Åpne hovedmenyen
Magnetiske feltlinjer skapt av en sirkulær strømsløyfe.

Magnetostatikk omhandler beskrivelsen av statiske, magnetiske felt. Slike felt skyldes permanente magneter eller skapes av elektriske strømmer som ikke varierer med tiden. På den måten er magnetostatikken analog med elektrostatikken som beskriver elektriske felt forårsaket av elektriske ladninger som ligger i ro.

På samme måte som et elektrisk felt skapt av en ladning i ro, må oppfylle Coulombs lov, vil et statisk magnetfelt B med opphav i en stasjonær strømttetthet J være bestemt av Ampères sirkulasjonslov

hvor μ0  er den magnetiske konstanten i SI-systemet. I motsetning til elektrisk ladning, eksisterer det ikke magnetiske ladninger i elektromagnetismen beskrevet ved Maxwells ligninger. De magnetiske feltlinjene er derfor lukkete kurver som uttrykkes ved at divergensen

Denne egenskapen til det magnetiske feltet betyr at det alltid kan uttrykkes som curl til et vektorpotensial A,

Bruk av dette magnetiske vektorpotensialet vil ofte forenkle mange problemer i magnetostatikken på samme måte som det elektriske potensialet gjør mange beregninger i elektrostatikken enklere. Det er i utgangspunktet ikke entydig bestemt, men kan forandres ved gaugetransformasjoner uten at det påvirker magnetfeltet. I magnetostatikken er det naturlig å velge «Coulomb-gaugen» slik at det må tilfredsstille tilleggsbetingelsen ∇ ⋅ A = 0 som fjerner denne ekstra frihetsgraden.

Innhold

Biot-Savarts lovRediger

Ved bruk av Ampères sirkulasjonslov og identiteten

 

fra vektoranalysen, følger at vektorpotensialet kan finnes ved løse differensialligningen

 

Hver komponent av det magnetiske vektorpotensialet oppfyller derfor Poisson-ligningen under statiske forhold.[1] Det betyr at det generelt er gitt ved integralet

 

på samme måte som det elektriske potensialet er gitt for en kontinuerlig ladningsfordeling. Ved å ta curl av dette integralet, finner man at magnetfeltet kan skrives på formen

 

Dette er Biot-Savarts lov som har en like sentral rolle i magnetostatikken som Coulombs lov har i elektrostatikken. Den er ekvivalent med Ampères sirkulasjonslov på samme måte som at Gauss' lov for det elektriske feltet kan skrives både på en integralform og en ekvivalent, lokal differensialform.

Magnetisk momentRediger

Da elektrisk ladning er bevart, vil den elektriske strømmen oppfylle kontinuitetsligningen. Under statiske forhold kan den skrive som ∇ ⋅ J = 0. Det betyr at strømmen går i en lukket sløyfe eller kurve. På samme måte som en punktladning gir det enkleste, elektriske feltet, vil en forsvinnende liten strømsløyfe gi det enkleste, magnetiske feltet. Det er et dipolfelt skapt av et magnetisk moment.

Når strømfordelingen J(r') har en endelig utstrekning, kan man i den generelle formelen for det skapte vektorpotensialet benytte approksimasjonen

 

for store avstander r >> r'. Det tilsvarer at strømfordelingen har en utstrekning som er mye mindre enn avstanden til feltpunktet. I denne multipolutviklingen kalles første ledd en monopol, det andre leddet en dipol og så videre. Men her vil det ikke være noe bidrag fra en magnetisk monopol, og det ledende leddet kommer fra dipolen. Den gir bidraget

 

hvor det magnetiske momentet til strømfordelingen er[2]

 

I det tilfellet at den er gitt ved en strøm I som følger en lukket kurve, kan dette magnetiske momentet skrives som m = IS der vektoren S har en størrelse lik med arealet av flaten som kurven omslutter og en retning som er normal på denne flaten og avhengig av strømmens retning som gitt ved høyrehåndsregelen.

Sirkulær strømsløyfeRediger

Det magnetiske vektorpotensialet fra en sirkulær strømsløyfe kan beregnes ved elementære integrasjoner. Da den utgjør en kurve som fører en strøm I, kan man skrive det differensielle strømelementet som

 

hvor ds er et differensielt linjeelement langs kurven. For en sirkel med radius a som ligger i xy-planet, er da

 

hvor vinkelen α angir et punkt på sirkelen. Dette kildepunktet er dermed r'  = a(cosαex + sinαey). Tilsvarende kan feltpunktet angis ved to polare vinkler θ og φ som r = r(sinθ cosφex + sinθ sinφey + cosθez).

Monopolbidraget til vektorpotensialet blir nå

 

da både integralet av sinus og cosinus over en full periode er null. Dette er det forventede resultatet. Men dipolbidraget forsvinner ikke. Her er

 

Multipliserer man dette med ds og igjen integrerer over en full periode av vinkelen α, vil begge integralene

 

bidra, mens integralet av kryssleddet sinα cosα er null. På denne måten gir dipoltermen det totale bidraget

 

hvor det magnetiske momentet til strømsløyfen er m = π a2ez i overensstemmelse med hva som følger fra den mer generelle utledningen av vektorpotensialet.

DipolfeltetRediger

 
Feltlinjer rundt en dipol som peker oppover.

Feltet fra den magnetiske dipolen kan finnes ved å ta curl av vektorpotensialet. Man kan da benytte formelen

 

fra vektoranalysen der m er en konstant vektor. Ved denne beregningen er v = - (1/r) = r/r3 slik at det første leddet kan uttrykkes ved Diracs deltafunksjon som

 

og bidrar derfor bare i det singulære punktet r = 0.[2] For r > 0 stammer derfor hele feltet fra det andre leddet,

 

Ved å benytte at ∂i(xj /r3) = ∂j(xi /r3), kan dette forenkles til

 

Dette er magnetfeltet fra et magnetisk dipolmoment m lokalisert i punktet r = 0. Det avtar med tredje potens av avstanden til dette punktet.[3]

PotensialteoriRediger

På samme måte som for feltet rundt en elektrisk dipol kan yttrykkes ved et skalart potensial Φ, kan feltet rundt en magnetisk dipol m uttrykkes ved et skalart, magnetisk potensial Ψ. Defineres dette ved H = -  Ψ, er da

 

Da i tillegg  ⋅ H = 0 må gjelde, oppfyller dette skalarpotensialet Laplace-ligningen 2Ψ = 0. Men i motsetning til det elektriske potensialet som er konservativt under stasjonære forhold, gjelder ikke det i allminnelighet for Ψ da magnetfeltet må oppfylle Ampères sirkulasjonslov  × H = J under tilsvarende forhold.[1] Mens det elektriske potensialet måles i volt, måles det magnetiske skalarpotensialet i ampere.

I sine originalarbeid viste Ampère hvordan det magnetiske skalarpotensialet for en strømsløyfe C kan beregnes på en elegant, geometrisk måte. Da sløyfen er en lukket kurve, kan den tenkes å være randen til en vilkårlig flate S som matematisk skrives som C = ∂S. Hvis man tenker seg denne flaten oppdelt i et stort antall mikroskopiske flater dS som hver omkretses av en strøm I, vil hver av dem være en magnetisk dipol med et mikroskopisk moment dm = IndS hvor enhetsvektoren n står overalt vinkelrett på flaten. Da strømmene i slike nærliggende flateelement gjensidig kansellerer hverandre, vil potensialet fra dem alle være lik med potensialet fra hele sløyfen. Det er nå gitt ved integralet

 

Telleren her er proporsjonal med projeksjonen av flateelementet dS vinkelrett på vektoren r - r'. Da denne peker mot punktet r, er integranden proporsjonal med minus romvinkelelementet dΩ som flateelementet utgjør sett fra r. Etter integrasjon over hele flaten blir dermed potensialet ganske enkelt

 

hvor nå Ω(r) er romvinkelen til hele strømsløyfen C sett fra feltpunktet r. Dens fortegn er bestemt av enhetsvektoren n som igjen følger fra strømretningen og høyrehåndsregelen.

For en lukket strømsløyfe kommer det magnetiske skalarpotensialet direkte frem ved bruk av en utvidet versjon av Stokes' teorem anvendt på Biot-Savarts lov.[4] Det gir

 

hvor det vektorielle flateelementet dS = ndS. Denne utledningen er gyldig forutsatt at feltpunktet r ikke ligger på flaten S som har strømsløyfen som rand. Det har sitt opphav i at størrelsen til potensialt Ψ varierer diskontinuerlig når man passerer denne flaten. Og det er akkurat innholdet av Ampères sirkulasjonslov.

Dette matematiske resultatet til Ampère er kanskje den første indikasjon på at det magnetiske feltet er beskrevet ved den enkleste utgave av en fundamental gaugeteori. Disse har egenskaper som knytter dem tett til geometri og topologi.[5]

Eksempel: Sirkulær strømsløyfeRediger

En sirkulær strømsløyfe med sentrum i origo og radius a som ligger i xy-planet, vil fra et punkt på z-aksen utgjøre en romvinkel Ω(z) som er bestemt av den polare vinkelen θ0 med

 

Romvinkelen er nå arealet av en sirkel på enhetskulen med denne åpningsvinkelen, det vil si

 

hvor minustegnet kommer fra strømretningen. Det magnetiske feltet blir dermed i dette punktet på aksen til strømsløyfen

 

Dette er selvsagt i overensstemmelse med hva som følger direkte fra Biot-Savarts lov. I sløyfens sentrum der z = 0, er magnetfeltet Hz(0) = I/2a.

Magnetiske materialerRediger

Et magnetisk materiale inneholder et stort antall atomære, magnetiske dipoler som gir materialet en makroskopisk magnetisering M = M(r). Denne kan være indusert av andre magnetfelt, eller konstant som i en permanent magnet. Da den er definert som tettheten av slike mikroskopiske dipoler, er det magnetiske dipolmomentet til et volumelement dV = d 3x lik med dm = MdV. Det magnetiserte materialet gir derfor opphav til et magnetisk vektorpotensial

 

Ved å omskrive integranden ved bruk av formler fra vektoranalysen, kan det skrives som

 

hvor   er en romlig fordelt magnetiseringsstrøm, mens   er en tilsvarende strøm fordelt på materialets overflate med normalvektor n. Begge disse elektriske strømmene er «bundne strømmer» som ikke består av frie ladninger, men derimot skyldes bevegelsen til bundne elektroner i atomene som utgjør de mikroskopiske dipolmomentene. Men likevel vil de gi opphav til et magnetfelt B =  × A som må være konsistent med Ampères sirkulasjonslov, det vil si  × B = J + Jm . For magnetiske materialer er det derfor naturlig å skrive denne som  × H = J hvor det magnetiske H-feltet er definert ved

 

De to magnetfeltene skiller seg derfor fra hverandre bare der hvor magnetiseringen er forskjellig fra null.[3]

For en stavmagnet med permanent magnetisering M som er romlig konstant, er den bundne strømmen Jm = 0. Magnetfeltet B kan derfor beregnes fra overflatestrømmen Km alene. Er denne magneten sylinderformet, vil derfor magnetfeltet bli det samme som for en spole med samme form.

SkalarpotensialRediger

Med kjennskap til både M og B, kan det magnetiske H-feltet beregnes fra deres differens. Alternativt kan det også finnes fra fiktive, magnetiske ladninger ved metoder som er kjent fra elektrostatikken. Man tar da utgangspunkt i uttrykket

 

På samme måte som for magnetfeltet fra en enkeldipol, kan dette dermed omformes til

 

når man inkluderer bidraget fra δ-funksjonen i det første leddet. Den siste termen er gradienten av det skalære potensialet som her tar formen[4]

 

På denne måten er man igjen kommet frem til at det totale magnetfeltet i det magnetiske materialet kan skrives som B = μ0(H + M) hvor man nå kan skrive at H = -  Ψ. Bruken av skalarpotensialet forutsetter at det ikke finnes noen frie, elektriske strømmer J i det området hvor den blir brukt. Det følger fra gradienten som medfører at  × H = 0. Da Maxwells ligning  ⋅ B = 0 alltid må være oppfylt, vil  ⋅ H = -  ⋅ M. Ved å definere ρm = -  ⋅ M, kan det magnetiske potensialet i dette tilfellet finnes fra den skalære Poisson-ligningen

 

Ved å sammenligne med den samme ligningen for det elektriske skalarpotensialet, ser man at størrelsen ρm kan betraktes som en tetthet av magnetisk ladning som utgjør en kilde for dette H-feltet. Det betyr at dets feltlinjer begynner og ender opp på disse ladningene. Men de er fiktive ladninger som gjenspeiler matematiske egenskaper ved magnetiseringen. Frie, magnetiske ladninger som omtales som magnetiske monopoler, finnes ikke i vanlig, elektromagnetisk teori.

 
Mens B-feltet inni en stavmagnet kan beregnes fra bundne magnetiserings-strømmer på sideflatene, kan H-feltet forklares ved fiktive, magnetiske ladninger på endeflatene. Inni magneten har derfor B- og H-feltene motsatt retning.

Uttykket for det magnetiske skalarpotensialt kan omskrives til

 

ved å bruke identiteten

 

fra vektoranalysen for et vektorfelt   og en skalær funksjon som her kan tas å være  . Det gir

 

Ved bruk divergensteoremet i det første integralet slik at edt kan skrives som et integral over overflaten S'  til materialet med flatenormal n, tar skalarpotensialet den endelige formen

 

etter å ha der innført en flatetetthet σm = Mn av fiktive, magnetiske ladninger i tillegg til den romlige tettheten ρm. Dette potensialet har derfor akkurat samme, matematiske form som det elektriske potensialet skapt av elektriske ladninger kontinuerlig fordelt i rommet og på flater. Det kan derfor også beregnes med bruk av de samme metodene.[4]

Hvis man igjen betrakter eksemplet med en sylinderformet stavmagnet med konstant magnetisering M, vil den romlige tettheten av magnetiske ladninger ρm = 0. Men på de to endeflatene vil flatetettheten σm være forskjellig fra null. Mens den er positiv på den ene enden som tilsvarer en magnetisk N-pol, vil den andre være en S-pol med negativ ladning. Dette tilsvarer forklaring av magnetisme i den antikverte Gilbert-modellen som man her ser likevel har en beregningsverdig relevans. H-feltet i og omnkring stavmagneten har derfor samme form som for to parallelle plater med like store ladninger med motsatte fortegn. Inni denne magneten har derfor B- og H-feltene motsatt retning. Det er typisk for permanente magneter.[1]

KulemagnetRediger

De magnetiske egenskapene til en magnetisert kule kan beregnes på tilsvarende måte som for en stavmagnet. Er dens magnetisering M = Mez langs z-aksen konstant, vil den hverken inneholde noen magnetiseringsstrøm Jm eller magnetisk ladningstetthet ρm. Derimot vil det på overflaten av kulen være en strømtetthet Km = M × n hvor normalen n til overflaten peker utover i radiell retning. Her er det naturlig å bruke kulekoordinater slik at man kan skrive M = M(cosθer - sinθeθ) og n = er, gir det overflatestrømmen

 

Denne strømmen gir opphav til et magnetisk vektorpotensial A som nå kan beregnes.[2] Inni kulen blir dette

 

der a er dens radius. Ved å ta curl i dette koordinatsystemet finner man

 

som er et konstant magnetfelt B = (2/3)μ0M langs z-aksen. Dermed blir H = - (1/3)M inni kula slik at feltene B og H igjen har motsatt retning i dette området.

Utenfor kula gir den tilsvarende beregningen

 

Dette er akkurat vektorpotensial A = (μ0/4π ) m × r/r3 fra det totale dipolmomentet m = (4π /3)a3M til kula. Utenfor denne har derfor magnetfeltet formen til en punktformig dipol selv om det magnetiske momentet her har en endelig utstrekning.

Det magnetiske H-feltet kan alternativt bestemmes fra skalarpotensialet Ψ. Da den magnetiske ladningstettheten ρm = 0, vil dette potensialet oppfylle Laplace-ligningen  2 Ψ = 0. På samme måte som normalkomponenten av det elektriske feltet E = -  Φ på begge sider av en grenseflate har en diskontinuitet gitt ved den elektriske overflateladningen σ på flaten, vil det magnetiske feltet H = -  Ψ ha en diskontinuitet som er gitt ved den magnetiske flateladningen σm = Mn = M cosθ. Laplace-ligningen har to løsninger som varierer med den polare vinkelen som cosθ. Den ene er Ψ1 = C1r cosθ hvor C1 er en konstant. Den kan brukes inni kula. Utenfor kan løsningen Ψ2 = C2  cosθ/r 2 benyttes da den avtar mot null i store avstander. Fra kravet at potensialet Ψ skal ha samme verdi like innenfor som utenfor kula, følger at C2 = a 3C1, mens kravet at Hr = - ∂Ψ/∂r forandres diskontinuerlig med M cosθ, bestemmer C1 = M/3.[4]

Skalarpotensialet utenfor kula kan nå skrives som

 

som er det skalare dipolpotensialet fra det totale dipolmomentet m = MV til kula med volum V = (4π /3)a3. I dette området er derfor magnetfeltet B = μ0H et rent dipolfelt.

På tilsvarende måte er det skalare potensialet inni kula

 

og varierer derfor bare i z-retning. Det tilsvarende magnetfeltet vil derfor peke i samme retning og er H = - M/3. I dette området er derfor B = (2/3)μ0M i overensstemmelse med hva som ble funnet fra vektorpotensialet skapt av magnetiseringsstrømmene.

Ytre magnetfeltRediger

Magnetisering av en kule kan induseres ved å plassere den i et konstant, ytre magnetfelt B0 = μ0H0. Hvis den antas å bestå av et lineært, magnetiserbart materiale med relativ permeabilitet μr , vil det oppstå et magnetfelt inni den B = μ0μrH som i utgangspunktet ikke lenger er konstant. Men da det skalære potensialet fremdeles må oppfylle Laplace-ligningen, vil det bli konstant inni kulen. Utenfor vil det være en lineærkombinasjon av det ytre feltet B0 og dipolfeltet skapt av magnetiseringen M indusert i kulen.[2]

Feltene inni kulen kan nå skrives som

 

Siden de er forbundne via den relative permeabiliteten, kan nå herav den induserte magnetiseringen finnes. Den blir

 

og er null når det ytre feltet blir null. Fra denne magnetiseringen kan man fra det totale dipolmomentet m = MV til kula igjen finne det magnetiske dipolfeltet utenfor kula som nå opptrer sammen med det ytre feltet.

Mange magnetiserbare materialer har en susceptibilitet χm = μr - 1 << 1. For en slik kule vil en derfor kunne skrive med god nøyaktighet at M = χmH0. Forskjellen mellom feltet H inni kula og det ytre feltet H0 er da neglisjerbar.

Se ogsåRediger

ReferanserRediger

  1. ^ a b c J.R. Reitz and F.J. Milford, Foundations of Electromagnetic Theory, Addison-Wesley Publishing Company, Reading, Massachusetts (1960).
  2. ^ a b c d J.D. Jackson, Classical Electrodynamics, John Wiley, New York (1999). ISBN 0-471-30932-X.
  3. ^ a b D.J. Griffiths, Introduction to Electrodynamics, Prentice Hall, New Jersey (1999). ISBN 0-13-805326-X.
  4. ^ a b c d A. Zangwill, Modern Electrodynamics, Cambridge University Press, Cambridge (2013). ISBN 978-0-521-89697-9.
  5. ^ I.J.R. Aitchison and A.J.G. Hey, Gauge Theories in Particle Physics, Institute of Physics Publishing, Bristol (1989). ISBN 0-85274-328-9.