Resumo extraído do Capítulo 32, do livro: Physics for Scientists and Engineers with Modern Physics, 9th Ed

Capítulo 32 – Indutância

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32.1 Auto-indução e Indutância

Quando fechamos um circuito com uma fonte de força electromotriz (f.e.m.), um interruptor e uma resistência, a corrente não atinge imediatamente o valor final dado por ε/R. À medida que a corrente aumenta, o campo magnético gerado pela corrente cria um fluxo magnético através da área do circuito. Segundo a Lei de Faraday, esta variação de fluxo induz uma f.e.m. no próprio circuito.

A f.e.m. induzida tem sinal oposto à f.e.m. da bateria — por isso chama-se força contra-electromotriz — e resiste ao aumento da corrente, fazendo com que esta cresça de forma gradual. Este fenómeno chama-se auto-indução, porque a variação de fluxo que causa a f.e.m. surge do próprio circuito.

A f.e.m. auto-induzida (eL) é proporcional à taxa de variação temporal da corrente:

$$e_L = -L \frac{di}{dt}$$

onde L é a indutância, uma constante que depende da geometria do circuito (número de espiras, área, comprimento, etc.). Para um enrolamento de N espiras, com fluxo magnético Φ_B através de cada uma:

$$L = \frac{N \Phi_B}{i}$$

A indutância mede a oposição a variações de corrente, de forma semelhante ao modo como a resistência mede a oposição ao fluxo de corrente. A unidade SI de indutância é o henry (H), definido como 1 V·s/A.

O exemplo clássico é o solenoide de N espiras, comprimento ℓ (muito maior que o raio) e área A:

$$L = \mu_0 \frac{N^2 A}{\ell}$$

Este exemplo mostra que L depende fortemente do número de espiras ao quadrado e da geometria do enrolamento. A analogia com a capacitância (dependência da geometria das placas) e com a resistência (dependência do comprimento e área do condutor) é salientada.

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32.2 Circuitos RL

Um circuito RL contém uma resistência e uma bobine (indutor) ligadas em série a uma fonte de f.e.m. A presença de uma bobine impede mudanças instantâneas na corrente. Quando se fecha o interruptor, a corrente começa em zero e cresce de forma exponencial, pois a força contra-electromotriz da bobine opõe-se ao aumento.

Aplicando a lei das malhas de Kirchhoff:

$$\varepsilon - iR - L \frac{di}{dt} = 0$$

Resolvendo a equação diferencial obtém-se:

$$i(t) = \frac{\varepsilon}{R} \left(1 - e^{-t/\tau}\right)$$

com a constante de tempo:

$$\tau = \frac{L}{R}$$

Esta constante representa o tempo necessário para a corrente atingir 63,2% do valor final (ε/R). Quanto maior a indutância L ou menor a resistência R, mais lenta será a resposta do circuito.

Quando a fonte é desligada (substituída por um curto-circuito), o circuito passa a ter apenas a resistência e a bobine. A corrente decresce exponencialmente:

$$i(t) = I_i e^{-t/\tau}$$

A bobine impede que a corrente caia instantaneamente a zero. A força contra-electromotriz gerada tenta manter a corrente, libertando a energia armazenada no campo magnético.

Em resumo, a bobine «suaviza» as variações de corrente, criando uma resposta "preguiçosa" ou atrasada às mudanças de tensão.

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32.3 Energia num Campo Magnético

Quando uma bobine conduz corrente, armazena energia no seu campo magnético. Parte da energia fornecida pela fonte é dissipada em calor na resistência, mas parte é armazenada como energia magnética na bobine.

A taxa de fornecimento de energia pela fonte é:

$$\varepsilon i = iR + L i \frac{di}{dt}$$

O termo $iR$ é a potência dissipada como calor. Já $L i \frac{di}{dt}$ corresponde à taxa de armazenamento de energia na bobine. Integrando, obtém-se a energia total armazenada:

$$U_B = \frac{1}{2} L i^2$$

Esta forma é análoga à energia armazenada num condensador:

$$U_E = \frac{1}{2} C V^2$$

Para um solenoide (ou outra distribuição de campo magnético conhecido), podemos calcular a densidade de energia magnética (energia por unidade de volume):

$$u_B = \frac{B^2}{2\mu_0}$$

Este resultado mostra que a energia armazenada no campo magnético depende do quadrado da intensidade do campo, de forma semelhante à densidade de energia num campo eléctrico.

Um exemplo trabalhado no texto demonstra que quando a bobine descarrega (por exemplo, num circuito RL isolado), toda a energia inicialmente armazenada no campo magnético se converte em energia interna (calor) na resistência.

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32.4 Indutância Mútua

Nesta secção, introduz-se o conceito de indutância mútua. Quando há dois circuitos próximos, a corrente variável num deles pode induzir uma f.e.m. no outro, porque o campo magnético de um atravessa a área do outro.

Imagina duas bobinas próximas (bobina 1 e bobina 2):

• A corrente i₁ em 1 cria um campo magnético. Parte desse campo atravessa a área de 2, gerando fluxo magnético Φ₁₂ em 2.

• Se i₁ varia no tempo, Φ₁₂ varia, induzindo uma f.e.m. em 2.

Define-se indutância mútua M₁₂ como:

$$M_{12} = \frac{N_2 \Phi_{12}}{i_1}$$

onde N₂ é o número de espiras da bobina 2.

A f.e.m. induzida em 2 devido a i₁ é:

$$\varepsilon_2 = -M_{12} \frac{di_1}{dt}$$

Analogamente, se i₂ em 2 variar, induz uma f.e.m. em 1:

$$\varepsilon_1 = -M_{21} \frac{di_2}{dt}$$

Pode-se demonstrar que M₁₂ = M₂₁ = M, porque depende apenas da geometria mútua dos circuitos e das suas orientações.

A unidade de indutância mútua é o henry (H), como na auto-indução.

Exemplo prático: carregadores sem fios. Uma bobina na base (primária) cria um campo magnético variável, induzindo corrente na bobina do aparelho (secundária).

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32.5 Oscilações num Circuito LC

Nesta secção estuda-se o circuito LC ideal: um condensador ligado a uma bobine, sem resistência e sem radiação electromagnética.

• Supondo o condensador inicialmente carregado (carga Q_max), quando o circuito se fecha, a energia armazenada no campo eléctrico do condensador começa a transferir-se para a bobine.

• À medida que o condensador se descarrega, a corrente aumenta, armazenando energia no campo magnético da bobine.

• Quando o condensador está totalmente descarregado, a energia está toda na bobine.

• A corrente continua, recarregando o condensador com polaridade oposta.

Este processo repete-se, criando oscilações electromagnéticas entre energia eléctrica (condensador) e magnética (bobine).

Matematicamente:

• A equação diferencial do circuito é:

$$\frac{d^2q}{dt^2} + \frac{1}{LC} q = 0$$

• Solução:

$$q(t) = Q_{\text{max}} \cos(\omega t + \phi)$$

onde

$$\omega = \frac{1}{\sqrt{LC}}$$

é a frequência angular natural das oscilações.

• A corrente é:

$$i(t) = \frac{dq}{dt} = -\omega Q_{\text{max}} \sin(\omega t + \phi)$$

Observa-se que carga e corrente estão desfasadas de 90°: quando a carga é máxima, a corrente é zero e vice-versa.

A energia total do circuito (conservada no ideal):

$$U = \frac{1}{2} C V^2 + \frac{1}{2} L i^2$$

oscila entre o campo eléctrico do condensador e o campo magnético da bobine, mas permanece constante no tempo se não houver perdas.

Analogia mecânica: é como um sistema massa–mola sem atrito, em oscilação harmónica simples.

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32.6 O Circuito RLC

Aqui estuda-se o circuito RLC em série (resistência R, bobine L e condensador C).

Ao contrário do LC ideal:

• A resistência provoca dissipação de energia.

• A energia armazenada no campo eléctrico do condensador e no campo magnético da bobine diminui com o tempo, transformando-se em energia interna (calor) na resistência.

A equação diferencial que descreve o circuito é:

$$L \frac{d^2q}{dt^2} + R \frac{dq}{dt} + \frac{q}{C} = 0$$

Esta é matematicamente equivalente à equação de movimento de um oscilador harmónico amortecido:

$$m \frac{d^2x}{dt^2} + b \frac{dx}{dt} + kx = 0$$

onde:

• q ↔ posição x

• i ↔ velocidade dx/dt

• L ↔ massa m

• R ↔ coeficiente de atrito b

• 1/C ↔ constante elástica k

Solução para amortecimento fraco (R pequeno):

$$q(t) = Q_{\text{max}} e^{-Rt/2L} \cos(v_d t)$$

com

$$v_d = \sqrt{\frac{1}{LC} - \left(\frac{R}{2L}\right)^2}$$

 As oscilações são amortecidas: a amplitude decai exponencialmente com o tempo.

 Para valores altos de R, as oscilações podem desaparecer totalmente (sobreamortecimento ou amortecimento crítico).

O comportamento geral do circuito RLC inclui:

• Oscilações amortecidas (R pequeno).

• Resposta crítica ou sobreamortecida (R grande).

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32.7 Resumo

• A auto-indução L mede a oposição de um circuito a variações de corrente:

$$e_L = -L \frac{di}{dt}$$

• A energia armazenada num campo magnético é:

$$U_B = \frac{1}{2} L i^2$$

• A densidade de energia magnética (no campo B):

$$u_B = \frac{B^2}{2\mu_0}$$

• Indutância mútua M relaciona as f.e.m. induzidas entre dois circuitos:

$$\varepsilon_2 = -M \frac{di_1}{dt}, \quad \varepsilon_1 = -M \frac{di_2}{dt}$$

• Circuito RL: apresenta resposta retardada à variação de corrente, com constante de tempo τ = L/R.

• Circuito LC: oscilações sinusoidais ideais, sem perdas:

$$\omega = \frac{1}{\sqrt{LC}}$$

• Circuito RLC: oscilações amortecidas, com energia dissipada na resistência.

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Resumo extraído do Capítulo 30, do livro: Physics for Scientists and Engineers with Modern Physics, 9th Ed

Capítulo 30 – Fontes de Campo Magnético

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30.1 – A Lei de Biot–Savart

Esta secção introduz a lei de Biot–Savart, que permite calcular o campo magnético produzido por um elemento de corrente. Baseia-se em observações experimentais feitas por Biot e Savart em 1820:

• O campo magnético elementar $d\vec{B}$ gerado por um segmento de fio $d\vec{s}$ com corrente $I$ é:

  • Perpendicular tanto a $d\vec{s}$ como ao vector unitário $\hat{r}$, que aponta do elemento para o ponto de observação.

  • Proporcional a $I$, ao comprimento do elemento $ds$ e ao seno do ângulo entre $d\vec{s}$ e $\hat{r}$.

  • Inversamente proporcional ao quadrado da distância $r^2$.

A expressão matemática é:

$$d\vec{B} = \frac{\mu_0}{4\pi} \frac{I\, d\vec{s} \times \hat{r}}{r^2}$$

com $\mu_0 = 4\pi \times 10^{-7} \, \text{T·m/A}$ (permeabilidade do vácuo).

Para obter o campo total $\vec{B}$, integra-se sobre toda a distribuição de corrente:

$$\vec{B} = \frac{\mu_0 I}{4\pi} \int \frac{d\vec{s} \times \hat{r}}{r^2}$$

Exemplos importantes:

• Fio rectilíneo infinito: resulta num campo $B = \frac{\mu_0 I}{2\pi a}$, com $a$ a distância ao fio.

• Segmento de fio curvo (arco): campo no centro $B = \frac{\mu_0 I \theta}{4\pi a}$.

• Espira circular: no eixo da espira o campo é $B_x = \frac{\mu_0 I a^2}{2(a^2 + x^2)^{3/2}}$.

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30.2 – Força Magnética entre Dois Condutores Paralelos

Esta secção mostra que dois condutores paralelos com corrente exercem força um sobre o outro devido aos campos magnéticos que cada um gera:

• O campo criado por um fio rectilíneo é:

$$B = \frac{\mu_0 I}{2\pi a}$$

• A força magnética por unidade de comprimento sobre o segundo fio (separado por uma distância $a$) é:

$$\frac{F_B}{\ell} = \frac{\mu_0 I_1 I_2}{2\pi a}$$

Conclusões importantes:

• Correntes no mesmo sentido → força atractiva.

• Correntes em sentidos opostos → força repulsiva.

Esta interacção é a base da definição do ampere: duas correntes de 1 A em fios paralelos separados por 1 metro exercem uma força de $2 \times 10^{-7} \, \text{N/m}$.

Exemplo 30.4: determina o valor de corrente necessário nos fios do solo para levitar um terceiro fio (com corrente oposta) através do equilíbrio entre força magnética e peso.

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30.3 – Lei de Ampère

A Lei de Ampère fornece uma forma alternativa à de Biot–Savart para calcular o campo magnético em casos com elevada simetria:

$$\oint \vec{B} \cdot d\vec{s} = \mu_0 I_{\text{enc}}$$

Esta equação afirma que a integral de linha do campo magnético $\vec{B}$ ao longo de um caminho fechado é proporcional à corrente total $I_{\text{enc}}$ que atravessa a superfície delimitada por esse caminho.

Aplicações típicas:

• Fio rectilíneo longo: permite derivar novamente $B = \frac{\mu_0 I}{2\pi r}$.

• Fios com corrente uniforme: campo interno varia com $r$ (proporcional), campo externo varia como $1/r$.

• Toroides: $B = \frac{\mu_0 N I}{2\pi r}$ dentro do toróide, e zero fora.

• Solenoide ideal: campo uniforme no interior, dado por:

$$B = \mu_0 n I$$

onde $n = N/\ell$ é o número de espiras por unidade de comprimento.

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30.4 – O Campo Magnético de um Solenóide

Um solenóide é um fio enrolado em forma de hélice, normalmente com muitas espiras, por onde circula uma corrente. Esta configuração produz um campo magnético quase uniforme no seu interior.

Características do campo magnético:

• As linhas de campo são paralelas e densamente espaçadas no interior → campo forte e quase uniforme.

• No exterior, o campo é fraco e disperso, semelhante ao de um íman de barra.

Campo magnético de um solenóide ideal:

• Num solenóide longo, com espiras apertadas, o campo interior é:

$$B = \mu_0 n I$$

onde:

• $\mu_0$ é a permeabilidade do vazio,

• $n$ é o número de espiras por unidade de comprimento ($n = N/\ell$),

• $I$ é a corrente no solenóide.

Observações:

• Esta fórmula é válida no centro do solenóide (longe das extremidades).

• À medida que o solenóide se torna mais comprido, o campo no interior torna-se mais uniforme e o campo exterior tende para zero.

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30.5 – A Lei de Gauss para o Eletromagnetismo

Esta secção introduz a lei de Gauss para o Eletromagnetismo, análoga à lei de Gauss para o campo eléctrico, mas com uma diferença fundamental:

$$\Phi_B = \oint \vec{B} \cdot d\vec{A} = 0$$

Isto significa que o fluxo magnético total através de uma superfície fechada é sempre zero.

Implicações:

• As linhas de campo magnético não têm princípio nem fim, formando laços fechados.

• Isto reflete o facto de não existirem monopólos magnéticos (ou seja, nunca foram observadas cargas magnéticas isoladas).

• As linhas de campo que entram numa superfície fechada são sempre equilibradas pelas que saem.

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30.6 – Magnetismo na Matéria

Nesta secção explora-se a origem do magnetismo nos materiais, com base nos momentos magnéticos atómicos, que resultam:

1. Do movimento orbital dos electrões.

2. Do spin intrínseco dos electrões (propriedade quântica).

Momento Magnético Orbital

• Um electrão em órbita comporta-se como uma espira de corrente.

• O momento magnético associado é proporcional ao momento angular orbital:

$$\vec{m} = \frac{e}{2m_e} \vec{L}$$

mas com sentido oposto ao de $\vec{L}$ devido à carga negativa do electrão.

Momento Magnético de Spin

• Mesmo sem se mover em órbita, o electrão possui um momento magnético devido ao seu spin.

• Este é dado por:

$$\mu_{\text{spin}} = \frac{e \hbar}{2m_e} = \mu_B$$

onde $\mu_B$ é o magnetão de Bohr.

Comportamento dos materiais magnéticos

Os materiais classificam-se segundo a resposta ao campo magnético:

1. Ferromagnéticos:

   • Materiais como o ferro e o níquel têm domínios magnéticos onde os momentos estão alinhados.

   • Em ausência de campo externo, os domínios estão desordenados → o material não está magnetizado.

   • Com campo externo, os domínios alinham-se → o material fica magnetizado permanentemente.

   • Acima da temperatura de Curie, perdem o ferromagnetismo e tornam-se paramagnéticos.

2. Paramagnéticos:

   • Átomos com momentos magnéticos permanentes, mas sem interação forte entre si.

   • Em campo externo, os momentos tendem a alinhar-se, mas o movimento térmico dificulta este alinhamento → magnetização fraca e temporária.

3. Diamagnéticos:

   • Ocorre em todos os materiais, mas é geralmente fraco.

   • Um campo externo induz correntes atómicas que criam um campo oposto ao campo aplicado → efeito repulsivo.

   • Em materiais supercondutores, ocorre o efeito de Meissner, onde o campo magnético é completamente expulso do interior do material.

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Resumo

O capítulo aborda as fontes dos campos magnéticos, com foco nos seguintes pontos principais:

• A lei de Biot–Savart permite calcular o campo magnético gerado por elementos de corrente.

• Dois condutores paralelos com corrente exercem forças magnéticas entre si, fundamento para a definição do ampere.

• A lei de Ampère fornece uma forma simplificada de calcular o campo magnético em geometrias simétricas.

• Em configurações especiais como solenóides e toroides, os campos magnéticos podem ser intensos e previsíveis.

• A lei de Gauss para o magnetismo mostra que não existem monopólos magnéticos: o fluxo magnético através de qualquer superfície fechada é zero.

• O magnetismo na matéria tem origem em momentos magnéticos atómicos (orbitais e de spin), levando a diferentes tipos de comportamento: ferromagnetismo, paramagnetismo e diamagnetismo.

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Resumo extraído do Capítulo 29, do livro: Physics for Scientists and Engineers with Modern Physics, 9th Ed

Capítulo 29 – Campo Magnético

29.1 Modelo de Partícula num Campo Magnético

Nesta secção é introduzido o conceito de campo magnético B, análogo ao campo eléctrico, mas caracterizado pelas forças que exerce sobre cargas em movimento. O campo é definido através da força magnética que actua num carga-teste q com velocidade v, dada pela relação vectorial

$$\mathbf{F}_B = q\,\mathbf{v}\times \mathbf{B},$$

onde o produto vetorial implica que Fₗ é perpendicular tanto a v como a B, e  o seu módulo satisfaz

$$F_B = |q|\,v\,B\,\sin\theta,$$

sendo θ o ângulo entre v e B .

São apresentadas duas regras da mão direita para determinar a direcção de Fₗ:

1. Estenda os dedos na direcção de v, curve-os para B; o polegar indica v×B.

2. Coloque o polegar em v, os dedos em B; a força sai perpendicular à palma da mão .

Com base nas experiências clássicas (Oersted, Faraday, Gilbert), destaca-se que:

• F_B é proporcional à carga q, velocidade v e intensidade do campo B.

• F_B é nula se v for paralelo a B (θ=0° ou 180°) e máxima se θ=90°.

• Ao contrário da força eléctrica, F_B não pode realizar trabalho sobre a carga (é sempre perpendicular ao deslocamento), pelo que não altera a energia cinética, apenas a direcção do movimento .

Por fim, introduz-se a unidade SI do campo magnético—o tesla (1 T = 1 N/(A⋅m))—e menciona-se a unidade não SI gauss (1 T = 10⁴ G).

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29.2 Movimento de uma Partícula Carregada num Campo Magnético Uniforme

Quando uma carga positiva entra num campo magnético uniforme com v perpendicular a B, a força resultante é centrípeta, levando a movimento circular uniforme num plano ortogonal a B. Aplicando

$$qvB = \frac{mv^2}{r},$$

obtém-se o raio do trajecto

$$r = \frac{m\,v}{q\,B}, \tag{29.3}$$

e a frequência angular (ou “frequência de ciclotrão”)

$$\omega = \frac{v}{r} = \frac{q\,B}{m}, \tag{29.4}$$

bem como o período

$$T = \frac{2\pi m}{q\,B}, \tag{29.5}$$

independentes da velocidade inicial .

Se v fizer um ângulo arbitrário com B, decompõe-se o movimento em duas componentes:

• Paralela a B → deslocamento rectilíneo uniforme.

• Perpendicular a B → movimento circular uniforme.

O resultado global é um movimento helicoidal, cujo raio é dado por Eq. (29.3) usando a componente perpendicular de v .

Exemplos práticos incluem a órbita de protões em aceleradores e a curvatura de feixes de electrões em tubos de raios catódicos, ilustrados em vários exemplos numéricos nesta secção.

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29.3 Aplicações com Partículas em Movimento num Campo Magnético

1. Força de Lorentz
   Uma carga num campo eléctrico E e magnético B experimenta a combinação das duas forças:

   $$\mathbf{F} = q\mathbf{E} + q\,\mathbf{v}\times\mathbf{B}, \tag{29.6}$$

   permitindo classificar comportamentos e dispositivos baseados na selecção e análise de partículas .

2. Garrafa Magnética (Magnetic Bottle)
   Num campo não uniforme, mais forte nas extremidades e mais fraco no centro, as partículas são retidas numa região de oscilação entre os pontos de maior campo, formando um “bottle” que já foi proposto para confinamento de plasmas em fusão nuclear .

3. Cinturas de Van Allen e Auroras
   As cinturas de radiação da Terra compostas por protões e electrões aprisionados pelo campo magnético terrestre formam trajectórias helicoidais entre os polos. Colisões com a atmosfera produzem auroras boreais e austrais.

4. Selector de Velocidade
   Campos E e B perpendiculares permitem filtrar partículas com velocidade

   $$v = \frac{E}{B}, \tag{29.7}$$

   desviando as mais rápidas e as mais lentas para garantir feixes mono-velocidade em experiências.

5. Espectrómetro de Massas
   No espectrómetro de Bainbridge, o feixe selecionado entra num segundo campo magnético uniforme B₀, descrito pelo movimento circular. A razão massa/carga obtém-se por

   $$\frac{m}{q} = \frac{r\,B_0}{v},$$

   ou, usando o selector de velocidade,

   $$\frac{m}{q} = \frac{r\,B_0\,B}{E}. \tag{29.8}$$

   A técnica foi seminal na determinação de e/m do electrão por J. J. Thomson em 1897.

6. Ciclotrão
   Um ciclotrão acelera partículas num campo magnético uniforme explorando o facto de o período de órbita (Eq. 29.5) ser independente da velocidade, até aos primeiros efeitos relativísticos. A energia final em função do raio R é

   $$K = \tfrac12 m v^2 = \frac{q^2 B^2 R^2}{2\,m}. \tag{29.9}$$

   Este dispositivo produz isótopos para aplicações médicas e investigações em física nuclear.

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Nota: Os números entre parêntesis, como (29.3), correspondem às equações tal como numeradas no texto original.

29.4 Força Magnética em Condutores com Corrente
Nesta secção é alargado o conceito de força magnética para condutores percorridos por corrente. Para um segmento retilíneo de comprimento L e corrente I imerso num campo uniforme B, a força total é

$$\mathbf{F}_B = I\,\mathbf{L}\times\mathbf{B},$$

onde o vector $\mathbf{L}$ tem magnitude igual ao comprimento do condutor e direção da corrente. Para um fio de forma arbitrária, a força diferencial num elemento $d\mathbf{s}$ é

$$d\mathbf{F}_B = I\,d\mathbf{s}\times\mathbf{B}.$$

Quando se integra sobre um fio fechado num campo uniforme, obtém-se $\mathbf{F}_\text{total}=0$: não há força líquida sobre um laço fechado .
Num exemplo de um condutor semicircular, a força sobre a parte retilínea é $F_1=IRB$ e sobre a parte curva é $F_2=2IRB$, mas como agem em direcções opostas a resultante é $F_\text{net}=0$ e as forças exercem um binário no laço.

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29.5 Binário num Circuito de Corrente
Quando um laço de área A percorre uma corrente I num campo B, define-se o momento dipolar magnético

$$\mathbf{m} = I\,\mathbf{A},$$

onde $\mathbf{A}$ é o vector área perpendicular ao plano do laço (magnitude igual à área, direção dada pela regra da mão direita). O binário é máximo sobre o laço, quando $\mathbf{m}\perp\mathbf{B}$, é

$$\tau_\text{max} = IAB,$$

e, para qualquer orientação, o binário geral é

$$\boldsymbol{\tau} = \mathbf{m}\times\mathbf{B}.$$

A energia potencial de um dipolo magnético no campo é

$$U_B = -\mathbf{m}\cdot\mathbf{B},$$

com mínimo $U_\text{min}=-mB$ quando $\mathbf{m}\parallel\mathbf{B}$ e máximo $U_\text{max}=+mB$ para a orientação oposta.

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29.6 Efeito Hall
Ao colocar um condutor percorrido por corrente I num campo magnético perpendicular, desenvolve-se uma diferença de potencial transversal ($V_H$) – o Efeito Hall. Equilíbrio das forças elétrica e magnética dá

$$V_H = E_H\,d = v_d B\,d,$$

onde $v_d$ é a velocidade de deriva dos portadores e $d$ a largura do condutor . Em termos de densidade de carga $n$ e espessura $t$, obtém-se 

$$V_H = \frac{I\,B}{n\,q\,t},$$

sendo este instrumento útil para medir intensidade de campos magnéticos e determinar o sinal e densidade dos portadores de carga num material.

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Resumo do Capítulo 29

• Modelo Partícula em Campo Magnético: $\mathbf{F}_B = q\,\mathbf{v}\times\mathbf{B}$; se $\mathbf{v}\perp\mathbf{B}$, trajectória circular de raio $r=mv/(qB)$ e frequência $\omega=qB/m$.

• Força em Fio Condutor: $\mathbf{F}_B = I\,\mathbf{L}\times\mathbf{B}$; laço fechado em campo uniforme sofre binário mas não força líquida.

• Binário e Momento Magnético: $\boldsymbol{\tau}=\mathbf{m}\times\mathbf{B}$, com $\mathbf{m}=I\mathbf{A}$ e energia $U_B=-\mathbf{m}\cdot \mathbf{B<span\; style="font-family:\; verdana;"><br></span>}$

• Efeito Hall: gera tensão $V_H$ proporcional a $I B/(nq t)$, usada para medir campos e caracterizar materiais.

 

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