Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Наиболее общим методом определения сил в магнитном поле является энергетический. В этом методе используют выражение для энергии магнитного поля. Ограничимся случаем, когда система состоит из двух контуров с токами $I_{1}$ и $I_{2}$. Магнитная энергия такой системы может быть представлена в виде где $\Phi_{1}$ и $\Phi_{2}$ — полные магнитные потоки, пронизывающие контуры 1 и 2 соответственно. Это выражение нетрудно получить из формулы (9.34), если представить последнее слагаемое как сумму $1 / 2 L_{12} I_{1} I_{2}+1 / 2 L_{21} I_{2} I_{1}$, а затем учесть, что Согласно закону сохранения энергии работа $\delta A^{*}$, которую совершают источники тока, включенные в контуры 1 и 2 , идет на теплоту $\delta Q$, на приращение магнитной энергии системы dW (из-за движения контуров или изменения токов в них) и на механическую работу $\delta A_{\text {мех }}$ (вследствие перемещения или деформации контуров): Мы предположили, что емкость контуров пренебрежимо мала, и поэтому электрическую энергию учитывать не будем. В дальнейшем нас будет интересовать не вся работа источника тока $\delta A^{*}$, а только та ее часть, которая совершается против э. д. с. индукции и самоиндукции (в каждом контуре). Эта работа (мы назвали ее дополнительной) равна что для каждого контура $\mathscr{E}_{i}+\mathscr{E}_{s}=-đ \Phi / \mathrm{d} t$, перепишем, выражение для дополнительной работы в виде Именно эта часть работы источников тока (работа против э. д. с. индукции и самоиндукции), связанная с изменением потоков $\Phi_{1}$ и $\Phi_{2}$, и идет на приращение магнитной энергии системы и на механическую работу: Эта формула является основной для расчета механической работы $\delta A_{\text {мех }}$, а из нее и сил в магнитном поле. Из формулы (9.41) можно получить и более простые выражения для $\delta A_{\text {мех }}$, если считать, что в процессе перемещения остаются неизменными или все магнитные потоки сквозь контуры, или токи в них. Рассмотрим это более подробно. 1. Если потоки постоянны, $\Phi_{k}=$ const, то из (9.41) сразу следует, что где символ Ф подчеркивает, что приращение магнитной энергии системы должно быть вычисленно при постоянных потоках через контуры. Полученная формула аналогична соответствующей ей (4.15) для работы в электрическом поле. 2. Если токи постоянны, $I_{k}=$ const, то Действительно, при $I_{k}=$ const из формулы (9.37) следует, что Необходимо подчеркнуть, что оба полученные нами выражения (9.42) н (9.43) определяют механическую работу одной и той же силы, т. е. можно написать: Для вычисления силы с помощью этих формул, конечно, нет необходимости подбирать такой режим, при котором обязательно оставались бы постоянными или магнитные потоки, или токи. Надо просто найти приращение $d W$ магнитной энергии системы при условии, что либо $\Phi_{k}=$ $=$ const, либо $I_{k}=$ const, а это является чисто математической операцией. Ценность полученных выражений (9.42) и (9.43) в их общности: они пригодны для системы, состоящей из любого числа контуров — одного, двух и т. д. Рассмотрим несколько примеров на применение этих формул. Пример 1. В нашем случае магнитную энергию системы можно представить согласно (9.29): где $\Phi=L I$. Переместим перемычку, например, вправо на $\mathrm{d} x$. Так как $\delta A_{\text {мех }}=F_{x} \mathrm{~d} x$, то или Пример 2. Рис. 9.15 Магнитная энергия системы из двух катушек дается формулой (9.34). Для определения силы взаимодействия будем пользоваться выражением (9.43). Сместим катушку 2 на расстояние $\mathrm{d} x$ при неизменных токах $I_{1}$ и $I_{2}$. Соответствующее приращение магнитной энергии системы Так как элементарная механическая работа $\delta A_{\text {мех }}=F_{2 x} \mathrm{~d} x$, то согласно (9.43) получим Пусть токи $I_{1}$ и $I_{2}$ подмагничивают друг друга, тогда $L_{12}>0$ и при $\mathrm{d} x>0$ приращение $\mathrm{d} L_{12}<0$, т. е. $F_{2 x}<0$. Следовательно, сила, действующая на катушку 2 со стороны катушки $I$, является силой притяжения: вектор $\mathbf{F}_{2}$ направлен влево на рисунке. Пример 3. где $p$ — искомое давление, $S$ — боковая поверхность соленоида; Здесь учтено, что при $I=$ const и $B=$ const. Из равенства двух этих выражений находим Магнитное давление. разное — В и $_{2}$. В этом случае, оказывается, магнитное давление причем дело обстоит так, как если бы область с большей плотностью магнитной энергии была бы областью большего давления. Соотношение (9.45) является одним из основных в магнитогидродинамике, изучающей поведение электропроводящих жидкостей (в электротехнике и астрофизике). — 9.1. Э. д. с. индукции. Решение. По определению $\mathscr{\mathscr { C }}_{i}=-\mathrm{d} \Phi / \mathrm{d} t$. Выбрав нормаль $\mathbf{n}$ к плоскости контура в направлении вектора $\mathbf{B}$, запишем: $\mathrm{d} \Phi=B \mathrm{~d} S$, где $\mathrm{d} S=2 x \mathrm{~d} y$. Теперь учтем, что $x=\sqrt{y / k}$, тогда $\mathscr{C}_{1}=-B \cdot 2 \sqrt{y / k} \mathrm{~d} y / \mathrm{d} t$. При движении с постоянным ускорением скорость $\mathrm{d} y / \mathrm{d} t=\sqrt{2 a y}$, поэтому Из полученной формулы видно, что $\mathscr{C}_{i} \propto y$. Знак минус показывает, что $\mathscr{C}_{i}$ на рисунке действует против часовой стрелки. — 9.2. Контур движется произвольным образом. Решение. Рассмотрим элемент контура dl, который в данный момент движется со скоростью v в магнитном поле В. Согласно формулам преобразования полей (8.4) в системе отсчета, связанной с данным элементом, будет наблюдаться электрическое поле $\mathbf{E}=[\mathbf{v B}]$. Заметим, что это выражение можно получить и с помощью силы Лоренца, как было сделано в основном тексте перед формулой (9.4). Циркуляция вектора $\mathbf{E}$ по всему контуру по определению есть э. д. с. индукции: Рис. 9.17 Теперь найдем соответствующее приращение магнитного потока сквозь контур. С этой целью обратимся к рис. 9.18. Пусть за время $\mathrm{d} t$ наш контур переместился из положения $\Gamma_{1}$ в положение $\Gamma_{2}$. Если в первом положении магнитный поток через поверхность $S_{1}$, натянутую на контур, был равен $\Phi_{1}$, то соответствующий магнитный поток во втором положении контура может быть представлен как $\Phi_{1}+\mathrm{d} \Phi$, т. е. как поток через поверхность $S+\mathrm{d} S$. Здесь $\mathrm{d \Phi}$ — интересующее нас приращение магнитного потока сквозь узкую полоску $\mathrm{d} S$, ограниченную контурами $\Gamma_{1}$ и $\Gamma_{2}$. Разделив выражение (2) на $\mathrm{d} t$, найдем где $\mathbf{v}=\mathrm{dr} / \mathrm{d} t$. Остается сравнить (3) с (1), откуда и следует, что $\mathscr{E}_{i}=-\mathrm{d} \Phi / \mathrm{d} t$. — 9.3. Плоская спираль с большим числом $N$ витков, плотно прилегающих друг к другу, находится в однородном магнитном поле, перпендикулярном плоскости спирали (рис. 9.19). Наружный радиус витков спирали равен а. Магнитное поле изменяется во времени по закону $B=B_{0}$ sin $\omega t$. Найти амплитудное значение э. д. с. индукции, наведенной в спирали. Решение. где $r$ — радиус рассматриваемого витка. На интервал значений радиуса $\mathrm{d} r$ приходится число витков $\mathrm{d} N=(N / a) \mathrm{d} r$. Витки соединены последовательно, поэтому полная э. д. с. индукции в спирали Проинтегрировав, получим следующее выражение для амплитудного значения э. д. с. индукции: — 9.4. Внутри длинного соленоида находится катушка из $N$ витков с площадью поперечного сечения $S$. Катушку поворачивают с постоянной угловой скоростью $ю$ вокруг оси, совпадающей с ее диаметром и перпендикулярной оси соленоида. При этом магнитное поле в соленоиде меняется во времени как $B=B_{0}$ sin $\omega t$. Найти э.д. с. индукции в катушке, если в момент $t=0$ ось катушки совпадала с осью соленоида. Решение. В момент $t$ полный магнитный поток сквозь катушку Согласно закону электромагнитной индукции — 9.5. Бетатронное условие. Показать, что электроны в бетатроне будут двигаться по орбите постоянного радиуса $r_{0} \mathrm{npи}$ условии, что магнитное поле на орбите $B_{0}$ равно половине сред. него по площади внутри орбиты значения магнитного поля $\langle B\rangle$. т. е. $B_{0}=1 / 2\langle B\rangle$. Решение. Представим релятивистское уравнение движения электрона где $\mathbf{E}$ — вихревое электрическое поле, в проекциях на касательную $\vec{\tau}$ и нормаль $\mathbf{n}$ к траектории. Для этого запишем импульс электрона как $\mathrm{p}=p \vec{\tau}$ и найдем его производную по времени: где учтено, что $\mathbf{p}=m \mathbf{v}, m-$ релятивистская масса, и $\mathrm{d} \vec{\tau} / \mathrm{d} t=$ $=\left(v / r_{0}\right) \mathbf{n}$, в чем нетрудно убедиться с помощью рис. 9.20. Действительно, $\mathrm{d} \overrightarrow{\boldsymbol{\tau}}=\mathrm{d} \varphi \cdot \mathbf{n}=\left(v \mathrm{~d} t / r_{0}\right) \mathbf{n}$, и дальнейшее очевидно. \[ Теперь запишем уравнение (1) с учетом формул (2) и (3) в проекциях на касательную и нормаль к траектории: Последнее уравнение можно переписать после сокращения на $v$ иде Продифференцируем это уравнение по времени, приняв во внимание, что $r_{0}=$ const: Из сравнения выражений (5) и (4) получаем В частности, последнее условие будет выполнено, если фактически это достигается путем изготовления полюсных наечников специального вида (в форме усеченных конусов). Рис. 9.20 — 9.6. Индукционный ток. Квадратная проволочная рамка со стороной а и прямой длинный проводник с постоянным током $I_{0}$ лежат в одной плоскости (рис. 9.21). Индуктивность рамки L, ее сопротивление $R$. Рамку повернули на $180^{\circ}$ вокруг оси $O O^{\prime}$ и остановили. Найти количество электричества, протекшее рамке. Расстояние $ь$ между осью $О O^{\prime}$ и прямым проводником предполагается известным. Решение. Поэтому искомое количество электричества Поскольку рамку после поворота остановили, ток в ней прекратился и, следовательно, $\Delta I=0$. Остается выяснить, чему равно приращение потока $\Delta \Phi$ сквозь рамку $\left(\Delta \Phi=\Phi_{2}-\Phi_{1}\right)$. Выберем нормаль $\mathbf{n}$ к плоскости рамки, например, так, чтобы в конечном положении $\mathbf{n}$ было направлено за плоскость рисунка (в сторону В). Тогда нетрудно видеть, что в конечном положении $\Phi_{2}>0$, а в начальном $\Phi_{1}<0$ (нормаль направлена против В), и $\Delta \Phi$ оказывается равным просто потоку через площадь, ограниченную конечным и начальным положениями рамки: где $B$ является функцией $r$, вид которой можно легко найти с помощью теоремы о циркуляции. Найденная величина, как видим, от индуктивности контура не зависит (в случае если бы контур был сверхпроводящим, дело бы обстояло иначе). — 9.7. Перемычка 12 массы т скользит без трения по двум длинным проводящим рельсам, расположенным на расстоянии $l$ друг от друга (рис. 9.22). Система находится в однородном магнитном поле, перпендикулярном плоскости контура. Левые концы рельсов замкнуты через сопротивление $R$. $B$ момент $t=0$ перемычке 12 сообщили вправо начальную скорость $v_{0}$. Пренебрегая сопротивлением рельсов и перемычки, а также самоиндукцией контура, найти скорость перемычки в зависимости от времени $t$. Решение. где учтено, что при движении перемычки вправо $\mathrm{d \Phi}>0$. Индукционный ток $I$ согласно правилу Ленца вызывает противодействующую движению силу Ампера — она будет направлена влево. Выбрав ось $X$ вправо, запишем уравнение движения перемычки где справа записана проекция силы Ампера на ось $X$ (эта величина является отрицательной, но знак минус мы не пишем, ибо, как видно из (1), ток $I<0$ ). Интегрирование этого выражения с учетом начальных условий дает — Роль переходных процессов. В схеме (рис. 9.23) известны э.д.с. $\mathscr{8}$ источника, его внутреннее сопротивление $R$ и индуктивности сверхповодящих катушек $L_{1}$ и $L_{2}$. Найти установившиеся токи в катущках после замыкания ключа $K$. Рис. 9.22 Рис. 9.23 туров $\mathscr{E} L_{1}$ и $\mathscr{E} L_{2}$ : Из сравнения этих выражений видно, что $L_{1} \mathrm{~d} I_{1}=L_{2} \mathrm{~d} I_{2}$, а для установившихся токов Кроме того, Из уравнений (1) и (2) найдем: — 9.9. Вычисление индуктивности. Коаксиальный кабель состоит из внутреннего сплошного проводника радиусом а и наружной проводящей тонкостенной трубки радиусом $b$. Найти индуктивность единицы длины кабеля, считая распределение тока по сечению внутреннего проводника равномерным. Магнитная проницаемость всюду равна единице. Решение е. В данном случае внутренний проводник не является тонким, поэтому определять индуктивность надо не через магнитный поток, а энергетически. Согласно (9.33) где $r$ — расстояние от оси кабеля. Для вычисления этого интеграла надо найти зависимость $B(r)$. С помощью теоремы о циркуляции имеем: Графический вид этих зависимостей показан на рис 9.24. С учетом (2) интеграл (1) разбивается на две части, и в результате интегрирования мы получим Заметим, что определение этой величины через магнитный поток по формуле $L_{\text {ед }}=\Phi_{\text {ед }} / I$ приводит к другому — неверному — результату, а именно вместо $1 / 4$ в круглой скобке получается $1 / 2$. Чем тоньше центральный провод, т. е. больше отношение $b / a$, тем меньше относительное различие результатов подсчета обоими способами: энергетически и из потока. Рис. 9.24 — 9.10. Взаимная индукция. Имеется тороидальная катушка и проходящий по ее оси симметрии длинный прямой провод. Сечение катушки прямоугольное, его размеры указаны на рис. 9.25. Число витков катушки $N$, магнитная проницаемость окружающей среды равна единице. Найти амплитуду э. д. с., индуцируемой в этой катушке, если по прямому проводу течет переменный ток $I=I_{m} \cos \omega t$. Решение. Искомая э. д. с. $\mathscr{F}_{i}=-\mathrm{d} \Phi / \mathrm{d} t$, где $\Phi=N \Phi_{1}$, $\Phi_{1}$ — магнитный поток сквозь поперечное сечение катушки: где $B_{n}$ определяется с помощью теоремы о циркуляции вектора $\mathbf{B}$. Взяв производную $\Phi_{1}$ по времени и умножив полученный результат на $N$, найдем следующее выражение для амплитуды э. д. с. индукции: — 9.11. Вычисление взаимной индуктивности. Два соленоида одинаковой длины и практически одинакового сечения вставлены полностью один в другой. Индуктивность соленоидов $L_{1}$ и $L_{2}$. Пренебрегая краевыми эффектами, найти их взаимную индуктивность (по модулю). Решение. где $\Phi_{1}$ — полный магнитный поток через все винтки соленонда 1 , если в соленоиде 2 течет ток $I_{2}$. Поток $\Phi_{1}=N_{1} B_{2} S$, где $N_{1}-$ число витков в соленоиде $1 ; S$ — сечение соленоида; $B_{2}=$ $=\mu \mu_{0} n_{2} I_{2}$. Поэтому формулу (1) можно переписать так (после сокращения на $I_{2}$ ): где учтено, что $N_{1}=n_{1} l ; l$ длина соленоида и $l S=V$ — его объем. Выражение (2) можно представить через $L_{1}$ и $L_{2}$ следующим образом: Заметим, что это выражение определяет предельное (максимальное значение $\left|L_{12}\right|$, вообще же $\left.\left|L_{12}\right|<\sqrt{L_{1} L_{2}}\right)$. — 9.12. Теорема взаимности. $B$ центре тонкой катушки радиусом а, содержащей $N$ витков, находится небольшой цилиндрический магнит $M$ (рис. 9.26). Катушка подключена к баллистическому гальванометру. Сопротивление цепи $R$. После того как магнит быстро удалили из катушки, через гальванометр прошел заряд q. Найти магнитный момент магнита. Решение в п процессе удаления магнита полный магнитный поток через катушку изменялся, и в ней возник индукционный ток, определяемый уравнением Умножим обе части этого уравнения на $\mathrm{d} t$ и учтем, что $I \mathrm{~d} t=\mathrm{d} q$, тогда Проинтегрировав последнее выражение, получим $R q=-\Delta \Phi-$ $-L \Delta I$. Теперь примем во внимание, что $\Delta I=0$ (ток был равен нулю как в начале, так и в конце процесса), поэтому где $\Phi$ — магнитный поток через катушку в начале процесса (знак минус мы опустили — он не существен). Итак, задача свелась к определению потока Ф через катушку. Непосредственно определить эту величину мы не можем. Однако данную трудность можно преодолеть, воспользовавшись теоремой взаимности. Заменим мысленно магнит на небольшой виток с током, создающий в окружающем пространстве то же магнитное поле, что и магнит. Если площадь витка $S$ и ток в нем $I$, то их произведение должно быть равно магнитному моменту $p_{\mathrm{m}}$ магнита: $p_{\mathrm{m}}=I S$. По теореме взаимности $L_{12} I=L_{21} I$, и вопрос сводится к нахождению магнитного потока через площадь $S$ витка, который создает тот же ток $I$, но текущий в катушке. Считая, что в пределах витка поле однородное, получим Остается подставить (2) в (1) и вспомнить, что $I S=p_{\text {m }}$. Тогда $q=\mu_{0} N p_{\mathrm{m}} / 2 a R$ и
|
1 |
Оглавление
|