetry, we categorize this as an Ampère’s law problem. For the r ! R case, we should arrive at the same result we obtained in Example 30.1, in which we applied the Biot–Savart law to the same situation. To analyze the problem, let us choose for our path of integration circle 1 in Figure 30.12. From symmetry, B must be constant in magnitude and parallel to ds at every point on this circle. Because the total current passing through the plane of the Quick Quiz 30.5 Rank the magnitudes of !B #ds for the closed paths in Figure 30.11, from least to greatest. a b c d Figure 30.11 (Quick Quiz 30.5) Several closed paths near a single current-carrying wire. Example 30.4 The Magnetic Field Created by a Long Current-Carrying Wire circle is I, Ampère’s law gives (for r ! R) (30.14) which is identical in form to Equation 30.5. Note how much easier it is to use Ampère’s law than to use the Biot–Savart law. This is often the case in highly symmetric situations. Now consider the interior of the wire, where r " R . Here the current I $ passing through the plane of circle 2 is less than the total current I. Because the current is uniform over the cross section of the wire, the fraction of the current enclosed by circle 2 must equal the ratio of the area %r 2 enclosed by circle 2 to the cross-sectional area %R 2 of the wire:3 Following the same procedure as for circle 1, we apply Ampère’s law to circle 2: " B #d s & B(2%r) & '0I $ & '0 # r 2R2 I$ I $ & r 2 R 2 I I $ I & %r 2 %R 2 '0I 2%r B & " B #ds & B " ds & B(2%r) & '0I Figure 30.12 (Example 30.4) A long, straight wire of radius R carrying a steady current I uniformly distributed across the cross section of the wire. The magnetic field at any point can be calculated from Ampère’s law using a circular path of radius r, concentric with the wire. 2 R r 1 I ds 3 Another way to look at this problem is to realize that the current enclosed by circle 2 must equal the product of the current density J & I/%R2 and the area %r 2 of this circle. ~` I 2 ~B · d~`= µ0I 0 r I = J⇡R2 I 0 = I r2 R2 B2⇡r = µ0I 0 B = µ0Ir 2⇡R2 Campo magnético criado por uma corrente retilínea infinita936 CHAPTE R 3 0 • Sources of the Magnetic Field due to an infinite sheet of charge does not depend on distance from the sheet. Thus, we might expect a similar result here for the magnetic field. To evaluate the line integral in Ampère’s law, we construct a rectangular path through the sheet, as in Figure 30.15. The rectangle has dimensions ! and w, with the sides of length ! parallel to the sheet surface. The net current in the plane of the rectangle is Js!. We apply Ampère’s law over the rectangle and note that the two sides of length w do not contribute to the line integral because the component of B So far we have imagined currents carried by wires of small cross section. Let us now consider an example in which a current exists in an extended object. A thin, infinitely large sheet lying in the yz plane carries a current of linear current density Js. The current is in the y direction, and Js represents the current per unit length measured along the z axis. Find the magnetic field near the sheet. Solution This situation is similar to those involving Gauss’s law (see Example 24.8). You may recall that the electric field A device called a toroid (Fig. 30.14) is often used to create an almost uniform magnetic field in some enclosed area. The device consists of a conducting wire wrapped around a ring (a torus) made of a nonconducting material. For a toroid having N closely spaced turns of wire, calculate the magnetic field in the region occupied by the torus, a distance r from the center. Solution To calculate this field, we must evaluate !B !ds over the circular amperian loop of radius r in the plane of Figure 30.14. By symmetry, we see that the magnitude of the field is constant on this circle and tangent to it, so B !ds " B ds. Furthermore, the wire passes through the loop N times, so that the total current through the loop is NI. Therefore, the right side of Equation 30.13 is #0NI in this case. Ampère’s law applied to the circle gives (30.16) This result shows that B varies as 1/r and hence is nonuniform in the region occupied by the torus. However, if r is very large compared with the cross-sectional radius a of the torus, then the field is approximately uniform inside the torus. For an ideal toroid, in which the turns are closely spaced, the external magnetic field is close to zero. It is not exactly zero, however. In Figure 30.14, imagine the radius r of the amperian loop to be either smaller than b or larger than c. In either case, the loop encloses zero net current, so !B !ds " 0. We might be tempted to claim that this proves that B " 0, but it does not. Consider the amperian loop on the right side of the toroid in Figure 30.14. The plane of this loop is perpen- dicular to the page, and the toroid passes through the loop. As charges enter the toroid as indicated by the current directions in Figure 30.14, they work their way counterclockwise around the toroid. Thus, a current passes through the perpendicular amperian loop! This current is small, but it is not zero. As a result, the toroid acts as a current loop and produces a weak external field of the form shown in Figure 30.7. The reason that !B !ds " 0 for the amperian loops of radius r $ b and r % c in the plane of the page is that the field lines are perpen- dicular to ds, not because B " 0. #0NI 2&r B " " B !d s " B " ds " B(2&r) " #0NI Figure 30.14 (Example 30.5) A toroid consisting of many turns of wire. If the turns are closely spaced, the magnetic field in the interior of the torus (the gold-shaded region) is tangent to the dashed circle and varies as 1/r. The dimension a is the cross-sectional radius of the torus. The field outside the toroid is very small and can be described by using the amperian loop at the right side, perpendicular to the page. Figure 30.13 (Example 30.4) Magnitude of the magnetic field versus r for the wire shown in Figure 30.12. The field is propor- tional to r inside the wire and varies as 1/r outside the wire. R r B ∝ 1/r B ∝ r B B c a ds I I r b Example 30.5 The Magnetic Field Created by a Toroid Example 30.6 Magnetic Field Created by an Infinite Current Sheet (30.15) To finalize this problem, note that this result is similar in form to the expression for the electric field inside a uniformly charged sphere (see Example 24.5). The magni- tude of the magnetic field versus r for this configuration is plotted in Figure 30.13. Note that inside the wire, B: 0 as r: 0. Furthermore, we see that Equations 30.14 and 30.15 give the same value of the magnetic field at r " R , demonstrating that the magnetic field is continuous at the surface of the wire. (for r $ R)# #0I2&R 2 $ rB " B = µ0I 2⇡rB = µ0Ir 2⇡R2 Solenóide 30.4 The Magnetic Field of a Solenoid A solenoid is a long wire wound in the form of a helix. With this configuration, a reasonably uniform magnetic field can be produced in the space surrounded by the turns of wire—which we shall call the interior of the solenoid—when the solenoid carries a current. When the turns are closely
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