15 Magnetische Energie quasi-stationärer Felder, Induktionskoeffizienten Wir haben gesehen, daß die Dichte der magnetischen Feldenergie proportional zu B 2 ist. Dies zeigt, dass in einer Anordnung von Drahtschleifen, die von einem stationären Strom durchflossen werden, Energie gespeichert ist. Wir wissen allerdings auch, dass ein Magnetfeld keine Arbeit an einer bewegten Ladung verrichtet. Woher kommt also die im magnetischen Feld gespeicherte Energie? Die Energie wurde während des Einschaltens der Ströme in das System transferiert: Während dieser Zeit musste Arbeit verrichtet werden, um den Strom gegen die Induktionsspannung aufrechtzuerhalten, die durch das Anwachsen des Magnetfeldes erzeugt wurde. Betrachte das Faraday’sche Gesetz in seiner integralen Form: Z S (∇ × E) · df = I ∂S Ed` = − Z S ∂ d B · df = − Φ, ∂t dt wobei Φ den magnetischen Fluss durch die Fläche S bezeichnet. In einer Anordnung von zwei Stromschleifen erzeugt der Strom I1 einen magnetischen Fluß Φ12 in der zweiten Schleife: 2 1 Φ21 = = S2 I11 S 1 = I2 = Z B 1 · df 2 Z S2 I ∂S2 I S2 ∇ × A1 df 2 ∂S2 A1 · d`2 d`2 · µ0 I 1 4π I d`1 1 r12 r12 = Abstand zwischen d`1 und d`2 Wir finden also, dass Φ21 = L21 I1 mit L21 µ0 I I 1 = d`1 · d`2 . 4π ∂S2 ∂S1 r12 L12 wird als Induktionskoeffizient bezeichnet. Er hängt nur von der Geometrie der Schleifenanordnung ab. (Vgl.: Koeffizienten der Kapazitätsmatrix) Analog: Φ12 = L12 I2 Die Diagonalelemente Φ11 = L11 und Φ22 = L22 definieren die Selbstinduktions- Koeffizienten. Der gesamte magnetische Fluß durch die Stromschleife 2 ist durch Φ2 = Φ21 + Φ22 = L21 I2 + L22 I2 gegeben. Das bisher gesagte lässt sich auf eine beliebige Anzahl von Stromschleifen verallgemeinern: Für n Stromschleifen ist der magnetische Fluß durch Schleife k durch Φk = n X Lkm Im m=1 gegeben. Für die Induktionskoeffizienten gilt Lkm = Lmk , d.h. die Matrix der Induktionskoeffizienten ist symmetrisch. Das Faraday’sche Induktionsgesetz besagt, dass die in Schleife k induzierte Spannung durch k Uind = I ∂Sk d`k · E = − n X d d Φk = − Lkm Im . dt dt m=1 gegeben ist. Energie, die in einer Anordnung von stromführenden Schleifen gespeichert ist: Wmag Z Z 1 1 = dV B 2 (r, t) = dV B · (∇ × A) 2µ0 all space 2µ0 all space Benutzt man ∇ · (B × A) = A · (∇ × B) − B · (∇ × A), so findet man Wmag Der Oberflächenterm I ∂V Z 1 = dV A(∇ × B). 2µ0 all space df · (B × A) verschwindet, wenn V → ∞. In der quasistationären Näherung nehmen wir an, daß |j| |0 Ė| (d.h. die Ströme, die in den Leitern fließen, sind viel größer als die Änderungen des induzierten Feldes). Diese Bedingung ist sicher nicht erfüllt solange die Ströme in den Leitern noch aufgebaut werden. Wenn sich allerdings die Ströme und Felder einmal eingestellt haben, so gilt: ∇ × B = µ0 j. Dann kann man den Beitrag von Schleife 1 zur Gesamtenergie als Z I 1 I1 dV1 A · j 1 = A · d`1 2 2 ∂S1 Z Z I1 I1 I1 df 1 · ∇ × A = df 1 B = Φ1 = 2 S1 2 2 Wmag (1) = schreiben. n I1 X ⇒ Wmag (1) = L1k Ik . 2 m=1 Die magnetische Energie von n Stromschleifen berechnet sich dann zu Wmag = n X k=1 Wmag (k) = n 1 X Ik Lkl Il ≥ 0 2 k,l=1 in vollständiger Analogie zur elektrostatischen Energie von n Leitern.