物理/電流と磁界
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2016年9月9日 (金) 08:20時点における版
目次 |
「 5.3 電流と磁界 」
この節では静止した電荷でなく動く電荷の性質をしらべる。
電流
電荷の流れを電流という。
多くの場合は、導体中の自由電子が動いて電流となる。
電解液（イオン溶液ともいう）では、正負のイオンが動いて電流となる。
電流によって電荷は移動し、後に学ぶように、磁界を発生する。
直流電流・電圧と交流電流・電圧
時間がたっても向きも大きさも変化しない、電流のことを（狭義の）直流電流、電圧のことを（狭義の）直流電圧という。単に方向だけを変えない電流を（広義の）直流電流、同じく電圧を、（広義の）直流電圧という。
これに反して、時間とともに方向を変える、電流、電圧を、それぞれ、（広義の）交流電流、交流電圧という。さらにその大きさが、時間とともに三角関数にしたがって変化する時、（狭義の）交流電流、交流電圧という。以下を参照のこと。
電流の向き
電流の向きは、正の電荷の流れる向きと定める。
電子が移動する電流のばあい、電流の向きとは逆に電子は動いている。
電流が作る磁界
電流は磁界をつくる。エルステッドは1820年に電流は方位磁針を動かす磁界を作り出すことを発見。 本節では電流は直流電流に限定する。ゆっくりと変動する電流にたいしても、近似的に同様の性質が成り立つ。
無限に長い直線導線に電流Ｉを流す時にできる磁界$ \vec{H} $
実験によると、任意の点Ｐの磁界$ \vec{H(P)} $ は、大きさは、電流の大きさ Ｉ に比例、電流からＰ点までの距離 ｒ に反比例し、向きは、導線とＰ点を含む平面に直角で、右ねじの進行方向を電流の方向と一致させたときの、ねじの回転する方向である。
アンペールの研究
アンペールは、詳しい実験と考察により、任意の形状の電流の作る磁界に関するアンペールの法則を明らかにした。
この過程で、実験により、次の重要な原理を発見した。
磁界の重ね合わせの原理
電流$ I_1$ がＰ点に作る作る磁界を$ \vec{H_1(P)}$,電流$ I_2$ がＰ点に作る作る磁界を$ \vec{H_2(P)}$ とすると、
２つの電流$ I_1$と $ I_2$ が同時に流れた時にＰ点に作る作る磁界は$ \vec{H_1(P)}+\vec{H_2(P)}$
環状の電流は磁石のようにふるまう
電流が流れている環状の線が作る磁場は、環の大きさに比べて十分離れたところでは、この環を縁とする板磁石のつくる磁界と同じになる。
アンペールの法則
アンペールは,実験で明らかにした以上の事実から、次のような重要な法則を導いた。
この記述中の「閉じた経路にそって磁場の大きさを足し合わせ」た値は、この経路にそって１Ｗｂの磁荷を一周するとき磁荷が磁界から受ける仕事と同じ値である。
この値がこの閉路を貫く電流 Ｉ に等しくなる、というのがアンペールの法則である。
この電流 Ｉ の向きは、電流の向きに進む右ねじの回転方向が、磁荷が閉路を一周するときの回転方向と一致するように定める。
なお、アンペールの法則の導出は少し難しいので、高校では扱わない。
アンペールの法則の応用
アンペールの法則を用いると、対称性をもついろいろな電流の作る磁界が、実験をしなくても、数式の計算だけで求められる。
無限に長い直線導線に電流Ｉを流す時にできる磁界$ \vec{H} $
直線電流から無限に離れた点の磁界は零と仮定してよい。
直線電流を軸とした回転で対称な現象なので、$ \vec{H} $は、導線からの距離 ｒ が等しい場所の電界は、この軸の周りの回転で一致するため、大きさはすべて等しい。この値を$ H(r)$と書く。
任意の点Ｐに電流 Ｉ がつくる磁界を$ \vec{H_I}$とすると重ね合わせの原理から、同じ大きさの電流を逆に流すとき、Ｐ点の磁界は$ \vec{H_{-I}} = -\vec{H_I}$。
これを上下逆にしてながめると、対称性から$ \vec{H_I}$ とおなじにみえなければならないので、$ \vec{H_I}$は、Ｐ点を始点として、$ \vec{O(P)P} $と直交したベクトルである（ここでO(P)はＰ点から直線電流におろした垂線の足）。
さらに直線状の導線から距離$r_1$と$r_2$にある長さ$l$の線分を対辺とする長方形にアンペールの法則を用いると「$\vec{ H_I}$のＩと平行な成分」は電流からの距離に無関係な値になることが分かる。無限遠点では零なので、どこでも零であることが分かる。ゆえに磁界は電流と直交。
その向きは、「電流と垂直に交わり、かつ、電流を中心とする半径 ｒ の円」の接線の、（電流の方向に進む）右ねじの回転方向である。従って、この円に沿って１Ｗｂの磁荷を一周させるとき、磁荷の受ける仕事は、$ 2\pi r H(r) $となる。アンペールの法則から、
$ I=2\pi r H(r)$ ∴$ H(r)=I/2 \pi r$
ソレノイドの作る磁界
円筒形の長い中空の筒に導線を一様に密にまいたコイルをソレノイドという。１ｍあたりｎ巻きしているとする。これに電流Ｉを流した時にできる磁界を求めよう。
厳密な解は難しいので、近似解をアンペールの法則から求めよう。
コイルを流れる電流はコイルの各場所で右ねじの方向の磁界を発生させる。これらがある場所では強めあい、他の場所では弱めあって、現実の磁界が出来る。
ソレノイドの外側の側面の近くの磁界は、反対側の側面の電流のつくる磁界と弱めあい、ほぼ零。
=
ソレノイドの内側の磁界はつよめあうので大きい。ソレノイドが、その軸のまわりの回転に関して対称なので、磁界の方向はソレノイド軸と平行で、磁界の大きさは、軸からの距離の等しいところでは同じ。
さらに軸からの距離に関係なく同じ大きさ（Hと書く）であることが、アンペールの法則から、次のように証明できる。
軸に平行で、軸からの距離$ r_1$と軸からの距離$ r_2$の長さｌの線分を対辺とする、ソレノイド内部の長方形を考えろ。これにそって１Ｗｂの磁荷を動かす時に磁荷の受けるエネルギーは、この長方形を貫く電流の大きさ零に等しい。これより導ける。
内側の磁界の大きさは、H=nI。 何故なら、ソレノイドの軸と平行で長さがｌの2本の線分（一方はソレノイドの外側で側面に近いもの、他方はソレノイド内部）を対辺とする長方形を考え、これにアンペールの法則を適用すれば、これを一周する１Ｗｂの磁荷のうける仕事＝Ｈｌ，これがこの長方形を貫く電流総和＝nlI に等しい。
もっと一般の電流の作る磁界
アンペールの法則から直接計算するのは難しい。アンペールの法則と磁界の重ね合わせの原理から、磁界計算に大変都合のよい、ビオ・サバールの法則がえられる。これについては大学で学ぶ。興味のある方は
をご覧ください。
電流と電荷の単位
電流の単位 アンペア（A)
電荷の単位 クーロン（C)
磁界が電流に及ぼす力
アンペールは、電流は磁石に力を与えるので、（作用・反作用の原理から）磁石は電流に力を与えるはずであると考えた。
さらに電流は磁石と同じ作用を持つので、電流は電流に力を及ぼすと考え、実験で次の事実を明らかにした。
2本の平行な直線状の電流が及ぼしあう力
2本の平行な導線に、それぞれ電流$I_1,I_2$を流すと、それらの電流の単位長さあたりには、次のような力$ \vec{F}$が働く。
大きさは$F = k\frac{I_1 ,I_2}{R}$, , ,(1)
ここでR は平行線間の距離、ｋは正の比例定数。Ｆの単位は[N/m]
力$\vec{F}$の向きは、
$I_1$と$I_2$が同じ向きならば相手の電流から引力をうけ、相手の導線へおろした向きつき垂線とおなじ向き、
電流の向きが異なるならば斥力で、相手の導線へおろした向きつき垂線と逆の向きとなる。
この事実にもとずいて、次のように、電流の単位が定められる。
電流の単位アンペア[A]
等しい強さの2本の平行な直線状の電流を１m 離しておいた時、それぞれの平行線に１ｍあたり、$2 \times 10^{-7} N/m $ の力が作用する時１Ａと決める。
すると(1)式より、$2 \times 10^{-7}[N/m] = k\frac{1[A^2]}{1[m]}$, 故に比例定数は、$k=2\times 10^{-7}[N/A_2]=\frac{\mu _0}{2 \pi}$。ここで、$\mu _0= 4 \pi\times 10^{-7}[N/A^2]$は真空の透磁率とよばれる。
平行電流に働く力の近接作用による表現
電流$I_1$は、電流$I_2$が作った磁界から力を受けると考え、１ｍあたりに働く力の大きさＦを、$F = \frac{\mu _0}{2 \pi}\frac{I_1 ,I_2}{R}= I_1 \mu_0 \frac{I_2}{2 \pi R} $と変形。直線電流$I_2$が作る磁界は、電流$I_1$のところでは、大きさが$ H_{I_2}{(R)}=I/2 \pi R$ であり、$I_1$と直交している。そのため$F = I_1 \mu_0 {H_{I_2}{(R)}}=I_1 \mu_0 {H_{I_2}{(R)}}\sin(\pi/2)$ と書ける。
磁束密度と磁束
$ \vec{B} = \mu_0 \vec{H}$ で、磁束密度という変量を導入する。すると、磁束密度$\vec{B}$と直交する電流 I には１ｍあたり、 $F = I|\vec{B}|= I|\vec{B}| \sin(\pi/2)$ の力が働く。
９章で学んだ磁力線の本数を、$\vec{B}$と直交する単位面積（１㎡）あたりB(=$|\vec{B}|$)本書くとする。すると、磁力線と直交する面積 S には、$ \Phi=BS $ 本の磁力線が貫くことになる。つらぬく磁力線の総本数$ \Phi $ を磁束と呼ぶ。
点Pでの磁束密度$\vec{B(P)}$は、その点での磁力線の方向と磁束の密度を表す。
磁束密度については
を参照のこと。
磁界中の電流がうける力
① 磁界が同じならば、それが何によって作られたものであるかに関係なく同じ力をうけるはずである。
したがって磁界$H$に直行する電流$I$の受ける力は、
１ｍあたり$F=\mu_0IH=IB$の大きさで、
向きは、電流の向きから磁界の向きへと右ねじを回す時のねじの進行方向。
② それでは、磁界と電流が直交しないときに受ける力はどうなるのだろうか。
実験によると磁界と電流が平行ならば、電流は磁界から力を受けないことが確かめられる。
これら2つの事実から、電流と磁界のなす角度を$\theta$ とすると、
磁界中の電流に働く、単位長さ当たりの、力$ \vec{F}$は、
大きさが$F=\mu_0IH\sin\theta=IB\sin\theta$
向きは、電流の向きから磁界の向きへと右ねじを回す時のねじの進行方向,のベクトル
であることが示せる。
ベクトル積またはクロス積
電流が磁界から受ける力$ \vec{F}$は、以下の、ベクトル積（クロス積とも呼ばれる）を使うと正確に、簡単に記述できる。
これを用いると、磁界から電流の受ける力は,１ｍあたり、
$ \vec{F}=\mu_0\vec{I}\times\vec{H}=\vec{I}\times\vec{B} \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad $ (10-1)
ここで、 $ \vec{I}$ は、大きさが$I$で、方向が電流の方向と一致するベクトルで、電流ベクトルと呼ばれる。
ベクトル積の性質
$ \vec{a},\qquad \vec{b},\qquad \vec{c}$を2次元あるいは3次元ベクトルとする。
性質０．$ \vec{a} $ を, $ \qquad \vec{b} $と垂直な成分$ \vec{a_\perp}$ と,
平行な成分$\vec{a_\parallel}$ の和に分解するとき、
$\qquad \qquad \qquad \vec{a} \times \vec{c}= (\vec{a_\perp}+\vec{a_\parallel})\times \vec{c}=\vec{a_\perp} \times \vec{c}$
性質１．$ \vec{a} \times \vec{b}= -\vec{b} \times \vec{a}$
性質２．$ (\vec{a}+ \vec{b})\times \vec{c}= \vec{a} \times \vec{c} + \vec{b} \times \vec{c}$
性質３．$(e_1,e_2,e_3)$ をそれぞれ長さ１で互いに直交し、右手系をなす、ベクトルとする。この時、
$\qquad \qquad \qquad e_1 \times e_2 = e_3, \qquad e_2 \times e_3 = e_1, \qquad e_3 \times e_1 = e_2$
性質０の証明；ベクトル積の定義から明らかである。
性質１の証明；ベクトル積の定義から明らかである。
性質２の証明；① $ \vec{a},\qquad \vec{b}$ と$ \qquad \vec{c}$ が直交する場合。
$\vec{a} \times \vec{c} $は、$ \vec{a} $を、$\vec{c} $と垂直な平面H内で90度回転（右ねじを$\vec{a}$から$\vec{c}$へ回した時の進行方向）して、長さを$c=|\vec{c}|$倍したベクトル。$\vec{b} \times \vec{c} $は、同じ平面H内で$ \vec{b} $を、同じ方向に、90度回転して、長さを$c=|\vec{c}|$倍したベクトル。$ (\vec{a}+ \vec{b})\times \vec{c}$も、同じ平面内を同じ向きに90度回転し、長さを$c=|\vec{c}|$倍したベクトル。従って$ \vec{a}$と$\vec{b}$から作られる平行四辺形と$\vec{a}\times \vec{c} $ と$\vec{b}\times \vec{c} $からつくられる平行四辺形は相似となり、$ (\vec{a}+ \vec{b})\times \vec{c}= \vec{a} \times \vec{c} + \vec{b} \times \vec{c}$が示せる。
② 一般の場合。
性質０より、$\perp$ を$ \qquad \vec{c}$と垂直な成分を表すとすると、 $ (\vec{a}+ \vec{b})\times \vec{c}= (\vec{a}+ \vec{b})_\perp \times \vec{c} \qquad \qquad \qquad $(1)
$(\vec{a}+ \vec{b})_\perp =\vec{a}_\perp +\vec{b}_\perp$なので、(1)式は、
$ = (\vec{a}_\perp +\vec{b}_\perp) \times \vec{c}$,①より、
$ = \vec{a}_\perp \times \vec{c}+\vec{b}_\perp\times \vec{c}=\vec{a} \times \vec{c}+\vec{b} \vec{c}$。証明終わり。
性質３の証明；ベクトル積と$(e_1,e_2,e_3)$ の定義から、明らかである。
応用；電動機
ローレンツ力
磁界中では電流は力を受ける事が分かった。電流とは運動する電荷なので、運動する電荷は磁界から力を受けることになる。
それでは、速度$\vec{v}$ で運動する電荷$e$はどのような力を受けるのだろうか。
電流に働く力から、この力を導こう。
導線の断面積をＳ[$m^2$]とし、そこを電荷$e(\gt 0)$が、電流方向に速さ ｖ[$m/s$]で運動（実際には電荷$-e$
の自由電子が、電流と逆方向に速さｖで運動）しているとする。自由電子の密度をｎ[個/$m^3$]とする。
電流 I と電荷の速さ v との関係
電流が$I[A]$なので、定義から導線のある断面を通過する電荷量は毎秒$I[C/s]$,
他方、その断面を通過する電荷の個数は毎秒$Svn$個である。
∴ $I=Svne$
一個の電荷が磁界から受ける力
従って、電流ベクトル$\vec{I}$ と電荷の速度ベクトル$\vec{v}$ の間には、$\vec{I}=Sne\vec{v}$
(10-1)式の右辺に、上式を代入すると、
$ \vec{F}=Sne\vec{v}\times\vec{B} $
これが導線1mの受ける力であるが、導線1m中には電荷は$Sn$個あるので、一個の電荷（速度$\vec{v}$)の受ける力は、
$ \vec{f}=e\vec{v}\times\vec{B} $
ローレンツの法則
電界$ \vec{E} \ $,磁束密度 $ \vec{B} \ $の中を、速度$ \vec{v} \ $で運動する電荷 q は、
$ \vec{f}=q(\vec{E}+\vec{v}\times\vec{B}) $ の力を受ける。これをローレンツの法則という。
電荷に働く電磁気的な力は、必ずローレンツの法則を満たすことが実験で確かめられている。
次の解説を参照のこと。
一様な静磁界のなかの荷電粒子の運動
一様な磁界（磁束密度$\vec{B}$が一定）の中で、電荷 ｑ はどのように運動するか、調べよう。但し重力の影響は無視する。
電荷の時刻ｔでの位置を$\vec{r(t)}$,その時の速度を$\vec{v(t)}$
、加速度を$\vec{\alpha(t)}$とおくと、粒子の運動方程式は
$m\vec{\alpha}=m*d\vec{v}/{dt}= q\vec{v(t)}\times\vec{B}\qquad \qquad \qquad $ (1)
磁界に垂直に電荷を速さvで入射する。
「上式の右辺で表される電荷の受ける力」の方向は電荷の速度ベクトル$\vec{v(t)}$ と磁界$\vec{B}$ の双方に垂直で、右ねじを速度ベクトルから磁界のほうに回した時のねじの進行方向である。電荷は受ける力の方向に向きを変えるので、絶えず磁界に垂直な方向に向きを変える。従って、電荷は磁界と垂直な1つの平面上を向きをかえながら進行する。
この間電荷は、進行方向に直角の力を受け続けるので、電荷は磁界からエネルギーを受け取らない。従って、運動エネルギー保存則より、電荷の速さは入射時の速さvを保持する。
したがって、電荷は進行方向と直角の方向に、大きさが一定qvBの力を受け続けて等速 v で運動するので、曲がり方も絶えず一様となり、等速vで円軌道を描くことが分かる。この半径を r と書くと、「２章 力学(1) 速度、加速度とヴェクトル」の「2.2.2.3 等速円運動の加速度」の式から、加速度の大きさは$\alpha={v^2}/{r}$であり、また、(1)式の両辺のベクトルの大きさが等しいことから$m\alpha= qvB$なので、半径は$r=mv/(qB)$ である。
磁界中を動く導体に発生する起電力
導体は膨大な個数の正電荷（原子核）と負電荷（電子）を持っている。導体を磁界中で動かすとこれらの電荷は、磁界中を動くことになり、磁界からローレンツ力を受ける。
大部分の電荷はお互いにしっかり結合して金属を構成しているため動かないが、自由電子は自由にうごけるので、磁界からうける力の方向に移動する。
こうして、磁界中を動く導体には、起電力（電気を流す力）が発生する。
磁界中を動く導体の棒に発生する電界
導体の棒を磁界中で動かすと起電力が発生し、自由電子は移動する。自由電子が貯まって行く側は負に帯電し、反対側は自由電子が少なくなるので、正に帯電していく。
すると導体内に電界が発生し急速に強くなっていく。それに伴い導体内の自由電子は、この電界から、ローレンツ力と逆向きで、急速に増加する力を受けるので、瞬時に2つの力がつりあい、自由電子の移動が止まり、平衡状態になる。
一様で一定の磁界(磁束密度$\vec{B}$）中を、これと垂直に長さｌの導体の棒を速度$\vec{v}$で平行移動させる場合に、平衡状態の電界$\vec{E}$を求めよう。
平衡状態では電荷にかかる2つの力の合力は零なので、$\vec{E}(-e)-e\vec{v}\times \vec{B}=0$が成立する。
両辺を -e で割れば、$\vec{E} +\vec{v}\times \vec{B}=0$
ゆえに、$ E = |\vec{E}|$
とおくと、$ E = |\vec{v}\times \vec{B}|=vB\sin(\pi/2)=vB$
ゆえに、$ E = vB$。これが導体の棒に発生する電界である。棒の長さを
$l$とすると、棒の両端間の電圧は、$ V=El=vBl $である。
