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Dipolo magnético

De Laplace

(Diferencias entre revisiones)
(→Espira tridimensional)
(→Dipolos de Ampère y dipolos de Gilbert)
 
(35 ediciones intermedias no se muestran.)
Línea 1: Línea 1:
-
==Desarrollo multipolar magnético==
+
==Definición==
-
Supongamos que tenemos una distribución de corriente estacionaria que ocupa una pequeña región del espacio y queremos hallar el campo en puntos alejados.
+
Un dipolo magnético es un elemento puntual que produce un campo magnético dipolar
-
Cuando se dice “una pequeña región del espacio” se entiende que comparada con la distancia al punto de observación. Matemáticamente:
+
<center><math>\mathbf{B}=\frac{\mu_0}{4\pi}\,\frac{3(\mathbf{m}\cdot\mathbf{r})\mathbf{r}-r^2\mathbf{m}}{r^5}</math></center>
-
<center><math>\delta=\frac{\mathrm{max}(|\mathbf{r}'|)}{r}\ll 1</math></center>
+
(situando el origen de coordenadas en el elemento). Este campo corresponde a un potencial vector
-
Como con el [[Desarrollo multipolar eléctrico|campo eléctrico]], la idea del desarrollo multipolar es hacer un cálculo aproximado, más sencillo que la integral exacta (la cual puede ser imposible de calcular) mediante el empleo de una serie de Taylor. Partimos de la expresión del [[Potencial vector magnético|potencial vector]] para el caso de una espira
+
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0}{4\pi}\,\frac{\mathbf{m}\times\mathbf{r}}{r^3}</math></center>
-
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0I}{4\pi}\oint\frac{\mathrm{d}\mathbf{r}'}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|}</math></center>
+
Aunque lo habitual es definir el dipolo magnético como una pequeña espira o distribución de corriente, realmente lo que lo define es el campo que produce. Una partícula elemental, como el electrón, produce un campo magnético dipolar y por tanto es un dipolo magnético aunque no sea una corriente eléctrica.
-
Aplicando el desarrollo del binomio de Newton
+
==Distribución del campo magnético==
 +
El campo magnético de un dipolo magnético posee la misma estructura que el campo eléctrico de un dipolo eléctrico: líneas en forma de lóbulos que van del polo norte del dipolo hacia el polo sur.
-
<center><math>\frac{\mathrm{d}\mathbf{r}'}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|}=\frac{1}{r}+\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^3}+\mathrm{O}(\delta^2)</math></center>
+
En coordenadas esféricas, el potencial vector de un dipolo se escribe
-
resulta (de forma no trivial) la expresión aproximada para el potencial vector
+
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0m\,\mathrm{sen}\,\theta}{4\pi r^2}\mathbf{u}_\varphi</math></center>
-
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0}{4\pi}\frac{\mathbf{m}\times\mathbf{r}}{r^3}</math></center>
+
(tomando la dirección del eje Z como a la que apunta el dipolo). El campo correspondiente es
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donde
+
<center><math>\mathbf{B}=\frac{\mu_0m}{4\pi r^3}(2\cos\theta\mathbf{u}_r+\,\mathrm{sen}\,\theta\mathbf{u}_\theta)</math></center>
-
<center><math>\mathbf{m}=\frac{I}{2}\oint \mathbf{r}'\times\mathrm{d}\mathbf{r}'</math></center>
+
El campo magnético depende de la distancia como <math>1/r^3</math>, esto es, a doble de distancia, octava parte de campo.
-
es el denominado ''momento magnético dipolar'' de la espira.
+
==Momento dipolar magnético==
 +
La cantidad que caracteriza a un dipolo es su ''momento magnético dipolar'', <math>\mathbf{m}</math>.  
-
A una distribución de corriente que produce este potencial vector (y el campo magnético resultante) se le denomina ''dipolo magnético''. Podemos imaginar un dipolo magnético como una pequeña espira de corriente, si bien el concepto es más general:
+
De las expresiones anteriores, se deduce que la unidad del momento magnético en el Sistema Internacional es 1&thinsp;A&middot;m&sup2; (o, equivalentemente 1&thinsp;J/T). Este valor es muy grande para las situaciones habituales. Por ejemplo, los momentos de las partículas elementales son cantidades del orden de un [http://es.wikipedia.org/wiki/Magnetón_de_Bohr magnetón de Bohr]
-
* Una distribución de corriente de volumen confinada a una pequeña región del espacio también produce el campo de un dipolo magnético, siendo su momento dipolar
+
<center><math>\mu_\mathrm{B} = {{e \hbar} \over {2 m_\mathrm{e}c}}= 927.400 915(23)\times 10^{-26}\frac{\mathrm{A}}{\mathrm{m}^2}</math></center>
-
<center><math>\mathbf{m}= \frac{1}{2}\int \mathbf{r}'\times\mathbf{J}\,\mathrm{d}\tau'</math></center>
+
Este momento dipolar puede provenir de la existencia de una corriente localizada, o ser una propiedad intrínseca del sistema, asociada al espín.
-
:En particular, este resultado incluye el caso de una distribución de carga en rotación.
+
===Para una distribución de corriente===
 +
{{ac|Desarrollo multipolar magnético}}
 +
Al desarrollar el potencial vector magnético de una distribución localizada de corriente se obtiene que el primer término no nulo del desarrollo es el término dipolar. El valor de <math>\mathbf{m}</math> para una pequeña espira de corriente es
-
* Lo mismo ocurre para una distribución de corriente superficial
+
<center><math>\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I}{2}\oint_\Gamma\mathbf{r}\times\mathrm{d}\mathbf{r}</math></center>
-
<center><math>\mathbf{m}= \frac{1}{2}\int \mathbf{r}'\times\mathbf{K}\,\mathrm{d}S'</math></center>
+
siendo <math>\mathbf{S}</math> el [[vector superficie]] correspondiente a la curva.
-
* La partículas elementales (electrones, protones,&hellip;) producen un campo magnético dipolar, en el que el momento magnético es proporcional al llamado espín de la partícula. Este momento dipolar no está asociado a ninguna corriente &ldquo;clásica&rdquo;, pero su comportamiento es análogo.
+
Las expresiones correspondientes a una distribución volumétrica y una superficial son
-
===Demostración detallada===
+
<center><math>\mathbf{m}= \frac{1}{2}\int \mathbf{r}'\times\mathbf{J}\,\mathrm{d}\tau'</math>{{qquad}}{{qquad}}<math>\mathbf{m}= \frac{1}{2}\int \mathbf{r}'\times\mathbf{K}\,\mathrm{d}S'</math></center>
-
La obtención de la expresión aproximada del potencial vector no es elemental.
+
-
Para empezar hay que justificar el desarrollo de <math>1/|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|</math>. Para ello observamos que se puede escribir como
+
En caso de que tengamos varias distribuciones simultáneamente, el momento dipolar será la superposición de los momentos individuales.
-
<center><math>\frac{1}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|}=\frac{1}{\sqrt{(\mathbf{r}-\mathbf{r}')\cdot(\mathbf{r}-\mathbf{r}')}}=\left(r^2-2\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'+r^{'2}\right)^{-1/2}</math></center>
+
====Ejemplo: espira====
 +
* Para una espira plana, el momento magnético tiene por módulo el producto de la corriente por el área de la porción plana delimitado por la espira, y por sentido el normal a la superficie, según la regla de la mano derecha (si la corriente es positiva; en sentido opuesto en caso contrario).
-
y sacando factor común un <math>r^2</math> de la raíz
+
<center>[[Imagen:momentom1.png]]</center>
-
<center><math>\frac{1}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|}=(r^2)^{-1/2}\left(1-2\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^2}+\frac{r^{'2}}{r^2}\right)^{-1/2} = \frac{1}{r}\left(1+\left(-2\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^2}+\frac{r^{'2}}{r^2}\right)\right)^{-1/2}</math></center>
+
Como ejemplos elementales:
-
Hasta aquí no hay aproximación alguna. Observamos que en el último factor tenemos 1 más algo mucho más pequeño que la unidad (pues <math>r'\ll r</math>). La fórmula general del binomio de Newton nos dice que si <math>x\ll 1</math>
+
; Espira rectangular: En el caso más sencillo, de una espira rectangular de lados <math>a</math> y <math>b</math>, el momento magnético será
-
<center><math>(1+x)^n = 1 + n x + \mathrm{O}(x^2)\,</math></center>
+
<center><math>\mathbf{m}=Iab\mathbf{n}\,</math></center>
-
Aplicando esto al resultado anterior
+
:Si consideramos los lados de la espira como vectores, esta expresión equivale a
-
<center><math>\frac{1}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|} = \frac{1}{r}\left(1+\left(-2\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^2}+\frac{r^{'2}}{r^2}\right)\right)^{-1/2} = \frac{1}{r}\left(1-\frac{1}{2}\left(-2\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^2}+\frac{r^{'2}}{r^2}\right)+\mathrm{O}(\delta^2)\right)</math></center>
+
<center><math>\mathbf{m}=I\mathbf{a}\times\mathbf{b}\,</math></center>
-
pero de hecho, el segundo de los dos sumandos del paréntesis también es de orden <math>\delta^2</math>, por lo que podemos despreciarlo y reducir el desarrollo a
+
;Espira circular: Para una espira circular el momento es
-
<center><math>\frac{1}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|} = \frac{1}{r}\left(1+\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^2}+\mathrm{O}(\delta^2)\right)=
+
<center><math>\mathbf{m}=I\pi R^2\,\mathbf{n}</math></center>
-
\frac{1}{r}+\frac{\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}'}{r^3}+\cdots</math></center>
+
-
El segundo paso es sustituir esto en la expresión del potencial vector. Nos queda
+
* Para una espira alabeada el vector superficie tiene por componentes las áreas de las proyecciones de la superficie sobre los planos coordenados. El momento magnético es igual a este vector multiplicado por la corriente.
-
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0I}{4\pi}\left(\oint\frac{\mathrm{d}\mathbf{r}'}{r}+\oint\frac{(\mathbf{r}\cdot\mathrm{r}')\mathrm{d}\mathbf{r}'}{r^3}+\cdots\right)</math></center>
+
<center>[[Imagen:vectorsuperficie.png]]</center>
-
Estas integrales son sobre la variable <math>\mathbf{r}'</math>, así que <math>\mathbf{r}</math> es una constante en ellas y puede ser extraído en la medida de lo posible
+
; Espira tridimensional: Consideremos una espira alabeada formada por tres cuadrantes de circunferencia, de radio <math>R</math> que van de <math>R\mathbf{u}_x</math> a <math>R\mathbf{u}_y</math>, de ahí a <math>R\mathbf{u}_z</math>, y de vuelta a <math>R\mathbf{u}_x</math>. Tal como se ve en artículo sobre el [[vector superficie]], para esta superficie tenemos
-
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0I}{4\pi}\left(\frac{1}{r}\oint\mathrm{d}\mathbf{r}'+\frac{1}{r^3}\oint(\mathbf{r}\cdot\mathrm{r}')\mathrm{d}\mathbf{r}'+\cdots\right)</math></center>
+
<center><math>\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I\pi R^2}{4}(\mathbf{u}_x+\mathbf{u}_y+\mathbf{u}_z)</math></center>
-
La primera de estas dos integrales es el desplazamiento neto al recorrer una curva cerrada, por lo que se anula identicamente,
+
====Ejemplo: esfera rotante====
 +
{{ac|Momento magnético de una esfera en rotación}}
 +
Un caso particular de corriente de volumen localizada en el espacio es el de una distribución de carga en rotación. Este modelo puede ayudar a describir el comportamiento de una partícula cargada, como un electrón, que se caracteriza por un momento angular (el espín), equivalente en ciertos aspectos a una rotación.
-
<center><math>\oint \mathrm{d}\mathbf{r}'=\left.\mathbf{r}'\right|_{\mathbf{r}_0}^{\mathbf{r}_0}=\mathbf{0}</math></center>
+
Supongamos una esfera de radio <math>R</math>, con una carga <math>q</math> distribuida uniformemente en el volumeny que gira en torno a un eje (que tomaremos como eje Z) con velocidad angular <math>\mathbf{w}</math>. Para este sistema la densidad de corriente es, en esféricas
-
Lo que nos dice este resultado, de nuevo, es que el campo magnético de corrientes estacionarias, no posee término monopolar, esto es, que el campo de corrientes no equivale al campo de cargas magnéticas (''[[monopolo magnético|monopolos]]'').
+
<center><math>\mathbf{J}=\rho_0\mathbf{v}=\rho_0\mathbf{w}\times\mathbf{r}=\rho_0\omega r\,\mathrm{sen}\,\theta\,\mathbf{u}_\varphi</math>{{qquad}}{{qquad}}<math>\rho_0=\frac{q}{4\pi R^3/3}</math></center>
-
El segundo término no se puede integrar de forma inmediata. Para conseguir extraer <math>\mathbf{r}</math> de la integral podemos usar el [[Generalización del teorema de Stokes|teorema vectorial]], generalización del teorema de Stokes
+
llevando esto a la integral resulta el momento magnético
-
<center><math>\oint \mathrm{d}\mathbf{r}' \phi = \int \mathrm{d}\mathbf{S}\times\nabla\phi</math></center>
+
<center><math>\mathbf{m}=\frac{q R^2}{5}\mathbf{w}</math></center>
-
que, en nuestro caso da
+
Lo más destacado de este resultado es que es proporcional a la velocidad angular de la partícula. Puesto que lo mismo ocurre con el momento angular
-
<center><math>\oint \mathrm{d}\mathbf{r}'(\mathbf{r}\cdot\mathrm{r}') = \int \mathrm{d}\mathbf{S}\times\nabla'(\mathbf{r}\cdot\mathrm{r}')</math></center>
+
<center><math>\mathbf{L}=\frac{2}{5}mR^2\mathbf{w}</math></center>
-
pero, como se [[Algunas identidades vectoriales|puede demostrar]]
+
puede establecerse una relación de proporcionalidad entre el momento magnético y el momento angular
-
<center><math>\nabla'(\mathbf{r}\cdot\mathbf{r}')=\mathbf{r}</math></center>
+
<center><math>\mathbf{m}=\frac{q}{2m}\mathbf{L}=\gamma\mathbf{L}</math></center>
-
por lo que la integral se convierte en
+
A la cantidad <math>\gamma</math> se la denomina razón giromagnética de la partícula.
-
<center><math>\oint \mathrm{d}\mathbf{r}'(\mathbf{r}\cdot\mathrm{r}') = \int \mathrm{d}\mathbf{S}\times\mathbf{r}=\mathbf{S}\times\mathbf{r}</math></center>
+
===Momentos intrínsecos===
 +
Además de los momentos asociados a corrientes, cada partícula elemental posee un momento dipolar intrínseco, proporcional a su espín, según la ley
-
y, aplicación la expresión del [[vector superficie]]
+
<center><math>\mathbf{m}=g\frac{q}{2m}\mathbf{S}</math></center>
-
<center><math>\mathbf{S}=\frac{1}{2}\oint \mathbf{r}'\times \mathrm{d}\mathbf{r}'</math></center>
+
Esta ley es exactamente la misma que la que se cumple para una esfera en rotación. La única diferencia es la aparición de una constante de proporcionalidad adicional llamada [http://en.wikipedia.org/wiki/G-factor factor-g] (que para un [http://physics.nist.gov/cgi-bin/cuu/Value?gem electrón] vale aproximadamente 2). Esto hace que, aunque un electrón no es una esfera rotante, se pueda hablar de su momento magnético como debido a su giro.
-
nos queda finalmente
+
==Acción de un campo externo sobre un dipolo==
 +
{{ac|Acción de un campo magnético sobre un dipolo magnético}}
 +
Las expresiones anteriores hablan del campo magnético causado por un dipolo magnético, pero no del efecto que un campo magnético externo produce sobre este dipolo.
-
<center><math>\mathbf{A}=\frac{\mu_0}{4\pi}\,\frac{\mathrm{m}\times\mathbf{r}}{r^3}+\cdots</math>{{qquad}}{{qquad}}<math>\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I}{2}\oint \mathbf{r}'\times \mathrm{d}\mathbf{r}'</math></center>
+
Este efecto es análogo al caso de un dipolo eléctrico en el seno de un campo eléctrico. El dipolo experimenta una fuerza y un momento de una fuerza, y posee una cierta energía potencial
 +
===Fuerza===
 +
La fuerza experimentada por un dipolo magnético en un campo externo es
-
La extensión al caso de una distribución de corriente volumétrica o superficial requiere aun más cálculo vectorial, por lo que nos limitaremos a señalar que puede obtenerse siguiento las reglas usuales de transformación
+
<center><math>\mathbf{F}= \nabla(\mathbf{m}{\cdot}\mathbf{B}_\mathrm{ext})</math></center>
-
<center><math>\sum_i(\ldots)q_i\mathbf{v}_i \to \int_\Gamma(\ldots)I\mathrm{d}\mathbf{r}'\to \int_S(\ldots)\mathbf{K}\mathrm{d}S'\to\int_\tau(\ldots)\mathbf{J}\mathrm{d}\tau'</math></center>
+
===Par y momento===
 +
El momento sobre el dipolo se compone del momento de la fuerza aplicada, más un término intrínseco:
-
==Momento dipolar magnético==
+
<center><math>\mathbf{M}=\mathbf{r}\times\mathbf{F} + \mathbf{m}\times\mathbf{B}_\mathrm{ext}</math></center>
-
===Para una espira===
+
-
El momento magnético dipolar de una espira cerrada por la cual circula una corriente <math>I</math> viene dado por la expresión
+
-
<center><math>\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I}{2}\oint \mathbf{r}\times\mathrm{d}\mathbf{r}</math></center>
+
El segundo término representa un par intrínseco. Cuando hay fuerzas de rozamiento, de forma que el dipolo termina por quedarse quieto, el resultado es que el dipolo se alinea con el campo magnético, lo que constituye el fundamento de las brújulas.
-
Aquí <math>\mathbf{S}</math> es el [[vector superficie]], por lo que
+
===Energía===
 +
Tanto la fuerza como el momento pueden derivarse de la energía de un dipolo en un campo externo
-
* Para una espira plana, el momento magnético tiene por módulo el producto de la corriente por el área de la porción plana delimitado por la espira, y por sentido el normal a la superficie, según la regla de la mano derecha (si la corriente es positiva; en sentido opuesto en caso contrario).
+
<center><math>U_\mathrm{m}=-\mathbf{m}{\cdot}\mathbf{B}_\mathrm{ext}</math></center>
-
<center>[[Imagen:momentom1.png]]</center>
+
Esta energía es mínima cuando el dipolo apunta en la misma dirección y sentido que el campo aplicado sobre él.
-
* Para una espira alabeada el vector superficie tiene por componentes las áreas de las proyecciones de la superficie sobre los planos coordenados. El momento magnético es igual a este vector multiplicado por la corriente.
+
==Dipolos de Ampère y dipolos de Gilbert==
 +
Comparando la expresión del campo magnético con la con el campo eléctrico debido a
 +
un dipolo eléctrico
-
<center>[[Imagen:vectorsuperficie.png]]</center>
+
<center><math>\mathbf{B}=\frac{\mu_0}{4\pi}\frac{3(\mathbf{m}\cdot\mathbf{r})\mathbf{r}-r^2\mathbf{m}}{r^5}</math>{{qquad}}{{qquad}}<math>\mathbf{E}=\frac{1}{4\pi\varepsilon_0}\frac{3(\mathbf{p}\cdot\mathbf{r})\mathbf{r}-r^2\mathbf{p}}{r^5}</math></center>
-
====Ejemplos====
+
vemos que son formalmente idénticos. Según esto, una corriente eléctrica localizada produce en puntos alejados de ella un campo magnético idéntico al que producirían dos cargas (magnéticas, en este caso) muy próximas entre sí.
-
=====Espira rectangular=====
+
-
En el caso más sencillo, de una espira rectangular de lados <math>a</math> y <math>b</math>, el momento magnético será
+
-
<center><math>\mathbf{m}=Iab\mathbf{n}\,</math></center>
+
Esto permite dos visiones de los dipolos magnéticos (que sólo son percibidos por el campo que producen). Una, debida a Ampère, considera que todos los dipolos magnéticos son pequeñas espiras de corriente. La otra, concebida por Gilbert, supone la existencia de polos magnéticos separados dentro de cada dipolo.
-
Si consideramos los lados de la espira como vectores, esta expresión equivale a
+
<center>
 +
{| class="bordeado"
 +
|-
 +
|  [[Imagen:dipolo-ampere.png]]
 +
|  [[Imagen:dipolo-gilbert.png]]
 +
|-
 +
|  Modelo de dipolo de Ampère
 +
|  Modelo de dipolo de Gilbert
 +
|}
 +
</center>
-
<center><math>\mathbf{m}=I\mathbf{a}\times\mathbf{b}\,</math></center>
+
En el modelo de Gilbert, cada dipolo estaría formado por un polo norte (manantial de campo magnético) y un polo sur (sumidero). En el modelo de Ampère la espira define una cara norte (de la que salen las líneas de campo magnético) y una cara sur (por la que entran), obedeciendo la regla de la mano derecha.
-
=====Espira circular=====
+
Desde el punto de vista del campo que producen, ambos modelos son casi indistinguibles (sólo se diferencian en su valor justo en el punto donde se encuentra el dipolo, que no suele ser accesible.). Es un hecho, además, que existen momentos dipolares, como el debido al
-
Para una espira circular el momento es
+
espín -en particular, el del neutrón- que no están producidos por espiras de corriente. El problema es saber si estos momentos dipolares se comportan como los del tipo de Ampère o los de Gilbert. La principal diferencia estriba en la relación con el momento angular. Un dipolo de Ampère debe llevar aparejado siempre un momento angular, mientras que un dipolo de Gilbert no tiene por qué. La experiencia muestra que todos los dipolos, microscópicos o macroscópicos, corresponden a dipolos de Ampère y pueden ser tratados como espiras de corriente.
-
<center><math>\mathbf{m}=I\pi R^2\,\mathbf{n}</math></center>
+
Esta asociación con el momento angular se pone de manifiesto al considerar el efecto de un campo magnético externo sobre un dipolo. El momento de las fuerzas sobre un dipolo magnético en un campo uniforme es
-
=====Espira tridimensional=====
+
<center><math>\mathbf{M}= \mathbf{m}\times\mathbf{B}\,</math></center>
-
Consideremos una espira alabeada formada por tres cuadrantes de circunferencia, de radio <math>R</math> que van de <math>R\mathbf{u}_x</math> a <math>R\mathbf{u}_y</math>, de ahí a <math>R\mathbf{u}_z</math>, y de vuelta a <math>R\mathbf{u}_x</math>. Tal como se ve en artículo sobre el [[vector superficie]], para esta superficie tenemos
+
-
<center><math>\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I\pi R^2}{4}(\mathbf{u}_x+\mathbf{u}_y+\mathbf{u}_z)</math></center>
+
[[Imagen:precesion.gif|right]] Conocido el momento, la variación del momento angular es
-
===Para una distribución de corriente===
+
<center><math>\frac{\mathrm{d}\mathbf{L}}{\mathrm{d}t}=\mathbf{m}\times\mathbf{B}</math></center>
 +
 
 +
y, de acuerdo con la proporcionalidad entre el momento magnético y el momento angular resulta
 +
 
 +
<center><math>\frac{\mathrm{d}\mathbf{m}}{\mathrm{d}t}=\gamma\frac{\mathrm{d}\mathbf{L}}{\mathrm{d}t} = \gamma \mathbf{m}\times\mathbf{B}</math></center>
 +
 
 +
ecuación que predice que un dipolo magnético, en ausencia de fuerzas disipativas, no se orienta en la dirección del campo externo (como hace un dipolo eléctrico, o como haría un dipolo de Gilbert), sino que ''precesa'' en torno a el. Es éste fenómeno el que permite identificar a los momentos dipolares de las partículas como amperianos.
-
==Campo magnético de un dipolo==
 
-
==Acción de un campo externo sobre un dipolo==
 
-
===Fuerza===
 
-
===Par y momento===
 
-
===Energía===
 
[[Categoría:Campo magnético de corrientes estacionarias]]
[[Categoría:Campo magnético de corrientes estacionarias]]
 +
[[Categoría:Materiales magnéticos]]

última version al 12:59 29 abr 2009

Contenido

1 Definición

Un dipolo magnético es un elemento puntual que produce un campo magnético dipolar

\mathbf{B}=\frac{\mu_0}{4\pi}\,\frac{3(\mathbf{m}\cdot\mathbf{r})\mathbf{r}-r^2\mathbf{m}}{r^5}

(situando el origen de coordenadas en el elemento). Este campo corresponde a un potencial vector

\mathbf{A}=\frac{\mu_0}{4\pi}\,\frac{\mathbf{m}\times\mathbf{r}}{r^3}

Aunque lo habitual es definir el dipolo magnético como una pequeña espira o distribución de corriente, realmente lo que lo define es el campo que produce. Una partícula elemental, como el electrón, produce un campo magnético dipolar y por tanto es un dipolo magnético aunque no sea una corriente eléctrica.

2 Distribución del campo magnético

El campo magnético de un dipolo magnético posee la misma estructura que el campo eléctrico de un dipolo eléctrico: líneas en forma de lóbulos que van del polo norte del dipolo hacia el polo sur.

En coordenadas esféricas, el potencial vector de un dipolo se escribe

\mathbf{A}=\frac{\mu_0m\,\mathrm{sen}\,\theta}{4\pi r^2}\mathbf{u}_\varphi

(tomando la dirección del eje Z como a la que apunta el dipolo). El campo correspondiente es

\mathbf{B}=\frac{\mu_0m}{4\pi r^3}(2\cos\theta\mathbf{u}_r+\,\mathrm{sen}\,\theta\mathbf{u}_\theta)

El campo magnético depende de la distancia como 1 / r3, esto es, a doble de distancia, octava parte de campo.

3 Momento dipolar magnético

La cantidad que caracteriza a un dipolo es su momento magnético dipolar, \mathbf{m}.

De las expresiones anteriores, se deduce que la unidad del momento magnético en el Sistema Internacional es 1 A·m² (o, equivalentemente 1 J/T). Este valor es muy grande para las situaciones habituales. Por ejemplo, los momentos de las partículas elementales son cantidades del orden de un magnetón de Bohr

\mu_\mathrm{B} = {{e \hbar} \over {2 m_\mathrm{e}c}}= 927.400 915(23)\times 10^{-26}\frac{\mathrm{A}}{\mathrm{m}^2}

Este momento dipolar puede provenir de la existencia de una corriente localizada, o ser una propiedad intrínseca del sistema, asociada al espín.

3.1 Para una distribución de corriente

Artículo completo: Desarrollo multipolar magnético

Al desarrollar el potencial vector magnético de una distribución localizada de corriente se obtiene que el primer término no nulo del desarrollo es el término dipolar. El valor de \mathbf{m} para una pequeña espira de corriente es

\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I}{2}\oint_\Gamma\mathbf{r}\times\mathrm{d}\mathbf{r}

siendo \mathbf{S} el vector superficie correspondiente a la curva.

Las expresiones correspondientes a una distribución volumétrica y una superficial son

\mathbf{m}= \frac{1}{2}\int \mathbf{r}'\times\mathbf{J}\,\mathrm{d}\tau'        \mathbf{m}= \frac{1}{2}\int \mathbf{r}'\times\mathbf{K}\,\mathrm{d}S'

En caso de que tengamos varias distribuciones simultáneamente, el momento dipolar será la superposición de los momentos individuales.

3.1.1 Ejemplo: espira

  • Para una espira plana, el momento magnético tiene por módulo el producto de la corriente por el área de la porción plana delimitado por la espira, y por sentido el normal a la superficie, según la regla de la mano derecha (si la corriente es positiva; en sentido opuesto en caso contrario).
Imagen:momentom1.png

Como ejemplos elementales:

Espira rectangular
En el caso más sencillo, de una espira rectangular de lados a y b, el momento magnético será
\mathbf{m}=Iab\mathbf{n}\,
Si consideramos los lados de la espira como vectores, esta expresión equivale a
\mathbf{m}=I\mathbf{a}\times\mathbf{b}\,
Espira circular
Para una espira circular el momento es
\mathbf{m}=I\pi R^2\,\mathbf{n}
  • Para una espira alabeada el vector superficie tiene por componentes las áreas de las proyecciones de la superficie sobre los planos coordenados. El momento magnético es igual a este vector multiplicado por la corriente.
Imagen:vectorsuperficie.png
Espira tridimensional
Consideremos una espira alabeada formada por tres cuadrantes de circunferencia, de radio R que van de R\mathbf{u}_x a R\mathbf{u}_y, de ahí a R\mathbf{u}_z, y de vuelta a R\mathbf{u}_x. Tal como se ve en artículo sobre el vector superficie, para esta superficie tenemos
\mathbf{m}=I\mathbf{S}=\frac{I\pi R^2}{4}(\mathbf{u}_x+\mathbf{u}_y+\mathbf{u}_z)

3.1.2 Ejemplo: esfera rotante

Artículo completo: Momento magnético de una esfera en rotación

Un caso particular de corriente de volumen localizada en el espacio es el de una distribución de carga en rotación. Este modelo puede ayudar a describir el comportamiento de una partícula cargada, como un electrón, que se caracteriza por un momento angular (el espín), equivalente en ciertos aspectos a una rotación.

Supongamos una esfera de radio R, con una carga q distribuida uniformemente en el volumeny que gira en torno a un eje (que tomaremos como eje Z) con velocidad angular \mathbf{w}. Para este sistema la densidad de corriente es, en esféricas

\mathbf{J}=\rho_0\mathbf{v}=\rho_0\mathbf{w}\times\mathbf{r}=\rho_0\omega r\,\mathrm{sen}\,\theta\,\mathbf{u}_\varphi        \rho_0=\frac{q}{4\pi R^3/3}

llevando esto a la integral resulta el momento magnético

\mathbf{m}=\frac{q R^2}{5}\mathbf{w}

Lo más destacado de este resultado es que es proporcional a la velocidad angular de la partícula. Puesto que lo mismo ocurre con el momento angular

\mathbf{L}=\frac{2}{5}mR^2\mathbf{w}

puede establecerse una relación de proporcionalidad entre el momento magnético y el momento angular

\mathbf{m}=\frac{q}{2m}\mathbf{L}=\gamma\mathbf{L}

A la cantidad γ se la denomina razón giromagnética de la partícula.

3.2 Momentos intrínsecos

Además de los momentos asociados a corrientes, cada partícula elemental posee un momento dipolar intrínseco, proporcional a su espín, según la ley

\mathbf{m}=g\frac{q}{2m}\mathbf{S}

Esta ley es exactamente la misma que la que se cumple para una esfera en rotación. La única diferencia es la aparición de una constante de proporcionalidad adicional llamada factor-g (que para un electrón vale aproximadamente 2). Esto hace que, aunque un electrón no es una esfera rotante, se pueda hablar de su momento magnético como debido a su giro.

4 Acción de un campo externo sobre un dipolo

Artículo completo: Acción de un campo magnético sobre un dipolo magnético

Las expresiones anteriores hablan del campo magnético causado por un dipolo magnético, pero no del efecto que un campo magnético externo produce sobre este dipolo.

Este efecto es análogo al caso de un dipolo eléctrico en el seno de un campo eléctrico. El dipolo experimenta una fuerza y un momento de una fuerza, y posee una cierta energía potencial

4.1 Fuerza

La fuerza experimentada por un dipolo magnético en un campo externo es

\mathbf{F}= \nabla(\mathbf{m}{\cdot}\mathbf{B}_\mathrm{ext})

4.2 Par y momento

El momento sobre el dipolo se compone del momento de la fuerza aplicada, más un término intrínseco:

\mathbf{M}=\mathbf{r}\times\mathbf{F} + \mathbf{m}\times\mathbf{B}_\mathrm{ext}

El segundo término representa un par intrínseco. Cuando hay fuerzas de rozamiento, de forma que el dipolo termina por quedarse quieto, el resultado es que el dipolo se alinea con el campo magnético, lo que constituye el fundamento de las brújulas.

4.3 Energía

Tanto la fuerza como el momento pueden derivarse de la energía de un dipolo en un campo externo

U_\mathrm{m}=-\mathbf{m}{\cdot}\mathbf{B}_\mathrm{ext}

Esta energía es mínima cuando el dipolo apunta en la misma dirección y sentido que el campo aplicado sobre él.

5 Dipolos de Ampère y dipolos de Gilbert

Comparando la expresión del campo magnético con la con el campo eléctrico debido a un dipolo eléctrico

\mathbf{B}=\frac{\mu_0}{4\pi}\frac{3(\mathbf{m}\cdot\mathbf{r})\mathbf{r}-r^2\mathbf{m}}{r^5}        \mathbf{E}=\frac{1}{4\pi\varepsilon_0}\frac{3(\mathbf{p}\cdot\mathbf{r})\mathbf{r}-r^2\mathbf{p}}{r^5}

vemos que son formalmente idénticos. Según esto, una corriente eléctrica localizada produce en puntos alejados de ella un campo magnético idéntico al que producirían dos cargas (magnéticas, en este caso) muy próximas entre sí.

Esto permite dos visiones de los dipolos magnéticos (que sólo son percibidos por el campo que producen). Una, debida a Ampère, considera que todos los dipolos magnéticos son pequeñas espiras de corriente. La otra, concebida por Gilbert, supone la existencia de polos magnéticos separados dentro de cada dipolo.

Imagen:dipolo-ampere.png Imagen:dipolo-gilbert.png
Modelo de dipolo de Ampère Modelo de dipolo de Gilbert

En el modelo de Gilbert, cada dipolo estaría formado por un polo norte (manantial de campo magnético) y un polo sur (sumidero). En el modelo de Ampère la espira define una cara norte (de la que salen las líneas de campo magnético) y una cara sur (por la que entran), obedeciendo la regla de la mano derecha.

Desde el punto de vista del campo que producen, ambos modelos son casi indistinguibles (sólo se diferencian en su valor justo en el punto donde se encuentra el dipolo, que no suele ser accesible.). Es un hecho, además, que existen momentos dipolares, como el debido al espín -en particular, el del neutrón- que no están producidos por espiras de corriente. El problema es saber si estos momentos dipolares se comportan como los del tipo de Ampère o los de Gilbert. La principal diferencia estriba en la relación con el momento angular. Un dipolo de Ampère debe llevar aparejado siempre un momento angular, mientras que un dipolo de Gilbert no tiene por qué. La experiencia muestra que todos los dipolos, microscópicos o macroscópicos, corresponden a dipolos de Ampère y pueden ser tratados como espiras de corriente.

Esta asociación con el momento angular se pone de manifiesto al considerar el efecto de un campo magnético externo sobre un dipolo. El momento de las fuerzas sobre un dipolo magnético en un campo uniforme es

\mathbf{M}= \mathbf{m}\times\mathbf{B}\,
Conocido el momento, la variación del momento angular es
\frac{\mathrm{d}\mathbf{L}}{\mathrm{d}t}=\mathbf{m}\times\mathbf{B}

y, de acuerdo con la proporcionalidad entre el momento magnético y el momento angular resulta

\frac{\mathrm{d}\mathbf{m}}{\mathrm{d}t}=\gamma\frac{\mathrm{d}\mathbf{L}}{\mathrm{d}t} = \gamma \mathbf{m}\times\mathbf{B}

ecuación que predice que un dipolo magnético, en ausencia de fuerzas disipativas, no se orienta en la dirección del campo externo (como hace un dipolo eléctrico, o como haría un dipolo de Gilbert), sino que precesa en torno a el. Es éste fenómeno el que permite identificar a los momentos dipolares de las partículas como amperianos.

Obtenido de "http://tesla.us.es/wiki/index.php/Dipolo_magn%C3%A9tico"

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