1775

Определим отсюда размерность и величину магнитной постоянной 0 в СИ

магнитный поток сквозь площадку 1м2 , перпендикулярную направлению поля, равен 1Вб.

Магнитный поток через поверхность S одна из характеристик магнитного поля (рис. 3.13):

вА м 1.

Втабл. 3.1. приведены основные характеристики магнитного поля.

Таблица 3.1

Наименование величины Обозначение Единица измерения в СИ

121

3.11. Сила Лоренца

Электрический ток – это совокупность большого числа n движущихся со скоростью зарядов. Найдем силу, действующую на один заряд со стороны магнитного поля. По закону Ампера сила, действующая на проводник с током в магнитном поле,

но ток I jS , причем j qn , тогда

dF qn S dl , B qnSdl , B .

Т.к. nSdl число зарядов в объёме Sdl , тогда для одного заряда nSdldF q , B , или

Сила Лоренца – сила, действующая со стороны магнитного поля на движущийся со скоростью положительный заряд (здесь скорость упорядоченного движения носителей положительного заряда). Модуль силы Лоренца:

Из уравнения (3.31) видно, что на заряд, движущийся вдоль линии B , не действует сила sin 0 0 .

Так как сила Лоренца направлена перпендикулярно вектору , работа этой силы всегда равна нулю. Следовательно, действуя на заряженную частицу, сила Лоренца не может изменить кинетическую энергию частицы.

Сила Лоренца действует на электронные пучки в кинескопе телевизора (рис. 3.15). Движение пучка по плоскости экрана стимулируется магнитным полем отклоняющей катушки. Если поднести постоянный магнит к плоскости экрана, то легко заметить его воздействие на электронный пучок по возникающим в изображении искажениям.

122

Рис. 3.15

3.12. Циркуляция вектора магнитной индукции. Закон полного тока для магнитного поля в вакууме

Воспользуемся свойствами скалярного произведения векторов.

Bl dl BdlB ,

При обходе контура радиальная прямая поворачивается сначала в одном направлении (1–2), а потом в другом (2–1). Поэтому d 0 , и

следовательно

Итак, Bl dl 0I , где I ток, охваченный контуром L .

L

Эта формула справедлива и для тока произвольной формы, и для контура произвольной формы.

Если контур охватывает несколько токов, то

т.е. циркуляция вектора B равна алгебраической сумме токов, охваченных контуром произвольной формы.

Теорема о циркуляции вектора индукции магнитного поля B,dl 0I позволяет легко рассчитать

величину B от бесконечно длинного проводника с

током (рис. 3.18): B 0I . 2 r

Такие поля, называются вихревыми.

Магнитному полю нельзя приписывать потенциал, как электрическому полю. Этот потенциал не был бы однозначным: после каждого обхода по контуру он получал бы приращение 0I .

Линии напряженности электрического поля начинаются и заканчиваются на зарядах. А магнитных зарядов в природе нет. Опыт показывает,

что линии B всегда замкнуты. Поэтому теорема Гаусса для вектора магнитной индукции B записывают так:

BdS 0.

S

124

3.13. Применение закона полного тока для расчета магнитного поля соленоида

Применим теорему о циркуляции вектора B Bdl 0 Ii для

вычисления простейшего магнитного поля – бесконечно длинного соленоида, представляющего собой тонкий провод, намотанный плотно виток к витку на цилиндрический каркас (рис. 3.19).

Рис. 3.19

Соленоид можно представить в виде системы одинаковых круговых токов с общей прямой осью.

Бесконечно длинный соленоид симметричен относительно любой, перпендикулярной к его оси плоскости. Взятые попарно (рис. 3.20), симметричные относительно такой плоскости витки создают

поле, в котором вектор B перпендикулярен пло- Рис. 3.20 скости витка, т.е. линии магнитной индукции имеют направление параллельное оси соленоида

внутри и вне его.

Из параллельности вектора B оси соленоида вытекает, что поле как внутри, так и вне соленоида должно быть однородным.

Возьмём воображаемый прямоугольный контур 1–2–3–4–1 и разместим его в соленоиде, как показано на рис. 3.21.

Возьмём участок 3–4 – на большом расстоянии от соленоида, где поле стремится к нулю, и пренебрежём третьим интегралом, тогда

2

Bl dl Bl dl 0 Ii ,

1

где Bl B магнитная индукция на участке 1–2 – внутри соленоида;магнитная проницаемость вещества.

125

Если отрезок 1–2 внутри соленоида, контур охватывает ток:

Вне соленоида:

Ii 0 и Bl dl Bl 0 , т.е. B 0.

Бесконечно длинный соленоид аналогичен плоскому конденсатору – и тут, и там поле однородно и сосредоточено внутри.

Произведение nI называется число ампер витков на метр.

У конца полубесконечного соленоида, на его оси магнитная индукция равна:

Практически, если длина соленоида много больше, чем его диаметр, формула (3.35) справедлива для точек вблизи середины, формула (3.36) для точек около конца.

Если же катушка короткая, что обычно и бывает на практике, то магнитная индукция в любой точке А, лежащей на оси соленоида, направлена вдоль оси (по правилу буравчика) и численно равна алгебраической сумме индукций магнитных полей создаваемых в точке А всеми витками. В этом случае в точке, лежащей на середине оси соленоида магнитное поле будет максимальным:

На рис. 3.23 изображены силовые линии магнитного поля B : а) металлического стержня; б) соленоида; в) железные опилки, рассыпанные на листе бумаги, помещенной над магнитом, стремятся вытянуться вдоль силовых линий; г) магнитные полюсы соленоида.

126

В тороиде магнитное поле однородно только величине, т.е. по модулю, но направление его в каждой точке поля различно.

3.15.Работа по перемещению проводника с током

вмагнитном поле

Работа, совершаемая проводником с током при перемещении, численно равна произведению тока на магнитный поток, пересечённый этим проводником.

Формула остаётся справедливой, если проводник любой формы движется под любым углом к линиям вектора магнитной индукции.

Получим выражение для работы по перемещению замкнутого контура с током в магнитном поле.

Рассмотрим прямоугольный контур с током 1-2-3-4-1 (рис. 3.26).

Магнитное поле направлено от нас перпендикулярно плоскости контура. Магнитный поток 1 , пронизы-

Переместим этот контур параллельно самому себе в новое положение 1'-2'-3'-4'-1'. Магнитное поле в общем случае может быть неоднородным и новый контур будет пронизан магнитным потоком 2 .

Площадка 4-3-2'-1'-4, расположенная между старым и новым контуром, пронизывается потоком .

128

Полная работа по перемещению контура в магнитном поле равна алгебраической сумме работ, совершаемых при перемещении каждой из четырех сторон контура:

A A12 A23 A34 A41 ,

где A23 , A41 равны нулю, т.к. эти стороны не пересекают магнитного по-

тока, при своём перемещении.

A34 I 2 .

Провод 1–2 перерезает поток 1 , но движется против сил

действия магнитного поля.

A12 I 1 .

Тогда общая работа по перемещению контура

A I 2 1 ,

или

где 2 1 это изменение магнитного потока, сцепленного с

контуром.

Работа, совершаемая при перемещении замкнутого контура с током в магнитном поле, равна произведению величины тока на изменение магнитного потока, сцепленного с этим контуром.

Элементарную работу по бесконечно малому перемещению контура в магнитном поле можно найти по формуле

Соотношение (3.43), полученное для простейшего случая, остаётся справедливым для контура любой формы в произвольном магнитном поле.

Более того, если контур неподвижен, а меняется B , то при изменении магнитного потока в контуре на величину d , магнитное поле совершает ту же работу dA Id .

3.16. Эффект Холла

Часто силой Лоренца называют сумму электрической и магнитной сил: (3.44)

где qE электрическая сила (она укоряет частицу, изменяет ее энергию). Одним из проявлений магнитной составляющей силы Лоренца в

веществе q , B служит эффект, обнаруженный в 1879 г. американским

физиком Э.Г. Холлом (1855–1938). Эффект состоит в возникновении на боковых гранях проводника с током, помещенного в поперечное магнит-

129

ное поле, разности потенциалов, пропорциональной величине тока I и индукции магнитного поля B .

Представим себе проводник с током I в виде плоской ленты, располо-

женной в магнитном поле с индукцией B , направленной от нас (рис. 3.27). В случае, изображенном на рис. 3.27, а, верхняя часть проводника

будет заряжаться отрицательно, в случае 3.27, б – положительно.

Рис. 3.27

Это позволяет экспериментально определить знак носителя заряда в проводнике.

При равной концентрации носителей заряда обоих знаков возникает

холловская разность потенциалов, если различна подвижность, т.е.

дрейфовая скорость носителей заряда.

Подсчитаем величину холловской разности потенциалов Ux . Обозначим: Ex напряженность электрического поля, обусловленного

ЭДС Холла, h толщина ленты проводника.

Перераспределение зарядов прекратится, когда сила qEx уравновесит

силу Лоренца, т.е.

qEx q B , или Ex B .

Плотность тока j n q , отсюда nqj . Тогда Ex B nqj . Подставим Ex в формулу (3.45) и найдем Ux :

где R 1qn коэффициент Холла.

Исследования ЭДС Холла привели выводу о том, что металлы могут обладать проводимостью p типа (Zn, Cd – у них дырки более подвижные,

чем электроны). Это металлы с чуть перекрывающимися знаками, т.е. полуметаллы.

130