Campo magnético de una espira circular

De Laplace

Revisión a fecha de 18:23 19 mar 2009; Antonio (Discusión | contribuciones)

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Contenido

1 Enunciado
2 Solución

1 Enunciado

Supongamos una espira circular por la cual circula una corriente $I$ . Se trata de hallar el campo magnético en los puntos del eje de la espira (para el resto del espacio no existe expresión analítica sencilla)

2 Solución

2.1 Planteamiento

Aplicamos la ley de Biot y Savart

$\mathbf{B}\left(\mathbf{r}\right) = \frac{\mu _0I}{4\pi}\int\mathrm{d}\mathbf{r}'\times\frac{\left(\mathbf{r} - \mathbf{r}'\right)}{\left|\mathbf{r} - \mathbf{r}'\right|^3}$

Tomamos como eje z el de la espira, de forma que

$\mathbf{r} = z\mathbf{u}_z\,$ $\mathbf{r}' = R\left(\cos\varphi'\,\mathbf{u}_x + \,\mathrm{sen}\,\varphi'\,\mathbf{u}_y\right)$ $\mathrm{d}\mathbf{r}' = R\left(-\,\mathrm{sen}\,\varphi'\,\mathbf{u}_x + \cos\varphi'\,\mathbf{u}_y \right)\mathrm{d}\varphi '$

$\mathbf{r} - \mathbf{r}' = - R\cos\varphi'\,\mathbf{u}_x - R\,\mathrm{sen},\varphi'\,\mathbf{u}_y + z\mathbf{u}_z$ $\left|\mathbf{r} - \mathbf{r}'\right| = \sqrt{R^2 + z^2}$

Hallando el producto vectorial y extrayendo los factores constantes:

$\mathbf{B}(z) = \frac{\mu _0IR}{4\pi\left(R^2 + z^2\right)^{3/2}}\left(\mathbf{u}_xz\int_0^{2\pi}\!\!\!\! \cos\varphi'\,\mathrm{d}\varphi' + \mathbf{u}_yz\int_0^{2\pi}\!\!\!\!\mathrm{sen}\,\varphi'\mathrm{d}\varphi' + \mathbf{u}_zR\int_0^{2\pi}\!\!\!\!\mathrm{d}\varphi'\right)$

Las integrales para $B x$ y $B y$ se anulan, lo que se puede explicar como que el campo horizontal de un segmento de espira se anula con el del diametralmente opuesto.

Integrando la componente $z$ queda el campo

$\mathbf{B}_z=\frac{\mu_0IR^2}{2(R^2+z^2)^{3/2}}\mathbf{u}_z$

2.2 Análisis de los resultados

Este campo va en la dirección del eje y su gráfica es una campana con un máximo en el centro.

El valor máximo del campo es $B max = μ 0 I / 2 R$ , que para una espira de 10 cm por la cual circule una corriente de 1 A da un campo $B_max \simeq 1.26\mu\,\mathrm{T}$ .

2.3 Campo en todo el espacio

En el resto del espacio el campo se puede calcular de forma numérica o de forma analítica, resultando líneas cerradas alrededor de la espira. Las líneas están en planos $\varphi=\mathrm{cte.}$ . La distribución de líneas posee simetría acimutal.

Las líneas de campo salen por la cara superior (definida según la regla de la mano derecha) y entran por la cara inferior.

La expresión analítica del campo en todo el espacio puede calcularse a partir del potencial vector

$\mathbf{A}=\frac{\mu_0I}{4\pi}\int \frac{\mathrm{d}\mathbf{r}'}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|}$

a partir del cual el campo magnético se calcula como

$\mathbf{B}=\nabla\times\mathbf{A}$

En este caso en que tenemos una corriente puramente acimutal, el potencial vector posee la misma simetría

$\mathbf{A}=A(\rho,z)\mathbf{u}_\varphi$

El campo magnético resultante se encuentra contenido en planos $\varphi=ºmathrm{cte.}$ . Hallando el rotacional en coordenadas cilíndricas,

No se pudo entender (Falta el ejecutable de <strong>texvc</strong>. Por favor, lea <em>math/README</em> para configurarlo.): \mathbf{B}=\frac{1}{\rho}\left|\begin{matrix}\mathbf{u}_\rho & \rho\mathbf{u}_\varphi & \mathbf{u}_z \\ & & \\ \displaystyle\frac{\partial\ }{\partial\rho} & \displaystyle\frac{\partial\ }{\partial\varphi} & \displaystyle\frac{\partial\ }{\partial z} \\ & & \\ 0 & \rho A & 0\end{matrix}\right| = -\frac{\partial A}{\partial z}\mathbf{u}_\rho+\frac{1}{\rho}\frac{\partial(\rho A)}{\partial\rho}\mathbf{u}_z = B_\rho(\rho,z)\mathbf{u}_\rho}+B_z(\rho,z)\mathbf{u}_z

2.4 El límite dipolar

Campo magnético de una espira circular

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1 Enunciado

2 Solución

2.1 Planteamiento

2.2 Análisis de los resultados

2.3 Campo en todo el espacio

2.4 El límite dipolar

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