eletromagnetismo quântico químico relativístico Graceli.

MECÂNICA DO SISTEMA DIMENSIONAL GRACELI.

ONDE A MAIORIA DOS FENÔMENOS FÍSICOS [EM TODAS AS ÁREAS] VARIAM CONFORME O SISTEMA DIMENSIONAL GRACELI.

SENDO ELE;

      EQUAÇÃO GERAL DE GRACELI.[quantização de Graceli].

  G ψ = E ψ =  E [G+].... ..  =

G ψ = E ψ =  E [G+ψ ω /c] =   [/ ] /  /   = ħω [Ϡ ]  [ξ ] [,ς]   [ q G*]ψ μ / h/c ψ(x, t)  [x  t ]..

[ q G*] ==G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

SISTEMA GRACELI DE:

 TENSOR G+ GRACELI = SDCTIE GRACELI, DENSIDADE DE CARGA E DISTRIBUIÇÃO ELETRÔNICA, NÍVEIS DE ENERGIA, NÚMERO E ESTADO QUÂNTICO. + POTENCIAL DE SALTO QUÂNTICO RELATIVO AOS ELEMENTOS QUÍMICO COM O SEU RESPECTIVO  E ESPECÍFICO NÍVEL DE ENERGIA., POTENCIAL DE ENERGIA, POTENCIAL QUÍMICO,  SISTEMA GRACELI DO INFINITO DIMENSIONAL.

ONDE A CONFIGURAÇÃO ELETRÔNICA TAMBÉM PASSA A SER DIMENSÕES FÍSICO-QUÍMICA DE GRACELI. 

[ q G*] = energia quântica Graceli.

Ferromagnetismo é o mecanismo básico pelo qual certos materiais (como ferro) formam ímãs permanentes, ou são atraídos por ímãs. Na física, vários tipos diferentes de magnetismo são distinguidos. Ferromagnetismo (incluindo ferrimagnetismo) é o tipo mais forte e é responsável por fenômenos comuns do magnetismo encontradas na vida cotidiana. Outras substâncias respondem fracamente a campos magnéticos com dois outros tipos de magnetismo o paramagnetismo, e o diamagnetismo, mas as forças são tão fracas que elas só podem ser detectadas por instrumentos sensíveis em um laboratório. Um exemplo corriqueiro de ferromagnetismo é um ímã de geladeira usado para guardar notas em uma porta do refrigerador.

Um material ferromagnético tem um momento magnético espontâneo – um momento magnético mesmo em um campo magnético aplicado igual a zero. A existência de um momento espontâneo sugere que os spins dos elétrons e os seus momentos magnéticos estão arranjados de uma maneira regular. O ferromagnetismo é encontrado em ligas binárias e ternárias de ferro, níquel, cobalto com outros elementos,^[1] alguns compostos de metais de terras raras, e alguns minerais de ocorrência natural, tais como magnetita.

História e distinção do ferrimagnetismo

Historicamente, o termo ferromagnético foi usado para qualquer material que exibisse magnetização espontânea, i.e, um momento magnético na ausência de um campo magnético externo. Esta definição geral é ainda de uso comum. Mais recentemente, no entanto, diferentes classes de magnetização espontânea foram identificadas. Em particular, um material é ferromagnético somente se todos os seus íons magnéticos adicionarem uma contribuição positiva para a magnetização líquida. Se alguns dos íons magnéticos subtrair a magnetização líquida (se forem parcialmente antialinhados), então o material é ferrimagnético. Se os momentos dos íons alinhados e antialinhados forem iguais, de modo a ter magnetização líquida zero, apesar do ordenamento magnético, então o material é um antiferromagneto. Estes efeitos de alinhamento só ocorrem em temperaturas abaixo de uma determinada temperatura crítica, denominada temperatura Curie (para ferromagnetos e ferrimagnetos) ou a temperatura Néel (para antiferromagneto).

Ciclo de histerese

Quando um campo magnético externo é aplicado a um ferromagneto como o ferro, os dipolos atômicos irão alinhar-se com ele. Mesmo quando o campo é removido, parte do alinhamento vai ser mantido: o material tornou-se magnetizado. Uma vez magnetizado, o imã vai ficar magnetizado por tempo indeterminado. Para desmagnetizar exige-se aplicação de calor ou de um campo magnético na direção oposta. Este é o efeito que fornece o elemento de memória em uma unidade de disco rígido.

A relação entre a indução magnética H e a magnetização M não é linear em tais materiais. Se um ímã é desmagnetizado (H = M = 0) e a relação entre H e M é plotada para aumento dos níveis de intensidade de campo, M segue a curva de magnetização inicial. Esta curva aumenta rapidamente no início e depois se aproxima de uma assíntota chamada saturação magnética. Se o campo magnético é agora reduzido monotonicamente, M segue uma curva diferente. Em uma intensidade de campo igual a zero, a magnetização é compensada a partir da origem de um montante chamado de remanência. Se a relação entre H e M for traçado para todas as forças de campo magnético aplicado o resultado é um ciclo de histerese chamado de loop principal.

Um olhar mais atento em uma curva de magnetização geralmente revela uma série de pequenos saltos aleatórios na magnetização chamados saltos Barkhausen. Este efeito é devido a defeitos cristalográficos tais como deslocamentos.

Origem física

O fenômeno da histerese em materiais ferromagnéticos é o resultado de dois efeitos: a rotação do vetor magnetização e as mudanças no tamanho ou número de domínios magnéticos. Em geral, a magnetização varia (em direção, mas não magnitude) através de um ímã.

Ímãs maiores são divididos em regiões chamadas de domínios. Em cada domínio, a magnetização não varia, mas entre os domínios temos paredes de domínio relativamente finas em que a direção da magnetização gira na direção de um domínio para outro. Se o campo magnético muda, as paredes se movem, mudando assim o tamanho relativo dos domínios.

Aplicações

Há uma grande variedade de aplicações da histerese em ferromagnetos. Muitos destes fazem uso de sua capacidade de reter memória, por exemplo, cartões de fita magnética, discos rígidos, e de crédito. Nestas aplicações, ímãs de disco rígido como o ferro são desejáveis para a memória não ser facilmente apagada.

Método de medição dos campos

O método descrito pelo ciclo de histerese mede o campo de indução magnética ${\displaystyle \mathbf {B} }$ em função do campo magnético ${\displaystyle \mathbf {H} }$. Se considerarmos um anel de material ferromagnético de seção A e raio R constante, envolvido por N espiras pelas quais passa uma corrente contínua I. Nesta situação, os campos são circulares dentro do anel e são desprezíveis fora dele. Deste modo se calcula o valor de ${\displaystyle \mathbf {H} }$ a partir da Lei de Ampère:

${\displaystyle \oint _{C}\mathbf {H} \cdot d\mathbf {l} =N\ I}$ 

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

e, como o anel tem simetria circular, a integral resulta:

${\displaystyle H\cdot 2\pi R=N\ I\Longrightarrow H={\frac {N\ I}{2\pi R}}}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Levando em conta a permeabilidade magnética relativa do material ${\displaystyle \mu _{r}}$, é possível calcular o campo de indução magnética:

${\displaystyle B=\mu _{0}\mu _{r}\ H=\mu \ H}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Este sistema é usado na prática para medir os dois campos ao variar a intensidade da corrente:

${\displaystyle H\cdot 2\pi R=N\ I}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Uma vez medidos ${\displaystyle \mathbf {H} }$ e ${\displaystyle \mathbf {B} }$ se pode encontrar o valor da magnetização ${\displaystyle \mathbf {M} }$:

${\displaystyle \mathbf {H} ={\frac {\mathbf {B} -\mu _{0}\mathbf {M} }{\mu _{0}}}}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Por meio desse procedimento é possível obter experimentalmente a curva de magnetização, ou a variação do campo magnético em função do vetor de indução magnética e, portanto, o ciclo de histerese.

Temperatura de Curie

Marie Curie foi a primeira a descobrir que existe uma temperatura crítica para cada material ferromagnético acima da qual o material se comporta como paramagnético. Quando a temperatura aumenta, o movimento térmico compete com a tendência ferromagnética para os dipolos se alinharem. Quando a temperatura sobe além de certo ponto, chamado de temperatura Curie, há uma transição de fase de segunda ordem e o sistema não pode mais manter uma magnetização espontânea, embora ainda responda paramagneticamente a um campo externo. Abaixo dessa temperatura, há uma quebra espontânea de simetria e forma-se domínios aleatórios (na ausência de um campo externo). A Susceptibilidade magnética segue a lei de Curie-Weiss:

${\displaystyle \chi _{m}={\frac {C\ \rho }{T-T_{c}}}}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

onde C é uma constante característica do material, ${\displaystyle \rho }$ sua densidade e ${\displaystyle T_{c}}$ a temperatura de Curie em kelvin.

Modelos teóricos

O ferromagnetismo representa um dos principais problemas em aberto da física do estado sólido. Existem dois modelos teóricos que o descrevam: o modelo de Ising e o modelo de Weiss, o qual será tratado a seguir, ambos sendo baseados na hamiltoniana de Werner Karl Heisenberg, mas que utilizam grandes aproximações.

Hamiltoniana de Heisenberg

A hamiltoniana para um par de elétrons pertencentes a átomos vizinhos é:

${\displaystyle H=H_{1}+H_{2}+V_{12}\ }$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

onde ${\displaystyle H_{1}}$ e ${\displaystyle H_{2}}$ são as hamiltonianas apenas dos elétrons, e ${\displaystyle V_{12}}$ é a interação entre os dois.

Pelo princípio de exclusão de Pauli, a função de onda total deve ser antissimétrica. Assim, tem-se duas possibilidades:

${\displaystyle \varphi _{A}=\psi _{S}(\mathbf {r} _{1},\mathbf {r} _{2})\chi _{A}(\mathbf {\sigma } _{1},\mathbf {\sigma } _{2})}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

ou

${\displaystyle \varphi _{A}=\psi _{A}(\mathbf {r} _{1},\mathbf {r} _{2})\chi _{S}(\mathbf {\sigma } _{1},\mathbf {\sigma } _{2})}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Onde os subscritos “A” ou “S” indicam uma função antissimétrica/simétrica.

As funções de onda de spin para um par de elétrons são:

${\displaystyle \chi _{S}:\left\{{\begin{matrix}|++\rangle \qquad [\mathbf {s} _{z}=1]\\{\frac {1}{\sqrt {2}}}(|+-\rangle +|-+\rangle )\quad [\mathbf {s} _{z}=0]\\|--\rangle \qquad [\mathbf {s} _{z}=-1]\\\end{matrix}}\right.}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

${\displaystyle \chi _{A}:{\frac {1}{\sqrt {2}}}(|+-\rangle -|-+\rangle )\quad [\mathbf {s} _{z}=0]}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

As funções de onda “espaciais” são:

${\displaystyle \psi _{S}:{\frac {1}{\sqrt {2}}}(\psi _{1}(\mathbf {r} _{1})\psi _{2}(\mathbf {r} _{2})+\psi _{1}(\mathbf {r} _{2})\psi _{2}(\mathbf {r} _{1}))}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

${\displaystyle \psi _{A}:{\frac {1}{\sqrt {2}}}(\psi _{1}(\mathbf {r} _{1})\psi _{2}(\mathbf {r} _{2})-\psi _{1}(\mathbf {r} _{2})\psi _{2}(\mathbf {r} _{1}))}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Efetuando um cálculo perturbativo sobre tais funções de onda obtêm-se:

${\displaystyle E=\left\{{\begin{matrix}E_{0}+J\quad \rightarrow \quad \varphi _{1}=\psi _{S}\chi _{A}\\E_{0}-J\quad \rightarrow \quad \varphi _{2}=\psi _{A}\chi _{S}\\\end{matrix}}\right.}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Onde J é conhecida como integral de troca, que está relacionada com a Interação de Troca, interação responsável pela tendência dos momentos magnéticos do material a permanecerem paralelos entre si. A hamiltoniana separa, então, os estados com spins diferentes, e por este motivo, Heisenberg encontrou um operador que distinguisse os estados com spin diferente e que então pudesse descrever a interação precedente. Tal operador é:

${\displaystyle \mathbf {s} _{1}\cdot \mathbf {s} _{2}=\left\{{\begin{matrix}-{\frac {3}{4}}\quad \rightarrow \varphi _{1}\\{\frac {1}{4}}\quad \rightarrow \varphi _{2}\\\end{matrix}}\right.}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Logo, a Hamiltoniana de Heisenberg é:

${\displaystyle H_{Heisenberg}=-2J\mathbf {s} _{1}\cdot \mathbf {s} _{2}}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Modelo de Weiss

O modelo de Weiss propõe a generalização da hamiltoniana de Heisenberg para um sistema com mais elétrons, utilizando uma aproximação de campo médio: um elétron sofre uma interação devida à média do campo gerado pelos outros elétrons.

A Hamiltoniana do sistema torna-se então:

${\displaystyle H_{magn}=g_{0}\mu _{B}\mathbf {s} (\mathbf {r} )\cdot \mathbf {B} -\sum _{\mathbf {r} '}J(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')\mathbf {s} (\mathbf {r} )\mathbf {s} (\mathbf {r} ')=s(\mathbf {r} )\cdot \langle g_{0}\mu _{B}\mathbf {B} -\sum _{\mathbf {r} '}J(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')\mathbf {s} (\mathbf {r} ')\rangle =}$

${\displaystyle =s(\mathbf {r} )g_{0}\mu _{B}\left(\mathbf {B} -{\frac {1}{g_{0}\mu _{B}}}\sum _{\mathbf {r} '}J(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')\mathbf {\langle } s(\mathbf {r} ')\rangle \right)}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

onde ${\displaystyle g_{0},\mu _{B}}$ são, respectivamente o fator giromagnético e o magnéton de Bohr.

Substituindo o momento magnético:

${\displaystyle \mathbf {m} =-g_{0}\mu _{B}\mathbf {s} }$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

E o vetor magnetização:

${\displaystyle \mathbf {M} ={\frac {N}{V}}\langle \mathbf {m} \rangle }$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Tem-se:

${\displaystyle H_{magn}=-\mathbf {m} (\mathbf {r} )\left(\mathbf {B} +\sum _{\mathbf {r} '}{\frac {J(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')}{(g_{0}\mu _{B})^{2}}}{\frac {V}{N}}\mathbf {M} \right)}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Logo:

${\displaystyle H_{magn}=-\mathbf {m} (\mathbf {r} )(\mathbf {B} +\lambda \mathbf {M} )}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Percebe-se uma analogia com o paramagnetismo de Langevin, no qual se faz o mesmo tipo de estudo, substituindo-se o campo magnético por um campo magnético eficaz, dado por:

${\displaystyle \mathbf {B} +\lambda \mathbf {M} }$.

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Existe, assim, uma temperatura crítica de Curie:

${\displaystyle T_{C}={\frac {J_{0}s(s+1)}{3k}}}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Abaixo da qual se manifestam os efeitos do ferromagnetismo. As quantidades “s” e “k” são os autovalores do spin e a constante de Boltzmann respectivamente, enquanto ${\displaystyle J_{0}}$ é dado por:

${\displaystyle \sum _{\mathbf {r} '}{\frac {J(\mathbf {r} -\mathbf {r} ')}{(g_{0}\mu _{B})^{2}}}}$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

A histerese é a tendência de um sistema de conservar suas propriedades na ausência de um estímulo que as gerou, ou ainda, é a capacidade de preservar uma deformação efetuada por um estímulo. Podem-se encontrar diferentes manifestações desse fenômeno. A histerese mais conhecida ocorre no magnetismo^[1], mas também pode ocorrer em diversas áreas como mecânica clássica^[2], tráfego^[3], biologia^[4], epidemiologia^[5] entre outras^[6][7]. A palavra "histerese" deriva do grego antigo υστέρησις, que significa 'retardo', que foi cunhada por James Alfred Ewing em 1890.

Saturação magnética

Quando um campo magnético ${\displaystyle {\vec {H}}}$ (ampere-espira por metro) é aplicado a um material ferromagnético, passa a circular neste uma densidade de fluxo magnética (ou indução magnética) ${\displaystyle {\vec {B}}}$ (tesla = weber por metro quadrado). A relação entre densidade de fluxo e campo magnético é dada pela expressão ${\displaystyle {\vec {B}}=\mu {\vec {H}}}$^[8]./ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Para uma geometria fixa, como o caso de uma bobina com núcleo fixo ou transformador, uma variação do campo magnético ${\displaystyle {\vec {H}}}$ é dada por uma variação na corrente da bobina que está sendo alimentada. Quanto maior a corrente ${\displaystyle I\,({\rm {{A})}}}$, maior o campo magnético ${\displaystyle {\vec {H}}\,({\rm {{A/m})}}}$^[9].

Na região magnética linear ${\displaystyle {\vec {B}}=\mu {\vec {H}}}$ 

Inconveniente da saturação

Quando atingida a saturação o transformador, mesmo a vazio, passa a demandar correntes maiores para manter o fluxo magnético imposto pela tensão. A relação entre fluxo magnético e tensão induzida é dada pela Lei de Faraday^[10]. Uma das formas de expressá-la é por ${\displaystyle \varepsilon =-n{\frac {{\text{d}}\phi }{{\text{d}}t}}}$, onde ${\displaystyle \phi }$ é o fluxo magnético, ${\displaystyle t}$ é o tempo , ${\displaystyle n}$ o número de espiras e ${\displaystyle \varepsilon }$ é a tensão induzida. Para simplificar a análise (e sem prejuízo de conceitos) consideraremos a tensão induzida no primário igual a tensão aplicada pela fonte.

Imaginando uma tensão de entrada sinusoidal ${\displaystyle v\left(t\right)={{v}_{0}}\sin \left(\omega t\right)}$, o fluxo demandado pelo núcleo do transformador será dado por ${\displaystyle \phi =-{\frac {1}{n}}\int {v\left(t\right)\,\,{\text{d}}t}={\frac {1}{n}}\omega {{v}_{0}}\cos \left(\omega t\right)}$, ou seja, o fluxo é diretamente proporcional a tensão e a frequência de entrada. Trabalhando mais um pouco, pode-se chegar a expressão que o fluxo de pico de um sinal sinusoidal é dado por ${\displaystyle {{\phi }_{p}}={\frac {v_{rms}}{{\sqrt {2}}\pi nf}}}$, onde ${\displaystyle f}$ é a frequência em hertz.

A densidade de fluxo que atenda ao fluxo demandado é dada pela relação ${\displaystyle B={\frac {\phi }{A}}}$, onde ${\displaystyle A}$ é a área da secção transversal à passagem do fluxo magnético^[10]. Associada a densidade de fluxo magnético está o campo magnético ${\displaystyle {\vec {H}}}$ que o gera, dado por ${\displaystyle H={\frac {B}{\mu }}}$. Perceba que com a redução da permeabilidade (na saturação), um maior campo magnético muito maior é demandado, e este, por fim, está associado à corrente elétrica ${\displaystyle I}$ que o gera, que por consequência, pode aumentar para valores muito acima dos nominais, mesmo com o transformador a vazio.

Para evitar este inconveniente deve-se trabalhar com valores baixos de saturação, limitando a tensão aplicada, aumentando a área de ferro ou aumentando a qualidade dos materiais.

Histerese magnética

Laço de Histerese.

1. Aumenta-se a densidade de fluxo magnética (ou indução magnética) ${\displaystyle {\vec {B}}}$ aplicada a um material ferromagnético até a saturação. A relação entre campo e densidade de fluxo neste intervalo é dada por ${\displaystyle {\vec {B}}=\mu {\vec {H}}}$. Quando mais saturado o material menor o valor da permeabilidade ${\displaystyle \mu }$.
2. Diminuí-se a densidade de fluxo e como consequência também o campo ${\displaystyle {\vec {H}}}$ diminui. Contudo, quando ${\displaystyle {\vec {H}}}$ chega a zero (corrente zero), ainda existe uma densidade de fluxo remanescente, ${\displaystyle {\vec {B}}_{r}}$ (o material fica imantado).
3. Para que ${\displaystyle {\vec {B}}}$ chegue a zero, é necessário aplicar um campo negativo, chamado de força coercitiva, ${\displaystyle {\vec {H}}_{c}}$.
4. Se ${\displaystyle {\vec {H}}}$ continuar aumentando no sentido negativo, o material é magnetizado com polaridade oposta. Desse modo, a magnetização inicialmente será fácil, até quando se aproxima da saturação, passando a ser difícil.
5. A redução do módulo do campo novamente a zero deixa uma densidade de fluxo remanescente, ${\displaystyle -{\vec {B}}_{r}}$, e, para reduzir ${\displaystyle {\vec {B}}}$ a zero, deve-se aplicar uma força coercitiva ${\displaystyle {\vec {H}}_{c}}$ no sentido positivo.
6. Aumentando-se mais ainda o campo, o material fica novamente saturado, com a polaridade inicial.

Nesse fenômeno, observa-se o atraso entre densidade de fluxo e campo magnético (${\displaystyle {\vec {B}}\neq 0}$ quando ${\displaystyle {\vec {H}}=0}$), chamado de histerese magnética.

O ciclo traçado pela curva de magnetização é chamado de ciclo de histerese./ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

com ${\displaystyle \mu }$ constante (e da ordem de ${\displaystyle 1000\mu _{0}}$ ou mais), contudo, à medida que o campo magnético cresce, o material entra em uma região não linear (saturação magnética), onde ${\displaystyle \mu }$ passa a diminuir à medida que a saturação cresce.

Autoindutância ou autoindução é o fenômeno no qual o campo eletromagnético gerado pela corrente em um circuito, induz uma tensão no próprio circuito. O componente eletrônico responsável por criar uma Auto-indução significativa em um circuito é o indutor. O indutor é uma bobina feita com o propósito de causar auto-indução. À capacidade auto-indutiva de um indutor, dá-se o nome de Indutância. A unidade de medida da indutância é o henry(H) e ela é frequentemente denotada por L.

Toda corrente elétrica gera um campo magnético, logo, uma corrente ao percorrer um circuito dará origem a um campo magnético que atuará no próprio circuito. Se a corrente for variável, o campo magnético consequentemente irá variar também, ou seja, um circuito percorrido por uma corrente variável induz em si próprio uma força eletromotriz induzida originada pela variação do seu próprio campo magnético. Sua unidade de medida no SI é henry (H).

Onde a f.e.m. neste associada é denominada força eletromotriz autoinduzida, a qual segue a Lei de Faraday. Assim como qualquer outra f.e.m. induzida.

${\displaystyle L=-N\phi b/I}$/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Onde L é a indutância;

N é o número de voltas na bobina;

Φb é o fluxo magnético

I é a corrente.

A F.E.M. Induzida por um indutor é dada pela equação:

$${\displaystyle \varepsilon =-LdI/dt}$$

/ G ψ = E ψ =  E [G+].... .. 

Onde ε é a força eletromotriz;

L é a Indutância;

dI/dt é a taxa de variação da corrente elétrica.

Repare que, quando a corrente tentar aumentar, a F.E.M. será negativa e irá se opor a corrente, fazendo com que ela suba aos poucos, na forma de uma assíntota, até seu valor máximo, que é aquele previsto pela lei de Ohm. O contrário acontece quando a corrente tenta diminuir. Esta propriedade dos indutores faz deles excelentes como dispositivos de segurança em aparelhos onde um pico de corrente pode ser prejudicial. Um exemplo de aplicação dos indutores ocorre nas instalações de lâmpadas fluorescentes. Essas lâmpadas são preenchidas com um gás que apresenta um comportamento não-ôhmico. Em determinados instantes, a resistência elétrica da lâmpada pode reduzir muito, demandando uma corrente elétrica muito alta. Essa corrente elétrica pode ser próxima a uma corrente de curto-circuito e causar danos à rede elétrica. Para evitar uma sobrecarga, um Indutor (reator) é adicionado em série à lâmpada. Quando a corrente começa a aumentar, o indutor oferece uma resistência ao aumento da corrente.

Outra característica interessante dos indutores é que a presença de certos materiais pode alterar a indutância de um indutor. Isto faz dos indutores excelentes como sensores. De fato, é comum o uso de Indutores em radares de trânsito e outros dispositivos semelhantes.