– 1 – 12. Elektrostatinis laukas vakuume Šiuo metu žinomos keturios sąveikos tarp elementariųjų dalelių rūšys: stiprioji, elektromagnetinė, silpnoji ir gravitacinė. Elektromagnetinė sąveika, pagal savo stiprumą būdama antroje vietoje, gamtoje yra itin svarbi. Jos dėka egzistuoja atomai, molekulės, skystieji ir kietieji kūnai. Daugelis mechanikos bei molekulinės fizikos kurse nagrinėtų jėgų (pvz., smūgio, trinties, klampumo, tamprumo ir kt. jėgos) iš esmės yra elektromagnetinės prigimties. 12.1. Elektros krūvis, jo diskretiškumas (kvantavimas), vienetai. Krūvio tvermės dėsnis Elektros krūvis – tai vienas iš pagrindinių elementariųjų dalelių apibūdinimų (šalia masės, judėjimo kiekio (impulso) momento (sukinio) ir kt.). Pagal visuotinės traukos dėsnį, vandenilio atomo branduolys (protonas) traukia elektroną gravitacijos jėga. Tačiau tarp protono ir elektrono veikia dar viena apie 10 39 karto stipresnė traukos jėga. Ši jėga vadinama elektrine. Panašiai sąveikauja ir kai kurios kitos dalelės. Kad būtų galima elektrinės sąveikos jėgą išreikšti matematiškai, dalelei priskiriamas tam tikras fizikinis dydis, vadinamas elektros krūviu. Taigi elektros krūvis nėra materijos rūšis, o tik tam tikra jos savybė. Kiekviena elementarioji dalelė turi arba teigiamąjį, arba neigiamąjį elektros krūvį, ar yra elektriškai neutrali (t.y. neturi krūvio arba turi po lygiai teigiamųjų ir neigiamųjų krūvių). Bet kokio kūno krūvis yra tą kūną sudarančių elementariųjų dalelių krūvių algebrinė suma. Krūvio matavimo vienetas – kulonas (C). Eksperimentiškai nustatyta, kad bet kokio kūno krūvis q yra kvantuotas, t. y. gali būti išreikštas sąryšiu q = ±Ne (čia N – sveikasis skaičius, o e vadinamas elementariuoju krūviu: e = 1,602⋅10 −19 C ir yra lygus protono krūviui). Elektrono krūvis yra neigiamas ir lygus −e. Kai kūno krūvis daug didesnis už e (siekia nanokulonus, mikrokulonus ar pan.), t. y. N – didelis, tuo atveju galima tarti, kad krūvio didumas gali kisti tolydžiai ir nebekelti klausimo, ar jis yra kartotinis e, ar ne. Elektros krūvio tvermės dėsnis teigia, kad uždarosios sistemos krūvių algebrinė suma nekinta. Matematiškai šį teiginį galima užrašyti taip: ∑ = i i q . const Šis dėsnis galioja bet kokiu atveju, kad ir kokie vyksmai vyktų sistemos viduje. Joje gali vykti įvairios cheminės, branduolinės bei elementariųjų dalelių virsmų reakcijos. Pastebėsime, jog elektros krūvis nepriklauso nuo greičio. Imkime tokį pavyzdį. Žinoma, kad bet kokios medžiagos atomą sudaro branduolys ir aplink jį skriejantys elektronai. Toks atomas yra neutrali sistema, nors elektronai aplink branduolį skrieja gana dideliais (reliatyvistiniais) greičiais. Atomą galima jonizuoti nuo branduolio atplėšus elektronus. Eksperimentas rodo, kad nuo branduolio atplėštų ir sustabdytų elektronų krūvių suma absoliutiniu didumu lygi branduolio krūviui. Sakoma, jog krūvis yra reliatyvistinis invariantas. To negalima pasakyti, pavyzdžiui, apie masę, kuri pagal reliatyvumo teoriją priklauso nuo greičio. Krūvio ilginis, paviršinis ir tūrinis tankiai. Taškiniai krūviai, kaip ir materialieji taškai, gamtoje neegzistuoja, o krūviai būna pasiskirstę linijose, paviršiuose ar tūriuose. Šiems pasiskirstymams apibūdinti įvedami atitinkami dydžiai. Jei krūvis q yra tolygiai pasiskirstęs l ilgio linijos atkarpoje, tai dydis l q = τ vadinamas ilginiu krūvio tankiu. Jis išreiškia krūvį, tenkantį ilgio vienetui. Netolygiai pasiskirsčius krūviui reikia imti be galo mažą linijos atkarpėlę dl. Jei tos atkarpėles krūvis dq, tai . dl dq = τ Ilginio krūvio tankio SI vienetas yra 1 C/m. Analogiškai apibrėžiami paviršinis krūvio tankis S q = σ (netolygiam krūvio pasiskirstymui dS dq = σ ) ir tūrinis krūvio tankis V q = ρ ( dV dq = ρ ), išreiškiantys krūvį tenkantį atitinkamai ploto ir tūrio vienetams. Šių dydžių SI vienetai atitinkamai yra 1 C/m 2 ir 1 C/m 3 . Žinant krūvių tankius, sistemos krūviai nustatomi integruojant: ∫ = ) ( , l dl q τ ∫ = ) ( , S dS q σ ∫ = ) ( . V dV q ρ 12.2. Krūvių sąveika. Kulono dėsnis 1785 m., eksperimentiškai matuodamas įelektrintų kūnų sąveikos jėgą naudodamasis sukamosiomis svarstyklėmis, Kulonas (Ch. O. Coulomb) atrado dėsnį: du sąveikaujantys taškiniai krūviai q 1 ir q 2 , esantys vakuume r atstumu vienas nuo kito, veikia vienas kitą jėga, proporcinga krūvių sandaugai ir atvirkščiai proporcinga atstumo tarp jų kvadratui: 2 2 1 r q q k F = ; (12.1) čia k − proporcingumo koeficientas, priklausantis nuo pasirinktos vienetų sistemos. Tarptautinėje (SI) vienetų sistemoje jėgos vienetas yra niutonas (N), atstumo – metras (m), o krūvio – kulonas ( C). Tuomet k = 9⋅10 9 m/F. Tačiau konstanta k Kulono dėsnyje retai vartojama. Kad būtų paprastesnės kitos elektros moksle naudojamos formulės, įvedama nauja konstanta ε 0 = 1/(4πk). Tuomet Kulono dėsnis užrašomas taip: . π 4 2 0 2 1 r q q F ε = (12.2) Dydis ε 0 vadinamas elektrine konstanta. Jos skaitinė vertė tokia: ε 0 = 10 −9 /(36π) ≈ 8,85⋅10 −12 F/m.
This document is posted to help you gain knowledge. Please leave a comment to let me know what you think about it! Share it to your friends and learn new things together.
Transcript
– 1 –
12. Elektrostatinis laukas vakuume
Šiuo metu žinomos keturios sąveikos tarp elementariųjų dalelių rūšys: stiprioji, elektromagnetinė, silpnoji ir gravitacinė. Elektromagnetinė sąveika, pagal savo stiprumą būdama antroje vietoje, gamtoje yra itin svarbi. Jos dėka egzistuoja atomai, molekulės, skystieji ir kietieji kūnai. Daugelis mechanikos bei molekulinės fizikos kurse nagrinėtų jėgų (pvz., smūgio, trinties, klampumo, tamprumo ir kt. jėgos) iš esmės yra elektromagnetinės prigimties.
12.1. Elektros krūvis, jo diskretiškumas (kvantavimas), vienetai. Krūvio tvermės dėsnis
Elektros krūvis – tai vienas iš pagrindinių elementariųjų dalelių apibūdinimų (šalia masės, judėjimo kiekio (impulso)
momento (sukinio) ir kt.). Pagal visuotinės traukos dėsnį, vandenilio atomo branduolys (protonas) traukia elektroną gravitacijos jėga. Tačiau tarp protono ir elektrono veikia dar viena apie 1039 karto stipresnė traukos jėga. Ši jėga vadinama elektrine. Panašiai sąveikauja ir kai kurios kitos dalelės. Kad būtų galima elektrinės sąveikos jėgą išreikšti matematiškai, dalelei priskiriamas tam tikras fizikinis dydis, vadinamas elektros krūviu. Taigi elektros krūvis nėra materijos rūšis, o tik tam tikra jos savybė. Kiekviena elementarioji dalelė turi arba teigiamąjį, arba neigiamąjį elektros krūvį, ar yra elektriškai neutrali (t.y. neturi krūvio arba turi po lygiai teigiamųjų ir neigiamųjų krūvių). Bet kokio kūno krūvis yra tą kūną sudarančių elementariųjų dalelių krūvių algebrinė suma. Krūvio matavimo vienetas – kulonas (C). Eksperimentiškai nustatyta, kad bet kokio kūno krūvis q yra kvantuotas, t. y. gali būti išreikštas sąryšiu q = ±Ne (čia N – sveikasis skaičius, o e vadinamas elementariuoju krūviu: e = 1,602⋅10−19 C ir yra lygus protono krūviui). Elektrono krūvis yra neigiamas ir lygus −e. Kai kūno krūvis daug didesnis už e (siekia nanokulonus, mikrokulonus ar pan.), t. y. N – didelis, tuo atveju galima tarti, kad krūvio didumas gali kisti tolydžiai ir nebekelti klausimo, ar jis yra kartotinis e, ar ne.
Elektros krūvio tvermės dėsnis teigia, kad uždarosios sistemos krūvių algebrinė suma nekinta. Matematiškai šį teiginį galima užrašyti taip:
∑ =i
iq .const
Šis dėsnis galioja bet kokiu atveju, kad ir kokie vyksmai vyktų sistemos viduje. Joje gali vykti įvairios cheminės, branduolinės bei elementariųjų dalelių virsmų reakcijos.
Pastebėsime, jog elektros krūvis nepriklauso nuo greičio. Imkime tokį pavyzdį. Žinoma, kad bet kokios medžiagos atomą sudaro branduolys ir aplink jį skriejantys elektronai. Toks atomas yra neutrali sistema, nors elektronai aplink branduolį skrieja gana dideliais (reliatyvistiniais) greičiais. Atomą galima jonizuoti nuo branduolio atplėšus elektronus. Eksperimentas rodo, kad nuo branduolio atplėštų ir sustabdytų elektronų krūvių suma absoliutiniu didumu lygi branduolio krūviui. Sakoma, jog krūvis yra reliatyvistinis invariantas. To negalima pasakyti, pavyzdžiui, apie masę, kuri pagal reliatyvumo teoriją priklauso nuo greičio.
Krūvio ilginis, paviršinis ir tūrinis tankiai. Taškiniai krūviai, kaip ir materialieji taškai, gamtoje neegzistuoja, o krūviai būna pasiskirstę linijose, paviršiuose ar tūriuose. Šiems pasiskirstymams apibūdinti įvedami atitinkami dydžiai.
Jei krūvis q yra tolygiai pasiskirstęs l ilgio linijos atkarpoje, tai dydis lq
=τ vadinamas ilginiu krūvio tankiu. Jis
išreiškia krūvį, tenkantį ilgio vienetui. Netolygiai pasiskirsčius krūviui reikia imti be galo mažą linijos atkarpėlę dl. Jei tos
Kulonas (Ch. O. Coulomb) atrado dėsnį: du sąveikaujantys taškiniai krūviai q1 ir q2, esantys vakuume r atstumu vienas nuo kito, veikia vienas kitą jėga, proporcinga krūvių sandaugai ir atvirkščiai proporcinga atstumo tarp jų kvadratui:
221
rqqkF = ; (12.1)
čia k − proporcingumo koeficientas, priklausantis nuo pasirinktos vienetų sistemos. Tarptautinėje (SI) vienetų sistemoje jėgos vienetas yra niutonas (N), atstumo – metras (m), o krūvio – kulonas ( C). Tuomet k = 9⋅109 m/F. Tačiau konstanta k Kulono dėsnyje retai vartojama. Kad būtų paprastesnės kitos elektros moksle naudojamos formulės, įvedama nauja konstanta ε0 = 1/(4πk). Tuomet Kulono dėsnis užrašomas taip:
.π4 2
0
21
rqqFε
= (12.2)
Dydis ε0 vadinamas elektrine konstanta. Jos skaitinė vertė tokia: ε0 = 10−9/(36π) ≈ 8,85⋅10−12 F/m.
– 2 –
Taškiniai krūviai – tai įelektrinti kūnai, kurių matmenys daug mažesni už atstumus tarp jų. Taigi taškinio krūvio sąvoka analogiška materialiojo taško sąvokai mechanikoje. Taip pat buvo eksperimentiškai nustatyta ir Kulono jėgos kryptis: ji yra tiesėje, einančioje per krūvius q1 ir q2, t.y. kuloninės sąveikos jėgos yra centrinės (1 pav.).
Nuo seno yra žinoma, kad du krūviai gali arba stumti, arba traukti vienas kitą. To paties ženklo (vienarūšiai) krūviai vienas kitą stumia (1 pav., a), o skirtingų ženklų (įvairiarūšiai) krūviai – traukia (1 pav., b). Pažymėję r
r vektorių, nukreiptą nuo pirmojo
krūvio q1 į antrąjį krūvį q2, antrąjį krūvį veikiančios jėgos vektorių Fr
galime užrašyti taip:
.π4 3
0
21
rrqqF
ε
rr= (12.3)
Tuomet stūmos atveju (q1q2>0) 1Fr⎜⎜ rr
, o traukos atveju (q1q2<0) F2
r ⎜⎜ r
r− .
Elektrostatinė sąveika tarp krūvių perduodama per tarpininką − elektrostatinį lauką. Tai yra tam tikra materijos forma. Šiuo metu žinomos dvi materijos formos – medžiaga ir
laukas. Taigi kiekvienas krūvis erdvėje aplink save kuria elektrostatinį lauką. Jei tame lauke yra kitas krūvis, tai jį veikia jėga. Dažnai sakoma, kad krūvį veikia elektrostatinis (arba elektrinis) laukas, tuo lyg ir atsiribojant nuo tą lauką sukuriančių krūvių.
`
a)
rr
q1
q1 q2
q2
1Fr
rr
2Fr
b)
1 pav.
Pažymėsime, kad be elektrostatinio (t.y. sukurto nejudančių krūvių) lauko yra žinomas ir kitos kilmės elektrinis laukas, kurį sukuria kintantis laike magnetinis laukas. Nors tas laukas kai kuriomis savybėmis skiriasi nuo elektrostatinio lauko, vis dėlto svarbiausia jo savybė – veikti krūvį tam tikra jėga, yra ta pati. Todėl dažnai vietoj elektrostatinio lauko sakoma ir rašoma elektrinis laukas.
12.3. Elektrostatinis laukas. Lauko stipris, laukų grafinis vaizdavimas
Tai pagrindinė elektrinio lauko charakteristika. Jėga, veikianti tam tikrame lauko taške esantį krūvį q, yra proporcinga
to krūvio dydžiui, taip pat ji priklauso nuo lauko savybių. Ta priklausomybė gali būti taip užrašyta: .qEF
rr= (12.4)
Iš (12.4) gauname:
.qFEr
r= (12.5)
Dydis Er
vadinamas elektrinio lauko stiprio vektoriumi. Taigi elektrinio lauko stipris skaitine verte lygus jėgai, veikiančiai vienetinį teigiamąjį krūvį. Jo SI vienetas yra 1 N/C = 1 V/m.
Kiekvieną elektrinio lauko tašką apibūdina vektorius Er
(2 pav.). Jį būtų galima pavaizduoti tiesės atkarpa su rodykle, kaip kad yra vaizduojami vektoriai. Tačiau toks vaizdavimo būdas nėra patogus, kai mus domina ne vienas lauko taškas, o tam tikra lauko sritis. Patogesnis būtų Faradėjaus (M. Faraday) pasiūlytas lauko vaizdavimas jėgų linijomis.
Jėgų linija yra tokia linija, kurios liestinės kiekviename taške kryptis sutampa su Er
vektoriaus kryptimi tame taške. Kad būtų aišku, kuria iš dviejų galimų liestinės krypčių nukreiptas vektorius E
r, jėgų linijos pažymimos rodyklėmis (3 pav.).
Sutarta, jog jėgų linijos prasideda teigiamuosiuose krūviuose ir baigiasi neigiamuosiuose (arba begalybėje, jei tokių krūvių nėra). Kaip sužinosime vektoriaus E
r ilgį (modulį)? Jei turėtume nubrėžtą tik vieną jėgos liniją, einančią per mums
rūpimą tašką, to padaryti negalėtume. Reikia turėti jėgų linijų vaizdą to taško aplinkoje. Tada Er
modulis yra proporcingas skaičiui jėgų linijų, kertančių vienetinį statmenai jėgų linijoms paimtą plotą (jėgų linijų tankiui).
Taškinio krūvio q lauko stipris taške, nutolusiame atstumu r nuo to krūvio, lengvai
apskaičiuojamas, į (12.5) įrašius jėgos išraišką pagal Kulono dėsnį (12.3). Gausime:
,π4 3
0rrqEε
rr= (12.6)
A
B
AEr
BEr
3 pav.
o Er
modulis
.π4 2
0rqEε
= (12.7)
Esant teigiamam taškiniam krūviui, Er
yra nukreiptas nuo krūvio, o neigiamam – į krūvį (2 pav.). Laukų superpozicijos principas teigia, kad taškinių krūvių sistemos sukurto elektrinio lauko stipris yra lygus atskirų
tos sistemos krūvių sukurtų laukų stiprių vektorinei sumai:
∑ ∑==i i i
iii r
rqEE .π41
30
rrr
ε (12.8)
– 3 –
+ + + + + + + + + + + + +
rE
+q
4 pav.
C
Superpozicijos principo negalima įrodyti vien tik teoriniais samprotavimais. Tai yra eksperimentinių faktų apibendrinimo rezultatas.
Superpozicijos principas leidžia bet kokios krūvių sistemos sukurtą lauką apskaičiuoti naudojantis taškinio krūvio lauko stiprio formule (12.6). Pavyzdžiui, norėdami apskaičiuoti tiesios įelektrintos atkarpos lauką bet kokiame taške C, mintyse padalykime tą atkarpą į tokias mažas atkarpėles, kad jose esančius krūvius būtų galima laikyti taškiniais, ir vektoriškai sudėkime tų atkarpėlių laukus (4 pav.). Praktiškai tai atliekama integruojant.
12.5. Elektrinio dipolio laukas
Elektriniu dipoliu (5 pav.) vadiname sistemą,
sudarytą iš dviejų vienodo didumo ir priešingo ženklo taškinių krūvių +q ir –q, atstumas tarp kurių l yra mažas, palyginti su atstumu iki nagrinėjamųjų laukų taškų (r+>>l, r−>>l). Per abu krūvius nubrėžta tiesė vadinama dipolio ašimi. Dipolio petimi vadinamas vektorius l
r kurio kryptis
yra išilgai dipolio ašies nuo neigiamojo krūvio link teigiamojo, o modulis lygus atstumui l. Dipolio teigiamojo elektros krūvio ir jo peties sandauga vadinama elektriniu dipoliniu momentu:
θx
A(x,y)
+q
r-
+Er
−Er
lr
r
Er
r+
–q
y
.lqprr
=
.−+ += EEE
Dipolis kuria savo elektrinį lauką. Jį skaičiuosime taikydami laukų superpozicijos
principą. Dipolio lauką skaičiuosime laisvai pasirinktame taške A(x,y), esančiame toli nuo dipolio, t.y., kai atstumai nuo taško A iki krūvių −q ir +q r− ir r+ daug didesni už dipolio ašį l. Lauką taške A sudarys krūvių +q ir –q kuriamų laukų geometrinė suma:
rrr
Laukų +Er
ir −Er
stiprius galima apskaičiuoti pasinaudojant taškinio krūvio lauko stiprio formule (12.6). Atlikus veiksmus gaunama:
5 pav.
.π4
cos313
0
2
rpE
εθ+
=
Atkreipkime dėmesį, kad dipolio kuriamo lauko stipris atvirkščiai proporcingas atstumo kubui.
12.6. Elektrinio lauko stiprio vektoriaus srautas. Gauso dėsnis laukui vakuume
Er
vektoriaus modulis yra proporcingas skaičiui jėgų linijų, kertančių vienetinį statmenai jėgų linijoms paimtą plotą (jėgų linijų tankiui). Kad taip yra taškinių krūvių atvejais, matyti iš 6 pav.
Jei taškas A nutolęs nuo krūvio atstumu rA, o taškas B − atstumu rB, pagal (12.7)
.2A
2B
B
A
rr
EE
=
Kadangi sferų paviršių plotai SA=4πrA2, SB=4πrB
2 ir abu paviršius kerta tiek pat jėgų linijų, akivaizdu, kad
,A
B
B
A
SS
EE
=
arba EASA = EBSB =ΦE; (12.9)
A
rA
rB
B
q
čia ΦE – skaičius jėgų linijų, kertančių plotą SA arba SB. ΦE vadinamas jėgų linijų srautu arba elektrinio lauko stiprio vektoriaus srautu per paviršius SA bei SB.
Kai jėgų linijos nėra statmenos paviršiui S, jėgų linijų (arba Er
vektoriaus) srautu per paviršių S vadinamas dydis ΦE = En S = E S cosα; (12.10)
čia α − kampas tarp Er
ir paviršiaus normalės (statmens) nr
, En=Ecosα − Er
projekcija į paviršiaus normalę (7 pav.). Esant nevienalyčiam laukui reikia sumuoti srautus dΦE per be galo mažus plotelius dS. Tada
SdEdSES S
E
rr∫ ∫ ⋅==Φ
)( )(n ; (12.11)
čia ndSSdrr⋅= – elementariojo plotelio pseudovektorius, n
r – normalės vienetinis vektorius,
t.y. .1=nr
Dviejų vektorių Er
ir dSr
skaliarinė sandauga EdS Φ=dE ⋅rr
vadinama elementariuoju srautu.
6 pav.
nrEn
S Er
α
Elektrostatinio lauko srauto SI vienetas yra 1 (V/m)⋅1 m2 = 1 V⋅m. 7 pav.
– 4 –
Gauso dėsnis. Taškinį krūvį q padėkime R spindulio sferos centre ir apskaičiuokime srautą per sferos paviršiaus plotą S = 4πR2 (8 pav.). Kadangi visos E
r
linijos šiuo atveju statmenos sferos paviršiui ir Er
modulis visuose sferos paviršiaus taškuose yra vienodas ir lygus E = q/(4πε0R2), tai S1
S
R q
⋅=⋅==Φ0
22
0
π4π4 εε
qRR
qESE (12.12)
Kaip matome, srautas ΦE nepriklauso nuo sferos spindulio R, jis priklauso tik nuo krūvio q.
Dabar vietoj sferos imkime bet kokios formos uždarą paviršių, apgaubiantį krūvį q, pavyzdžiui, S1 (8 pav.). Tuomet srautą turėsime skaičiuoti pagal (12.11), nes Er
nebus statmenas tam paviršiui, o ir Er
modulis įvairiose paviršiaus vietose bus skirtingas. Tačiau tą paviršių kirs visos tos jėgų linijos, kaip ir sferos paviršių S. Tad srautas per abu paviršius S ir S1 bus vienodas ir lygus q/ε 0. Todėl galėsime užrašyti: 8 pav.
∫ ⋅=⋅0ε
qSdErr
(12.13)
Imkime bet kokią krūvių sistemą (9 pav.). Joje gali būti taškinių, linijinių, paviršinių bei tūrinių krūvių. Bent dalį tų krūvių apgaubkime bet kokios formos uždaru paviršiumi S. Tos sistemos mažą krūvį dqi galima laikyti taškiniu. Pagal (12.13) šio krūvio sukurto lauko iEd
rsrautui per paviršių S galima užrašyti:
∫ =⋅)( 0
,S
ii
dqSdEdε
rr q1
q2
q3
q4
q5
9 pav.
S
(12.14)
o visos sistemos sukurtą srautą gausime sumuodami:
∑ ∫ ∫ ∑∑
⋅=⋅=⋅i S S i
ii
ii
dqSdEdSdEd
)( )( 0ε
rrrr (12.15)
Kadangi pagal superpozicijos principą
∑ =i
i EEd ,rr
(12.16)
o nagrinėjamu atveju ∑ ++−=
ii qqqqdq ,4321 (12.17)
vadinasi
∫ ⋅++−
=⋅)( 0
4321
S
qqqqSdEε
rr (12.18)
Krūvis q5 yra šalia uždaro paviršiaus S, taigi, jo įnašas į srautą lygus nuliui. Todėl šis krūvis sumuojant neįskaitomas. Apibendrintai Gauso (K. F. Gauss) dėsnį galima užrašyti taip:
∫∑
=⋅)( 0
,S
iiq
SdEε
rr (12.19)
o žodžiais − taip suformuluoti: E vektoriaus srautas per bet kokį uždarą paviršių lygus algebrinei sumai krūvių, apgaubtų šiuo paviršiumi, padalytai iš elektrinės konstantos ε0.
Begalinės tolygiai įelektrintos
plokštumos lauko stiprio skaičiavimas taikant Gauso dėsnį. Tarkime, begalinė plokštuma tolygiai įelektrinta paviršiniu krūviu, kurio tankis ./ dSdq=+σ Plokštumos sukurto lauko stiprio vektorius Er
yra statmenas plokštumai ir nukreiptas nuo jos į abi puses (10 pav.). Norėdami apskaičiuoti lauko stiprį, pvz., taške A, uždaruoju paviršiumi pasirinkime statmeną plokštumai cilindrą, kurio pagrindo plotas
S∆ . Kadangi Er
linijos lygiagrečios šoninio paviršiaus sudaromosioms, vektoriaus E
r
srautas pro šoninį paviršių lygus nuliui, o pilnasis srautas lygus srautų pro abu pagrindus sumai:
∆S
A nr
+
nr
σ
Er
Er+
+++
+
10 pav.
.22 SESESESE nnnE ∆=∆=∆+∆=Φ (12.20)
, todėl pagal Gauso dėsnį Er
vektoriaus srautas Cilindras gaubia krūvį q S∆=σ
– 5 –
,00 ε
σε
SqE
∆==Φ o .
2 0εσ
=E (12.21)
Matome, kad begalinės plokštumos sukurto lauko erdvės taške stipris nepriklauso nuo to taško atstumo iki plokštumos. Elektrostatinio lauko tarp dviejų lygiagrečių begalinių
plokštumų, įelektrintų priešingo ženklo krūviais, stiprį nustatysime pasinaudoję laukų superpozicijos principu (11 pav.). Nesunku suprasti, kad už plokštumų vektorių +E
r ir −E
r kryptys priešingos,
taigi lauko stipris lygus nuliui, tarpe tarp plokštumų +
–σ
Er
ir −Ev
kryptys sutampa, todėl
.0εσ
=+= −+ EEE
),cos(00 ldEEdlqldEqldFdA ===
(12.22)
12.7. Elektrostatinio lauko potencialumas. Darbas perkeliant
krūvį elektriniame lauke
Elektrostatiniame lauke veikiančios jėgos verčia krūvius slinkti, todėl jos atlieka darbą. Krūvį q0, esantį stiprio E lauke, veikia elektrinė jėga F = q0E (12 pav.). Nustumdama krūvį q0
elementariuoju poslinkiu dl, ši jėga atlieka elementarųjį darbą dA: .0Edrq=
rrrrrr (12.23)
Jėgos F atliktas darbas baigtiniame kelyje l išreiškiamas taip:
∫ ∫==l l
ldEEdlqldEqA ).,cos(00
rrrr (12.24)
Jeigu elektrostatinį lauką sukuria taškinis krūvis q, tai krūvio q0 poslinkio projekcija į padėties vektorių dlcos(E,dl) lygi padėties vektoriaus modulio pokyčiui dr. Jeigu krūvis q0 paslenkamas iš taško, kurio padėties vektorius r1, į tašką, kurio padėties vektorius r2, darbas išreiškiamas taip:
∫∫ −===2
1
2
1
).11(4
14
14
1
210
020
020
0
r
r
r
r rrqq
rdrqqdr
rqqA
πεπεπε (12.25)
Matome, kad darbas priklauso nuo krūvio galinės ir pradinės padėčių ir visai nepriklauso nuo krūvio slinkimo
trajektorijos. Jau žinome, kad tokie laukai vadinami potencialiniais, o juose veikiančios jėgos potencialinėmis arba konservatyviosiomis. Šių jėgų darbas, atliktas perkeliant krūvį uždara kreive l, lygus nuliui:
∫ ==l
ldEqA .00
rr
Kadangi tai ,00 ≠q
0)(
=⋅∫ ldEl
rr; (12.26)
čia l yra bet kokio uždaro kontūro, esančio elektrostatiniame lauke, ilgis. Lygtis (12.26) yra elektrostatinio lauko potencialumo integralinė išraiška. Į (12.26) įeinantis integralas vadinamas E vektoriaus cirkuliacija, todėl žodžiais elektrostatinio lauko potencialumą galima nusakyti taip: elektrostatinio lauko stiprio vektoriaus cirkuliacija lygi nuliui. Laukai, kurie šios sąlygos netenkina vadinami sūkuriniais.
12.8, 12.9. Elektrostatiniame lauke esančio krūvio potencinė energija. Elektrostatinio lauko taško potencialas, potencialų skirtumas. Taškinio krūvio potencialas. Ekvipotencialiniai paviršiai
Iš mechanikos kurso žinome, kad potencialinių jėgų atliktas darbas lygus kūno potencinių energijų pradiniame ir
Todėl ir elektrostatinio lauko jėgų darbą galima išreikšti krūvio potencinių energijų skirtumu:
.44 20
0
10
02112 r
qqr
qqWWA pp πεπε−=−= (12.28)
Taigi, krūvio q0, esančio krūvio q sukurtame elektrostatiniame lauke, potencinė energija lygi:
.4 0
0 Cr
qqWp +=πε
(12.29)
Dažniausiai lygia nuliui laikoma nuo krūvio q be galo nutolusio krūvio q0 potencinė energija (r ~ ∞), tada konstanta C = 0, o potencinė energija
.4 0
0
rqqWp πε
= (12.30)
−Er
+Er
+σ
+Er
+Er
−Er
−Er
11 pav.
dr
q q0
rr
12 pav. ldr
Er
– 6 –
Kai krūviai q ir q0 vienarūšiai, jų sąveikos potencinė energija teigiama (qq0 >0), kai įvairiarūšiai – neigiama. Matome, kad konkrečiame lauko taške esančio taškinio krūvio potencinės energijos ir to krūvio didumo santykis nuo krūvio nepriklauso ir gali būti panaudotas kaip kiekybinė lauko charakteristika. Dydis, lygus potencinės energijos, kurią turi krūvis būdamas tam tikrame lauko taške, ir to krūvio santykis, vadinamas to lauko taško potencialu ϕ:
.4 00 r
qqWp
πεϕ == (12.31)
Potencialas yra algebrinis dydis, jo ženklas priklauso nuo lauką kuriančiojo krūvio ženklo. Potencialui taip pat galioja superpozicijos principas: jeigu erdvėje elektrostatinį lauką kuria keli krūviai, jų sukurto lauko bet kurio taško potencialas lygus atskirų krūvių sukurtų laukų potencialų algebrinei sumai:
∑=i
i .ϕϕ (12.32)
Elektrostatinio lauko jėgų darbas su potencialų skirtumu susijęs taip: .)( 120210 UqqA =−= ϕϕ (12.33)
Potencialų skirtumas vadinamas įtampa, potencialo vienetas yra voltas. Būtina pabrėžti, jog potencinės energijos vertės nėra vienareikšmiai apibrėžtos. Panašiai yra ir mechanikoje.
Pavyzdžiui, Žemės traukos lauke esančio kūno potencinės energijos išraiškos mgh skaitinė vertė priklauso nuo to, nuo kurio lygmens matuojamas aukštis h. Kitaip sakant prie potencinių energijų galima pridėti bet kokią laisvai pasirinktą konstantą. Apibrėžtą skaitinę vertę turi tik potencialų skirtumas. Norint, kad potencialo vertės irgi būtų apibrėžtos, reikia pasirinkti, kokio lauko taško potencialą laikysime lygiu nuliui. Šis pasirinkimas vadinamas potencialo normavimu. Iš principo bet kurio lauko taško potencialą galima pasirinkti lygiu nuliui. Aišku, nuo to pasirinkimo priklausys visų kitų lauko taškų potencialų skaitinės vertės. Dažniausiai sutariama be galo toli nutolusių taškų (begalybės) potencialą laikyti lygiu nuliui. Tuomet kalbame apie potencialą begalybės atžvilgiu. Taip pat dažnai Žemės potencialas laikomas lygiu nuliui.
Er
1ϕ 2ϕ
q
Kadangi potencialas yra skaliarinis dydis, (12.32) formulėje suma yra algebrinė. Todėl krūvių sistemų potencialą apskaičiuoti dažnai būna lengviau nei lauko stiprį.
Geometrinė vieta elektrinio lauko taškų, kurių potencialai vienodi, vadinama ekvipotencialiniu paviršiumi. Taškinio krūvio elektrinio lauko ekvipotencialiniai paviršiai yra koncentrinės sferos (13 pav.). 13 pav.
12.10. Elektrinio lauko stiprio ir potencialo ryšys
Kiekvieną elektrostatinio lauko tašką galima apibūdinti dvejopai: vektoriumi – lauko stipriu E
r ir skaliaru – potencialu
ϕ. Tarp šių dydžių egzistuoja ryšys, kurį galima nustatyti skaičiuojant elektrostatinių jėgų atliekamą darbą elementariame kelyje dl perkeliant q0 dydžio krūvį. Iš (12.23) lygybės turime:
.00 dlEqldEqldFdA l===rrrr
(12.34) Iš (12.33) lygybės išplaukia, kad elektrostatinių jėgų atliekamas elementarusis darbas dA su perkeliamu krūviu q0 bei
Sulyginę (12.34) ir (12.35) dešiniąsias puses gauname: ,00 ϕdqdlEq l −= (12.36)
arba
,dldElϕ
−= (12.37)
čia El – vektoriaus Er
projekcija kryptyje . Iš (12.37) matome, kad lauko stiprio vektoriaus projekcija laisvai pasirinktoje kryptyje lygi potencialo neigiamai išvestinei išilgai tos krypties. Todėl vektoriaus
ldr
Er
projekcijos Dekarto koordinačių ašyse užrašomos šitaip:
.,,dzdE
dydE
dxdE zyx
ϕϕϕ−=−=−= (12.38)
Kadangi vektorius zyx EkEjEiErrrr
++= , tai
,ϕϕϕϕ gradz
ky
jx
iE −=⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛∂∂
+∂∂
+∂∂
−=rrrr
(12.39)
čia simboliu grad žymimas vektorinis diferencijavimo operatorius, dar vadinamas gradiento operatoriumi. Šis vektorius nukreiptas ta kryptimi, kuria sparčiausiai didėja funkcija.
Taigi elektrostatinio lauko stipris yra lygus potencialo neigiamam gradientui. „–“ ženklas rodo, kad Er
vektorius nukreiptas potencialo sparčiausio mažėjimo kryptimi.
– 7 –
13. Elektrostatinis laukas dielektrike
13.1. Dielektrikai. Laisvieji ir surištieji krūvininkai. Polinės ir nepolinės molekulės
Visos medžiagos sudarytos iš atomų ir molekulių. Atomo branduolio teigiamąjį krūvį kompensuoja elektroniniuose apvalkaluose esančių elektronų neigiamasis krūvis. Taigi atomai ir iš jų sudarytos molekulės yra elektriškai neutralūs. Jų elektringųjų dalelių sąveika gali būti stipri arba palyginti silpna. Dalelės, kurios lemia medžiagos elektrinį laidumą, vadinamos arba surištaisiais, arba laisvaisiais krūvininkais. Kristalinio kūno jonai ir konkretaus atomo ar molekulės krūvininkai, kurie išorinio elektrinio lauko veikiami, mažai tepasislenka nuo pusiausvyros padėties ir nesukuria elektros srovės, vadinami surištaisiais krūvininkais. Surištieji krūvininkai yra ir tie, kurie atsiranda medžiagoje dėl jos poliarizacijos, t.y. dėl esamų ar indukuotųjų elektrinių dipolių orientacijos išoriniame elektriniame lauke. Laisvieji krūvininkai – tai laidumo (valentiniai) elektronai metale, elektronai ir skylės puslaidininkiuose, jonai elektrolituose ir dujose, apskritai, krūviai, kuriais įelektrintas kūnas ir kurie gali judėti elektriniame lauke ir taip sukurti elektros srovę.
Dielektriku, arba izoliatoriumi, vadinama medžiaga, kurioje nėra laisvųjų krūvininkų arba jų yra labai mažai. Jo molekulių teigiamų ir neigiamų krūvių centrai gali sutapti arba nesutapti.
Pagal tai molekulės skirstomos į tris grupes. Pirmajai grupei priskiriamos vadinamosios nepolinės, arba simetriškos, molekulės, kuriose teigiamųjų ir neigiamųjų
krūvių centrai sutampa ir todėl jų dipolinis momentas 0=⋅= lqp (1 pav. a). Tokios molekulės yra N2, H2, O2, CO2, CH4 ir kt. Vienalyčiame elektriniame lauke molekulė deformuojama, nes krūviai pasislenka į priešingas puses atstumu ℓ
(1 pav., b), proporcingu elektrinio lauko stipriui Er
. Indukuotasis dipolinis momentas Eprr
0αε= ; (13.1) čia α – nuo molekulės prigimties priklausantis dydis, vadinamas molekuliniu poliarizuojamumu.
Taigi nepolinė molekulė elektriniame lauke elgiasi kaip minkštasis dipolis. Kai medžiagos tūrio vienete yra n tokių dipolių, jo poliarizuotumas proporcingas elektrinio lauko medžiagoje stipriui:
EpnPrrr
0χε== (13.2) čia αχ n= – medžiagos dielektrinis jautris.
Antrąją grupę sudaro polinės molekulės, kurių elektronų ir branduolių krūvių centrai nesutampa ir tada, kai nėra
išorinio elektrinio lauko (H2O, NH3, HCl, SO2, …). Vadinasi, šių medžiagų molekulės yra elektriniai dipoliai. Todėl vienalytis elektrinis laukas stengiasi pasukti dipolį lauko kryptimi (2 pav.). Sukimo momentas
00 =⋅= qp E~qp l⋅=
a
E = 0
00qp
bl
E
E = 0
E~qp l
1 pav.
EpMrrr
×=
EpWp
(13.3) tuo didesnis, kuo stipresnis elektrinis laukas. Kai kampas α lygus nuliui, šio kietojo dipolio potencinė energija
rr⋅−= (13.4)
-q
+q
−rF
rF
rE
rl
ϕ
2 pav. yra minimali ir ją atitinkanti būsena stabili.
Nevienalytis elektrinis laukas dipolio krūvius veikia nevienodo didumo jėgomis (3 pav.). Dėl to dipolį veikiančios jėgos modulis
αcosdxdEpF = ; (13.5)
čia dxdE – elektrinio lauko stiprio gradiento x kryptimi modulis.
Šios jėgos veikiamas dipolis slinks į stipriausio lauko sritį (α smailus) arba bus iš jos išstumiamas (α bukas).
Trečiąją grupę sudaro joninio ryšio molekulės, pvz., NaCl, KCl, KBr ir kt. Elektrinis laukas deformuoja šių kristalų gardeles – atsiranda elektriniai dipoliai. 3 pav.
Dielektriko molekulių dipoliniai momentai, kai nėra išorinio elektrinio lauko, arba lygūs nuliui (nepolinės molekulės),
arba netvarkingai išsidėstę medžiagoje (polinės molekulės). Dėl to suminis dipolinis momentas lygus nuliui. Išorinis elektrinis laukas arba indukuoja dipolinį momentą, arba stengiasi jau esamus momentus orientuoti lauko
kryptimi. Tai ir sudaro dielektriko poliarizacijos reiškinio esmę. Kiekybinis poliarizacijos matas yra medžiagos tūrio vieneto dipolinis momentas, vadinamas dielektriko poliarizuotumu (poliarizacijos vektoriumi):
– 8 –
V
pP i
i
∆=
∑ rr
. (13.6)
Skiriamos trys poliarizacijos rūšys. 1. Elektroninė, arba deformacinė, poliarizacija būdinga nepolinėms molekulėms, kurios išoriniame elektriniame lauke
elgiasi kaip minkštieji dipoliai, t. y. deformuojasi. Kai medžiagos tūrio vienete yra n tokių dipolių, tai jos poliarizuotumas proporcingas elektrinio lauko medžiagoje stipriui:
EpnPrrr
0χε== ; (13.7) čia αχ n= – medžiagos dielektrinis jautris, kuris susietas su jos santykine dielektrine skvarba taip:
χε += 1 . (13.8) 2. Joninė poliarizacija būdinga joninėms kristalinėms gardelėms, kurias sudaro įstatytos viena į kitą teigiamųjų ir
neigiamųjų jonų subgardelės. Elektriniame lauke šios subgardelės pasislenka į priešingas puses, o atsiradęs kristalo poliarizuotumas proporcingas elektrinio lauko stipriui.
3. Orientacinė, arba dipolinė, poliarizacija atsiranda elektriniam laukui orientuojant jau esamus dipolinius momentus, t. y. kietuosius dipolius. Dėl molekulių šiluminio (netvarkingo) judėjimo, esant termodinaminei pusiausvyrai, jos pagal savo potencinės energijos W vertes pasiskirsto eksponentiškai (pagal Bolcmano dėsnį):
( ) kT
W
p
p
AWn−
= e . Arba, įrašius čia potencinės energijos (13.4) išraišką, gaunamas kietųjų dipolių skirstinys pagal jų orientavimosi
lauke. Kol elektrinis laukas silpnas (pE << kT), ir šio tipo dielektriko poliarizuotumas
proporcingas elektrinio lauko dielektrike stipriui: rr
0χε= . (13.10) Tačiau jo dielektrinis jautris atvirkščiai proporcingas temperatūrai:
kTpn
0
2
3εχ = . (13.11)
Taigi polinio dielektriko poliarizuotumas šildant
mažėja, nes molekulių šiluminis judėjimas ardo jų orientavimąsi elektriniame lauke.
4 pav.
Stiprių laukų srityje (pE ≥ kT) praktiškai visi dipoliai orientuoti lauko kryptimi (įsotinimas) ir todėl poliarizuotumas nuo lauko stiprio nebepriklauso.
Dėl poliarizacijos vienalyčio dielektriko paviršiuose atsiradę priešingų ženklų krūviai vadinami surištaisiais. Surištųjų krūvių paviršinis tankis lygus poliarizuotumo P
r
normalinei projekcijai: nnS EP 0εχσ ==
0
. (13.12) Kai dielektriko plokštelės paviršiai tarpusavyje
lygiagretūs (5 pav.), dešiniajam paviršiui Pn > 0 ir <Sσ , o kairiajam Pn < 0 ir todėl 0<Sσ .
Pα
− σs
+ σs
E0
n
n 180 −α
5 pav.
− σs
− σ+ σ
+ σsE0
sE
13.5. Elektrostatinis laukas dielektrike
Elektrinį lauką dielektrike kuria tiek laisvieji, tiek ir surištieji krūviai. Tarkime,
vienalyčio ir izotropinio dielektriko lygiagrečių paviršių plokštelė yra vienalyčiame elektriniame lauke (6 pav.). Surištieji elektros krūviai kuria priešingos krypties negu 0E
r
elektrinį lauką. Todėl lauko stipris dielektrike
SEEErrr
, (13.13) += 0
o jo modulis
000 ε
σ SS EEEE −=−= ; (13.14)
čia Sσ – surištųjų krūvių paviršinis tankis. 6 pav. Kadangi lauko jėgų linijos statmenos plokštelės sienelėms, n o nS EP 0εχσ == (žr.
– 9 –
(13.12) formulę), tai EEE χ−= 0 .
Iš čia ir gauname suminio elektrinio lauko dielektrike stiprio modulio išraišką:
εχ00
1EEE =
+= . (13.15)
Vadinasi, elektrinis laukas vienalyčiame izotropiniame poliarizuotame dielektrike yra ε kartų silpnesnis negu tuštumoje. Taigi ir santykinė dielektrinė skvarba ε parodo, kiek kartų elektrinio lauko stipris (tiksliau, jo normalinė dedamoji)
tuštumoje didesnis negu dielektrike, kuris tame lauke poliarizuojasi ir taip silpnina elektrinį lauką savo viduje.
vadinamas fizikinis dydis, apibūdinantis tik laisvųjų krūvių sukurtą elektrinį lauką medžiagoje ir todėl nepriklausantis nuo jos savybių (nuo ε). Svarbu, kad laisvieji krūviai tuštumoje būtų pasiskirstę taip, kaip ir esant dielektrikui. Vienalytės ir izotropinės medžiagos atveju elektrinė slinktis ir lauko stipris joje susieti taip:
EDrr
. (13.16) 0εε=Elektrinės slinkties vienetas yra kulonas kvadratiniam metrui
(C/m2). Slinkties vektoriaus linijos prasideda ir baigiasi tik laisvuosiuose krūviuose ar begalybėje. Todėl jos yra netrūkios (7 paveiksle pavaizduota Er
(a) ir Dr
(b) linijų eiga iš tuštumos (ε = 1) į parafiną (ε =2). Jų ir skaičius bet kurioje aplinkoje lieka tas pats.
Gauso dėsnis dielektrikui teigia, kad elektrinės slinkties srautas per uždarąjį paviršių lygus laisvųjų krūvių, kuriuos gaubia tas
ršius, algebrinei sumai: pavi
∑∫=
=⋅=Φn
ii
SD qSdD
1
rra b
q qε = 2 ε = 2
E Dε =1 ε =1
7 pav. . (13.17)
Gauso dėsnis tinka bet kokių įelektrintų kūnų kuriamiems elektriniams laukams, nes kiekvieną elektros krūvį galima laikyti daugelio taškinių krūvių visuma.
13.7. Segnetoelektrikai ir supratimas apie pjezoelektrikus ir piroelektrikus
Atskirą dielektrikų grupę sudaro vadinamieji segnetoelektrikai, kuriems būdinga spontaninė, t. y. savaiminė,
poliarizacija ir be elektrinio lauko. Tai pirmiausia segneto druska NaKC4H4O6⋅4H2O ir bario titanatas BaTiO3. Segnetoelektrikai skiriasi nuo paprastųjų dielektrikų keliomis savybėmis:
ε1. Segnetoelektrikų santykinė dielektrinė skvarba gali siekti tūkstančius ir dešimtis tūkstančių (segneto druskos ε ≈ 104, kai tuo tarpu vandens ε = 81).
2. Kiekvienam segnetoelektrikui būdinga temperatūra θ, virš kurios medžiaga virsta paprastu dielektriku. Temperatūros vertė θ vadinama Kiuri tašku. Segneto druskai būdingi du Kiuri taškai: θ1 = 258 K ir 295 K. Kalio fosfato KH2PO4 segnetoelektrinės savybės būdingos, esant temperatūrų intervalui 183–143 K.
3. Kai medžiagos T < θ, jos dielektrinis jautris, taigi ir santykinė dielektrinė skvarba χε += 1 netiesiškai priklauso nuo elektrinio lauko stiprio (8 pav.). Todėl ir poliarizuotumas taip pat yra netiesinė elektrinio lauko stiprio funkcija (9 pav.)
Stiprinant elektrinį lauką, poliarizuotumas didėja iki soties (kreivė OA). Po to silpninant lauką iki nulio, medžiaga lieka poliarizuota (dydis Pℓ vadinamas liktiniu poliarizuotumu). Pakeitus elektrinio lauko kryptį, galima panaikinti poliarizuotumą (dydis Ek vadinamas koerciniu lauko stipriu), vėl įsotinti (taškas B) ir t. t. Taip cikliškai keičiant elektrinį lauką, P priklausomybė nuo E vaizduojama kreive, vadinama histerezės kilpa. Pats šios priklausomybės nevienareikšmiškumas sudaro histerezės (atsilikimo) reiškinio esmę. Histerezės kilpos plotas lygus vieno ciklo darbui, perorientuojant elektrinius dipolius.
E0
ε
8 pav. Segnetoelektrikų ε priklausomybė nuo elektrinio lauko stiprio
9 pav. Segnetoelektriko histerezės kilpa
Segnetoelektrikų elektrinės savybės aiškinamos savaiminiu dipolinių momentų orientavimusi lygiagrečiai medžiagos sritelėse, vadinamuose domenais. Domenų momentų kryptys įvairios ir todėl kristalo poliarizuotumas lygus nuliui, o domenų tarpusavio sąveikos potencinė energija yra mažiausia. Kai T > θ, molekulių šiluminis judėjimas suardo domenus ir medžiaga virsta paprastu dielektriku.
Segnetoelektrikai vartojami didelės elektrinės talpos ir elektriškai valdomos talpos kondensatorių gamyboje, įtampos stabilizatoriuje ir kt.
– 10 –
Pjezoelektrikais vadinami visi tie kristalai, kuriuos deformuojant jų paviršiuose atsiranda elektros krūviai. Tai kvarcas, turmalinas, segneto druska, cukrus ir kt. Lygaus didumo, bet priešingų ženklų krūviai atsiranda kristalo polinei ašiai statmenuose paviršiuose. Slegiant atitinkamai išpjautą kristalo plokštelę, jos briaunos įsielektrina taip, kaip parodyta 10 paveiksle, a, pakeitus deformuojančios jėgos kryptį, pakinta briaunų poliaringumas (10 pav., b). Taip gaunamas skersinis pjezoelektrinis reiškinys.
Deformuojant išilgai nei kita polinė ašis Y, gaunamas išilginis pjezoelektrinis reiškinys (10 pav., c ir d). Svarbu, kad kristalas būtų be simetrijos centro. Polinių ašių skaičius ir kryptys priklauso nuo gardelės simetrijos savybių.
subgardelių skirtinga deformacija, dėl ko kristalas poliarizuojamas. Jo poliarizuotumas proporcingas deformacijos jėgai. Šiuo principu veikia praktiškai beinerciniai greitai kintančio slėgio matuokliai, pjezoelektriniai mikrofonai, adapteriai ir kt.
X XX Xa b c d
YYYYFF
FF
10 pav.
Yra ir atvirkštinis pjezoelektrinis reiškinys: išorinis elektrinis laukas deformuoja pjezoelektriką. Veikiama kintamo elektrinio lauko, kristalo plokštelė virpa. Šis reiškinys pritaikomas ultragarso generatoriuose.
Kai kurių pjezoelektrikų kristalai yra savaime poliarizuoti ir be išorinio elektrinio lauko. Kaitinant tokį kristalą, jis deformuojasi dėl šiluminio plėtimosi. Dėl to kinta jo poliarizuotumas ir atsiranda surištieji krūviai.
Tai sudaro piroelektrinio reiškinio esmę. Kiekvienas piroelektrikas yra pjezoelektrikas, tačiau ne kiekvienas pjezoelektrikas yra piroelektrikas. Reiškinys pritaikomas spinduliavimo indikatoriuose ir jutikliuose.
– 11 –
14. Laidininkai elektrostatiniame lauke
14.1 - 3. Elektrostatinis laukas įelektrintame laidininke ir ties jo paviršiumi
Laidininkai – tai medžiagos, kuriose judriųjų krūvininkų koncentracija, palyginti su dielektrikais, gana didelė. Tai metalai, druskų ir rūgščių vandeniniai tirpalai bei jonizuotos dujos (plazma). Metaluose tokie krūvininkai yra sąveikaujančių atomų valentiniai laidumo elektronai, elektrolituose – jonai, plazmoje – jonai ir elektronai.
Šie krūvininkai gali kryptingai judėti net ir veikiant labai silpnai elektrinei jėgai. Laidininkui patekus į elektrinį lauką, laisvieji krūvininkai jo veikiami ima judėti. Teigiamieji krūvininkai juda lauko kryptimi, o neigiamieji - prieš lauką. Taigi priešingų ženklų krūvininkai yra atskiriami erdvėje. Šis procesas trunka labai trumpai, nes atskirtieji krūvininkai kuria savo elektrinį lauką, nukreiptą prieš išorinį. Kai šio lauko stipris susilygina su išorinio, atstojamojo lauko laidininke nelieka. Nelieka ir krūvininkus veikiančios jėgos. Geruose laidininkuose, pavyzdžiui, metaluose, išoriniam laukui kompensuoti užtenka laidininko paviršiuje esančių laisvųjų elektronų. Dėl to kompensuojantys lauką krūvininkai būna susitelkę labai ploname (gardelės konstantos matmenų) paviršiniame sluoksnyje. Paviršinių krūvių atsiradimas laidininko paviršiuje, veikiant išoriniam elektriniam laukui, yra vadinamas elektrostatine indukcija, o tie krūviai - indukuotaisiais krūviais (1 pav.).
Metaluose laisvai judėti gali tik neigiamieji krūvininkai (laisvieji elektronai). Teigiamieji krūvininkai (jonai) būna tvirtai susikibę gardelės mazguose. Teigiamąjį indukuotąjį krūvį metaluose sudaro tie jonai, kurių aplinkoje nelieka pakankamo kiekio laisvųjų elektronų. Remdamiesi krūvio tvermės dėsniu galime teigti, kad indukuotųjų krūvių algebrinė suma visada lygi nuliui.
Panašiai būna ir suteikus metalo gabalui perteklinį krūvį, t.y. jį įelektrinus. Ir šiuo atveju suteiktasis krūvis pasiskirsto tik metalo paviršiuje, o metale krūvio ir lauko nebūna )0( =E
r (2 pav.). Pasinaudojus (12.39) matyti, jog ϕ = const, nes
konstantos išvestinė yra lygi nuliui. Taigi visų laidininko taškų potencialas yra vienodas. Todėl galime kalbėti apie laidininko
Laukas ties įelepotencialą nenurodydami, apie kurio jo taško potencialą kalbame.
ktrinto laidini
6 pav.
nko paviršiumi. Visais atvejais prie pat laidininko paviršiaus jėgų linijos turi būti statmenos paviršiui, nes priešingu atveju būtų lygiagreti su paviršiumi E
paviršiaus. Mažą paviršiaus plotelį ∆S su krūviu q = σ∆S apgaubkime stačiuoju cilindru, kurio vienas pagrindas yra šalia laidininko, nutolęs nuo jo mažu atstumu ∆h, o kitas - laidininke (3 pav.). Kadangi jėgų linijos statmenos laidininko paviršiui, o laidininko viduje E
r=0, srautas per cilindro paviršių bus lygus srautui pro šalia laidininko esantį pagrindą. Pagal Gauso dėsnį
0=Er
2 pav.1 pav.
.0ε
σ SSE ∆=∆
Iš čia gauname:
.0εσ
= (14.1)
Elektrostatinis ekranavimas. Laidininko
tūryj
σ∆S
r
E
e išskirkime bet kokį uždarąjį paviršių (2 pav. pažymėta punktyru). Jį kertantis E
r srautas
jog ir krūvis, esantis tuo paviršiumi apgaubtame tūryje, taip pat turi būti lygus nuliui. Elektrostatikos atveju laidininko tūris yra neutralus. Jei tą tūrį pašalintume, laidininke atsirastų ertmė, o krūvių pasiskirstymas laidininko paviršiuje bei laukas šalia laidininko nepakistų. Ertmėje laukas taip pat neatsirastų. Taigi norint kokį nors tūrį apsaugoti nuo išorinių elektrostatinių laukų, reikia jį apgaubti bet kokio storio laidžiu (metaliniu) apvalkalu. Toks apvalkalas vadinamas elektrostatiniu ekranu (4 pav.).
Panagrinėkime, kas atsitiktų, jei
E
∆h
3 pav.
E=0
4 pav.
lygus nuliui, nes laidininke lauko nėra. Pagal Gauso dėsnį (12.19) nustatome,
ertmėje uždarytume elektros krūvius. Ar toks ek
5 pav.
ranas apsaugotų už ekrano esančią erdvę nuo šių krūvių elektrostatinio lauko? Kaip matyti iš 5 pav., neapsaugotų, nes uždarytieji krūviai ekrano vidiniame paviršiuje indukuotų tokio pat dydžio priešingo ženklo krūvius, o išorinis ekrano paviršius įsielektrintų tokio pat ženklo ir dydžio krūviu, kaip ir uždarytieji viduje. Tačiau jei ekraną įžemintume, išoriniame paviršiuje buvę krūviai nutekėtų į žemę, ir toks ekranas apsaugotų išorinę erdvę nuo uždarytų jame krūvių lauko (6 pav.). Nepakenktų įžeminimas ir tuo atveju, kai nuo pašalinių laukų veikimo norima apsaugoti ekranu apsuptą erdvę (4 pav.). Todėl elektrostatiniai ekranai visada įžeminami. Praktiškai gana dažnai vietoje ištisinio metalinio apvalkalo efektyviam ekranavimui pasiekti užtenka ir tankaus metalinio
– 12 –
tinklelio.
14.4 - 6. Laidininko ir kondensatoriaus elektrinė talpa
Laidininko potencialas φ proporcingas jo krūviui q, t. y. n kartų padidėjus krūviui, tiek pat kartų padidėja ir potencialas. Tačiau skirtingus laidininkus įelektrinus vienodai, jų potencialai pakinta skirtingai. Todėl laidininko krūvio ir potencialo santykis apibūdina tik tą laidininką ir vadinamas laidininko elektrine talpa:
ϕqC = . (14.2)
Taigi elektrinė talpa lygi krūviui, kurį suteikus laidininko potencialas pakinta 1 voltu. Jos vienetas yra faradas: 1F = 1C/1V.
Laidininko elektrinė talpa priklauso tik nuo jo formos ir matmenų, bet nepriklauso nei nuo krūvio, nei nuo laidininko viduje esančios medžiagos. Pvz., vienalytėje dielektrinėje aplinkoje esančio R spindulio laidaus rutulio paviršiaus potencialas
Rq
επεϕ
041
= . (14.3)
Todėl rutulio elektrinė talpa RC επε04= , (14.4)
t.y. ji proporcinga rutulio spinduliui R ir aplinkos dielektrinei skvarbai ε, o 1 F talpa yra rutulio, kurio spindulys , talpa. Taigi atskiro laidininko elektrinė talpa tuo didesnė, kuo jis pats didesnis. Tačiau prie įelektrinto
laidininko artinant kitus kūnus, juose atsiranda indukuotieji (laidininke) arba surištieji (dielektrike) krūviai, kurie silpnina laisvųjų krūvių sukurtą elektrinį lauką, vadinasi, mažina laidininko potencialą ir kartu didina jo elektrinę talpą. Praktiškai svarbi dviejų arti esančių laidininkų sistema. Jų krūviai lygūs, bet priešingų ženklų, o patys laidininkai vadinami kondensatoriaus elektrodais. Norint išvengti aplinkinių kūnų įtakos, elektrodai gali būti plokštieji, koaksialiniai ir sferiniai – tik šiais atvejais elektrinis laukas yra tik tarp elektrodų. Kondensatoriaus elektrinė talpa lygi jo krūvio (vieno elektrodo krūvio) ir elektrodų potencialų skirtumo santykiui:
( ) m1094 910 ⋅== −πεR
ϕ∆=
qC . (14.5)
Apskaičiuokime plokščiojo kondensatoriaus elektrinę talpą. Kai plokštelių tarpusavio atstumas d, mažas palyginti su jų matmenimis (7 pav.), tai elektrinis laukas tarpe yra vienalytis. Todėl potencialų skirtumas
ddEεε
σϕ0
==∆ , (14.6)
čia ε – tarpą užpildančio dielektriko skvarba; Sq=σ – plokštelės krūvio paviršinis tankis. Taigi plokščiojo kondensatoriaus elektrinė talpa
dSC εε 0=
plotą, atstumą tarp jų ar dielektriko
nab CCCC
, (14.7)
t. y. ji priklauso nuo plokštelių persiklojimo ploto ir atstumo tarp jų, taip pat nuo dielektriko skvarbos.
Kondensatoriaus elektrinė talpa gali būti kitokia, keičiant elektrodų persiklojimo ε (šildant ar keičiant elektrinio lauko stiprį). Kondensatorius jungiant tarpusavyje, gaunama
kondensatorių baterija, kurios elektrinė talpa priklauso nuo jų jungimo būdo.
2. Sujungus nuosekliai (9 pav.), gautos baterijos elektrinė talpa yra mažesnė už pačią mažiausia joje esančią talpą ir randama sudėjus atvirkštines elektrines talpas:
nab CCCC1111
21
+++= K . (14.9)
8 pav.
a
b
C 1 C 2 C n
a bC 1 C 2 C n
9 pav.
Tokia baterija gali atlaikyti tiek kartų aukštesnę įtampą, kiek yra sujungtų vienodų kondensatorių.
14.7 - 8. Elektrostatinio lauko energija Dviejų nejudančių taškinių elektros krūvių q1 ir q2, tarp kurių atstumas r, sąveikos potencinė energija (žr. (12.30)
formulę) lygi
211 ϕ⋅= qWp arba W ; (14.10) 122 ϕ⋅= qp
– 13 –
čia φ21 – q2 krūvio sukurto lauko potencialas pirmojo krūvio buvimo vietoje; φ12 – q1 krūvio sukurto lauko potencialas antrojo krūvio buvimo riboje, t. y.
rqk
rqk 1
122
21 , == ϕϕ .
Taigi nagrinėjamos dviejų krūvių sistemos energija
( 12221121
21ϕϕ ⋅+⋅=== qqWWW ppp ) . (14.11)
Pastaba. 1/2 rašoma dėl simetrijos, nes abi sandaugos lygios. Kai sistemoje yra n taškinių krūvių, jos sąveikos potencinė energija lygi
i
n
iip qW ϕ∑
=
=12
1 ; (14.12)
čia φi – visų krūvių sukurto elektrinio lauko, išskyrus i-tąjį krūvį, potencialas taške, kuriame yra tas i-tasis krūvis. Gautą formulę galima pritaikyti ir įelektrintam laidininkui, kurio paviršius yra ekvipotencialinis, o jo perteklinis krūvis
q lygus taškinių krūvių qi sumai. Todėl šių krūvių sąveikos potencinė energija lygi
qqWn
iip ϕϕ
21
21
1
== ∑=
. (14.13)
Ši energija vadinama savąja įelektrinto laidininko energija. Fizikine prasme ji lygi laidininko įelektrinimo darbui, nugalint perteklinių krūvių stūmos jėgas.
Įelektrinto laidininko savoji energija yra jo sukurtame elektriniame lauke ir todėl ji yra to lauko energija. Ji proporcinga lauko tūriui. Pvz., plokščiojo kondensatoriaus savoji energija
( ) VdSECqWp ~222
1 20
2
⋅=∆
=∆=εεϕϕ ,
nes kondensatoriaus elektrostatinio lauko tūris lygus tarpo tarp plokštelių tūriui V = Sd. Elektrostatinio lauko energija apskaičiuojama, integruojant nykstamai mažų jo elementų energijas:
dVwWV∫= ;
čia dydis
2
20 E
dVdWw εε
== (14.14)
vadinamas elektrostatinio lauko energijos tūriniu tankiu. Ši išraiška tinka tiek vienalyčiam, tiek ir nevienalyčiam laukui.
– 14 –
15. NUOLATINĖ ELEKTROS SROVĖ Elektrodinamika – fizikos mokslo šaka, tirianti elektros krūvininkų judėjimą ir sąveiką bei reiškinius, susijusius su
elektriniais ir magnetiniais laukais.
15.1. Nuolatinė laidumo srovė. Srovės stipris ir tankis. Srovės tankio ir krūvininkų koncentracijos ryšys Kryptingas elektros krūvininkų judėjimas vadinamas elektros srove. Jos kryptimi sutarta laikyti teigiamų krūvių
judėjimo elektriniame lauke kryptį. Elektros srovei tekėti būtinos šios sąlygos: 1) turi būti laisvųjų elektros krūvininkų (elektronų, teigiamųjų ar neigiamųjų jonų); 2) reikalinga jėga, verčianti juos kryptingai judėti; 3) elektros srovės grandinė privalo būti uždara. Elektrinio lauko jėgos, perkeldamos elektros krūvininkus, atlieka darbą ir todėl lauko energija mažėja. Energija
papildoma iš šaltinio, kurį apibūdina jo elektrovara ξ . Elektrovara lygi darbui, kurį atlieka pašalinės jėgos, perkeldamos teigiamą vienetinį elektros krūvininką grandine:
qApaš=ξ . (15.1)
Elektros srovė apibūdinama srovės stipriu I ir srovės tankiu j. Srovės stipris lygus krūviui, pratekėjusiam laidininko skerspjūviu per sekundę:
⎥⎦⎤
⎢⎣⎡ ==
sCA
dtdqI 11 . (15.2)
Pastaba: apie srovės stiprio vieneto ampero fizikinę prasmę žr. § 16.7 „Dviejų tiesių lygiagrečių elektros srovių magnetinė sąveika“.
Kai elektros srovę lemia elektronai, tai 1 A stiprio elektros srovė rodo, kad laidininko skerspjūvį kas sekundę pereina 6,2⋅1018 elektronų.
Elektros srovės stiprio skirstiniui laidininko skerspjūvyje apibūdinti vartojama elektros srovės tankio sąvoka. Jis skaitine verte lygus srovės, tekančios 1 m2 skersinio pjūvio ploto laidininku statmenai pjūviui, stipriui:
αcosdSdI
dSdIj ==
⊥
; (15.3)
čia α – kampas tarp teigiamojo krūvininko judėjimo krypties ir normalės (1 pav.). Taigi elektros srovės stipris
α
n
IS
1 pav.
∫ ⋅=S
SdjIrr
; (15.4)
čia ndSSdrr⋅= . Vadinasi, elektros srovės stipris lygus elektros srovės
tankio vektoriaus srautui per S ploto paviršių. Remiantis elektros srovės stiprio ir jos tankio apibrėžimais,
įrodoma, kad elektros srovės tankio metale modulis
⟩⟨= uenj 0
⟨; (15.5)
čia n0 – laisvųjų elektronų koncentracija; – jų dreifo greičio vidurkis, proporcingas išilginio elektrinio lauko stiprio moduliui:
⟩u
Eu µ=⟩⟨ ; (15.6) čia µ – krūvininko judrumas, lygus vidutiniam krūvininko dreifo greičiui vienetinio stiprio elektriniame lauke.
Taigi elektros srovės tankio modulis proporcingas elektrinio lauko stiprio moduliui: Eenj µ0= . (15.7)
Dydis γµ =0en (15.8)
vadinamas laidininko savituoju elektriniu laidumu. Tai dydis, atvirkščias laidininko savitajai varžai: ρ = 1/γ. Vadinasi, elektros srovės tankis
Ejrr
γ= . (15.9) Ši formulė yra diferencialinė Omo dėsnio išraiška, iš kurios išplaukia, kad srovės tankis lygus savitojo laidumo ir
elektrinio lauko stiprio sandaugai ir nukreiptas lauko kryptimi.
15.2-3. Omo dėsnis nevienalytei grandinės daliai. Elektrinė varža Grandinės dalyje gali egzistuoti ir elektrostatinis, ir pašalinių jėgų laukas (2 pav.). Tokia grandinės dalis vadinama
nevienalyte. Omo dėsnio diferencialinė išraiška jai tokia: ( )pašEEj
rrr+= γ (15.10)
arba
– 15 –
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ += pašE
dld
SI ϕ
γ .
Padauginus abi lygties puses iš γρ dldl = , gaunama:
dlEdSdlI
paš+= ϕρ ;
čia ρ – laidininko savitoji varža. Nagrinėjamajai grandinės daliai:
∫∫ +∆=2
112
2
1
dlESdlI pašϕρ . (15.11) 2 pav.
Dydis 12
2
1
RSdl
=∫ρ vadinamas grandinės dalies elektrine varža.
Dydis – šioje grandinės dalyje veikianti elektrovara. Ji lygi pašalinių jėgų darbui, perkeliant teigiamą
vienetinį krūvį. Dydis
ξ=∫2
1
dlEpas
UIR =12 (15.12) vadinamas grandinės dalies įtampa. Ji lygi elektrostatinių ir pašalinių jėgų atliekamam darbui, perkeliant vienetinį teigiamą krūvį grandinės dalyje 1–2. Įtampos vienetas – voltas: 1 Ω1A1V ⋅= . Taigi (15.10) lygybė dabar tokia:
ξϕ∆ += 1212IR . (15.13) Tai ir yra Omo dėsnio integralinė išraiška nevienalytei grandinei. Kai taškas 2 sutampa su tašku 1, 12 ϕϕ = ir
∑=
=n
iiIR
1ξ ; (15.14)
čia R – visa uždaros grandinės elektrinė varža. Grandinės varžą R sudaro apkrovos varža Ra (vartotojo) ir šaltinių vidaus varžų r atstojamoji:
∑=
+=n
iia rRR
1. (15.15)
Taigi išraiška
∑
∑
=
=
+= n
iia
n
ii
rRI
1
1ξ
. (15.16)
yra Omo dėsnio išraiška uždarai grandinei. Trumpojo jungimo atveju Ra = 0, srovės stipris maxii IrI == ∑∑ξ . Kai
grandinė atvira ( ), srovės stipris ∞=aR 0=∞=∑ iI ξ ir potencialų skirtumas , t. y. lygus grandinės dalies
elektrovarai.
∑=i
iξϕ∆ 12
Laidininko elektrinė varža. Elektrine varža vadinama laidininko savybė priešintis elektros srovei, t. y. kryptingam krūvininkų judėjimui elektriniame lauke. Varžos vienetas omas (Ω): tai grandinės dalies, kuria tekant 1 A stiprio elektros srovei jos galuose susidaro 1 V įtampa, varža.
Laidininko elektrinė varža R priklauso nuo medžiagos, jo matmenų, temperatūros ir priemaišų. Pvz., vienalyčio cilindrinio laido varža proporcinga jo ilgiui L ir atvirkščiai proporcinga skerspjūvio plotui S:
SLR ρ= ; (15.17)
čia ρ – savitoji varža, lygi tos medžiagos kubo, kurio kraštinė 1 m, varžai. Nustatyta, kad savitoji varža (taigi ir varža) tiesiškai priklauso nuo temperatūros (3 pav.):
( ) ( )tt Rαρρ += 10 ; (15.18) čia ρ0 – savitoji varža, esant 0 °C temperatūrai; αR – temperatūrinis varžos koeficientas.
3 pav. Praktiškai daugelio grynųjų metalų varža proporcinga temperatūrai. Tačiau žemų
– 16 –
temperatūrų srityje ( ) jų, taip pat lydinių ir netgi keramikos varža staiga išnyksta (4 pav.). Šis reiškinys vadinamas superlaidumu. Tai paaiškinama laidumo elektronų visiška nesąveika su metalo kristaline gardele, nes varžą sąlygoja šių elektronų susidūrimai su gardelės jonais ir jos defektais. Jų tuo mažiau, kuo žemesnė temperatūra. Taigi elektros srovė superlaidininke neišskiria šilumos. Superlaidžią būseną panaikina magnetinis laukas, kurio magnetinė indukcija viršija tam tikrą krizinę vertę. Ši vertė priklauso nuo superlaidininko medžiagos ir temperatūros.
krizTT ≤
15.4. Srovės darbas ir galia
Tekant elektros srovei, krūvininkai juda kryptingai. Vadinasi, elektrinio lauko jėgos
perneša juos grandine iš vieno jos taško į kitą, t. y. atlieka darbą. Elementarusis elektros srovės darbas, kai laidas nejuda, lygus
R
Tl
Sn
Hg
T, K0 42 64 pav.
UdqdA = ; čia U – įtampa laido galuose; dq – per laiką dt perneštas elektros krūvis. Šis darbas lygus laide išsiskyrusiai energijai:
UIdtUdqdW == . Pastovios nuolatinės srovės atveju I = const. Todėl visa laide išsiskyrusi energija
QUItW == . (15.21) Tai energija, kurią elektros srovė iš šaltinio perkelia į laidą. Dėl to jis įšyla iki temperatūros, atitinkančios dinaminę
pusiausvyrą: kiek šilumos išskiriama, tiek jos ir išspinduliuojama per tą patį laiką. (15.21) išraiška yra integralinė Džaulio ir Lenco dėsnio išraiška: laide išsiskyręs šilumos kiekis proporcingas srovės
stipriui, jos tekėjimo laikui ir įtampai jo galuose. Dažnai šis dėsnis rašomas ir kitaip: RtIQ 2= , (15.22)
arba RtUQ 2= . (15.23) Išraišką (15.22) tikslinga vartoti nuosekliai sujungtiems vartotojams, o (15.23) – lygiagrečiai. Kadangi srovės stipris , o varža jSI = SlR ρ= , tai šilumos kiekis Q . Sandauga lygi laidininko
tūriui. Q išraišką dalindami iš V ir t, gauname elektros srovės šiluminės galios tankį: lStj ρ2= VlS =
( ) 2jVtQw ρ== . (15.24) Tai Džaulio ir Lenco dėsnio diferencialinė išraiška. Kadangi Ej γ= , o γρ 1= , tai
2Ew γ= arba Ejwrr
⋅= , (15.25) t. y. elektros srovės šiluminės galios tankis lygus srovės tankio ir elektrinio lauko stiprio skaliarinei sandaugai. Tas pačias išraiškas galima gauti ir iš klasikinės metalų elektroninio laidumo teorijos įvaizdžių.
15.5. Klasikinės elektroninės metalų elektrinio laidumo teorijos pagrindai
Elektros srovę metaliniuose laidininkuose lemia jų laisvieji (atomų valentiniai) elektronai. Tai įrodyta daugeliu
eksperimentų, kuriais nustatytas krūvio ženklas ir savitasis krūvis q/m. Vokiečių fizikas K. Rikė vienerius metus leido elektros srovę nuosekliai sujungtais trim vienodo skerspjūvio ploto, bet skirtingų medžiagų (Cu, Al, Cu) cilindriniais laidininkais (5 pav.). Medžiagos pernešimo iš vieno laidininko į kitą nepastebėta. Vadinasi, elektros krūvį pernešė ne jonai, o visuose laidininkuose esančios vienodos lengvos dalelės. Vėliau rusų fizikai L. Mandelštamas ir N. Papaleksis pasiūlė idėją staigiai stabdyti judantį laidininką. Vieno tokio eksperimento schema pavaizduota 6 paveiksle.
Strypeliui atsitrenkus į metalinę plokštę, galvanometro rodyklė trumpai krypteli. Vadinasi, grandinėje atsirado elektros srovės impulsas, kurį lėmė strypelio laisvieji krūvininkai, toliau judėję iš inercijos. Iš eksperimento duomenų nustatytas laisvojo krūvininko savitasis krūvis:
Cu CuAl
0
l v
5 pav. 6 pav.
RQv
mq l= ; (15.26)
čia Q – galvanometru prabėgęs suminis krūvis; R – grandinės elektrinė varža. Šiais ir dar vėlesniais tyrimais nustatyta, kad elektros srovę laidininkuose lemia neigiamai įelektrintos dalelės, kurių
savitieji elektros krūviai apytiksliai vienodi ir artimi elektrono savitajam krūviui vakuume:
kgC,
me 11107591 ⋅= .
Metalo laisvieji elektronai – tai jo atomų valentiniai elektronai, kurie, atomams sudarant kristalą, subendrinami ir lengvai keičia savo vietą kristale. Todėl kristalo mazguose yra teigiami jonai, o tarp jų – netvarkingai judantys laisvieji elektronai.
– 17 –
Klasikinę metalų elektrinio laidumo teoriją sukūrė vokiečių fizikas P. Drudė ir olandų fizikas H. Lorencas. P. Drudės siūlymu laisvuosius elektronus metale galima nagrinėti kaip vienatomių idealiųjų dujų molekules ir taikyti joms šių dujų dėsnius. Pavyzdžiui, laisvojo elektrono metale vidutinis šiluminio judėjimo greitis, kai temperatūra 300 K, lygus
sm,
mkTv
e
5100818⋅==⟩⟨
π, (15.27)
o jo vidutinis kvadratinis greitis tomis pačiomis sąlygomis lygus
sm,
mkTv~
e
5101713⋅== . (15.28)
Sudarius išilginį elektrinį lauką laide, atsiranda elektronų dreifas, t.y. kryptingas jų judėjimas, – elektros srovė. Orientacinė elektrono dreifo vidutinio greičio vertė nustatoma iš srovės tankio išraiškos (15.5):
0neju⋅
=⟩⟨ . (15.29)
Pvz., variniam laidui 2max m
A,j 71011 ⋅= , laisvųjų elektronų koncentracija . Taigi , t. y.
elektrono dreifo greitis gerokai mažesnis už jo šiluminio ir netvarkingo judėjimo greitį (
3280 108 −⋅= mn m/s,u 41087 −⋅=⟩⟨
⟩⟨<<⟩⟨ vu ). Lauko veikiami elektronai laisvą kelią juda tolygiai greitėdami, o, susidūrę su gardelės mazgo jonu, perduoda jam visą
savo kinetinę energiją. Todėl elektrono vidutinis kryptingo judėjimo greitis
( ) 20 maxuu +=⟩⟨ ; (15.30) čia umax – maksimalus elektrono kryptingo judėjimo greitis prieš pat susidūrimą su gardelės jonu (7 pav.).
meEaumax ττ == ir meEu 2τ=⟩⟨ ; (15.31)
7 pav.
čia τ – vidutinis lėkio laikas, t.y. laikas tarp dviejų gretimų susidūrimų:
( ) ⟩⟨vl≈⟩⟨+⟩⟨= vulτ . Vadinasi,
⟩⟨=⟩⟨
vmEle
u2
. (15.32)
Taigi elektros srovės tankis
⟩⟨=
vmElne
j2
2
. (15.33)
Iš (15.9) ir (15.33) išraiškų gaunama, kad savitasis elektrinis laidumas
⟩⟨=
vmlne
2
2
γ . (15.34)
Ši išraiška yra makroparametro sąryšis su elektrono mikroparametrais. Kadangi savitasis elektrinis laidumas γ = 1/ ρ, tai laido varža
SL
nevm
SLR
⟩⟨⟩⟨
==l2
2ρ . (15.35)
Kadangi elektronų šiluminio judėjimo vidutinis greitis T~v⟩⟨ , tai teoriškai laido varža turėtų būti T~ . Tačiau eksperimentiniai tyrimai rodo, kad T~R (3 pav.). Toks teorinių ir eksperimentinių rezultatų nesutapimas rodo klasikinio elektroninio laidumo modelio netobulumą.
15.6. Elektros srovė dujose. Dujų jonizacija ir krūvininkų rekombinacija
Elektros srovės tekėjimas dujomis vadinamas elektros išlydžiu. Tačiau normaliomis sąlygomis jose beveik nėra laisvųjų
krūvininkų. Todėl dujos yra geras izoliatorius. Jas jonizuojant, t. y. iš jų atomų ar molekulių išplėšiant po vieną ar po kelis elektronus, atsiranda teigiamieji jonai ir elektronai. Elektronus gali prisijungti atomai ir molekulės. Taip susidaro neigiamieji jonai. Taigi elektros srovę dujose sąlygoja teigiamieji ir neigiamieji jonai bei elektronai.
Išorinis dujų jonizatorius gali būti liepsna, ultravioletiniai ar rentgeno spinduliai, elektronai, protonai, alfa dalelės ir pan. Visais atvejais elektronui išplėšti iš atomo reikalinga jonizacijos energija siekia 4–30 eV. Tačiau elektrinio lauko
pagreitintam jonui tampriai susidūrus su molekule ir perdavus jai praktiškai visą kinetinę energiją Wk, t. y. perdavus energiją
( ) kWmmmmW 2
21
214+
=∆ , (15.36)
jis nesugeba molekulės jonizuoti. Kai su molekule tampriai susiduria elektronas, kurio masė m1 gerokai mažesnė už molekulės masę m2 (m1 << m2), tai perduotos energijos kiekis
– 18 –
kk WWmmW <<=
2
14∆ . (15.37)
Vadinasi, elektronas beveik nepraranda energijos ir todėl gali įgyti jonizacijai reikalingą energiją. Kai smūgis netamprus, perduotos energijos kiekis
kWmm
mW21
2
+=∆ ; (15.38)
čia m2 – nejudančios dalelės masė. Taigi jonui susidūrus su molekule (m1 = m2), dydis 2kWW =∆ , t. y. tik pusė jo kinetinės energijos gali būti suvartota
jonizacijai. Elektronui kWW =∆ , t.y. visa jo energija gali būti suvartota molekulei jonizuoti. Tačiau net ir greitas elektronas
nebūtinai jonizuoja molekulę. Jis gali molekulę tik sužadinti. Kuo elektronas greitesnis, tuo mažesnė jo ir molekulės sąveikos trukmė, todėl molekulės sužadinimo tikimybė mažesnė. Taigi, kuo greitesnis elektronas, tuo didesnė molekulės jonizacijos tikimybė.
Atvirkštinis jonizacijai ir nuolat vykstantis procesas dujose – rekombinacija: teigiamųjų ir neigiamųjų jonų, teigiamųjų jonų ir elektronų jungimasis į atomus ir molekules. Dėl to jonų porų koncentracija dujose mažėja, o pačios dujos švyti. Išlydžio dujose pobūdis priklauso nuo dujų cheminės prigimties, temperatūros, slėgio, elektrodų formos, matmenų, įtampos tarp jų.
15.7. Nesavaiminis išlydis
Išlydis, vykstantis veikiant išoriniam jonizatoriui, vadinamas nesavaiminiu. Jonų porų koncentracijos kitimo sparta
.l.elrekjon dtdn
dtdn
dtdn
dtdn
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛+⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛+⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛=
arba
l⋅−−=
ejnrG
dtdn 2 ; (15.39)
čia G – jonizacijos stipris; r – rekombinacijos koeficientas; l – atstumas tarp elektrodų. Susidarius pusiausvyrai, jonų porų koncentracija nekinta. Taigi
l⋅+=
ejnrG 2 . (15.40)
Kol įtampa tarp elektrodų maža (elektrinis laukas silpnas), išlydžio srovės tankis taip pat mažas ⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ <<
⋅2nr
ejl
. Tuomet
jonų porų koncentracija
constrGn ==0 , (15.41)
t. y. nepriklauso nuo elektrinio lauko stiprio. Todėl išlydžio srovės tankis proporcingas elektrinio lauko stipriui:
( ) ErGej ⋅+= −+ µµ . (15.42)
leGjsot
U1 U2 U3 U
jsot
j
Nesavaiminioišlydžio sritis
Savaiminioišlydžio sritis
8 pav.
Vadinasi, silpnų elektrinių laukų srityje (U < U1) nesavaiminiam išlydžiui galioja Omo dėsnis (8 pav.).
Stiprių laukų srityje (U2 < U < U3) srovės tankis praktiškai nepriklauso nuo lauko stiprio ir asimptotiškai artėja prie soties srovės tankio:
= . (15.43) Taigi išmatavus jsot, paprasta nustatyti jonizacijos stiprį G. Išjungus jonizatorių, jonų porų koncentracijos kitimo sparta, kai
U < U1, lygi 2nr
dtdn
−=
( )
. (15.44)
Atskyrus kintamuosius ir suintegravus, gaunama, kad ta koncentracija dėl rekombinacijos mažėja hiperboliškai:
10
0
+=
tnrntn ; (15.45)
čia n0 – jonų porų koncentracija išjungimo momentu. Labai stiprių laukų srityje (U > U3) nesavaiminis išlydis pereina į savaiminį.
– 19 –
15.8-9. Savaiminis išlydis Išlydis, vykstantis be išorinio jonizatoriaus stipriame elektriniame lauke, vadinamas savaiminiu. Tačiau vien elektronų
sukelta molekulių smūginė jonizacija yra būtina, bet nepakankama savaiminio išlydžio sąlyga: dujose turi vykti griūtinė jonizacija, kurios esmė – jonizuoja elektronai, jonai ir fotonai (9 pav.).
Be to, jonai ne tik jonizuoja, bet ir
išmuša iš katodo elektronus (4 procesas). Dėl to krūvininkų koncentracija sparčiai didėja praktiškai nedidinant įtampos. Įtampa, kurią viršijus prasideda savaiminis išlydis, vadinama pramušimo įtampa Upr.
Vokiečių fizikas F. Pašenas nustatė, kad dujos elektriškai pramušamos, esant tam tikram tik joms būdingam elektrinio lauko stiprio ir slėgio santykiui (E/p). Be to, kelis kartus padidinus slėgį p ir tiek pat kartų sumažinus atstumą l tarp elektrodų,
pramušimo įtampa nepakinta. Apskritai, esant tam tikrai l⋅p vertei, pramušimo įtampa yra minimali (10 pav.).
K
3
1
2
4
5
6
- elektronai- teigiami jonai- molekulės- fotonai
A
9 pav.
Tai paaiškinama šiomis priežastimis: 1) kol slėgis didelis, krūvininkų laisvasis lėkis trumpas. Todėl tik stipriuose elektriniuose laukuose jie gali sukelti griūtinę jonizaciją; 2) kai slėgis mažas, šis lėkis lygus atstumui tarp elektrodų ir nekinta, slėgį toliau mažinant. Taigi susidūrimo su molekule, vadinasi, ir jos jonizacijos tikimybė maža. Todėl, norint pramušti mažo slėgio dujas, būtina greitinti jonus, kurie išmuštų iš katodo daugiau elektronų.
Savaiminis išlydis gali būti kelių rūšių. Tai priklauso nuo slėgio dujose, elektrodų padėties ir pan.
1. Rusenantysis išlydis vyksta išretintose dujose. Kai slėgis sumažinamas iki 660 Pa, švytintis ruožas tampa stabilus ir susideda iš kelių šviesių sričių. Matuojant potencialo pasiskirstymą tarp anodo ir katodo išlydžio vamzdelyje gaunama, kad labiausiai potencialas kinta prie katodo. Taigi ir elektrinis laukas čia yra stiprus. Toks netolygus potencialo (kartu ir elektrinio lauko stiprio) kitimas paaiškinamas netolygiu elektronų ir jonų pasiskirstymu. Šioje srityje jonams išmušus iš katodo elektronus, šie, elektrinio lauko pagreitinti, žadina arba jonizuoja dujų molekules, o dėl to atsiradę teigiamieji jonai lėti, čia jų koncentracija didelė, elektrinis laukas stiprus. Toliau nuo katodo esančioje rusenančiojo švytėjimo srityje elektrinis laukas silpnas, o elektronų ir jonų rekombinacija intensyvi. Todėl dujos šioje srityje švyti. Teigiamojo stulpo srityje elektronų ir jonų koncentracija didelė ir praktiškai nekintanti dėl atomų (molekulių) smūginės jonizacijos greitais elektronais. Taigi teigiamąjį stulpą sudaro neizoterminė plazma (elektronų, jonų ir atomų temperatūros yra skirtingos).
Upr
Umin
.. p lp 0 0l
10 pav.
Pats rusenantysis išlydis vartojamas dujošvyčiuose vamzdeliuose, dienos šviesos lempose, dujiniams lazeriams žadinti, joninio dulkėjimo įrenginiuose ir kt.
2. Lankinis išlydis vyksta dujose tarp priešpriešais ar lygiagrečiai orientuotų elektrodų. Suglaudus elektrodus, o po to juos atitolinus, tarpe vyksta išlydis, lydimas intensyvaus spinduliavimo. Elektros srovės tankis siekia tūkstančius amperų kvadratiniam milimetrui. Tai paaiškinama termoelektronine emisija iš karšto katodo (įkaista dėl jonų smūgių) ir smūgine šilumine jonizacija. Taigi tarp elektrodų yra plazma, kurią sudaro elektronai, jonai, dujų ir elektrodų medžiagos normalieji bei sužadintieji atomai. Mažo slėgio lankinio išlydžio plazma neizoterminė, nes jonų temperatūra šiek tiek aukštesnė už neutraliųjų dujų temperatūrą, o elektronų temperatūra siekia šimtus tūkstančių kelvinų. Didelio slėgio plazma izoterminė (minėtų dalelių temperatūros vienodos – 104 K eilės).
Lankinis išlydis naudojamas metalams lydyti lankinėse lydkrosnėse, metalams pjaustyti ir virinti, stipriai šviesai gauti ir pan.
3. Kibirkštinis išlydis atsiranda normalaus slėgio dujose, kuriose aukštos įtampos nepakanka lankiniam ar rusenančiajam išlydžiui, t. y. jose elektrinio lauko stipris lygus dujų pramušimo vertei Epr (sauso oro Epr = 30000 V/cm). Pramušus dujas tarp elektrodų, atsiranda siauras vingiuotas švytintis kanalas, kuriuo teka vis stiprėjanti elektros srovė (3.35 pav.). Įtampa tarp elektrodų sumažėja ir išlydis nutrūksta. Po to įtampa vėl didėja, pasiekia pramušimo įtampos vertę ir t. t.
Žaibas – natūralus kibirkštinis išlydis, kurio kanalo ilgis gali siekti 10 km, skersmuo – 0,4 m, vieno impulso trukmė – τ ≈ 10–4 s, srovės stipris – I ≈ 100000 A, dujų temperatūra kanale – 10000 K. Greitai įkaitusios dujos staigiai plečiasi. Taip susidaro smūginės garso bangos.
Ypatinga žaibo rūšis – kamuolinis žaibas. Tai švytintis, kartais kibirkščiuojantis ir šnypščiantis 10–30 cm skersmens kamuolys, dažniausiai atsirandantis po linijinio žaibo. Kamuolys būna baltos, mėlynos ar oranžinės spalvos ir egzistuoja iki 10 minučių. Kamuolinio žaibo prigimtis nėra ištirta.
4. Vainikinis išlydis vyksta normalaus slėgio dujose, kuriose yra stiprus nevienalytis elektrinis laukas. Taip būna ties įelektrintais smaigaliais, plonais aukštos įtampos laidais ir kt. Dujos švyti tik tose vietose, kuriose nuteka elektros krūviai ir taip jonizuoja bei sužadina molekules – smaigalį supa šviesos vainikas.
– 20 –
15.10. Plazma ir jos savybės Plazma – tai kvazineutrali atomų ir didelės koncentracijos įvairiaženklių krūvininkų sistema, kurios savybes lemia
toliasiekės elektrostatinės jėgos. Ji apibūdinama jonizacijos laipsniu α, kuris parodo tūrio vienete esančių atomų (molekulių) jonizuotą dalį. Būdingiausias plazmos pavyzdys – jonizuotos dujos, kuriose gausu elektronų ir teigiamųjų jonų. Šių krūvininkų kinetinė energija tokia didelė, kad jie nerekombinuoja. Priminkime, kad jonizuoti galima kaitinant, apšvitinant trumpomis elektromagnetinėmis bangomis ar apšaudant energingomis dalelėmis.
Gamtinė plazma sudaro apie 99,9 % Visatos masės. Iš plazmos susideda Žemės jonosfera, Saulė, žvaigždės, kurios yra tarpžvaigždinėje erdvėje. Žemės medžiaga tanki, o temperatūra žema, todėl gamtinės plazmos joje beveik nėra. Tačiau ši sukuriama elektros išlydžiu, liepsna ir pan. Plazmos savybių turi metalų ir puslaidininkių elektringųjų dalelių visuma.
Plazma, kurios temperatūra T < 105 K, vadinama žemosios temperatūros plazma; plazma, kurios T > 105 K, – aukštosios temperatūros plazma.
Aukštosios temperatūros plazma naudojama valdomai termobranduolinei reakcijai sukurti. Žemosios temperatūros plazma susidaro dujinio išlydžio šviesos šaltiniuose, dujiniuose lazeriuose, magnetiniuose hidrodinaminiuose ar plazminiuose generatoriuose ir kt. Plazmotronų veikimas pagrįstas tankios žemosios temperatūros plazmos vartojimu metalams pjaustyti ir virinti.
Visiškai jonizuotos plazmos elektrinis laidumas tam tikrame elektrinio lauko stiprių intervale nepriklauso nuo jos tankio ir proporcingas T 3/2. Kai plazmos T ≥ 15⋅106 K, jos elektrinis laidumas viršija sidabro elektrinį laidumą ir todėl ji laikoma idealiu laidininku.
Būdingos plazmos savybės yra šios: 1. Plazmos krūvininkai sąveikauja toliasiekėmis Kulono jėgomis, t. y. į bet kokį išorinį poveikį plazma reaguoja
kolektyviškai. Todėl joje sužadinami virpesiai ir bangos. 2. Dėl elektrinio lauko ekranavimo kiekvienas plazmos krūvininkas sąveikauja tik su tais, kurie yra Debajaus
ekranavimo spindulio LD sferoje. Šių krūvininkų skaičius vadinamas Debajaus skaičiumi. Debajaus ekranavimo nuotolis lygus atstumui nuo medžiagos paviršiaus iki taškų, kuriuose elektrinio lauko stipris sumažėja e = 2,72 kartus.
3. Kai plazmos neveikia išoriniai elektriniai laukai, jos krūvininkai virpa. Šių Langmiūro virpesių amplitudė yra LD eilės.
4. Plazma gali būti pusiausviroji, arba izoterminė (visų ją sudarančių dalelių netvarkingo judėjimo vidutinė kinetinė energija yra vienoda), ir nepusiausviroji, arba neizoterminė (elektronų temperatūra Te >> už jonų temperatūrą Tj ir atomų temperatūrą Ta).
15.11. Elektrono išlaisvinimo iš metalo darbas. Termoelektroninė emisija ir jos dėsningumai
Metalas, kaip ir bet kuri kita medžiaga, sudarytas iš teigiamųjų ir neigiamųjų dalelių. Neigiamosios dalelės yra
elektronai. Valentiniai elektronai silpnai susieti su atomais ir gardelėmis, todėl jie beveik nevaržomi gali klaidžioti kristale. Kai prie metalo paviršiaus esantis ir pakankamai energijos turintis elektronas išlekia iš metalo, jame lieka nesukompensuotas teigiamasis krūvis, kuris traukia elektroną atgal į metalą. Taip prie paviršiaus susidaro judri pusiausvyra. Išlėkę elektronai sudaro neigiamo krūvio debesėlį (11 pav.). Metale yra toks pat nesukompensuotas teigiamasis krūvis. Vadinasi, prie paviršiaus susidaro dvigubas elektrinis sluoksnis, kuriame sukuriamas elektrinis laukas. Šis laukas elektronus veikia metalo kryptimi ir taip trukdo naujiems elektronams išlėkti iš jo. Tačiau elektronams, turintiems pakankamai energijos, pavyksta nugalėti šią jėgą ir išlėkti į vakuumą. Elektrono išlaisvinimo darbas yra lygus energijos kiekiui, kurio reikia elektronui, kad išlėktų iš kietojo ar
skystojo kūno į vakuumą, neturėdamas kinetinės energijos.Elektronui reikalingą energiją galima suteikti įvairiais būdais: kūną bombarduojant didelės energijos dalelėmis, švitinant trumpabangiais elektromagnetiniais spinduliais, kaitinant ir kt.
11 pav.
Termoelektronine emisija vadinamas elektronų išspinduliavimo iš karštų kietųjų ar skystųjų kūnų reiškinys. Išlėkti iš kūno gali tik tie elektronai, kurių šiluminio judėjimo energija ne mažesnė už jų išlaisvinimo darbą ( ). Elektronų spinduliuojama tuo daugiau, kuo karštesnis kūnas ir kuo mažesnis elektronų išlaisvinimo darbas. Pastebima termoelektroninė emisija iš grynųjų metalų prasideda, kai jų temperatūra viršija 2000 °C. Kai metalo paviršius padengiamas kito, mažesnio išlaisvinimo darbo, metalo ar kai kurių metalų oksidų plėvele, spinduliuojama labai daug elektronų.
AkT ≥
Pagrindinė termoelektroninės emisijos charakteristika yra jos soties srovės tankis. Jis išreiškiamas Ričardsono ir Dašmeno formule:
kTA
sot eTBj−
= 2 , (15.46) čia B – beveik visiems metalams vienoda konstanta, A – elektronų išlaisvinimo darbas, k – Bolcmano konstanta, T – temperatūra.
Termoelektroninės emisijos reiškinys pritaikytas elektroninėse lempose, elektroniniuose vamzdžiuose, rentgeno vamzdžiuose, kineskopuose ir kitur. Juose elektronų šaltiniai yra tiesioginio arba netiesioginio kaitinimo katodai. Paprasčiausia elektroninė lempa – vakuuminis diodas, sudarytas iš katodo K ir anodo A (12 pav.) Nekintant katodo temperatūrai, anodinės srovės stiprio priklausomybė nuo įtampos tarp anodo ir katodo yra netiesinė (13 pav.). Mažų teigiamų įtampų srityje galioja trijų antrųjų dėsnis:
23UCI ⋅= , (15.47)
– 21 –
čia C – koeficientas, priklausantis nuo elektrodų formos ir jų matmenų bei tarpusavio padėties.
A
K
mA
12 pav. 13 pav.
Be to, kai , kai kurie iš katodo išlėkę elektronai pasiekia anodą – teka silpna I
0=U0 stiprio elektros
srovė. Kai elektrinis laukas pakankamai stiprus (U > U1),
visi emituojami elektronai pasiekia anodą ir anodinė srovė daugiau nebestiprėja – gaunamas įsotinimo reiškinys. Didinant katodo temperatūrą, be abejo, didėja ir soties srovės stipris, proporcingas išspinduliuojamų elektronų skaičiui..
– 22 –
16. Magnetinis laukas vakuume
16.1. Svarbiausios magnetinio lauko charakteristikos. Magnetinė indukcija, magnetinės indukcijos linijos
Magnetinis laukas yra viena iš elektromagnetinio lauko, kaip materijos egzistavimo, formų. Jį kuria nuolatinis magnetas, elektros srovė ar judantis įelektrintas kūnas. Be to, kiekvienas laike kintantis elektrinis laukas kuria magnetinį lauką ir atvirkščiai, kiekvienas kintantis magnetinis laukas kuria elektrinį lauką. Nejudantys, bet magnetinį momentą turintys kūnai (nuolatiniai magnetai) ir nuolatinė elektros srovė kuria nuolatinį magnetinį lauką, kuris vadinamas magnetostatiniu lauku. Kintamoji elektros srovė ar kintamasis elektrinis laukas kuria kintamąjį magnetinį lauką.
Magneto pavadinimas senovės Mažojoje Azijoje kilo nuo magnetito (Fe3O4), kuris traukė geležį. Įmagnetintas strypelis pasisuka šiaurės-pietų kryptimi.
V.Gilbertas XVIa. Tyrė magnetizmo reiškinius. Pjaustydamas magnetą parodė, kad negalima atskirti polių. Taigi magneto poliai ir krūviai turi skirtingos kilmės savybes. Tokia nuomonė įsivyravo šimtams metų.
Magnetinį lauką galima vizualizuoti (magnetinio lauko linijas pirmasis stebėjo M.Faradėjus). H.L.Erstedas 1820 m. atsitiktinai pastebėjo, kad kompaso rodyklė orientuojasi statmenai srovės krypčiai. Pirmą kartą
susidurta su necentrinėmis jėgomis. A.Amperas netrukus parodė, kad du gretimi laidininkai traukia vienas kitą, kai jais teka elektros srovės. Amperas įspėjo
magnetizmo prigimtį, tardamas, kad medžiagos viduje cirkuliuoja miniatiūrinės uždaros elektros srovės (patvirtinta po 100 metų). Kai jos orientuotos tvarkingai, susidaro magnetas.
M.Faradėjus 1822 m. tikrino hipotezę: jei srovė kuria magnetinį lauką, tai ir magnetinis laukas turi kurti srovę. 1831 m. jis atrado elektromagnetinės indukcijos reiškinį. Paaiškėjo, kad elektros srovę kuria ne pastovus, o kintamasis magnetinis laukas.
J.Maksvelis 1864 pateikė išbaigtą elektromagnetinio lauko matematinę formą. Magnetinė indukcija. Kiekybiniam magnetinio lauko apibūdinimui dažnai naudojamas srovės rėmelis, t.y. laisvai
pakabintas uždaras plokščiasis kontūras, kuriuo teka stiprumo I elektros srovė. Srovės rėmelio orientacija erdvėje nusakoma teigiamos normalės ortu n
r, kuris su kontūro srovės kryptimi susietas dešiniojo sraigto (arba dešiniosios rankos) taisykle (1
pav.). Bandymai rodo, kad magnetinis laukas rėmelį orientuoja, t.y. kad rėmelį veikia jėgų pora. Šių jėgų sukimo momentas Mr
priklauso kaip nuo magnetinio lauko, taip ir rėmelio savybių bei jo orientacijos. Plokščiojo srovės rėmelio magnetinės savybės apibūdinamos vadinamuoju srovės magnetiniu momentu – vektoriumi mp
r:
nISpmrr
= ; (16.1) čia S - rėmelio plotas. Jeigu duotajame magnetinio lauko taške būtų keli rėmeliai su skirtingais magnetiniais momentais, juos veiktų skirtingi sukimo momentai, tačiau santykis Mmax/pm visiems rėmeliams būtų tas pats. Šis santykis charakterizuoja tik patį magnetinį lauką ir vadinamas magnetine indukcija:
.IS
MB max= (16.2)
Taigi, vienalyčio magnetinio lauko indukcija skaitine verte lygi srovės rėmelį, kurio magnetinis momentas vienetinis veikiančiam didžiausiam sukimo momentui. Magnetinės indukcijos SI vienetas yra 1N/(1A.m) - niutonas ampermetrui – tesla (T). Magnetinės indukcijos B
r kryptis gali būti nustatoma dvejopai: 1) nustatoma pagal mažos magnetinės rodyklės
orientaciją magnetiniame lauke: vektoriaus kryptis sutampa su tiesės, jungiančios rodyklėlės pietų polių su šiaurės poliumi, kryptimi; 2) nustatoma pagal srovės rėmelio orientaciją magnetiniame lauke: vektoriaus kryptis sutampa su rėmelio normalės kryptimi.
Br
Br
Jei magnetinius laukus kuria keli šaltiniai, tai jiems, kaip ir elektriniams, galioja superpozicijos principas:
∑= ;BB i
rr (16.3)
S
N
3 pav.
Br
I
Br
nv
I
2 pav. 1 pav.
Apskritai magnetinį lauką patogu vaizduoti magnetinės indukcijos linijomis, t. y. kreivėmis, kurių liestinės kiekviename taške sutampa su B
r kryptimi. 2 ir 3 paveiksluose pavaizduoti paprasčiausių magnetinių laukų plokštieji pjūviai. Taigi
– 23 –
magnetinės indukcijos linijos visada uždaros ir apjuosia laidus, kuriais teka elektros srovė. Taip vaizduojami laukai yra sūkuriniai. Elektros srovės sukurto magnetinio lauko linijų kryptis nustatoma dešiniojo sraigto taisykle: a) kai srovė teka tiesiu laidu ir sraigtas sminga jos kryptimi, tai sraigto sukimo kryptis rodo B
r linijų kryptį; b) vijos ar ritės atveju atvirkščiai, t. y.
sraigto smigimo kryptis rodo Br
linijų kryptį, o jo galvutės sukimo kryptis sutampa su srovės kryptimi.
2. Srovės elemento sukurtas magnetinis laukas. Bio ir Savaro dėsnis. Magnetinio lauko stipris
Vienas iš pagrindinių elektromagnetizmo uždavinių – elektros srovių sukuriamų magnetinių laukų tyrimas ir jo charakteristikų skaičiavimas. Tai įmanoma remiantis arba Bio ir Savaro, arba visuminės srovės, dėsniu. Šis dėsnis tinka bet kokios formos laidu tekančios elektros srovės sukurto magnetinio lauko magnetinei indukcijai skaičiuoti. Jis teigia, kad srovės elemento lId
r sukurto magnetinio lauko indukcija Bd
r proporcinga šiam elementui ir atvirkščiai proporcinga atstumui iki
rypčių. (16.4) ir (16.5) lygtys yra diferencialinės Bio ir Savaro dėsnio išraiškos. Integralinė dėsnio išraiška gaunama kiekvienu konkrečiu atveju suintegravus (16.5) lygtį:
k
∫∫×
==ll r
rlIdBdB 30
4πµµ
rrrr
. (16.6)
Nagrinėjant magnetinius laukus ne vakuume, o medžiagoje būtina įvertinti ir pačios įsimagnetinusios medžiagos kuriamą lauką. Šiuo atveju patogiau naudotis ne magnetine indukcija, o kitu vektoriniu dydžiu – magnetinio lauko stipriu H
r. Magnetinio lauko stiprio SI vienetas yra 1 A/m. Kai terpė yra vienalytė ir izotropinė, šis dydis
nusakomas santykiu
4 pav.
.BH0µµ
rr= (16.6)
Tuomet Bio ir Savaro dėsnį srovės elemento sukurtam laukui galime užrašyti ir šitaip:
34 rrlIdHd
π
rrr ×= . (16.7)
Kaip matyti, dydis Hdr
jau nepriklauso nuo medžiagos magnetinių savybių, nusakomų magnetine skvarba µ.
16.3. Magnetinio lauko superpozicijos principas. Tiesiu laidu tekančios srovės magnetinis laukas. Apskritiminės srovės magnetinis laukas
Br
vektoriui, panašiai kaip ir Er
, galioja superpozicijos principas: ∑=i
i .BBrr
Juo galima pasinaudoti norint apskaičiuoti
bet kokios formos laidininku tekančios srovės sukurto magnetinio lauko indukciją. Praktiškai tai atliekama integruojant (16.6). Tiesiu laidu tekančios srovės magnetinis laukas. Apskaičiuosime tiesaus plono laido, kuriuo teka srovė I, sukurto
magnetinio lauko indukciją bet kokiame taške A, esančiame R atstumu nuo to laido (5 pav.). l nuotolyje nuo statmens, nuleisto iš taško A į laidą, išskirkime srovės
elementą ldIr
. Jo sukurto magnetinio lauko indukcijos dB modulis nusakomas (16.5) formule. Šiuo atveju l=Rctgα, taigi
A drB
rr R
I l
α1 α α2
5 pav.
dl
.sin
dRldαα
2−=
Be to, .sin
Rr α
=
Įrašę šias dl ir r išraiškas į (16.6), gauname:
.R
dsinIBdπ
ααµ4
0−=
Pagal sraigto taisyklę nustatome, kad d Br
nukreiptas į mus (tuo atveju brėžinyje jo kryptį žymime ) ir jo kryptis nekinta kintant ld
rpadėčiai laide. Taigi galime integruoti nuo α1 iki α2:
.)cos(cosRIdsin
RIB 12
00
44
2
1
ααπµαα
πµ α
α
−=−= ∫ (16.8)
Jei laidas su srove yra begalinis, tuo atveju α2→π, α1→0, ir pagal (16.8) gauname:
– 24 –
. (16.9) RIB
πµ2
0=
Apskritiminės srovės magnetinis laukas. Apskaičiuosime apskritos R spindulio vijos, kuria teka srovė I, kuriamo
magnetinio lauko indukciją taške C, esančiame statmenyje, iškeltame iš vijos plokštumos centro O ir nutolusiame nuo jo atstumu h (6 pav.).
Šiuo atveju iš pradžių galime vektoriškai sudėti dviejų vienodų modulių srovės elementų ldIr
, esančių diametraliai priešingose vijos pusėse, kuriamo lauko indukcijas, kurių moduliai pagal (16.5)
dl dl
I
O R
h r r
ϕ
ϕ
π/2 C
dB1 dB1
dB
6 pav.
rldIBd 2
01 4π
µ= ,
nes kampas tarp ldr
ir rr
α=90o, sinα=1. dB yra rombo, kurio kraštinė dB1, įstrižainė, taigi
, r
ldIRrRBdsinBdBd 3
011 2
22π
µϕ =⋅==
2322
20
03
0
22 /
R
)hR(IRld
rIRB
+== ∫
µπµ π
. (16.10)
Vektorius Br
nukreiptas išilgai vijos ašies. Magnetinio lauko indukciją vijos centre esančiame taške O skaičiuojame pagal (16.10), h prilyginę nuliui:
RIB
20µ= . (16.11)
Pastebėsime, kad apskritos vijos atveju patogiau naudotis apgręžta dešiniojo sraigto taisykle: jei sraigtą suktume taip, kad jo galvutės sukimosi kryptis sutaptų su srovės vijoje kryptimi, tada sraigto slenkamasis judesys rodytų vektoriaus B
r kryptį
vijos ašyje.
16.4. Visuminės srovės dėsnis
Iš elektrostatikos žinoma, kad elektrostatinio lauko potencialumo sąlyga arba šio lauko stiprio vektoriaus Er
cirkuliacija uždaru kontūru L lygi nuliui:
0=⋅∫L
ldErr
. (16.12)
Skirtingai nuo elektrostatinio magnetinis laukas yra nepotencialinis, o sūkurinis. Paprasčiausia tai įrodyti tiesaus begalinio laido, kuriuo teka I stiprio elektros srovė, atveju (7 pav.). Tarkime, pasirinktas kontūras L yra bet kuri magnetinės indukcijos linija. Taigi magnetinės indukcijos cirkuliacija šiuo kontūru lygi
I0µµdlrIldB
r
L
2
0
0
2πµµ π
==⋅ ∫∫ ∞
rr, (16.13)
L
7 pav.
t. y. nelygi nuliui. Gauta išraiška tinka bet kokios formos kontūrui, apjuosiančiam tiesų begalinį laidą, kuriuo teka I stiprio srovė. Pati B
r cirkuliacija šiuo kontūru proporcinga srovės stipriui I.
Kai kontūras juosia keletą nuolatinių elektros srovių, jų sukurto suminio magnetinio lauko indukcija šiuo kontūru proporcinga juosiamų srovės stiprių algebrinei sumai:
∑∫=
=n
ii
L
IldB1
0µµrr
B
; (16.14)
čia n – juosiamų srovių skaičius. Ši lygtis yra matematinė visuminės srovės dėsnio laidumo srovėms išraiška.
16.5. Visuminės srovės dėsnio taikymas solenoido magnetinio lauko skaičiavimui
Apskaičiuosime magnetinio lauko indukciją viduje solenoido – cilindrinės ritės, susidedančios iš didelio skaičiaus izoliuotos vielos vijų, tolygiai užvyniotų ant bendro karkaso. Nagrinėsime solenoidą, kurio ilgis l >> d, vijų skaičius N, jomis tekančios srovės stipris I. Bandymais nustatyta, kad solenoido viduje magnetinis laukas praktiškai vienalytis, jo jėgų linijos lygiagrečios solenoido ašiai. Solenoido išorėje laukas nevienalytis ir labai silpnas, praktiškai lygus nuliui.
Pritaikysime visuminės srovės dėsnį solenoido magnetinei indukcijai apskaičiuoti. Apskaičiuokime
8 pav. nes nelygus nuliui tik antrasis narys, jei atkarpoje 4–1 indukcija B = 0. Taigi gaunama, kad
– 25 –
NIBl 00 µµ= ; (16.16) čia N – kontūro juosiamų vijų skaičius. Iš čia magnetinė indukcija solenoide lygi
nIB 0µµ= ; (16.17) čia 0lNn = – ilginis vijų tankis (vijų skaičius solenoido ilgio vienete).
16.7. Magnetinio lauko ir srovės sąveika
Ampero jėga. Amperas nustatė, kad magnetinis laukas veikia srovės elementą lIdr
jėga BlIdFd A
rrr×= (16.18)
arba skaliariškai αsinIdlBdFA = ; (16.19)
čia α – kampas tarp ldr
ir Br
krypčių. Kai laidas tiesus, o magnetinis laukas vienalytis, Ampero jėgos modulis αsinIlBFA = . (16.20)
Taigi Ampero jėga didžiausia, kai laidas statmenas Br
linijoms (9 pav.). Remiantis tuo, dažnai magnetinė indukcija apibūdinama taip:
lIF
B max,A= , (16.21)
t. y. magnetinė indukcija skaitine verte lygi maksimaliai jėgai, kuria magnetinis laukas veikia vienetinio ilgio tiesų laidą, kai juo teka I = 1 A stiprio elektros srovė. Atitinkamai nustatomas ir jos matavimo vienetas tesla: ( )m1A1N1T ⋅=1 . Vadinasi, vienos teslos indukcijos magnetinis laukas veikia kiekvieno tiesaus laido, kuriuo teka 1 A stiprio elektros srovė, ilgio vienetą 1 N jėga. Ampero jėgos kryptis nustatoma vektorinės sandaugos arba kairiosios rankos taisyklėmis. Pastaroji dažniausiai formuluojama taip: B
r linijos statmenai veria delną, keturi ištiesti pirštai rodo srovės
kryptį, o delno plokštumoje 90º kampu atlenktas nykštys rodo AFr
kryptį.
9 pav.
Dviejų tiesių lygiagrečių elektros srovių magnetinė sąveika. Šią sąveiką pastebėjo Amperas ir nustatė, kad dvi lygiagrečios elektros srovės viena kitą traukia arba stumia priklausomai nuo jų tekėjimo krypčių (10 pav.). Kadangi abi srovės yra viena kitos sukurtame magnetiniame lauke, tai atsiradusios Ampero jėgos ir veikia kiekvieną iš jų. 11 paveiksle
pavaizduotas dviejų begalinių lygiagrečių srovių magnetinės sąveikos plokščiasis pjūvis.
Srovių magnetinės sąveikos jėgos lygios, bet priešingų krypčių. Jų moduliai yra:
dlIIlBIF , π
µµ2
2101212 == ∞ , (16.22a)
12210
2121 2F
dlIIlBIF , === ∞ π
µµ
0
. (16.22b)
Šiomis lygtimis išreiškiamas Ampero dėsnis: dviejų plonų be galo ilgų lygiagrečių laidų, kuriais teka srovės, magnetinės sąveikos jėga proporcinga srovių stiprių sandaugai, laido ilgiui ir atvirkščiai proporcinga atstumui tarp jų. Remiantis šiuo dėsniu, apibūdinamas srovės stiprio vienetas amperas: amperas – tais nuolatinės elektros srovės, kuriai tekant dviem plonais be galo ilgais lygiagrečiais laidais, esančiais vienas nuo kito 1 m
atstumu, jų kiekvieną ilgio metrą veikia 2⋅10–7 N magnetinė jėga, stipris. Iš čia ir gaunama magnetinės konstantos µ skaitinė vertė:
mH104π
mH
lIIdF 7sąą −
−
⋅=⋅⋅⋅⋅⋅⋅
==1111102122 7
210
πµπ
µ
16.8. Rėmelis, kuriuo teka srovė, vienalyčiame magnetiniame lauke
Sakysime, indukcijos B
r vienalyčiame magnetiniame lauke yra rėmelis, kuriuo teka I stiprio nuolatinė srovė (12 pav.).
⊥ ). Apatinės ir viršutinės rėmelio kraštinių Ampero jėgos neveikia ( Br lId
r), šoninės kraštinės veikiamos jėgomis 1F
r ir 2F
r, kurios verčia rėmelį suktis apie ašį OO* ( OO B*
r⊥ ). Šių jėgų petys
221lll == . Rėmelio sukimo momento modulis
;BpIBSIBlIBllFllFlFM m=====+= 22211 (16.23)
– 26 –
čia – rėmelio ribojamo paviršiaus plotas, 2lS = ISpm = – srovės rėmelio magnetinio momento modulis. Plotui gali būti
suteiktos vektoriaus savybės: nSSrr
= . Teigiamąja nr normalės vektoriaus kryptimi imama ta, kuri susijusi su srovės kryptimi
dešininio sraigto taisykle. Tada magnetinio momento vektorius .SIpm
rr=
Rėmelio sukimo momento vektorius Mr
statmenas vektorių mpr
ir Br
sudaromai plokštumai, t.y. lygiagretus ašiai OO*:
BpM m
rrr×=
B
12 pav.
mpr
I Br
nv
O*
O
1Fr
. (16.24)
Magnetinio lauko jėgos stengiasi pasukti rėmelį taip, kad jo magnetinis momentas pasidarytų lygiagretus vektoriui
r,nes tik
tuomet sukimo momentas Mr
tampa lygus nuliui: 0=Mr
, kai
mpr
|| Br
. Tuo paremtas elektros variklių ir magnetoelektrinės sistemos matavimo prietaisų veikimo principas.
Bendru atveju, kai kontūro plokštuma nėra lygiagreti vektoriui B
r (kampas tarp
vektorių Br
ir mpr
lygus α (13 pav.), rėmelio sukimo momento modulis M=pmBsinα , o jo vektorius – M .Bpm
rrr×=
I rpm
rB
α
13 pav.
16.9. Krūvininkų judėjimas elektromagnetiniame lauke. Lorenco jėga
Lorenco jėga – tai jėga, kuria elektromagnetinis laukas veikia jame judantį krūvininką:
BvqEqFL
rrrr. (16.25) ×+=
Pirmasis dėmuo rodo jėgą, kuria elektrinis laukas veikia jame esantį krūvininką, antrasis dėmuo – jėgą, kuria magnetinis laukas veikia jame judantį krūvininką. Tai Lorenco jėgos magnetinė dedamoji:
BvqFLm
rrr. (16.26) ×=
Jėgos LmFr
kryptis nustatoma kairiosios rankos taisykle, kai krūvis teigiamas, ir dešiniosios rankos taisykle, kai krūvis
neigiamas. Taigi LmFr
visada statmena krūvininko greičiui vr
, t.y. ji yra įcentrinė jėga ir mechaninio darbo neatlieka, tik keičia krūvininko judėjimo kryptį.
Krūvininko judėjimo trajektorijos forma priklauso nuo kampo α, kuriuo jis įlekia į vienalytį magnetinį lauką Br
linijų atžvilgiu.
1. Kai krūvininkas juda išilgai magnetinio lauko, t. y. kai kampas °°= 1800 arbaα , tai FLm = 0 ir todėl judėjimo trajektorija yra tiesė (14 pav., a).
2. Kai krūvininkas įlekia statmenai į magnetinio lauko sritį ( )Bvrr
⊥ , jo trajektorija – apskritimo lankas (14 pav., b), kurio kreivumo spindulys R nustatomas iš Lorenco jėgos magnetinės dedamosios, kaip įcentrinės jėgos. Taikome antrąjį Niutono dėsnį:
įcLm maF = . Įstatę jėgos ir įcentrinio pagreičio išraiškas, gauname:
RvmBvq 2⊥⊥ = .
Iš čia
constqBvmR == ⊥ . (16.27)
Vadinasi, kuo didesnis krūvininko
impulsas , tuo sunkiau magnetinei jėgai nukreipti krūvininką judėti kreiva trajektorija ir todėl tuo didesnis jos kreivumo spindulys.
⊥vm 14 pav.
Vieno apsisukimo laikas, t. y. sukimosi periodas
qBm
vRT ππ 22==
⊥
(16.28)
nepriklauso nei nuo krūvininko greičio, nei nuo trajektorijos spindulio, o priklauso tik nuo magnetinės indukcijos B ir dalelės savitojo krūvio q/m.
– 27 –
3. Kai krūvininko greitis ir magnetinė indukcija vr
Br
sudaro bet kokį kampą α, šis kampas nekinta judėjimo metu, o judėjimo trajektorija – vienodo žingsnio h sraigtinė linija (14 pav., c). Tai paaiškinama tuo, kad krūvininkas tuo pačiu metu sukasi greičiu ⊥v
Sukimosi kryptis priklauso nuo krūvininko ženklo (16 pav.).
16.10. Lorenco jėgos praktinio taikymo pavyzdžiai. Holo reiškinys
Elektringųjų dalelių judėjimu elektriniame ir magnetiniame laukuose pagrįstas masių spektrografo veikimas. Anglų fiziko F. V. Astono sukurto masių spektrografo principinė schema pateikta 17 paveiksle.
Praėjęs pro siaurą pluoštą formuojančias diafragmas D1 ir D2, greitų skirtingų jonų pluoštelis išskleidžiamas vienalyčiame elektriniame lauke ir kreipiamas priešinga kryptimi magnetiniame lauke. Čia Lorenco magnetinės jėgos veikiami jie juda apskritimų lankais. Kaip matyti (16.27) formulėje, jų kreivumo spinduliai tuo didesni, kuo didesni greičiai ir mažesni savitieji krūviai q/m. Todėl viršutinę kiekvieno pluoštelio trajektoriją atitinka
greičiausi savitojo krūvio jonai. Taigi magnetinis laukas fokusuoja vienodo savitojo krūvio jonus fotoplokštelės taškuose 1 ir 2. Taip buvo atrasti stabilūs izotopai, ištirta elementų izotopinė sudėtis ir nustatyta jų atominė masė.
Holo reiškinys. Kai I stiprio elektros srovė teka metalo arba puslaidininkio plokštele, esančia Br
indukcijos magnetiniame lauke, plokštelėje atsiranda skersinis HE
r stiprio elektrinis laukas, statmenas I ir magnetinės indukcijos B
r
kryptims. Šio lauko stiprio vertė αsinIBRE HH = ; (16.32)
čia RH – Holo konstanta; α – kampas tarp srovės tekėjimo ir magnetinės indukcijos krypčių. Skersinio elektrinio lauko susidarymas paaiškinamas kryptingai judančių krūvininkų atskyrimu, veikiant Lorenco jėgos
magnetinei dedamajai BvqFLm
rrr×= . Jos modulis lygus
αsinBvqFLm = ; (16.33)
čia v – krūvininkų kryptingo judėjimo greičio modulis. Tai vyksta tol, kol atsiradusio elektrinio lauko jėga eFr
atsveria mFr
, t.y. αsinBvqqEH = . (16.34)
Metalinės plokštelės atveju judantys
krūvininkai yra laidumo elektronai. Kai kampas α = 90°, jie juda apskritiminėmis trajektorijomis ir kaupiasi prie viršutinės sienelės (18 pav.). Dėl to apatinė sienelė įsielektrina teigiamai. Kai šių jėgų moduliai pasidaro lygūs, nusistovi pusiausvyra ir krūvininkai juda tiesiai. Skersinio elektrinio lauko stipris tuomet nekinta. Kadangi srovės stipris
SevnjSI 0== ; čia j – srovės tankis; n0 – krūvininkų koncentracija; S – plokštelės sk pjūvio plotas, tai iš (16.34) išraiškos elektrinio lauko ersstiprio modulis
SensinIBEH
0
α= (16.35)
Dydis RH = 1 / (en0) vadinamas Holo konstanta. Metaluose laisvųjų krūvininkų koncentracija n0 didelė, todėl jų Holo konstantos skaitinės vertės mažos; puslaidininkių – atvirkščiai, Holo konstantos didelės. Holo konstantos ženklas – toks pat kaip krūvininko. Iš jos ženklo sprendžiama apie priemaišinių puslaidininkių laidumo tipą.
+ + + + + + + + + +
+
+
+
+
+
+
+
+
Iv
BX
e
Fe
Fm
X
17 pav.
18 pav. 19 pav.
16 pav.
15 pav.
– 28 –
Praktiškai matuojamas skersinis potencialų skirtumas ∆ϕH arba Holo įtampa
bsinIBRbE H
HHαϕ ==∆ ; (16.36)
čia b – plokštelės storis magnetinio ko k(20 pav.). Kai α = 90°, šis skirtumas
lau ryptimi
bIBRH
H =∆ϕ (16.37)
Išmatavus Holo potencialų skirtumą ∆ϕH, plokštele tekančios elektros srovės stiprį I ir žinant
magnetinę indukciją B, gal aičiuoti Holo konstantą RH, o po to ir krūvininkų koncentraciją n0 bei jgalima apskaičiuoti krūvinin į laisvąjį lėkį
M gnetinės indukcijos vektoriaus elementariuoju srautu pro plotelio dS paviršiaus elementą vadinamas skaliarinis dydis, nusakomas lygybe:
a
dSB)n,Bcos(BdSSdSnBd nB ====Φrrrrr
dBr
; (16.38)
čia B)n,Bcos(BBrrr
−= vektoriaus projekcija paviršiaus normalėje (21 pav.); dSnSdrr
= – n
paviršiaus pseudovektorius. Jeigu vektoriaus Br
srautas siejasrovė, tokiu atveju ės krypti
s dešiniojo sraigto tata
mas su tam tikru kontūru, kuriuo teka teigiamoji kontūro normalės kryptis su tekančios srov mi sieja isykle.
Magnetinės indukcijos vektoriaus srau s pro bet kokio ploto paviršių:
∫=S
B SdBΦrr
. (16.39)
ytis, o paviršius statm nas vektoriui Br
, .BSB =ΦJeigu laukas vienal e Magnetini . 2
Tai toks srautas, kurį sukuria 1T indukcijos vienalytis magnetinis laukas, prdinamas
o srauto vienetas yra vėberis (1Wb = 1T 1m ). aeinantis pro statmeną jam 1m2 ploto paviršių.
N vienodų vijų sistemą veriantis magnetinis srautas va surištuoju. Jis lygus
Φ=Ψ N ; (16.40) čia Φ –
adangi magnetinės indukcijos linijos yra uždaros, tai bet kuri iš jų įėjusi pro uždarąjį paviršių būtinai pro jį ir išeina. Seka, kad magnetinio lauko indukcijos vektoriaus srautas pro bet
vieną viją veriantis magnetinis srautas. K
kokį uždarąjį paviršių lygus nuliui:
∫ ∫ ==S
n .dSBSdB 0rr
(16.41)
Ši form ė išreiškia Gauso dėsnį magnetiniam laukui. Palyginus šią lygybę su Gauso dėsnio elektrostatiniam laukui išraiška ul
∫ ∑=S ε
iqSdErr
, galima padaryti išvadą, kad gamtoje magnetinių krūvių nėra.
Jau žinome, kad elektros srovė sukuria magnetinį lauką. Ar nėra atvirkštinio reiškinio, kada magnetinis laukas sukuria elektros srovę? Pirmasis į šį klausimą teigiamą bandymais pagrįstą atsakymą davė Faradėjus (M. Faraday) 1831 m. Jis pastebėjo, kad kintant uždarą laidų kontūrą kertančiam magnetiniam laukui, tame kontūre atsiranda elektros srovė. Ji buvo pavadinta indukuotąja srove, o šis reiškinys - elektromagnetinės indukcijos reiškiniu.
Bandymais buvo nustatyta, kad indukuotosios srovės stipris proporcingas magnetinio srauto kitimo spartai nepriklausomai nuo to, dėl kokios priežasties kinta srautas:
Iind ∼ dΦ/dt (17.1)
Srautas gali kisti judant kontūrui magneto atžvilgiu, jam pasisukant arba jam deformuojantis. Suprantama, jog vienu metu gali veikti du ar visi trys šie veiksniai.
Bandymai rodo, kad indukuotosios kontūre srovės kryptis priklauso nuo to, silpnėja ar stiprėja kontūrą kertantis magnetinis srautas, taip pat nuo magnetinio lauko indukcijos vektoriaus krypties kontūro atžvilgiu. Apibendrintą taisyklę, pagal kurią galima nustatyti indukuotosios srovės kryptį, 1883 m. suformulavo Lencas (E. Lenz): uždarame kontūre indukuotoji elektros srovė teka tokia kryptimi, kad jos kuriamas magnetinis srautas, kertantis kontūro ribojamą plotą, priešinasi ją sukūrusio srauto kitimui.
S
N dd
rBt
rv
rBind
Iind
rB
a)
S
N dd
rBt
rv
rBind
Iind
rB
b)
S
N
dd
rBt
rvrBind
Iind rB
c)
S
N
dd
rBt
rv
rBind
Iind
rB
d)
1 pav.
Panagrinėkime keletą konkrečių atvejų. Tarkime, tiesusis magnetas šiauriniu poliumi artinamas prie uždaros vijos (1 pav., a). Šiuo atveju viją kertantis magnetinis srautas nukreiptas žemyn ir stiprėja, tad vijoje indukuotoji srovė Iind tekės tokia kryptimi, kad jos kuriamas magnetinis srautas būtų nukreiptas į viršų ir kompensuotų magnetinio srauto stiprėjimą. Kontūro
ribojamas plotas S šiuo atveju nekinta, taigi .tdBdS
tdΦd= Vektoriaus B
r moduliui didėjant, jo išvestinės
tdBdr
kryptis sutampa
su kryptimi, t, y. Br
tdBdr
nukreiptas žemyn. Sutinkamai su Lenco taisykle indukuotoji srovė turi tekėti tokia kryptimi, kad jos
kuriamo magnetinio lauko indukcija būtų nukreipta į viršų. Priminsime, kad vektoriaus indBr
kryptis susijusi su Iind kryptimi dešiniojo sraigto taisykle.
Nesunku įsitikinti, kad tolinant magnetą nuo vijos (1 pav., b) magnetinis srautas, kertantis vijos plotą, silpnėja, tad tdBdr
nukreipta prieš Br
kryptį, t. y. į viršų. indBr
ir šiuo atveju turi būti nukreipta prieš tdBdr
kryptį, t. y. žemyn. Išsiaiškinę indBr
kryptį, pagal dešiniojo sraigto taisyklę nustatome Iind kryptį. Panašiai samprotaujant lengva nustatyti indukuotosios srovės kryptį, kai magnetas pietiniu poliumi artėja prie vijos (1 pav., c) ar tolsta nuo jos (1 pav., d).
Atkreipsime dėmesį, kad indukuotosios srovės kryptis susijusi su tdBdr
vektoriaus kryptimi kairinio sraigto taisykle.
Elektromagnetinės indukcijos reiškinio esmę nusakantis dėsnis (Faradėjaus dėsnis) teigia, kad indukcinė elektrovara lygi magnetinio srauto kitimo spartai su minuso ženklu:
dtd
indΦ
−=ε . (17.2)
Minuso ženklas išreiškia Lenco taisyklę. Jei kelis nuosekliai sujungtus kontūrus kerta tas pats magnetinis srautas, tada indukcinė evj lygi indukcinių evj
kiekviename kontūre sumai. Pavyzdžiui, jei tas pats magnetinis srautas kerta ritę, turinčią N vijų, ritėje indukuojama evj
.tdΦdNind −=ε ` (17.3)
– 30 –
17.2. Indukcinės elektrovaros kilmė
Indukcinė elektrovara atsiranda tiek nejudančiame laidininke, kurį kerta kintamas magnetinis laukas, tiek ir laidininke, kuris juda vienalyčiame magnetiniame lauke. Pirmuoju atveju elektrovaros atsiradimas paaiškinamas tuo, kad kintamas magnetinis laukas kuria sūkurinį elektrinį lauką, t. y. lauką, kurio jėgų linijos yra uždaros (2 pav.). Sūkurinio elektrinio lauko kryptis priklauso nuo magnetinio lauko kitimo spartos pobūdžio: 2 pav.,a – magnetinis laukas stiprėja; b – magnetinis laukas silpnėja.
Kadangi elektrovara lygi pašalinių jėgų darbui perkeliant teigiamą vienetinį krūvį uždara grandine, t. y. kadangi
∫=l
i ldErr
ε , (17.4)
o pagal Faradėjaus elektromagnetinės indukcijos dėsnį elektrovara
ti ∂Φ∂
−=ε
tai
,
tldE
l ∂Φ∂
−=∫i =rr
ε . 17.5
Vadinasi, sūkurinio elektrinio lauko cirkuliacija kontūru l lygi indukcinei elektrovarai.
kontūras juda vienalyčiame lauke, indukcinės elektrovaros atsiradimo priežas
( )
stiprio
Antruoju atveju, kai laidininkas ar laidustis yra Lorenco jėgos magnetinės dedamosios LmF
r veikimas į laisvuosius elektronus. Tegul l ilgio tiesus laidas pastoviu
greičiu vr
juda plokštumoje XOZ statmenai Br
linijom pav.). Laisvuosius elektronus veikianti jėga s (3( ) BvveFLm
rrrr×′+= ; (17.6)
čia v ′r
– elektronų kryptingo judėjimo išilgai laido greitis, atsirandantis dėl jų judėjimo greičiu vr
kartu su strypu. Būtent jėgos deda oji Bvem
rr× priverčia laisvuosius elektronus kauptis laido gale C tol, kol dėl to atsiradus elektrinio lauko jėga atsvers
Lorenco m nę dedamąją: i
agnetiBveeE = . (17.7)
Nuo šio momento greitis 0=′vr
, t.y. la tikro ido galuose susidaro tamdydžio potencialų skirtumas:
Bvl=∆ϕ . (17.8) Kadangi atka
elektro
Bvli =
rpoje jokių varos šaltinių nėra, tai potencialų
skirtumas lygus indukcinei elektrovarai. Taigi
ε , (17.9) t.y. indukcin kt
proporcinga la
Prie jo galų prijungus apkrovą, grandine tekės indukcinė elektros srovė (4 p ios rankos
3 pav. 4 pav.
2 pav.
ė ele rovara ido ilgiui, jo greičiui ir
magnetinei indukcijai. Šiuo atveju magnetinis laukas kinta dėl kontūro ribojamo ploto kitimo (brūkšniuotas). av.). Srovės kryptis nusakoma dešinios
taisykle: kai Br
linijos statmenos delnui, o atlenktas nykštys rodo laido judėjimo kryptį, tai keturi ištiesti pirštai rodo indukcinės srovės kry tį.
p
17.3. Saviindukcijos reiškinys. Induktyvumas
lektros srovės sukurto magnetinio lauko indukcija pagal Bio ir Savaro dėsnį proporcinga srovės stipriui, t. y. B ~ I. Taigi i
Er šio lauko magnetinis srautas
∫=ΦS
SdBrr
(17.10)
taip pat proporcingas srovės stipriui, t. y. LI=Φ . (17.11)
Dydis L vadinamas srovės kontūro induktyvumu. Jo matavimo vienetas – henris (H): 1H – tai kontūro, kuriuo, tekant 1Astiprio
ežasčių kinta kontūrą veriantis surištasis magnetinis srautas, tai jame atsiranda saviindukcijos elektrovara εs:
elektros srovei, sukuriamas 1 Wb magnetinis srautas, induktyvumas. Jis priklauso nuo kontūro matmenų, formos ir aplinkos magnetinių savybių.
Kai dėl kokių nors pri
– 31 –
dtdLI
dtdIL
dtd
−−=sΨ
−=ε . (17.12)
Taigi indukcijos elektrovaros atsiradimą galima paaiškinti arba kontūarba abiejų jų kitimu. Jeigu induktyvumas L = const, tai
ro induktyvumo, arba juo tekančios srovės stiprio,
dtdIL−=ε . (17.13) s
Minuso ženklas rodo, kad saviindukcijos srovė priešinasi sVadinasi, kontūro induktyvumas yra jo elektrinio inertiškumo matas
s indukcijos reiškinys
Šio reiškinio esmė – indu iame greta kito kontūro, kuriuo tekanč s kintamosios srovės sukurtas magnetinis laukas veria tą kontūrą (5 pav.).
ančios elektros srovės stipriui:
rovės stiprio kitimui kontūre ir todėl lėtina kitimo spartą. .
ioNustatyta, kad antrąjį kontūrą veriantis surištasis magnetinis srautas
proporcingas pirmuoju kontūru tek12121 IL=Ψ ; (17.14)
čia L21 – proporcingumo koeficientas, dažnai vadinamas abipusiu induktyvumu.
magnetinis srautas Atvirkščiai, kai antruoju kontūru teka I2 stiprio srovė, tai pirmąjį
kontūrą veria surištasis 21212 IL=Ψ ; (17.15)
ktyvumas, apibūdinantis abiejų kontūrų ačia dydis L = taip pat abipusis induinduktyvumas priklauso nuo kontūrų (apvijų) matmenų, formos, tarpusavio padėties ir
induktyvum imo vienetas, kaip ir induktyvumo, yra henris (H). Indukcinė elektrovara antrinėje apvijoje
dtdIL
dtd 21 =Ψ
−=ε i1
212 − . (17.16)
Analogiškai elektrovara pirminėje apvijoje
dtdIL
dtd
i2
1212
1 −=Ψ
−=ε . (17.17)
Abipusis induktyvumas , kai terpė neferomagnetinconstLL == 2112 ė. Kai terpė feromagnetinė, 2112 LL ≠ , nes kiekvienas iš jų dar priklauso nuo I1 ir I2.
ės indukcijos r atorius i keisti.
etinio lauko energija ir jos tankis
Prie tų induktyvumo L ir rezistoriaus R, prijunkime nuolatinės įtampos šalti , kurio elektrovara ε (6 pav.). Grandine ims tekėti srovė
Abipusės elektromagnetin eiškiniu pagrįstas transformatoriaus veikimas. Transform – tai įrenginys įtampai ar elektros srovės stipriu
17.5. Magn
grandinės, susidedančios iš nuosekliai sujungnį
.R
I sεε +=
Įrašę čia εs išraišką (17.13), tą lygybę galime užrašyti šitaip:
.td
LIR +=ε Id
Šios lygybės abi puses padauginę iš Idt, gausime:
čia εIdt = dApaš − šaltinio pašalinių jėgų per laiką dt atli = dQ − per tą patį laiką rezistoriuje R išsiskyręs šilumos kiekis. Matome, kad
iktas darbas yra didesnis už grandinėje išsiskyrusį šilumos kiekį per tą patį laiką. Šio darbo ir šilumos kiekio skirtumas LIdI virto magnetinio lauko e
(17.18)
Jei srovės stipris grandinėje padidėjo nuo
εIdt = I2Rdt+LIdI;
ktas darbas, I2Rdt
dApaš = dQ+LIdI, t. y. šaltinio pašalinių jėgų atl
nergija. Taigi
dW = LIdI = IdΦ.
0 iki I, integruodami (17.18) gauname:
∫ == .LIIdLIW2
I
0
2
(17.19)
Atsižvelgdami į (17.19), kontūro su srove magnetinio lauko energiją galime apskaičiuoti pagal vieną iš šių formulių:
5 pav.
ε
L R
I
6 pav.
– 32 –
.I
ΦIΦLIW222
22
===
(17.20)
N kontūrų su srovėmis magnetinio lauko energija
∑∑= =
=N N1
i kkiik .IILW
1 12
siskirsčiusi tūryje V, tai jos tūriniu tankiu vadinamas dydis wm=W/V. Jis ska nio lauko, esančio is tankis priklauso nuo magnetinio lauko charakteristikų ir terpės magnetinių savybių:
(17.12)
Jei vienalyčio magnetinio lauko energija W yra paitine verte lygus vienalyčio magneti vienetiniame tūryje, energijai. Energijos tūrin
220
0
HBwmµµ
µµ== . (17.21)
Kai magnetinis laukas nevienalytis, jo magnetinė energija randam
22
a integruojant: ;
čia w – m ką galima laikyti vienalyčiu.
∫=V
wdVW (17.22)
agnetinio lauko energijos tūrinis tankis (17.21). Nykstamai mažame tūryje dV lau
– 33 –
18. Magnetinis laukas medžiagoje
18.1. Medžiagos įmagnetėjimas, įmagnetėjimo vektorius
Bandymai rodo, kad medžiagoje magnetinis laukas yra kitoks negu vakuume. Tai rodo, kad medžiaga, patekusi į išorinį magnetinį lauką, pati kuria savo magnetinį lauką, kuris vektoriškai sumuojasi su išoriniu lauku. Sakoma, kad medžiagos magnetiniame lauke įmagnetėja. Įmagnetėjančios medžiagos vadinamos magnetikais.
Visos medžiagos pasižymi magnetinėmis savybėmis, pagal kurias jos skirstomos į diamagnetikus, paramagnetikus, feromagnetikus ir kt. Diamagnetikų ir paramagnetikų magnetinės savybės paaiškinamos elektronų orbitiniais magnetiniais momentais (1 pav.):
nISpmorr
= ; (18.1)
čia I = eν – elektrono judėjimo nulemtos mikroelektros srovės stipris; ν – sukimosi dažnis (~1015 s–1), – orbitos plotas. 2rS π=Elektronui būdingas ir savasis magnetinis momentas msp
r, kurį lemia jo sukinys, t. y. tokia neatskiriama elektrono savybė,
kaip jo krūvis ar masė. Skaitine verte jis proporcingas Boro magnetonui e
B me
2h
=µ :
( ) Bms ssp µ1+= ; (18.2)
vr I
mopr
1 pav.
S
čia s = 1 / 2 – sukinio kvantinis skaičius. Todėl atomo ar molekulės magnetinis momentas lygus jų elektronų orbitinių p
r ir savųjų pmo ms
r magnetinių momentų sumai:
∑∑ +=n
ii,ms
n
ii,mom ppp
rrr. (18.3)
Medžiagos įmagnetėjimas apibūdinamas jos tūrio vieneto magnetiniu momentu:
∑=
=n
imp
VJ
1
1 rr. (18.4)
18.2. Diamagnetizmas ir paramagnetizmas
Medžiagos, kurių atomų ar molekulių 0=mp
r, kol išorinio magnetinio lauko nėra, vadinamos diamagnetikais (inertinės
dujos, bismutas, grafitas, talis, cinkas, varis, sidabras, auksas, vanduo, stiklas). Medžiagos, kurių atomų ar molekulių 0≠mpr
, net ir tada, kai nėra išorinio magnetinio lauko, vadinamos paramagnetikais (deguonis, aliuminis, platina, kobaltas, volframas ir kt.). Dėl dalelių šiluminio judėjimo jų magnetiniai momentai orientuoti netvarkingai, medžiaga neįmagnetėjusi. Įnešus diamagnetinį ar paramagnetinį bandinį į vienalytį B0 indukcijos magnetinį lauką (2 pav.), pakinta elektrono judėjimo orbita greitis. Šis reiškinys vadinamas elektrono orbitos precesija. Dėl to pakinta ir jo orbitinis magnetinis momentas dydžiu
emiomim m
Breppp4
022
=−=∆ , (18.5)
nes em
erBvvv2
00 ±=−=∆ .
Galima įrodyti, kad mpr
∆ visada priešingos krypties išoriniam magnetiniam laukui. Todėl ir medžiagos įmagnetėjimas
Hm
BrNeJ
e
rr
rχ=−=
40
22
; (18.6)
vr Lr
ωr
α
I
mpr
0Br
mpr∆
2 pav.
Ω π−α
čia N – orbitų skaičius; r – jų vidutinis spindulys; χ – magnetinis jautris; Hr
– išorinio magnetinio lauko stipris. Magnetinio momento ir įmagnetėjimo atsiradimas vadinamas diamagnetiniu reiškiniu. Taigi diamagnetizmas – savybė, būdinga visoms medžiagoms. Tačiau ne visos medžiagos yra diamagnetikai, nes dažnai šį silpną reiškinį užgožia kitokie reiškiniai. Dažniausiai diamagnetikais esti tos medžiagos, kurių atomų ar molekulių pilnutiniai magnetiniai momentai lygūs nuliui.
mpr
∆
Paramagnetikai yra tokios medžiagos, kurių molekulės turi magnetinį momentą. Kai magnetinio lauko nėra, atomų magnetinių momentų orientacija dėl šiluminio judėjimo yra betvarkė, todėl tų magnetinių momentų vektorinė suma lygi nuliui. Išoriniame magnetiniame lauke esančio paramagnetiko atomo magnetinio momento pm energija mažiausia, kai mp
r׀׀ Br
. Tačiau, veikiant magnetiniam laukui, kampas tarp atomo magnetinio momento ir magnetinės indukcijos krypčių nesikeičia: magnetinis momentas tik precesuoja apie B
r kryptį, nekintant kampui tarp jų. Dėl atomų sąveikos ir susidūrimų šis precesinis
judėjimas trumpam sutrinka. Tuomet magnetinis laukas ir orientuoja atomų magnetinius momentus taip, kad būtų mpr
|| Br
, todėl magnetinis laukas paramagnetike sustiprėja. Šiluminis judėjimas trukdo šiam orientavimui, dėl to paramagnetikų magnetinis jautris mažėja temperatūrai didėjant.
Paramagnetikų įmagnetėjimas vyksta panašiai kaip polinių dielektrikų poliarizacija. Silpnuose magnetiniuose laukuose įmagnetėjimas aprašomas taip:
– 34 –
.kTNpJ
2m
30µ= (18.7)
18.3. Magnetinis laukas magnetike
Magnetinio lauko indukcija medžiagoje pagal laukų superpozicijos principą
iBBBrrr
+= 0 ; (18.8)
čia HBrr
00 µ= – lauko magnetinė indukcija tuštumoje; iBr
– indukuotojo lauko magnetinė indukcija:
JBi
rr0µ= . (18.9)
Žinoma, kad HJrr
χ= ; (18.10) čia χ – medžiagos magnetinis jautris. Taigi
( )HHHBrrrr
χµχµµ +=+= 1000 ; (18.11)
čia Hr
– įmagnetinančio lauko stipris. Pažymėję µχ =+1 , gauname
HBrr
0µµ= , (18.12) čia µ - medžiagos santykinė magnetinė skvarba. Ji parodo, kiek kartų magnetinio lauko indukcija medžiagoje yra didesnė negu vakuume:
.BB
0
r
r
=µ (18.13)
Diamagnetikų χd < 0, µd < 1 – jie įmagnetėja prieš magnetinį lauką; paramagnetikų χp > 0, µp > 1 – jie įmagnetėja lauko kryptimi, tačiau dalelių šiluminis judėjimas trukdo orientuojančiam magnetinio lauko poveikiui, nes T~p 1χ . Tiek µd, tiek µp nepriklauso nuo magnetinio lauko stiprio H.
laukui. Tačiau medžiagoje magnetinį lauką kuria ir molekulinės srovės – mikrosrovės. Todėl visuminės srovės dėsnis magnetikui užrašomas taip:
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛+= ∑∑∫
imol,i
ii
l
IIldB 0µrr
, (18.14)
t. y. magnetinės indukcijos cirkuliacija kontūru l proporcinga kontūro juosiamų laidumo srovių Ii ir molekulinių srovių Ii,mol sumai. Atsižvelgę į (18.8), visuminės srovės dėsnį perrašome taip:
moll
il
IIldBldH 000 µµµ +=+ ∫∫rrrr
(18.15)
Kadangi indukcija Bi susijusi su srove Imol, tai galima teigti, kad
moll
i IldB 0µ=∫rr
. (18.16)
Tuomet gauname IldH
l
=∫rr
; (18.17)
čia I – kontūro juosiamų makroskopinių laidumo srovių algebrinė suma. Tai ir yra visuminės srovės dėsnio magnetikui išraiška. Magnetinio lauko stiprio vektoriaus cirkuliacija kontūru l lygi kontūro juosiamų laidumo srovių algebrinei sumai ir nepriklauso nuo terpės magnetinių savybių.
5. Feromagnetikai
Feromagnetikai – kristalinės medžiagos, kurių atomų priešpaskutiniuose 3d ir 4f elektroniniuose sluoksniuose yra
nesukompensuotų elektronų sukinių. Tokiomis savybėmis pasižymi 9 cheminiai elementai (geležis, kobaltas, nikelis, gadolinis, disprozis, erbis, tulis, holmis, terbis) ir kai kurie jų lydiniai, kol jų temperatūra neviršija Kiuri temperatūros Θ, t. y. temperatūros, kurią viršijus feromagnetikai virsta paramagnetikais. Geležies Θ = 780 °C, nikelio 358 °C, permalojaus 550 °C, kobalto 1122 °C. Feromagnetikai pasižymi labai didele magnetine skvarba bei magnetiniu jautriu (µ>>1, χ>>1).
Feromagnetikų įmagnetėjimas Jr
netiesiškai priklauso nuo išorinio magnetinio lauko stiprio Hr
arba nuo magnetinės indukcijos 0B
r vakuume (3 pav.). Feromagnetiko pirminio įmagnetėjimo kreivėje galima išskirti tokias sritis: 1 – grįžtamųjų
procesų sritis; 2 – negrįžtamųjų procesų sritis, kai šuoliškai persiorientuoja sukiniai; 3 – sukimo sritis; 4 – soties sritis.
– 35 –
JS
J
H0
1 2 3 4
3 pav.
Tai paaiškinama nedidelių sričių (10–5–10–2 cm) sričių – domènų – matmenų kitimu ir jų magnetinių momentų orientacija stiprėjant magnetiniam laukui (domènas – feromagnetiko savaiminio įmagnetėjimo sritis, kurioje, esant T = 0 K, elektronų savieji magnetiniai momentai orientuoti lygiagrečiai). Dėl to didėja energetiškai palankūs domènai, kurių iJ
r sudaro mažą kampą su H
r
kryptimi, ir mažėja nepalankūs domènai (4 pav.). Domènų dinamika stiprėjančiame magnetiniame lauke yra tokia: a) 0=∑ i,mp
Įmagnetėjimo kreivės 3 dalis vadinama magnetinio momento sukimo sritimi. Toliau stiprinant magnetinį lauką, bandinio įmagnetėjimas praktiškai nekinta ir lygus soties įmagnetėjimui J
r. Silpninant
magnetinį lauką, pirmiausia įmagnetėjimo vektorius
r vėl pasisuka lengviausio
įmagnetėjimo kryptimi (kryptimi, kuria įmagnetėjimo darbas minimalus), po to atsiranda domenai ir įmagnetėjimas mažėja iki liktinės vertės J
J
l (5 pav.). Įmagnetėjimas išnyksta, kai, pakeitus
magnetinio lauko kryptį, jo vertė lygi Hk – koerciniam lauko stipriui. Ir toliau stiprėjant priešingos krypties laukui, feromagnetikas vėl įmagnetėja iki įsotinimo (–Js). Visas bandinio permagnetinimo ciklas vaizduojamas uždara histerezės kilpa (5 pav.). Histerezė rodo bandinio savybių priklausomybę (tiksliau – jų vėlavimą) nuo prieš tai buvusių sąlygų, t. y. ar bandinys jau buvo magnetiniame lauke, ar ne. Kilpos plotas proporcingas energijai, reikalingai vieną kartą permagnetinti feromagnetinį bandinį ir dėl domenų trienties virstančia jo šiluma.
4 pav.
Minkštamagnečių medžiagų Jl ir Hk maži, o kilpa siaura (geležis, permalojus, supermalojus). Angliniai, volframiniai, chrominiai plienai pasižymi plačia histerėzės kilpa. Iš šių medžiagų gaminami nuolatiniai magnetai.
Feritai. Feritais vadinami sudėtingi geležies ir kitų metalų oksidų kompleksiniai kristaliniai junginiai. Feritų bendra formulė ; čia žymi
ir kitų metalų dvikrūvį joną. Daugumos feritų magnetinės savybės yra panašios į feromagnetikų. Pagal elektrines savybes feritai yra dielektrikai arba puslaidininkiai.
32OMeOFe Me+++++ 22222 Cu,Mg,Mn,Co,Ni
5 pav.
19. Elektromagnetiniai virpesiai
19.1. Virpesių kontūras. Elektromagnetiniai virpesiai, jų diferencialinė lygtis ir sprendinys
Tarp įvairiausių elektrinių reiškinių ypatingą vietą užima elektromagnetiniai virpesiai, kuriems
vykstant elektriniai dydžiai - krūviai, srovių stipriai ir įtampos, elektriniai ir magnetiniai laukai -
periodiškai kinta. Tokie virpesiai sužadinami ir palaikomi tam tikrose elektrinėse grandinėse, iš kurių
paprasčiausia yra virpesių kontūras - elektrinė grandinė, turinti induktyvumą L, talpą C ir ominę varžą
R (1 pav.). Jeigu šaltinio elektrovara periodiškai kinta,
kontūru teka stiprio I kintamoji srovė - kontūre atsiranda
elektromagnetiniai virpesiai. Omo dėsnis virpesių
kontūrui užrašomas taip:
,21 sIR (19.1)
čia dtLdIs / - saviindukcijos evj. Kondensatoriaus
elektrodų potencialai φ1<φ2, jų skirtumas
,/21 Cq srovės stipris kontūre lygus
kondensatoriaus krūvio išvestinei laiko atžvilgiu: