Закон Био

Классическая электродинамика

Электричество · Магнетизм

Электростатика Закон Кулона Теорема Гаусса Электрический дипольный момент Электрический заряд Электрическая индукция Электрическое поле Электростатический потенциал Магнитостатика Закон Био — Савара — Лапласа Закон Ампера Магнитный момент Магнитное поле Магнитный поток Электродинамика Векторный потенциал Диполь Потенциалы Лиенара — Вихерта Сила Лоренца Ток смещения Униполярная индукция Уравнения Максвелла Электрический ток Электродвижущая сила Электромагнитная индукция Электромагнитное излучение Электромагнитное поле Электрическая цепь Закон Ома Законы Кирхгофа Индуктивность Радиоволновод Резонатор Электрическая ёмкость Электрическая проводимость Электрическое сопротивление Электрический импеданс Ковариантная формулировка Тензор электромагнитного поля Тензор энергии-импульса 4-потенциал 4-ток Известные учёные Генри Кавендиш Майкл Фарадей Никола Тесла Андре-Мари Ампер Густав Роберт Кирхгоф Джеймс Клерк (Кларк) Максвелл Генри Рудольф Герц Альберт Абрахам Майкельсон Роберт Эндрюс Милликен

См. также: Портал:Физика

Закон Био́—Савара—Лапла́са — физический закон для определения вектора индукции магнитного поля, порождаемого постоянным электрическим током. Был установлен экспериментально в 1820 году Био и Саваром и сформулирован в общем виде Лапласом. Лаплас показал также, что с помощью этого закона можно вычислить магнитное поле движущегося точечного заряда (считая движение одной заряженной частицы током).

Закон Био—Савара—Лапласа играет в магнитостатике ту же роль, что и закон Кулона в электростатике. Закон Био—Савара—Лапласа можно считать главным законом магнитостатики, получая из него остальные ее результаты.

В современной формулировке закон Био—Савара—Лапласа чаще рассматривают как следствие двух уравнений Максвелла для магнитного поля при условии постоянства электрического поля, т.е. в современной формулировке уравнения Максвелла выступают как более фундаментальные (прежде всего хотя бы потому, что формулу Био—Савара—Лапласа нельзя просто обобщить на общий случай полей, зависящих от времени).

Для тока текущего по контуру (тонкому проводнику)

Пусть постоянный ток $I$ течёт по контуру (проводнику) $\gamma$, находящемуся в вакууме, $\mathbf{r}_0$ — точка, в которой ищется (наблюдается) поле, тогда индукция магнитного поля в этой точке выражается интегралом (в Международной системе единиц (СИ))

$\mathbf B (\mathbf{r}_0) = {\mu_0 \over 4\pi} \int\limits_\gamma \frac{I[d\mathbf{r} \times (\mathbf{r}_0 - \mathbf{r})]}{|\mathbf r_0 - \mathbf r|^3} = {\mu_0 \over 4\pi} \int\limits_\gamma \frac{I[d\mathbf{r} \times \mathbf {e_{r,r_o}}]}{(\mathbf r_0 - \mathbf r)^2} ,$

где квадратными скобками обозначено векторное произведение, r - положение точек контура $\gamma$, dr - вектор элемента контура, вдоль которого идет проводник (ток течет вдоль него); $\mu_0$ - константа (магнитная постоянная); $\mathbf {e_{r,r_o}}$ - единичный вектор, направленный от источника к точке наблюдения.

• В принципе контур $\gamma$ может иметь ветвления, представляя собой сколь угодно сложную сеть. В таком случае под выражением, приведенным выше, следует понимать сумму по всем ветвям, слагаемое же для каждой ветви является интегралом приведенного выше вида (контур интегрирования для каждой ветви может быть при этом незамкнутым).

• В случае простого (не ветвящегося) контура (и при выполнении условий магнитостатического приближения, подразумевающих отсутствие накопления зарядов), ток I одинаков на всех участках контура и может быть вынесен за знак интеграла. (Это справедливо отдельно и для каждого неразветвленного участка разветвленной цепи).

Если же взять за точку отсчёта точку, в которой нужно найти вектор магнитной индукции, то формула немного упрощается:

$d \vec B = {\mu_0 \over 4\pi} \frac{I[\vec r \times d \vec r]}{r^3} = \frac{I}{10^7} \frac{[\vec r \times d \vec r]}{r^3},$

где $\vec r$ - вектор описывающий кривую проводника с током $I$, $r$ - модуль $\vec r$, $d \vec B$ - вектор магнитной индукции, создаваемый элементом проводника $d \vec r$.

Направление $d\mathbf B$ перпендикулярно плоскости, в которой лежат векторы $d\mathbf l \equiv d\mathbf r$ и $\mathbf{r}-\mathbf{r}_0$. Направление вектора магнитной индукции может быть найдено по правилу правого винта: направление вращения головки винта дает направление $d\mathbf B$, если поступательное движение буравчика соответствует направлению тока в элементе. Модуль вектора $d\mathbf B$ определяется выражением (в системе СИ)

$dB = {\mu_0 \over 4\pi}\frac{I dl\sin\alpha}{r^2}.$

Векторный потенциал даётся интегралом (в системе СИ)

$\mathbf A(\mathbf r_0) = {\mu_0 \over 4\pi} \int\limits_\gamma \frac{I(\mathbf r)\mathbf{dl}}{|\mathbf r_0 - \mathbf r|}.$

Для распределенных токов

Для случая, когда источником магнитного поля являются распределенные токи, характеризуемые полем вектора плотности тока j, формула закона Био — Савара принимает вид (в системе СИ):

$\mathbf B (\mathbf{r}_0) = {\mu_0 \over 4\pi} \int \frac{[\ \mathbf{j} dV,\ \mathbf{r}_0 - \mathbf{r}\ ]}{|\mathbf r_0 - \mathbf r |^3},$

где j = j(r), dV - элемент объема, а интегрирование производится по всему пространству (или по всем его областям, где j≠0), r - соответствует текущей точке при интегрировании (положению элемента dV).

Векторный потенциал:

$\mathbf A(\mathbf r_0) = {\mu_0 \over 4\pi} \int \frac{\mathbf j(\mathbf r) dV} {|\mathbf r_0 - \mathbf r|}.$

Следствия

Хотя в современном подходе, как правило, сам закон Био-Савара выступает следствием уравнений Максвелла, однако исторически его открытие предшествовало уравнениям Максвелла, поэтому уравнения Максвелла для случая магнитостатики можно рассматривать как следствия закона Био-Савара. С чисто формальной точки зрения в случае магнитостатики оба подхода можно считать равноправными, т.е. в этом смысле то, что из них считать исходными положениями, а что следствиями, зависит от выбора аксиоматизации, который в случае магнитостатики может быть тем или другим с равным формальным правом и практически равным удобством.

Основными следствиями закона Био-Савара являются (в указанном выше смысле) уравнения Максвелла для случая магнитостатики, в интегральной форме имеющие вид

$\oint\limits_S \mathbf B \cdot d\mathbf S = 0$

-вариант теоремы Гаусса для магнитного поля (это уравнение остается в электродинамике неизменным и для общего случая)

и

$\oint\limits_{\partial S} \mathbf B \cdot d\mathbf l = \mu_0 I = \mu_0 \int\limits_S \mathbf j \cdot d \mathbf S$

- уравнение для циркуляции магнитного поля в магнитостатике (здесь дано для случая вакуума, в системе СИ). Эта формула (и вывод ее из закона Био-Савара) есть содержание теоремы Ампера о циркуляции магнитного поля.

Дифференциальная форма этих уравнений:

$\mathrm{div}\mathbf{B} = 0$

$\mathrm{rot} \mathbf B=\mu_0\mathbf{j},$

где j — плотность тока (запись в системе СИ, в гауссовой системе единиц константа вместо $\mu_0$ принимает вид $\frac{4\pi}{c}$).

Вывод из уравнений Максвелла

Закон Био — Савара — Лапласа может быть получен из уравнений Максвелла для стационарного поля. При этом производные по времени равны 0, так что уравнения для поля в вакууме примут вид (в системе СГС)

$\operatorname{rot}\,\mathbf B = \frac{4\pi}{c} \mathbf j$

$\operatorname{div}\,\mathbf B = 0$

$\operatorname{rot}\,\mathbf E = 0$

$\operatorname{div}\,\mathbf E = 4\pi \rho$

где $\mathbf j$ — плотность тока в пространстве. При этом электрическое и магнитное поля оказываются независимыми. Воспользуемся векторным потенциалом для магнитного поля (в системе СГС):

$\mathbf B = \operatorname{rot}\,\mathbf A$

Калибровочная инвариантность уравнений позволяет наложить на векторный потенциал одно дополнительное условие:

$\operatorname{div}\,\mathbf A = 0$

Раскрывая двойной ротор по формуле векторного анализа, получим для векторного потенциала уравнение типа уравнения Пуассона:

$\Delta \mathbf A = - \frac{4\pi}{c}\mathbf j$

Его частное решение даётся интегралом, аналогичным ньютонову потенциалу:

$\mathbf A(\mathbf r_0) = \frac{1}{c} \int \frac{\mathbf j(\mathbf r)}{|\mathbf r - \mathbf r_0|} dV$

Тогда магнитное поле определяется интегралом (в системе СГС)

$\mathbf B = \operatorname{rot}\,\mathbf A = \frac{1}{c} \int \left[ \nabla \frac{1}{|\mathbf r - \mathbf r_0|} , \mathbf j(\mathbf r) \right] dV =$

$= \frac{1}{c} \int\limits_\gamma \frac{[\mathbf j(\mathbf r),\mathbf{r} - \mathbf{r}_0]}{|\mathbf r - \mathbf{r}_0 |^3} dV$

аналогичным по форме закону Био — Савара — Лапласа. Это соответствие можно сделать точным, если воспользоваться обобщёнными функциями и записать пространственную плотность тока, соответствующую витку с током в пустом пространстве. Переходя от интегрирования по всему пространству к повторному интегралу вдоль витка и по ортогональным ему плоскостям и учитывая, что

$\mathbf j dV = I \mathbf{dl}$

получим закон Био — Савара — Лапласа для поля витка с током.

Применение

Допустим требуется найти модуль магнитной индукции в центре очень тонкой (все витки уложены вблизи одной окружности) катушки с числом витков $N$, по которой течет ток $I$. Найдём магнитную индукцию, создаваемую одним витком катушки. Из формулы

$d \vec B = \frac{\mu_0}{4 \pi} \frac{I[\vec r \times d \vec r]}{r^3}$

получим модуль магнитной индукции как

$d B = \frac{\mu_0}{4 \pi} \frac{dr \sin \alpha}{r^2},$

где $r$ - как следствие, радиус катушки - константа, $\alpha$ - угол между вектором $\vec r$ и $d \vec r$ (элемента витка), ввиду взаимной перпендикулярности, всегда равен $90^\circ$. Проинтегрировав обе части получаем

$B = \frac{\mu_0}{4 \pi} \frac{I}{r^2} \int dr,$

где $\int dr = 2 \pi r$ - сумма длин всех элементов проводника витка или длина окружности, тогда

$B = \mu_0 \frac{I}{2 r}$

Так как в катушке содержится $N$ витков, то суммарный модуль магнитной индукции равен

$B = \mu_0 \frac{I N}{2 r}$

Примечания

Литература

• Сивухин Д. В. Общий курс физики. — Изд. 4-е, стереотипное. — М.: Физматлит; Изд-во МФТИ, 2004. — Т. III. Электричество. — 656 с. — ISBN 5-9221-0227-3; ISBN 5-89155-086-5.
• Ландау, Л. Д., Лифшиц, Е. М. Теория поля. — Издание 7-е, исправленное. — М.: Наука, 1988. — 512 с. — («Теоретическая физика», том II). — ISBN 5-02-014420-7

Ссылки