Лекция 5. Магнитное поле тока в вакууме

и ротор вектора индукции магнитного поля.
Расчет магнитного поля соленоида и

тороида.

проведенный Ампером в 1820 г., показал, что проводники с токами

взаимодействуют между собой с силой (из расчета на единицу длины каждого из параллельных проводников) пропорцио-нальной величинам токов в них и обратно пропорциональной расстоянию между ними, т. е.
где коэффициент пропорциональности в системе СИ
а μ0 = 4π∙10-7 [Гн/м] – магнитная постоянная.

F12

F21

Причем одинаково направленные токи – притягиваются, а противоположно направлен-ные – отталкиваются (см. рис.). Сейчас выражение (1) рассматривается как одна из форм закона Ампера.

речь идет об особой форме силового взаимодействия токов (или направленных

потоков заряженных частиц), осуществляемого через особое поле, сосредоточенное в пространстве и названное магнитным полем.
Название «магнитное поле» появилось в 1820 г. после того, как Эрстед экспериментально установил ориенти-рующее действие проводника с током на магнитную стрелку компаса. В опыте Эрстеда провод (с током) располагался над магнитной стрелкой, и при включении тока I – стрелка устанавливалась перпендикулярно к проводу с током (см. рис.).

I

S

N

S'

N'

Bпр

Bстр

Таким образом, магнитное поле имеет направленный характер и должно характе-ризоваться векторной вели-чиной.

бы по аналогии с напряженностью электрического поля Е назвать основную

силовую характеристику магнитного поля – напряженностью, однако по историческим причинам, ее назвали магнитной индукцией и обозначили через вектор В. Единицей измерения магнитной индукции в СИ является 1 [Тл].
Магнитное поле действует только на движущийся со скоростью v заряд q. Это действие проявляет себя в магнитной силе, которая обладает следующими особенностями (установлены экспериментально):
1) в любой точке пространства направление и модуль этой силы Fмаг зависят от скорости v заряда, в то же время можно говорить о постоянстве отношения
2) магнитная сила Fмаг всегда перпендикулярна скорости v заряженной частицы;

 v, то работы над зарядом магнитная сила не совершает

(по определению работа: δА = F∙dr).
Из всего сказанного можно заключить, что магнитную силу можно представить в виде векторного произведения:
Fмаг = q∙(v x B) = q∙v∙B∙sin(v, B) (2)
Замечание: Когда движущийся заряд q находится одновременно под действием электрического и магнитного полей, то говорят, что на него действует электромагнитная сила Лоренца (или обобщенная сила Лоренца):
F = q∙E + q∙(v x B) (3)
где Fэл = q∙E – электрическая сила, Fмаг = q∙(v x B) – магнитная сила Лоренца.

что само магнитное поле порождается движущимися зарядами. В случае движения

заряда со скоростью v в пространстве появляется выделенное направление – направление вектора v. Поэтому можно ожидать, что магнитное поле, создаваемое движущимся зарядом, обладает осевой симметрией. Здесь предполагается равномерное движение заряда q с постоянной нерелятивистской скоростью v.
Экспериментально был получен закон, определяющий магнитное поле В точечного заряда q, движущегося со скоростью v (постоянной, нерелятивистской v << c):

где r – радиус-вектор, проведенный от заряда в точку Р наблюдения поля (причем конец вектора r – неподвижен в данной системе отсчета, а его начало движется со скоростью v).

поля, создаваемого произвольным проводом с током. Пусть малый элемент провода

длиной dl с сечением dS определяет объем dV (см. рис.), заполненный носителями тока с малым зарядом dq = ∙dV, где  - объемная плотность заряда носителей. Известно, что плотность тока в данной точке сечения S определяется как: j=e∙n∙u= ∙u. Используя формулу (4) для В точечного заряда и полагая v = u (при этом j = ∙v), получаем выражение для элементарного магнитного поля dB в некоторой точке Р пространства, создаваемого движущимися носителями в объеме dV:

α

r

P

dB

I

dV

dS

где выражение j∙dV принято называть объемным токовым элементом.

течет по тонкому проводу постоянного малого сечения ΔS, то тогда

j∙dV = j∙ΔS∙dl = I∙dl. Введя вектор dl в направлении тока, можно записать в векторном виде j∙dV = I∙dl, где выражение справа принято называть линейным токовым элементом. Произведя в (5) замену согласно последнему равенству, получаем:
Модуль вектора dB определяется как
Формулы (5) и (6) выражают экспериментально установленный в 1820 г. французскими физиками Био и Саваром закон, названный впоследствии их именами – закон Био-Савара.

поля, как и для электрического, справедлив принцип суперпозиции. Магнитное поле

В, порождаемое несколькими движущимися зарядами (или несколькими токами), равно векторной сумме магнитных полей Вi, порождаемых каждым зарядом (или током) в отдельности:
Французский математик Лаплас проанализировал экспериментальные данные Био и Савара, вывел формулу (6) и предложил вычислять магнитное поле любого тока как суперпозицию полей (согласно (7)), создаваемых отдельными элементарными участками токов. В зависимости от конфигурации тока расчет результирующего магнитного поля проводится интегрированием либо выражения (5) для объемного токового элемента, либо выражения (6) для линейного токового элемента:

– сложен, однако, он значительно упрощается, если распределение тока имеет

определенную симметрию. Далее рассмотрим ряд примеров по применению закона Био-Савара-Лапласа, т.е. (8).
Пример 1. Магнитное поле прямого тока (тока, текущего по тонкому проводу бесконечной длины).

I

Согласно (6) в произвольной точке Р векторы dB от всех элементов тока имеют одинаковое направление – за плоскость рисунка. Поэтому сложение элементарных векторов для получения полного В можно заменить сложением их модулей:

С учетом геометрических соотношений:

получаем , где угол α изменяется в пределах [0; π].

интегрированием:
Силовые линии магнитной индукции прямого тока представляют

собой систему охватывающих провод с током I концентрических окружностей, направление которых определяется по правилу «правого винта».
Пример 2. Магнитное поле на оси z кругового тока (тока, текущего по тонкому проводу в форме кольца радиуса R).

r

dl

dB

I

z

P

R

O

B

β

dBz

β

На рисунке представлен элементарный вектор dB от линейного токового элемента I∙dl (направлен за плоскость рисунка). От всех симметрично (относительно оси z) расположенных элементов кругового тока получается «конус» векторов dB, и поэтому легко сообразить, что результирующий вектор В в точке Р (с координатой z) будет направлен вверх по оси.

достаточно сложить все проекции векторов dB на ось z, т.

е. – dBz = dB∙cosβ. С учетом, что в данном примере угол α = π/2, а sinα = 1, и используя формулу (6), получаем выражение
проекции dBz = Заменяя cosβ = R / r и r2= =z2+R2, получаем результат интегрированием по всем dl:
В частности, поле в центре витка с током (точка О с координатой z =0) имеем поле , а на очень большом расстоянии z >>R получаем

Замечание: Графическое представление поля В осуществляется с помощью силовых линий магнитного поля (линий вектора магнитной индукции), которые проводятся также как линии поля Е. Экспериментально доказано, что линии В не имеют ни начала, ни конца, они замкнуты на периферии сами на себя.

как и электрическое поле, обладает двумя важнейшими свойствами. Эти свойства

связаны с понятиями «поток» и «циркуляция» вектора В и выражают основные законы магнитного поля.
Вывод выражения для циркуляции вектора В
Докажем, что: циркуляция вектора магнитной индук-ции по произвольному контуру L равна произведению алгебраической суммы токов, охватываемых контуром, на магнитную постоянную μ0, т. е.

При этом ток Ii в сумме считается положительным, если его направление связано с направлением обхода контура правилом «правого винта». Так на представленном рисунке токи I1 и I3 – положительные, а ток I2 - отрицательный.

вектора В
Выражение вида (9) получим исходя из закона

Био-Савара для случая прямого тока. Пусть ток I направлен за плоскость рисунка. В каждой точке Р контура L вектор В направлен по касательной к окружности радиуса b, проходящей через эту точку. Заменим в выражении для циркуляции произведение B∙dl на B∙dlB (здесь dlB - проекция элемента контура dl на направление В). Из рисунка видно, что dlB ≈ b∙dα (так как dl, dα - малы); тогда, подставив выражение для магнитного поля
прямого тока В = получаем B∙dl = B∙dlB = ∙b∙dα = а последующее интегрирование

Р

Х

I

b

L

B

dl

dlB

dα

по α в пределах [0; 2π] дает выражение для циркуляции
что и требовалось доказать.

Если ток I в формуле (9) распределен по объему, где

расположен контур L, то его можно представить через
плотность тока j как I = (интеграл по поверхности S, ограниченной контуром L). Тогда уравнение (9) прини-мает вид:
Преобразовав левую часть (10) по теореме Стокса (связь циркуляции вектора В с потоком вектора-rot B, т.е. ), получаем равенство:
которое должно выполняться при
произвольном выборе поверхности S, а это возможно только тогда, когда подынтегральные функции в каждой точке имеют одинаковые значения. Таким образом, получаем: или в проекциях на нормаль

Из (11) видно, что rot B совпадает по направлению

с вектором плотности тока j.
Тот факт, что циркуляция В (или rot B), вообще говоря, не равны нулю, означает, что магнитное поле – не потенциально (в отличие от электростатического поля, для которого Такое векторное поле принято называть вихревым (или соленоидальным) полем.

циркуляции вектора В (9) в магнитостатике играет примерно ту же

роль, что и теорема Гаусса для вектора Е (или вектора D) в электростатике. Поле В определяется всеми действую-щими в пространстве токами, а циркуляция В – только теми токами, которые охватывает данный контур. Поэтому в ряде случаев (при наличии специальной симметрии у поля) выражение (9) оказывается весьма эффективным для расчета магнитной индукции. Это бывает оправдано, когда вычисление циркуляции В можно свести, выбрав разумно контур L, к простому произведению индукции В (или проекции Bl) на длину контура или его часть.
Если же это не удается, то расчет В ведут по закону Био-Савара с применением принципа суперпозиции.

= const
Lк
Пусть на единицу длины соленоида приходится п-витков

провода с током I. Если шаг винтовой линии достаточно мал, то каждый виток можно приблизительно считать замкнутым витком с током I (как круговой ток). Будем также считать, что сечение провода очень мало, и ток в соленоиде течет по его наружной поверхности, т. е. по каркасу катушки Dк.
Опыт показывает, что чем длиннее соленоид (Lк >> Dк), тем меньше индукция магнитного поля снаружи. В пределе – для бесконечно длинного соленоида – снаружи В = 0 и все поле сосредоточено внутри соленоида; причем силовые линии В внутри расположены равномерно и параллельно оси соленоида, т. е. поле в соленоиде однородно В = const при I = const.

Поэтому, если выбрать контур в виде прямоугольника (см рис.) со

стороной l, охватывающий ток (n∙I∙l), то циркуляция В в этом случае будет: B∙l = μ0∙n∙I∙l. Отсюда получаем искомую индукцию в соленоиде:
B = μ0∙n∙I (12)
Магнитное поле тороида
Тороид представляет собой магнитную систему в форме катушки с проводом, плотно навитым на тороидальный каркас круглого сечения. Пусть Rср – средний радиус тора, N – число витков в обмотке тороида, I – ток в обмотке тогда из соображений симметрии следует, что линии магнитной индукции В здесь будут представлять собой окружности с центрами на оси ОО' тороида. Поэтому в качестве контура интегрирования следует выбрать одну из этих окружностей (с радиусом r).

I
I
Такой контур охватывает общий ток величиной (N∙I), а

циркуляция В в этом случае будет В∙2π∙r = μ0∙N∙I. Из последнего уравнения определяем искомое поле, которое из-за своей конфигурации принято называть азимутальным:

контур проходит вне тора (за пределами его сечения), то никаких

токов он не охватывает, циркуляция В∙2π∙r = 0 и, следовательно, вне тороида В = 0.
Если устремить число витков N и радиус тора Rср в бесконечность, то в пределе из формулы (13) получим выражение для поля соленоида, т. е.
Для реального тороида, у которого витки не параллельны оси ОО', образуется наряду с азимутальным еще и полоидальное поле.