Добавил:
Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:
Tom_1.pdf
Скачиваний:
71
Добавлен:
23.02.2016
Размер:
5.13 Mб
Скачать

Електромагнетизм

ЧАСТИНА 4. ЕЛЕКТРОМАГНЕТИЗМ

Розділ 13. Магнітне поле у вакуумі

Магнетизм – особлива форма взаємодії між електричними струмами, між електричними струмами та магнітами і між магнітами. Магнітні властивості характерні в тій чи іншій мірі для всіх без виключення тіл, тому при розгляді магнітних властивостей речовин введено загальний термін – магнетики.

У самому загальному вигляді магнетизм можна визначити як особливу форму матеріальної взаємодії, що виникає між електричне зарядженими частинками, що рухаються. Передача магнітної взаємодії, що реалізує зв’язок, якій відбувається між просторово розділеними тілами, здійснюється магнітним полем. Магнітні поля існують в космічному просторі, вони впливають на рух заряджених частинок, що створюють космічне проміння. Широкий діапазон явищ магнетизму, що тягнеться від магнетизму елементарних частинок до магнетизму космічного простору, обумовлює його велику роль в науці і техніці.

§49 Магнітне поле

49.1Характеристики магнітного поля

В1820 році датський фізик Х. Ерcтед* виявив, що магнітна стрілка, яка розташована паралельно прямолінійному провіднику,

I N

S

Рисунок 49.1

Рисунок 49.2

при пропусканні через нього сталого струму I прагне розташуватися перпендикулярно провіднику (рис. 49.1). При зміні напряму струму стрілка поверталася на 180°. Те ж саме відбувалося, коли стрілка переносилася вгору і розташовувалася над дротом.

У тому ж році А. Ампер* встановив, що два провідники, які розташовані паралельно один одному, зазнають взаємне тяжіння при пропусканні через них струму в одному напрямі і відштовхуються, якщо струми мають протилежні напрями (рис. 49.2). Сила взаємодії провідників пропорційна величині струмів і обернено пропорційна відстані між ними:

F ~ I1I2 d

Якщо провідник зі струмом помістити між полюсами підковоподібного магніту, то він або втягуватиметься, або виштовхуватиметься з нього залежно від напряму струму (рис. 49.3). Сила дії з боку магнітного поля пропорційна силі струму і довжині провідника:

F ~ I l .

_______________________________________________________________________________

*Эрстед Ханс Крістіан (1777–1851), датський фізик.

*Ампер Андре Марі (1775–1836), французький фізик, математик і хімік.

171

Електромагнетизм

 

Таким чином, експерименти показали, що на-

 

вколо провідників зі струмом і сталих магнітів існує

 

магнітне поле, яке виявляється через силову дію на

 

інші провідники зі струмом, сталі магніти, електри-

 

чні заряди, що рухаються. На відміну від електрич-

 

ного поля магнітне поле не діє на заряд, що покоїть-

 

ся.

 

Для характеристики здатності магнітного поля

 

виявляти силову дію на провідники зі струмом вво-

 

диться фізична величина, яка названа вектором ма-

 

гнітної індукції.

 

Магнітне поле досліджують за допомогою за-

Рисунок 49.3

мкненого контуру зі струмом. Контур повинен мати

 

малі розміри в порівнянні з відстанями, на яких маг-

нітне поле помітно змінюється. Це може бути дротяна рамка довільної форми (рис. 49.4 а). Провідники, що підводять, сплітають разом, щоб результуюча сила, що діє на них з боку магнітного поля, дорівнювала нулю.

Розташуємо дріт на відстані, значно більшій за

 

 

 

розміри рамки. Якщо пропускати струм через рамку і

 

 

 

дріт, рамка повертається і розташовується так, що дріт

 

 

 

опиняється в площині рамки (рис. 49.4 б). Як відомо з ку-

 

 

 

рсу механіки, тіло повертається під дією моменту сил.

 

I0

 

Якщо брати різні за площею рамки з різними струмами,

 

I

то моменти сил, що діють на ці рамки в даній точці поля,

 

 

 

 

 

будуть різними. Проте відношення максимального моме-

а)

б)

 

нту сил до добутку сили струму в рамці на її площу буде

 

для даної точки поля одним і тим же. Це відношення

Рисунок 49.4

 

приймають як величину, що характеризує магнітне поле, і

 

 

 

називають індукцією магнітного поля в даній точці.

Магнітна індукція ( B ) – це векторна фізична величина, яка є силовою характеристикою магнітного поля і чисельно дорівнює відношенню максимального обертаючого моменту M max , що діє на контур зі струмом в однорідно-

му магнітному полі, до добутку сили струму I в контурі на його площу S:

B =

M max

.

(49.1)

 

 

I S

 

З дослідів Ампера випливає, що на провідник зі струмом, який розміщений в магнітному поле, діє сила, яка пропорційна струму в провіднику і довжині провідника. Величина сили також залежить від орієнтації провідника в магнітному полі. Виявляється, що відношення максимальної сили, що діє на провідник зі струмом, до добутку сили струму на довжину провідника, для даної точки поля залишається сталим. Тому можна дати інше визначення магнітній індукції.

172

Електромагнетизм

Магнітна індукція ( B ) – це векторна фізична величина, яка є силовою характеристикою магнітного поля і чисельно дорівнює відношенню максимального значення сили Fmax , що діє на провідник зі струмом, до добутку сили

струму I в ньому на довжину провідника l:

 

 

 

 

 

 

 

B =

Fmax

.

(49.2)

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

I l

 

[B]=

Н

=

кг м

 

=

кг

= Тл(тесла* ) .

 

А м

А с2

 

 

 

 

 

м А с2

 

 

 

 

Окрім вектора магнітної індукції для характеристики магнітного поля ви-

користовують допоміжну величину H , яку називають напруженістю магнітного поля. Магнітна індукція і напруженість зв’язані між собою співвідношенням:

 

B = μ0μH ,

(49.3)

де

μ0 = 4π 107 Гн/м магнітна стала;

 

 

μ − відносна магнітна проникність середовища;

 

H напруженість магнітного поля.

Магнітна проникність середовища μ − це фізична величина, яка пока-

зує, у скільки разів магнітна індукція поля в даному середовищі відрізняється від магнітної індукції поля у вакуумі. Для вакууму μ=1.

Напруженість магнітного поля H – це векторна величина, яка є кількісною характеристикою магнітного поля. Напруженість магнітного поля визначає той внесок в магнітну індукцію, який дають зовнішні джерела поля.

[H ] = Ам.

49.2 Графічне зображення магнітних полів

Графічно магнітні поля можна зображати за допомогою ліній магнітної індукції (силових ліній магнітного поля).

Лінія, в будь-якій точці якої вектор магнітної індукції B спрямований по дотичній до неї, називається лінією магнітної індукції (силовою лінією магні-

тного поля).

Силові лінії креслять так, щоб їх густина була пропорційна модулю век-

тора B в даному місці.

Лінії індукції магнітного поля в жодній точці поля не обриваються, тобто вони завжди безперервні. Вони не мають ні початку, ні кінця. Цим силові лінії магнітного поля відрізняються від силових ліній електростатичного поля, які завжди починаються і закінчуються на електричних зарядах або йдуть в нескінченність. Векторне поле, що має безперервні силові лінії, називається вихровим полем. Магнітне поле – це вихрове поле.

________________________________________________________________________________

*Тесла Никола (18561943), американський учений, фізик, інженер. Серб за походженням.

173

Електромагнетизм

Лінії індукції прямого провідника із струмом є колами, що лежать в площині, перпендикулярній до провідника. Центри кіл

I

знаходяться на осі провідника (рис. 49.5) Напрям

B

ліній індукції магнітного поля визначається за

мнемонічним правилом буравчика: напрям ліній ін-

B

дукції співпадає з напрямом ручки буравчика, який

угвинчують уподовж напрями струму.

 

Лінії індукції кругового струму представлені

Рисунок 49.5

на рис. 49.6. Лінії індукції поля, створюваного по-

стійним магнітом – на рис. 49.7.

 

Якщо у всіх точках деякої частини простору вектор магнітної індукції B не змінює свого напряму і чисельного значення, те магнітне поле в цій частині простору називається однорідним. У протилежному випадку магнітне поле є неоднорідним.

B

I B

B

Рисунок 49.6

Рисунок 49.7

§50 Розрахунок магнітних полів. Закон Біо Савара Лапласа

50.1Закон Біо Савара Лапласа

У1820 році французькі вчені Біо* і Савар* провели дослідження магнітних полів струмів, що протікали по тонким провідникам різної форми. Лаплас* проаналізував експериментальні дані і отримав співвідношення, яке дозволяє

визначити магнітну індукцію dB поля,

створюваного елементом струму. Під

елементом струму розуміють добуток струму I на елемент довжини dl

провід-

ника.

 

 

 

Згідно із законом Біо Савара Лапласа індукція dB магнітного поля,

створюваного елементом струму

Idl в довільній точці А, визначається вира-

зом:

 

 

 

dB

= μ0μ

Idl sin α ,

(50.2)

 

4π

r2

 

________________________________________________________________________________

*Био Жан Батист (1774–1862), французький фізик. *Савар Фелікс (1791–1841), французький фізик.

*Лаплас Пьер Симон (1749–1827), французький астроном, математик і фізик.

174

Електромагнетизм

де α − кут між напрямами елемента струму і радіус-вектора rr, що йде від

I

елемента струму до точки, в якій визначається індукція

dB

(рис. 50.1).

 

 

 

Аналогічні формули можна записати для напру-

A

женості магнітного поля:

Idl ×rr

 

 

r

r

,

(50.3)

Idl

dH =

4πr3

 

 

 

 

 

 

 

Рисунок 50.1

dH =

Idl sin α .

(50.4)

 

4πr2

 

 

Магнітне поле будь-якого струму може бути обчислено як векторна сума полів, створюваних елементарними ділянками струмів:

Br = dBr.

l

Якщо магнітне поле створюється системою провідників із струмами, то індукція результуючого поля в будь-якій його точці дорівнює векторній сумі індукцій магнітних полів, створюваних кожним струмом окремо:

Br = B1 + B2 +... + Bn .

Це твердження носить назву принципу суперпозиції полів.

Застосуємо закон Біо Савара Лапласа для розрахунку полів, створюваних провідниками правильної геометричної форми у вакуумі.

50.2Приклади розрахунку магнітних полів

1.Поле прямого струму. Всі елементи струму прямолінійного провідника

дають співспрямованіr вектори dB (для наведеного на рис. 50.2 напряму струму вектори dB направлені перпендикулярно до площини креслення до нас). Векторне складання можна замінити скалярним:

M

dl 1 r d

r0

I

N 2

Рисунок 50.2

B = dB =

μ

0

I dl sin α

.

(50.5)

 

4πr

2

l

l

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Приведемо підінтегральний вираз до однієї змінної α . З рис. 50.2 випливає, що

r =

r0

,

dl =

rdα

=

r0dα

.

 

sin α

 

 

sin α

 

sin2 α

Отримані вирази підставимо у формулу (50.5):

175

Електромагнетизм

α2

μ I

 

r dαsin3 α

α2

μ I

 

B =

40π

 

 

0

 

 

 

 

=

0

sin αdα.

 

sin

2

αr

2

4πr

α1

 

 

 

 

 

α1

 

 

0

 

 

 

 

 

 

 

0

 

 

 

 

Інтегрування дає співвідношення:

 

 

 

 

 

 

 

 

B =

 

μ0 I

(cos α − cos α

2

).

(50.6)

 

 

 

 

4πr0

 

 

1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Кути α1 і α2 позначені на рис. 50.2.

Розглянемо провідник нескінченної довжини. Практично це виконується за умови r0 << l . Отримаємо вираз для індукції магнітного поля, створюваного

нескінченно довгим провідником. У цьому випадку можна вважати, що α1 = 0 ,

α2 = π

μ0 I

 

 

 

μ0 I

 

B =

(cos 0 cos π)=

2 ,

4πr

4πr

 

 

 

 

 

тобто

0

 

 

 

0

 

 

 

μ0 I

 

 

 

 

 

B =

,

 

(50.7)

 

 

2πr

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

0

 

 

 

де r0 відстань від провідника із струмом до точки, в якій визначається магніт-

на індукція.

Аналогічну формулу можна записати для напруженості магнітного поля:

H =

I

.

(50.8)

2πr

 

 

 

 

0

 

 

2. Поле кругового струму на його осі. Знайдемо індукцію магнітного поля B в точці А, розташованої на осі кругового струму радіусу R, на відстані x від його центру (rрис. 50.3).

Індукція dB поля, створеного елементом струму Idl , згідно із формулою

(50.2):

 

dl

 

 

 

dB =

μ0

 

Idl sin α .

Idl

 

r

dB dB

 

4π

 

r2

 

 

 

Розкладемо вектор

dB

 

на дві складові: dBII

I

R

 

 

 

 

0

x

 

A dB x направлену вздовж осі 0x і dB перпендикуля-

 

 

 

 

рну до неї.

 

 

 

 

 

 

Рисунок 50.3

 

 

 

 

 

 

 

 

Br = dBrII + dBr .

 

 

 

 

 

 

l

l

 

 

 

176

Електромагнетизм

r При підсумовуванні полів всіх елементів струму по довжині кола складові dB в сумі дадуть нуль, тобто

dB = 0 .

l

Вектори dBrII співнаправлені, тому векторну суму замінимо скалярною:

B = dBII = dB sin β.

 

l

 

l

 

 

 

 

З рис. 50.3 знаходимо

 

 

 

 

 

 

 

r2 = R2 + x2 ,

 

 

sin β =

R =

R

.

 

 

 

 

r

R2 + x2

Підставивши отримані співвідношення і враховуючи, що

sin α =1, маємо:

dB =

μ0

 

Idl R

 

.

 

 

4π

(R2 + x2 )3 2

 

 

Інтегруючи по dl і враховуючи те, що

dl = l = 2πR , отримаємо:

 

 

 

 

l

 

 

B =

μ0

 

IdlR

 

=

μ0 I 2πR2

,

 

3 2

3 2

l

4π

 

(R2 + x2 )

4π(R2 + x2 )

B =

μ0 I R2

 

.

2 (R2 + x2 )3 2

Аналогічну формулу можна записати для напруженості магнітного поля:

H =

IR2

 

.

2(R2 + x2 )3 2

(50.9)

(50.10)

При x =0 отримаємо вираз для розрахунку індукції в центрі кругового струму:

B =

μ0 I

.

(50.11)

 

 

2R

 

Напруженість магнітного поля в центрі кругового струму:

H =

I

.

(50.12)

 

 

2R

 

177

Електромагнетизм

3.Поле соленоїда кінцевої довжини. Соленоїд є дротом, закрученим на круглий циліндричний каркас. На рис. 50.4 показано переріз соленоїда. Магніт-

на індукція B поля соленоїда кінцевої довжини дорівнює геометричній сумі магнітних індукцій Bri полів всіх витків цього соленоїда:

r

N

r

 

 

B = Bi

,

(50.13)

 

i =1

 

i

 

Усередині соленоїда напрям індукції B співпадає з напрямом осі. Використовуючи формули (50.9) і (50.13), можна отримати формулу для

розрахунку індукції магнітного поля в довільній точці А, що лежить на осі соленоїда кінцевої довжини:

 

r

 

 

 

 

B = μ0 In (cos α − cos α

2

),

(50.14)

R

 

B

 

 

 

2

1

 

 

 

 

2

1

x

 

 

 

 

 

 

 

 

0

x A

 

 

n =

N

число витків на одиницю довжини со-

 

 

 

 

де

l

 

 

 

 

 

l

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

леноїда (густина намотування);

 

 

Рисунок 50.4

 

 

α1

і α2

кути, під якими з точки А видні кінці

 

 

 

 

соленоїда (рис. 50.4).

 

 

 

 

 

 

Напруженість магнітного поля в довільній точці на осі соленоїда кінцевої

довжини

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

H =

I n (cosα − cosα

2

).

 

 

(50.15)

 

 

 

 

 

 

2

1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

У вченні про електромагнетизм велику роль грає уявний нескінченно довгий соленоїд. Причина цього полягає в тому, що поле такого соленоїда однорідне і обмежено об’ємом соленоїда (аналогічно електричне поле нескінченного плоского конденсатора однорідне і обмежено об’ємом конденсатора). Соленоїд вважається нескінченно довгим, якщо l >> R . Для нескінченно довгого соленоїда α1 = 0 , α2 = π. Тоді:

B =

μ0 I n

(cos 0 cos π)=

μ0 I n

2 = μ0I n .

2

2

 

 

 

 

 

B = μ0 I n .

 

(50.16)

Відповідно, напруженість магнітного поля усередині нескінченно довгого соленоїда:

H = I n .

(50.17)

178

Електромагнетизм

§51 Закони магнітного поля

51.1 Магнітний потік

Потоком вектора магнітної індукції або магнітним потоком () крізь площадку dS називається скалярна фізична величина

 

 

 

 

dФ = BdS = BdS cos α,

(51.1)

де

r

r

r

одиничний вектор нормалі до площадки;

 

dS

= ndS ,

n

індукції B

 

α

кут

між напрямом нормалі n і вектором магнітної

(рис. 51.1).

[Ф]= Tл м2 = Вб (вебер*).

Магнітний потік крізь довільну поверхню S дорівнюватиме:

 

B

Ф = ∫∫BrdSr.

(51.2)

 

S

 

 

n

Якщо поле однорідне (B = const), а поверхня плоска, то

 

dS

 

Ф = BS cosα.

(51.3)

Рисунок 51.1

51.2 Теорема Гаусса для магнітного поля

Теорема Гаусса* для магнітного поля є узагальненням дослідних даних. Вона формулюється так:

Потік вектора магнітної індукції B крізь будь-яку замкнену поверхню

дорівнює нулю:

B dS = 0 .

(51.4)

S

 

Теорема Гаусса відображає той експериментальний факт, що лінії вектора

B не мають ні початку, ні кінця. Тому число ліній вектора B , що виходять з будь-якого об’єму, обмеженого замкненою поверхнею S, завжди рівно числу ліній, що входять в цей об’єм.

Закон (51.4) виражає також і той факт, що в природі не існують одиничні магнітні заряди, на яких починалися б або закінчувалися лінії вектора B .

51.3 Циркуляція вектора магнітної індукції. Закон повного струму

Циркуляцією вектора магнітної індукції B за замкненим контуром l називається інтеграл вигляду:

________________________________________________________________________________

*Вебер Вільгельм Едуард (1804–1891), німецький фізик.

*Гаусс Карл Фрідріх (1777–1855), німецький математик, астроном і фізик.

179

Електромагнетизм

 

Brdl = Bdl cos(Br, dl ),

(51.5)

 

l

l

 

де lr

замкнений контур довільної форми

 

dl

вектор елементарної довжини контуру, спрямований за напрямом

обходу контуру.

 

 

Згідно із законом повного струму:

 

Циркуляція вектора магнітної індукції B у вакуумі за довільним за-

мкненим контуром l дорівнює добутку магнітної сталої μ0

на алгебричну

суму струмів, охоплюваних цим контуром:

 

 

r r

N

 

 

Bdl

= μ0 Ik ,

(51.6)

 

l

k =1

 

де N кількість провідників із струмом, охоплюваних контуром l довільної форми.

Закон справедливий для провідників із струмом будь-якої форми і будьяких розмірів. При обчисленні алгебричної суми струмів струм вважається позитивним, якщо його напрям пов’язаний з напрямом обходу контуру правилом правого гвинта. Струм протилежного напряму вважається від’ємним.

Закон повного струму можна записати для напруженості магнітного поля:

Циркуляція вектора напруженості магнітного поляH за довільним

замкненим контуром дорівнює алгебричній сумі струмів, охоплюваних цим контуром:

r

r

N

 

Hdl

= Ik .

(51.7)

l

 

k=1

 

Закон повного струму відграє приблизно ту ж роль, що і теорема Гаусса для вектора напруженості електричного поля E . Ми знаємо, що магнітне поле

визначається всіма струмами, а циркуляція вектора B тільки тими струмами, які охоплює даний контур. За наявності симетрії теорема про циркуляцію до-

зволяє дуже просто знаходити B . Це буває в тих випадках, коли обчислення

циркуляції вектора B можна звести до добутку В на довжину контуру або його частину, розумно вибравши контур. Якщо цього немає, то розрахунок доводиться проводити іншими способами, наприклад, за допомогою закону Біо Савара Лапласа або шляхом розв’язання відповідних диференціальних рівнянь, і розрахунок стає значно складнішим.

I r dl l B

Рисунок 51.2

Приклад: розрахунок індукції магнітного поля, створюваного нескінченно довгим прямолінійним провідником із струмом.

Як контур виберемо коло радіусу r (рис. 51.2), що співпадає з лінією магнітної індукції (струм I йде від нас за креслення). Запишемо закон повного струму:

180

Електромагнетизм

 

r r

n

Bdl

= μ0 Ii ,

l

 

i =1

r

= Bdl cos(B,dl ).

Bdl

l

l

 

Кут між векторами B і dl

дорівнює нулю, тобто cos 0 =1. Всередині об-

раного контуру знаходиться струм I. Тоді:

Bdl = μ0 I .

l

Оскільки замкнений контур обходу вибраний у вигляді кола, то для даної відстані r від дроту B = const . Після інтегрування отримаємо:

 

B 2πr = μ0 I ,

 

B =

 

μ0 I

.

(51.8)

 

 

 

 

2πr

 

Отриманий результат співпадає з формулою (50.7).

§52 Дія магнітного поля на провідник зі струмом

52.1 Закон Ампера

Узагальнивши експериментальні дані стосовно дослідження дії rмагнітного поля на різні провідники із струмом, Ампер встановив, що сила dF , з якою магнітне полеrдіє на елемент струму, дорівнює векторному добутку елемента струму Idl на магнітну індукцію B .

B

I

dF = Idl × B ,

(52.1)

 

dF = IBdl sin α,

(52.2)

dF

де

α − кут між напрямом струму і вектором магнітної ін-

dl

дукції B (рис. 52.1).

 

Рисунок 52.1

 

 

Напрям сили dF визначають за правилом векторно-

 

го добутку. На практиці частіше застосовують мнемонічне

правило лівої руки: якщо розташувати долоню лівої руки так, щоб вектор магнітної індукції входив в долоню, а чотири витягнуті пальці розташувати за напрямом струму, то відставлений на 90° великий палець вкаже напрям сили, що діє на провідник із струмом у магнітному полі (рис. 52.1).

Якщо провідник має кінцеві розміри, то

F = dF = Idl × B .

(52.3)

l

l

 

181

Електромагнетизм

Приклади:

1.

Сила, що діє на прямолінійний провідник зі струмом в однорідному магніт-

 

ному полі (рис. 52.2).

r

 

F

 

Для однорідного поля

B = const , тому

 

 

F = Idlr× Br = IB sin αdl ,

 

B

 

l

l

 

 

 

 

 

F = IBl sin α,

(52.4)

I

де

l довжина провідника.

 

Рисунок 52.2

 

 

αкут між напрямом струму і вектором магнітної індукції.

2.Сила взаємодії двох нескінченно довгих прямих струмів.

Розглянемо два паралельні струми I1 і I2, що знаходяться на відстані d один від одного (рис. 52.3). Із дослідів Ампера (див. §49) випливає, що

паралельні струми одного напряму притягуються;

паралельні струми протилежних напрямів відштовхуються.

Нехай довжина кожного провідника l. Кожний з провідників зі струмом знаходиться в магнітному полі струму іншого провідника. Сила, з якою другий струм діє на перший

I1

 

I2

F

F

B1

12

21

 

B2

r

Рисунок 52.3

F12 = I1B2l sin α,

α = 90o , sin 90o =1.

Оскільки провідники довгі, то

 

B2

=

μ0 I2

 

 

2πr

 

 

 

 

 

 

Зробимо заміну, отримаємо

 

 

 

 

F =

μ0

I1I2

l .

(52.5)

 

 

12

 

2πr

 

 

 

 

Можна показати, що сила F21, з якою перший струм діє на другий, рівна і протилежна силі F12, з якою другий струм діє на перший.

Сила, що діє на одиницю довжини провідника:

F

=

F

=

μ0 I1I2

.

(52.6)

 

 

l

 

l

 

2πr

 

 

 

 

 

На підставі формули (52.6) дається визначення одиниці сили струму ампер.

Ампер це сила постійного струму, який під час проходження по двох паралельних прямолінійних провідниках нескінченної довжини і мізерно малого кругового перерізу, розміщених на відстані 1 м один від одного у вакуумі, утворює силу взаємодії між ними, яка дорівнює 2·10 7 H на кожний метр довжини провідника.

182

Електромагнетизм

52.2Робота, що виконується при переміщенні провідника зі струмом

умагнітному полі

Розглянемо коло зі струмом, утворене нерухомими дротами і рухомим провідником завдовжки l, що ковзає по них (рис. 52.4). Коло знаходиться в однорі-

 

 

 

 

 

I

 

 

 

дному магнітному полі ( B = const),

що направлене

 

 

 

n

B

 

 

 

перпендикулярно до площини креслення.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

F l

За законом Ампера на провідник діє сила F = IBl .

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

dS

При переміщенні провідника на відстань dx ця

 

 

 

 

 

 

 

 

сила виконує роботу

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

δA = Fdx = IBldx = IBdS ,

(52.7)

 

 

 

 

 

Рисунок 52.4

 

 

 

 

 

де dS = ldx заштрихована площа (див. рис. 52.4).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Добуток BdS дає магнітний потік dФ (див. формулу (51.1)). Зробимо замі-

ну в (52.7), отримаємо

δА= I dФ,

(52.8)

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

де dФ магнітний потік через площу, яку перетинає провідник при русі. Таким чином, робота, що виконується магнітною силою над провідником

із струмом, дорівнює добутку сили струму на величину магнітного потоку через поверхню, перетнуту провідником при даному русі.

2

 

A = I dФ.

(52.9)

1

 

Для I=const:

 

A = I Ф = I (Ф2 Ф1 ),

(52.10)

де Ф = Ф2 Ф1 – зміна магнітного потоку.

§53 Дія магнітного поля на контур зі струмом у магнітному полі

53.1 Магнітний момент

Магнітним моментом (pm ) плоского замкненого контуру зі струмом I

називається векторна фізична величина, яка чисельно дорівнює добутку струму I на площу контуру S:

prm = IS n ,

(53.1)

де n одиничний вектор позитивної нормалі до поверхні, обмеженої цим контуром. Позитивною називається нормаль, напрям якої пов’язаний з напрямом струму у контурі правилом правого гвинта. Тому напрям вектора pm збігається з

напрямом зовнішньої нормалі до площини S, встановленої в геометричний центр площини (рис. 53.1).

pm n

I

Рисунок 53.1

183

Електромагнетизм

[pm ]= А м2

Магнітний момент є дуже важливою характеристикою контуру із струмом. Цією характеристикою визначається як поле, створюване контуром, так і поведінка контуру в зовнішньому магнітному полі.

53.2 Сила, яка діє на контур зі струмом у однорідному магнітному полі

Розглянемоr , як поводиться контур із струмом в однорідному магнітному полі ( B = const ). За формулою (52.2) на елемент контуру діє сила

dF = Idl × B .

(53.2)

Результуюча цих сил є рівною

 

 

 

 

Fr = Idl × Br.

(53.3)

 

l

 

 

 

Постійні величини I і B можна винести за знак інтеграла:

 

r

 

r

r

 

F

= I dl

× B ,

 

 

l

 

 

 

З курсу математики відомо, що dl = 0, тому F = 0 . Таким чином, результуюча

l

сила, що діє на контур із струмом в однорідному магнітному полі, дорівнює нулю. Це справедливо для контурів будь-якої форми при довільному розташуванні контуру відносно поля.

53.3 Обертальний момент, створюваний силами, прикладеними до контуру

Розглянемоr плоский контур, що знаходиться в однорідному магнітному полі ( B = const ). Нехай контур орієнтований так, що лінії магнітної індукції паралельніr r площині контуру (рис. 53.2). На сторони 12 і 34 контуру діють сили

F12 і F34 :

 

 

 

 

O

 

 

F12 = F34 = IBa ,

(53.4)

 

1

 

 

b

4

F34

де а сторона 12 контуру.

 

 

a

 

 

 

 

Сили прикладені до протилежних сторін конту-

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ру, тому утворюють пару сил, момент якої дорівнює

 

 

 

 

 

 

 

F

 

 

 

 

 

 

M = F l ,

(53.5)

 

 

 

 

 

 

2

 

 

 

3

 

12

 

 

O

 

12

 

 

 

 

 

 

 

У результаті контур обертається відносно осі OO’. На

 

 

Рисунок 53.2

 

 

 

 

рис. 53.3 показаний вигляд контуру зверху. З рисунка

виходить, що плече пари сил

184

Електромагнетизм

l = bsin ϕ,

де b сторона 14 контуру;

φкут між напрямом вектора B і нормаллю n до контуру (рис. 53.3). Замінивши в (53.5) F12 за формулою (53.4), отримаємо

l

F

M = IBabsin ϕ.

(53.6)

 

 

34

Добуток ab дає площу контуру S. Таким чином

M

4

B

M = IBS sin ϕ.

(53.7)

 

 

 

1

 

Вираз (53.7) можна перетворити, скориставшись поняттям

F

P

магнітного моменту. Замінивши добуток IS

через магнітний

12

m

момент, отримаємо

 

Рисунок 53.3

 

 

 

M = pm B sin ϕ.

(53.8)

Формулу (53.8) можна записати у векторній формі:

 

 

 

M = prm × B

(53.9)

Вектор обертального моменту M спрямований вздовж осі обертання OO' так, що з його кінця обертання рамки під дією пари сил видно таким, що відбува-

ється проти годинникової стрілки (рис. 53.3).

 

 

 

Якщо магнітне поле спрямова-

F

 

 

не перпендикулярно до площини ко-

B

B

нтуру, то вектори

prm

і B будуть

I

 

співспрямовані. У цьому випадку

 

I

 

 

F

обертальний момент M (див. фор-

 

 

мулу (53.8)) дорівнює нулю.

 

 

 

Сили, які діють на різні елеме-

 

 

 

нти контуру, або розтягуватимуть

а)

 

б)

його (рис. 53.4 а),

або

стискатимуть

 

(рис. 53.4 б), залежно

від напряму

 

 

Рисунок 53.4

поля і струму.

 

 

 

 

 

53.4 Контур зі струмом у неоднорідному магнітному полі

Розглянемо контур із струмом, що знаходиться в неоднорідному магнітному полі. Поле називається неоднорідним, якщо напрям і (або) чисельне зна-

чення вектора магнітної індукції змінюються, тобто B const . Припустимо, що

поле швидше за все змінюється у напрямі осі 0x, якій співпадає з напрямом B в тому місці, де розташований центр контуру.

Магнітний момент prm контуру орієнтований за полем (рис. 53.5). Оскільки Br const , вираз (53.2) може не бути рівним нулю. Сила dFr , яка діє на елемент контуруr, перпендикулярна до B , тобто лінії магнітної індукції в місці перетину її з dl .

185

Електромагнетизм

Результуюча сил, які прикладені до елементів контуру, спрямована у бік зростання B і, отже, втягує контур в область більш сильного поля. Якщо зміни-

 

dF

ти напрям струму на протилежний ( pm буде спрямоване

 

 

проти B ), то напрями всіх dF і їх результуюча F змі-

 

B

няться на зворотні. За умови такої орієнтації

pm і B ко-

 

нтур виштовхуватиметься з поля (рис. 53.6).

 

I

pm

x

Величина сили, що втягує або виштовхує контур,

 

 

визначається співвідношенням:

 

 

dF

 

B

 

 

 

Fx = pm x cos α,

(53.10)

Рисунок 53.5

 

 

 

 

 

dF

де

pm магнітний момент контуру;

 

F I

 

α − кут між векторами pm і B ;

 

 

 

 

 

 

B

 

pm

B

x

x градієнт індукції магнітного поля – величи-

 

на, що характеризує степінь неоднорідності поля, який

Рисунок 53.6

чисельно дорівнює зміні індукції, що припадає на оди-

ницю довжини.

 

Таким чином, в неоднорідному магнітному полі контур не тільки стискається (розтягується), але і втягується (виштовхується) в область неоднорідного поля.

§54

Робота, що виконується при обертанні контуру зі струмом

 

 

у постійному магнітному полі

 

 

При повороті контуру на кут dϕ (див. рис. 53.3) виконується елементарна

робота

 

r

r

 

(54.1)

 

 

 

 

 

δA = Mdϕ = Mdϕcos(M , dϕ).

 

Оскільки

 

M = pm B sin ϕ,

 

 

 

 

 

 

 

 

а вектори

 

 

v

 

 

M і dϕ співспрямовані (при цьому cos(M , dϕ) =1), то

 

 

 

 

δA = pm B sin ϕdϕ.

 

 

(54.2)

Робота, що виконується при повороті контуру на кінцевий кут від ϕ1 до

ϕ2 , визначається інтегруванням:

 

 

 

 

ϕ2

ϕ2

 

 

 

 

A = δA =

pm B sin ϕdϕ = −( pm B cos ϕ2 pm B cos

ϕ1) .

(54.3)

 

ϕ1

ϕ1

 

 

 

З формули (54.3) можна зробити висновок, що робота з повороту контуру визначається лише його кінцевим і початковим положеннями.

186

Електромагнетизм

Величина pm B cos ϕ має назву потенціальної енергії взаємодії контуру зі струмом з магнітним полем і позначається через Wп :

Wп = −pm B cos ϕ.

(54.4)

Вираз (54.4) можна записати як скалярний добуток векторів

prm і B :

Wп = −prm B .

(54.5)

§55 Сила Лоренца

Магнітне поле діє не тільки на провідники із струмом, але і на окремі заряджені частинки, що рухаються в магнітному полі. Сила Fл , що діє на елект-

ричний заряд, який рухається у магнітному полі, називається силою Лоренца*. Сила Лоренца розраховується за формулою:

Fл = qvr× B .

(55.1)

Модуль сили Лоренца дорівнює:

де

B

Fл = qBvsin α,

(55.2)

q заряд частинки;

B індукція магнітного поля, в якому рухається заряд;

vшвидкість заряду;

αкут між векторами v і B .

Напрям сили Лоренца визначається за правилом векторного добутку. На практиці можна використовувати правило лівої руки

 

(див. §52), при цьому треба враховувати знак заряду.

 

Для негативних частинок напрям сили змінюється на

 

протилежний.

B

Взаємні розташування векторів v , B і Fл для

позитивного ( q > 0 ) і негативного ( q < 0 ) зарядів пока-

 

зані на рис. 55.1.

Рисунок 55.1

За допомогою сили Лоренца можна дати ще одне ви-

 

значення магнітної індукції B .

Модуль вектора магнітної індукції в даній точці поля дорівнює максимальній силі Лоренца, що діє на одиничний позитивний заряд, який в даній точці рухається з одиничною швидкістю:

B =

Fлmax

.

(55.3)

 

 

qv

 

________________________________________________________________________________

*Лоренц Хедрік Антон (1853–1928), нідерландський фізик.

187

Електромагнетизм

Сила Лоренца спрямована завжди перпендикулярно швидкості руху зарядженої частинки і надає їй доцентрове прискорення. Не змінюючи модуля швидкості, а лише змінюючи її напрям, сила Лоренца не виконує роботи і кінетична енергія зарядженої частинки за умов руху в магнітному полі не змінюється.

Розглянемо окремі випадки.

1.Заряджена частинка влітає в однорідне магнітне поле перпендикулярно лініям індукції. Під дією сили Лоренца заряджена частинка буде рухатися по колу сталого радіусу R (рис. 55.2).

B

Fл = qBv,

R

(sin α = 1, оскільки vr B ).

0

Fл

За другим законом Ньютона:

F = man ,

v

де m маса частинки.

Рисунок 55.2

Нормальне (доцентрове) прискорення:

an = v2 . R

Прирівняємо вирази (55.4) і (55.5), замінивши an :

qBv = m v2 . R

Знайдемо радіус кола:

R = mqBv .

Період обертання (час одного повного оберту):

T = vl = 2πvR = 2vπ mqBv ,

(55.4)

(55.5)

(55.6)

де

l = 2πR довжина кола.

 

 

 

T =

2πm

.

 

(55.7)

 

 

 

 

 

qB

 

 

2.

Заряджена частинка влітає в однорідне магнітне поле під кутом α до ліній

 

магнітної індукції.

 

vr парале-

 

Розкладемо швидкість v частинки на дві складові (рис. 55.3):

 

r

r

II

льну вектору B , і v перпендикулярну вектору

B . Швидкість vII

в магнітно-

му полі не змінюється і забезпечує переміщення зарядженої частинки уздовж силової лінії. Швидкість vr в результаті дії сили Лоренца змінюватиметься

тільки за напрямом. Рух частинки можна розглядати як складання двох рухів:

188

Електромагнетизм

рівномірного обертання по колу з швидкістю v і рівномірного переміщення уздовж поля з швидкістю vII . У результаті частинка буде рухатися по гвинтовій

лінії.

B

vII

e v

Fл I

0 R

h

 

На підставі формули (55.6)

 

 

R =

mv

= mvsin α .

(55.8)

 

 

 

 

 

 

 

qB

qB

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Крок h гвинтової лінії (відстань між сусідніми

витками)

h = vII T .

Замінивши Т за формулою (55.7), отримаємо

 

Рисунок 55.3

h = 2πmvcos α .

(55.9)

 

 

 

qB

 

 

Якщо на електричний заряд, що рухається, окрім магнітного поля індук-

цією B діє і електричне поле напруженістю

E , то результуюча сила

F , при-

кладена до заряду, дорівнюватиме векторній сумі сили Fэ = qEr і сили Лоренца

(55.1):

 

 

 

F = qE + qvr× B .

(55.10)

Вираз (55.10) також називають силою Лоренца, іноді – узагальненою силою Лоренца.

§56 Ефект Холла

Якщо металеву пластинку, уздовж якої тече постійний електричний струм, вмістити в перпендикулярне до неї магнітне поле, то між гранями, паралельними напрямам струму і поля, виникає різниця потенціалів. Це явище було виявлене Е. Холлом* в 1879 році і називається ефектом Холла.

Величина різниці потенціалів U залежить від струму I, індукції магнітного поля B і товщини пластинки b:

U

 

= R IB

,

(56.1)

 

H

H b

 

 

де RH стала Холла. Її значення і знак визначаються природою провідника.

Напрями магнітної індукції B , струму I вказані на рис. 56.1. Однією з основних причин ефекту Холла є відхилення носіїв заряду, що рухаються в магнітному полі, під дією сили Лоренца. Спостерігається ефект Холла у всіх провідниках і напівпровідниках, незалежно від матеріалу.

Для металів і домішкових напівпровідників з одним типом провідності стала Холла дорівнює:

________________________________________________________________________________

*Холл Едвін Герберт (1855–1938), американський фізик.

189

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]