Electromagnetismo clásico

Rama de la física teórica

El electromagnetismo clásico o electrodinámica clásica es una rama de la física teórica que estudia las interacciones entre cargas y corrientes eléctricas utilizando una extensión del modelo newtoniano clásico . Se trata, por tanto, de una teoría de campos clásica . La teoría proporciona una descripción de los fenómenos electromagnéticos siempre que las escalas de longitud relevantes y las intensidades de campo sean lo suficientemente grandes como para que los efectos de la mecánica cuántica sean insignificantes. Para distancias pequeñas y intensidades de campo bajas, tales interacciones se describen mejor mediante la electrodinámica cuántica , que es una teoría cuántica de campos .

Los aspectos físicos fundamentales de la electrodinámica clásica se presentan en muchos libros de texto. Para el nivel universitario, se consideran como referencias clásicas libros de texto como The Feynman Lectures on Physics , Electricity and Magnetism e Introducción a la electrodinámica y para el nivel de posgrado, libros de texto como Classical Electricity and Magnetism , ^[1] Electrodinámica clásica y Course of Theoretical Physics . se consideran referencias clásicas.

Historia

Los fenómenos físicos que describe el electromagnetismo se han estudiado como campos separados desde la antigüedad. Por ejemplo, hubo muchos avances en el campo de la óptica siglos antes de que se entendiera que la luz era una onda electromagnética. Sin embargo, la teoría del electromagnetismo , tal como se entiende actualmente, surgió de los experimentos de Michael Faraday que sugerían la existencia de un campo electromagnético y del uso de ecuaciones diferenciales por parte de James Clerk Maxwell para describirlo en su Tratado sobre electricidad y magnetismo ( 1873). El desarrollo del electromagnetismo en Europa incluyó el desarrollo de métodos para medir voltaje , corriente , capacitancia y resistencia . Wolfgang Pauli , ^[2] ET Whittaker , ^[3] Abraham Pais , ^[4] y Bruce J. Hunt ofrecen relatos históricos detallados . ^[5]

fuerza de lorentz

El campo electromagnético ejerce la siguiente fuerza (a menudo llamada fuerza de Lorentz) sobre las partículas cargadas :

${\displaystyle \mathbf {F} =q\mathbf {E} +q\mathbf {v} \times \mathbf {B} }$

donde todas las cantidades en negrita son vectores : F es la fuerza que experimenta una partícula con carga q , E es el campo eléctrico en la ubicación de la partícula, v es la velocidad de la partícula, B es el campo magnético en la ubicación de la partícula .

La ecuación anterior ilustra que la fuerza de Lorentz es la suma de dos vectores. Uno es el producto cruzado de los vectores velocidad y campo magnético. Según las propiedades del producto vectorial, esto produce un vector que es perpendicular tanto a los vectores de velocidad como a los del campo magnético. El otro vector está en la misma dirección que el campo eléctrico. La suma de estos dos vectores es la fuerza de Lorentz.

Aunque la ecuación parece sugerir que los campos eléctrico y magnético son independientes, la ecuación se puede reescribir en términos de cuatro corrientes (en lugar de carga) y un solo tensor electromagnético que represente el campo combinado ( ): ${\displaystyle F^{\mu \nu }}$

${\displaystyle f_{\alpha }=F_{\alpha \beta }J^{\beta }.\!}$

Campo eléctrico

El campo eléctrico E se define de manera que, sobre una carga estacionaria:

${\displaystyle \mathbf {F} =q_{0}\mathbf {E} }$

donde q ₀ es lo que se conoce como carga de prueba y F es la fuerza sobre esa carga. El tamaño de la carga realmente no importa, siempre que sea lo suficientemente pequeño como para no influir en el campo eléctrico con su mera presencia. Sin embargo, lo que queda claro a partir de esta definición es que la unidad de E es N/C ( newtons por culombio ). Esta unidad es igual a V/m ( voltios por metro); vea abajo.

En electrostática, donde las cargas no se mueven, alrededor de una distribución de cargas puntuales, se pueden sumar las fuerzas determinadas por la ley de Coulomb . El resultado después de dividir por q ₀ es:

${\displaystyle \mathbf {E(r)} ={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{i=1}^{n}{\frac {q_{i}\left(\mathbf {r} -\mathbf {r} _{i}\right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} _{i}\right|^{3}}}}$

donde n es el número de cargas, q _i es la cantidad de carga asociada con la i -ésima carga, r _i es la posición de la i -ésima carga, r es la posición donde se determina el campo eléctrico y ε ₀ es la constante eléctrica .

Si, en cambio, el campo se produce mediante una distribución continua de carga, la sumatoria se convierte en una integral:

${\displaystyle \mathbf {E(r)} ={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int {\frac {\rho (\mathbf {r'} )\left(\mathbf {r} -\mathbf {r'} \right)}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r'} \right|^{3}}}\mathrm {d^{3}} \mathbf {r'} }$

donde es la densidad de carga y es el vector que apunta desde el elemento de volumen hasta el punto en el espacio donde se determina E. ${\displaystyle \rho (\mathbf {r'} )}$ ${\displaystyle \mathbf {r} -\mathbf {r'} }$ ${\displaystyle \mathrm {d^{3}} \mathbf {r'} }$

Ambas ecuaciones anteriores son engorrosas, especialmente si se quiere determinar E en función de la posición. Una función escalar llamada potencial eléctrico puede ayudar. El potencial eléctrico, también llamado voltaje (cuya unidad es el voltio), se define por la integral de línea

${\displaystyle \varphi \mathbf {(r)} =-\int _{C}\mathbf {E} \cdot \mathrm {d} \mathbf {l} }$

donde φ(r) es el potencial eléctrico y C es el camino por el cual se toma la integral.

Lamentablemente, esta definición tiene una salvedad. A partir de las ecuaciones de Maxwell , queda claro que ∇ × E no siempre es cero y, por tanto, el potencial escalar por sí solo es insuficiente para definir exactamente el campo eléctrico. Como resultado, se debe agregar un factor de corrección, que generalmente se hace restando la derivada del tiempo del potencial del vector A que se describe a continuación. Sin embargo, siempre que las cargas sean cuasiestáticas, esta condición se cumplirá esencialmente.

A partir de la definición de carga, se puede demostrar fácilmente que el potencial eléctrico de una carga puntual en función de la posición es:

${\displaystyle \varphi \mathbf {(r)} ={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{i=1}^{n}{\frac {q_{i}}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} _{i}\right|}}}$

donde q es la carga de la carga puntual, r es la posición en la que se determina el potencial y r _i es la posición de cada carga puntual. El potencial para una distribución continua de carga es:

${\displaystyle \varphi \mathbf {(r)} ={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int {\frac {\rho (\mathbf {r'} )}{|\mathbf {r} -\mathbf {r'} |}}\,\mathrm {d^{3}} \mathbf {r'} }$

donde es la densidad de carga y es la distancia desde el elemento de volumen hasta el punto en el espacio donde se determina φ . ${\displaystyle \rho (\mathbf {r'} )}$ ${\displaystyle \mathbf {r} -\mathbf {r'} }$ ${\displaystyle \mathrm {d^{3}} \mathbf {r'} }$

El escalar φ se sumará a otros potenciales como escalar. Esto hace que sea relativamente fácil dividir problemas complejos en partes simples y agregar sus potenciales. Tomando la definición de φ al revés, vemos que el campo eléctrico es simplemente el gradiente negativo (el operador del ) del potencial. O:

${\displaystyle \mathbf {E(r)} =-\nabla \varphi \mathbf {(r)} .}$

De esta fórmula queda claro que E se puede expresar en V/m (voltios por metro).

Ondas electromagnéticas

Un campo electromagnético cambiante se propaga desde su origen en forma de onda . Estas ondas viajan en el vacío a la velocidad de la luz y existen en un amplio espectro de longitudes de onda . Ejemplos de los campos dinámicos de la radiación electromagnética (en orden creciente de frecuencia): ondas de radio , microondas , luz ( infrarroja , luz visible y ultravioleta ), rayos X y rayos gamma . En el campo de la física de partículas esta radiación electromagnética es la manifestación de la interacción electromagnética entre partículas cargadas.

Ecuaciones generales de campo

Por muy simple y satisfactoria que pueda ser la ecuación de Coulomb, no es del todo correcta en el contexto del electromagnetismo clásico. Los problemas surgen porque los cambios en las distribuciones de carga requieren una cantidad de tiempo distinta de cero para "sentirse" en otros lugares (requerido por la relatividad especial).

Para los campos de distribuciones generales de carga, los potenciales retardados se pueden calcular y diferenciar en consecuencia para producir las ecuaciones de Jefimenko.

También se pueden derivar potenciales retardados para cargas puntuales, y las ecuaciones se conocen como potenciales de Liénard-Wiechert. El potencial escalar es:

${\displaystyle \varphi ={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}{\frac {q}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} _{q}(t_{\rm {ret}})\right|-{\frac {\mathbf {v} _{q}(t_{\rm {ret}})}{c}}\cdot (\mathbf {r} -\mathbf {r} _{q}(t_{\rm {ret}}))}}}$

donde q es la carga puntual y r es la posición. r _q y v _q son la posición y la velocidad de la carga, respectivamente, en función del tiempo retardado . El potencial del vector es similar:

${\displaystyle \mathbf {A} ={\frac {\mu _{0}}{4\pi }}{\frac {q\mathbf {v} _{q}(t_{\rm {ret}})}{\left|\mathbf {r} -\mathbf {r} _{q}(t_{\rm {ret}})\right|-{\frac {\mathbf {v} _{q}(t_{\rm {ret}})}{c}}\cdot (\mathbf {r} -\mathbf {r} _{q}(t_{\rm {ret}}))}}.}$

Luego, estos se pueden diferenciar en consecuencia para obtener las ecuaciones de campo completas para una partícula puntual en movimiento.

Modelos

Las ramas del electromagnetismo clásico, como la óptica y la ingeniería eléctrica y electrónica, consisten en una colección de modelos matemáticos relevantes de diferentes grados de simplificación e idealización para mejorar la comprensión de fenómenos electrodinámicos específicos. ^[6] Un fenómeno electrodinámico está determinado por los campos particulares, las densidades específicas de cargas y corrientes eléctricas y el medio de transmisión particular. Dado que hay infinitos de ellos, al modelar se necesita algún tipo típico y representativo.

a) cargas y corrientes eléctricas, por ejemplo cargas puntuales en movimiento y dipolos eléctricos y magnéticos, corrientes eléctricas en un conductor, etc.;

b) campos electromagnéticos, por ejemplo tensiones, potenciales de Liénard-Wiechert, ondas planas monocromáticas, rayos ópticos; ondas de radio, microondas, radiación infrarroja, luz visible, radiación ultravioleta, rayos X, rayos gamma, etc.;

c) medios de transmisión, por ejemplo componentes electrónicos, antenas, guías de ondas electromagnéticas, espejos planos, espejos con superficies curvas, lentes convexas, lentes cóncavas; resistencias, inductores, condensadores, interruptores; alambres, cables eléctricos y ópticos, líneas de transmisión, circuitos integrados, etc.; todos los cuales tienen sólo unas pocas características variables.

Ver también

• Lista de libros de texto sobre electromagnetismo.
• Condición de frontera de Leontovich
• Electrodinámica weber
• Teoría del absorbente de Wheeler-Feynman

Referencias

1. Panofsky, WKH ; Phillips, M. (2005). Electricidad y magnetismo clásicos. Dover . ISBN 9780486439242.
2. Pauli, W., 1958, Teoría de la relatividad , Pérgamo, Londres
3. Whittaker, ET, 1960, Historia de las teorías del éter y la electricidad , Harper Torchbooks, Nueva York.
4. Pais, A., 1983, Sutil es el Señor: La ciencia y la vida de Albert Einstein , Oxford University Press, Oxford
5. Bruce J. Hunt (1991) Los maxwellianos
6. Peierls , Rudolf. Creación de modelos en física, Física Contemporánea, Volumen 21 (1), enero de 1980, 3-17.