Ang batas ng Ampere ng pakikipag-ugnayan ng mga parallel conductor sa kasalukuyang. Ticket

Isaalang-alang natin ang isang wire na matatagpuan sa isang magnetic field at kung saan dumadaloy ang kasalukuyang (Larawan 12.6).

Para sa bawat kasalukuyang carrier (electron), kumikilos Lorentz force. Tukuyin natin ang puwersang kumikilos sa isang elemento ng wire na may haba d l

Ang huling expression ay tinatawag Batas ng Ampere.

Ang Ampere force modulus ay kinakalkula ng formula:

.

Ang puwersa ng Ampere ay nakadirekta patayo sa eroplano kung saan nakahiga ang mga vectors dl at B.

Distansya sa pagitan ng mga konduktor - b. Ipagpalagay natin na ang konduktor I 1 ay lumilikha ng magnetic field sa pamamagitan ng induction

Ayon sa batas ng Ampere, kumikilos ang isang puwersa sa konduktor I 2 mula sa magnetic field

, isinasaalang-alang na (sinα =1)

Samakatuwid, bawat yunit ng haba (d l=1) konduktor I 2, pwersahang kumilos

.

Ang direksyon ng puwersa ng Ampere ay tinutukoy ng panuntunan sa kaliwang kamay: kung ang palad ng kaliwang kamay ay nakaposisyon upang ang mga linya ng magnetic induction ay pumasok dito, at ang apat na pinalawak na mga daliri ay inilalagay sa direksyon ng electric current sa conductor , pagkatapos ay ipahiwatig ng pinalawak na hinlalaki ang direksyon ng puwersa na kumikilos sa konduktor mula sa field.

12.4. Sirkulasyon ng magnetic induction vector (kabuuang kasalukuyang batas). Bunga.

Ang magnetic field, sa kaibahan sa isang electrostatic, ay isang non-potential field: ang sirkulasyon ng vector Sa magnetic induction ng field kasama ang closed loop ay hindi zero at depende sa pagpili ng loop. Ang nasabing field sa vector analysis ay tinatawag na vortex field.

Ang mga linya ng magnetic induction ng patlang na ito ay mga bilog, ang mga eroplano na kung saan ay patayo sa konduktor, at ang mga sentro ay namamalagi sa axis nito (sa Fig. 12.8 ang mga linyang ito ay ipinapakita bilang mga tuldok na linya). Sa puntong A ng contour L, ang vector B ng magnetic induction field ng kasalukuyang ito ay patayo sa radius vector.

Mula sa pigura ay malinaw na

saan - haba ng vector projection dl papunta sa direksyon ng vector SA. Kasabay nito, isang maliit na segment dl 1 padaplis sa isang bilog na radius r maaaring mapalitan ng isang pabilog na arko: , kung saan ang dφ ay ang gitnang anggulo kung saan nakikita ang elemento dl tabas L mula sa gitna ng bilog.

Pagkatapos ay nakuha namin na ang sirkulasyon ng induction vector

Sa lahat ng mga punto ng linya ang magnetic induction vector ay katumbas ng

pagsasama sa buong saradong tabas, at isinasaalang-alang na ang anggulo ay nag-iiba mula sa zero hanggang 2π, nakita namin ang sirkulasyon

Ang mga sumusunod na konklusyon ay maaaring makuha mula sa formula:

1. Ang magnetic field ng isang rectilinear current ay isang vortex field at hindi konserbatibo, dahil mayroong vector circulation dito SA kasama ang magnetic induction line ay hindi zero;

2. sirkulasyon ng vector SA Ang magnetic induction ng isang closed loop na sumasaklaw sa field ng isang straight-line current sa isang vacuum ay pareho sa lahat ng mga linya ng magnetic induction at katumbas ng produkto ng magnetic constant at ang kasalukuyang lakas.

Kung ang isang magnetic field ay nabuo sa pamamagitan ng ilang mga kasalukuyang nagdadala ng conductors, pagkatapos ay ang sirkulasyon ng nagresultang field

Ang ekspresyong ito ay tinatawag kabuuang kasalukuyang teorama.

Ang pakikipag-ugnayan ng mga nakatigil na singil ay inilarawan ng batas ni Coulomb. Gayunpaman, ang batas ng Coulomb ay hindi sapat para sa pagsusuri sa interaksyon ng mga gumagalaw na singil. Ang mga eksperimento ng Ampere ay unang nag-ulat na ang mga gumagalaw na singil (agos) ay lumilikha ng isang tiyak na larangan sa kalawakan, na humahantong sa pakikipag-ugnayan ng mga agos na ito. Napag-alaman na ang mga alon ng magkasalungat na direksyon ay nagtataboy, at ang mga alon ng parehong direksyon ay umaakit. Dahil ito ay lumabas na ang kasalukuyang field ay kumikilos sa magnetic needle sa eksaktong parehong paraan tulad ng field ng isang permanenteng magnet, ang kasalukuyang field na ito ay tinatawag na magnetic. Ang kasalukuyang field ay tinatawag na magnetic field. Kasunod na itinatag na ang mga patlang na ito ay may parehong kalikasan.

Pakikipag-ugnayan ng mga kasalukuyang elemento .

Ang batas ng pakikipag-ugnayan ng mga agos ay natuklasan nang eksperimento nang matagal bago ang paglikha ng teorya ng relativity. Ito ay mas kumplikado kaysa sa batas ng Coulomb, na naglalarawan sa pakikipag-ugnayan ng mga nakatigil na singil sa punto. Ipinapaliwanag nito na maraming mga siyentipiko ang nakibahagi sa kanyang pananaliksik, at ang mga makabuluhang kontribusyon ay ginawa ni Biot (1774 - 1862), Savard (1791 - 1841), Ampère (1775 - 1836) at Laplace (1749 - 1827).

Noong 1820, natuklasan ni H. K. Oersted (1777 - 1851) ang epekto ng electric current sa magnetic needle. Sa parehong taon, bumuo sina Biot at Savard ng batas para sa puwersa d F, kung saan ang kasalukuyang elemento ako D L kumikilos sa isang magnetic pole sa malayo R mula sa kasalukuyang elemento:

D F ako d L (16.1)

Nasaan ang anggulo na nagpapakilala sa magkaparehong oryentasyon ng kasalukuyang elemento at ang magnetic pole. Ang function ay natagpuan sa lalong madaling panahon sa eksperimento. Function F(R) Theoretically, ito ay hinango ni Laplace sa anyo

F(R) 1/r. (16.2)

Kaya, sa pamamagitan ng mga pagsisikap ng Biot, Savart at Laplace, natagpuan ang isang formula na naglalarawan sa puwersa ng kasalukuyang sa magnetic pole. Ang batas ng Biot-Savart-Laplace ay nabuo sa huling anyo nito noong 1826. Sa anyo ng isang formula para sa puwersa na kumikilos sa magnetic pole, dahil ang konsepto ng lakas ng field ay hindi pa umiiral.

Noong 1820 Natuklasan ng Ampere ang interaksyon ng mga agos - ang pagkahumaling o pagtanggi ng mga magkatulad na agos. Pinatunayan niya ang katumbas ng isang solenoid at isang permanenteng magnet. Ginawa nitong posible na malinaw na itakda ang layunin ng pananaliksik: upang bawasan ang lahat ng magnetic na pakikipag-ugnayan sa pakikipag-ugnayan ng kasalukuyang mga elemento at upang makahanap ng isang batas na gumaganap ng isang papel sa magnetism na katulad ng batas ng Coulomb sa kuryente. Si Ampère, sa pamamagitan ng kanyang edukasyon at mga hilig, ay isang theorist at mathematician. Gayunpaman, kapag pinag-aaralan ang pakikipag-ugnayan ng mga kasalukuyang elemento, nagsagawa siya ng napaka-maingat na gawaing pang-eksperimento, na gumagawa ng isang bilang ng mga mapanlikhang aparato. Ampere machine para sa pagpapakita ng mga puwersa ng pakikipag-ugnayan ng mga kasalukuyang elemento. Sa kasamaang palad, wala sa mga publikasyon o sa kanyang mga papeles ang paglalarawan ng landas kung saan siya nakarating sa pagtuklas. Gayunpaman, ang formula ng Ampere para sa puwersa ay naiiba sa (16.2) sa pagkakaroon ng kabuuang pagkakaiba sa kanang bahagi. Ang pagkakaiba na ito ay hindi makabuluhan kapag kinakalkula ang lakas ng pakikipag-ugnayan ng mga saradong alon, dahil ang integral ng kabuuang kaugalian sa isang closed loop ay zero. Isinasaalang-alang na sa mga eksperimento hindi ang lakas ng pakikipag-ugnayan ng kasalukuyang mga elemento ang sinusukat, ngunit ang lakas ng pakikipag-ugnayan ng mga saradong alon, maaari nating marapat na isaalang-alang si Ampere ang may-akda ng batas ng magnetic interaction ng mga alon. Ang kasalukuyang ginagamit na formula para sa pakikipag-ugnayan ng mga alon. Ang pormula na kasalukuyang ginagamit para sa pakikipag-ugnayan ng mga kasalukuyang elemento ay nakuha noong 1844. Grassmann (1809 - 1877).

Kung magpasok ka ng 2 kasalukuyang elemento at , ang puwersa kung saan kumikilos ang kasalukuyang elemento sa kasalukuyang elemento ay matutukoy ng sumusunod na formula:

, (16.2)

Sa eksaktong parehong paraan maaari kang sumulat:

(16.3)

Madaling makita:

Dahil ang mga vector at may isang anggulo sa pagitan ng kanilang mga sarili na hindi katumbas ng 180°, ito ay halata , ibig sabihin, ang ikatlong batas ni Newton ay hindi nasiyahan para sa kasalukuyang mga elemento. Ngunit kung kalkulahin natin ang puwersa kung saan ang kasalukuyang dumadaloy sa isang closed loop ay kumikilos sa kasalukuyang dumadaloy sa isang closed loop:

, (16.4)

At pagkatapos ay kalkulahin ang , pagkatapos, i.e. para sa mga alon, ang ikatlong batas ni Newton ay nasiyahan.

Paglalarawan ng pakikipag-ugnayan ng mga alon gamit ang isang magnetic field.

Sa kumpletong pagkakatulad sa electrostatics, ang pakikipag-ugnayan ng mga kasalukuyang elemento ay kinakatawan ng dalawang yugto: ang kasalukuyang elemento sa lokasyon ng elemento ay lumilikha ng magnetic field na kumikilos sa elemento na may puwersa. Samakatuwid, ang kasalukuyang elemento ay lumilikha ng magnetic field na may induction sa punto kung saan matatagpuan ang kasalukuyang elemento

. (16.5)

Ang isang elemento na matatagpuan sa isang punto na may magnetic induction ay ginagampanan ng isang puwersa

(16.6)

Ang Relasyon (16.5), na naglalarawan sa pagbuo ng isang magnetic field sa pamamagitan ng isang kasalukuyang, ay tinatawag na batas ng Biot-Savart. Ang pagsasama ng (16.5) ay makukuha natin:

(16.7)

Nasaan ang radius vector na iginuhit mula sa kasalukuyang elemento hanggang sa punto kung saan kinakalkula ang induction.

Para sa mga volumetric na alon, ang batas ng Bio-Savart ay may anyo:

, (16.8)

Kung saan ang j ay ang kasalukuyang density.

Mula sa karanasan ay sumusunod na ang prinsipyo ng superposisyon ay may bisa para sa induction ng isang magnetic field, i.e.

Halimbawa.

Given a direct infinite current J. Let us kalkulahin ang magnetic field induction sa point M sa layo r mula dito.

= .

= = . (16.10)

Tinutukoy ng Formula (16.10) ang induction ng magnetic field na nilikha ng direktang kasalukuyang.

Ang direksyon ng magnetic induction vector ay ipinapakita sa mga figure.

Ang puwersa ng Ampere at puwersa ng Lorentz.

Ang puwersa na kumikilos sa isang kasalukuyang nagdadala ng conductor sa isang magnetic field ay tinatawag na Ampere force. Sa katunayan ang kapangyarihang ito

O kaya , Saan

Lumipat tayo sa puwersang kumikilos sa isang konduktor na may haba ng agos L. Pagkatapos = at .

Ngunit ang kasalukuyang ay maaaring kinakatawan bilang , kung saan ang average na bilis, n ay ang konsentrasyon ng mga particle, S ay ang cross-sectional area. Pagkatapos

, Saan . (16.12)

Dahil , . Tapos saan - Lorentz force, ibig sabihin, ang puwersang kumikilos sa isang singil na gumagalaw sa isang magnetic field. Sa anyo ng vector

Kapag ang puwersa ng Lorentz ay zero, ibig sabihin, hindi ito kumikilos sa isang singil na gumagalaw sa direksyon. Sa , ibig sabihin, ang puwersa ng Lorentz ay patayo sa bilis: .

Tulad ng nalalaman mula sa mekanika, kung ang puwersa ay patayo sa bilis, kung gayon ang mga particle ay gumagalaw sa isang bilog ng radius R, i.e.

Ang puwersa ng pakikipag-ugnayan sa pagitan ng mga parallel na alon. Batas ng Ampere

Kung kukuha ka ng dalawang konduktor na may mga agos ng kuryente, mag-aakit sila sa isa't isa kung ang mga alon sa mga ito ay nakadirekta sa parehong direksyon at nagtataboy kung ang mga alon ay dumadaloy sa magkasalungat na direksyon. Ang puwersa ng pakikipag-ugnayan sa bawat yunit ng haba ng konduktor, kung sila ay parallel, ay maaaring ipahayag bilang:

kung saan ang $I_1(,I)_2$ ay ang mga agos na dumadaloy sa mga konduktor, ang $b$ ay ang distansya sa pagitan ng mga konduktor, $sa sistema ng SI (\mu )_0=4\pi \cdot (10)^(- 7)\frac(H)(m)\(Henry\per\meter)$ magnetic constant.

Ang batas ng pakikipag-ugnayan ng mga alon ay itinatag noong 1820 ni Ampere. Batay sa batas ng Ampere, ang mga kasalukuyang yunit ay itinatag sa mga sistema ng SI at SGSM. Dahil ang isang ampere ay katumbas ng lakas ng isang direktang kasalukuyang, na, kapag dumadaloy sa dalawang magkatulad na walang hanggan na tuwid na mga conductor ng isang walang katapusang maliit na pabilog na cross-section, na matatagpuan sa layo na 1 m mula sa bawat isa sa isang vacuum, ay nagiging sanhi ng isang pakikipag-ugnayan puwersa ng mga konduktor na ito na katumbas ng $2\cdot (10)^(-7)N $ kada metro ng haba.

Ang batas ng Ampere para sa isang konduktor ng di-makatwirang hugis

Kung ang isang kasalukuyang nagdadala ng conductor ay nasa isang magnetic field, kung gayon ang bawat kasalukuyang carrier ay ginagampanan ng puwersa na katumbas ng:

kung saan ang $\overrightarrow(v)$ ay ang bilis ng thermal movement ng mga singil, ang $\overrightarrow(u)$ ay ang bilis ng kanilang iniutos na paggalaw. Mula sa pagsingil, ang pagkilos na ito ay inililipat sa konduktor kung saan gumagalaw ang singil. Nangangahulugan ito na ang isang puwersa ay kumikilos sa isang kasalukuyang nagdadala ng conductor na nasa isang magnetic field.

Pumili tayo ng elemento ng konduktor na may kasalukuyang haba na $dl$. Hanapin natin ang puwersa ($\overrightarrow(dF)$) kung saan kumikilos ang magnetic field sa napiling elemento. Ipaalam sa amin ang average na expression (2) sa mga kasalukuyang carrier na nasa elemento:

kung saan ang $\overrightarrow(B)$ ay ang magnetic induction vector sa punto ng lokasyon ng elementong $dl$. Kung ang n ay ang konsentrasyon ng mga kasalukuyang carrier sa bawat unit volume, ang S ay ang cross-sectional area ng wire sa isang partikular na lokasyon, kung gayon ang N ay ang bilang ng mga gumagalaw na singil sa elementong $dl$, katumbas ng:

I-multiply natin ang (3) sa bilang ng mga kasalukuyang carrier, makakakuha tayo ng:

Alam na:

kung saan ang $\overrightarrow(j)$ ay ang kasalukuyang density vector, at $Sdl=dV$, maaari nating isulat:

Mula sa (7) sumusunod na ang puwersa na kumikilos sa isang yunit ng dami ng konduktor ay katumbas ng density ng puwersa ($f$):

Ang formula (7) ay maaaring isulat bilang:

kung saan $\overrightarrow(j)Sd\overrightarrow(l)=Id\overrightarrow(l).$

Formula (9) Batas ng Ampere para sa isang konduktor na may di-makatwirang hugis. Ang Ampere force modulus mula sa (9) ay malinaw na katumbas ng:

kung saan ang $\alpha $ ay ang anggulo sa pagitan ng mga vector na $\overrightarrow(dl)$ at $\overrightarrow(B)$. Ang puwersa ng Ampere ay nakadirekta patayo sa eroplano kung saan ang mga vector na $\overrightarrow(dl)$ at $\overrightarrow(B)$ ay namamalagi. Ang puwersa na kumikilos sa isang wire na may hangganan ang haba ay makikita mula sa (10) sa pamamagitan ng pagsasama sa haba ng konduktor:

Ang mga puwersa na kumikilos sa mga konduktor na nagdadala ng mga alon ay tinatawag na mga pwersang Ampere.

Ang direksyon ng puwersa ng Ampere ay tinutukoy ng panuntunan ng kaliwang kamay (Ang kaliwang kamay ay dapat na nakaposisyon upang ang mga linya ng field ay pumasok sa palad, ang apat na daliri ay nakadirekta kasama ang kasalukuyang, pagkatapos ay ang hinlalaki na nakayuko ng 900 ay magsasaad ng direksyon ng ang puwersa ng Ampere).

Halimbawa 1

Takdang-aralin: Ang isang tuwid na konduktor na may mass m ng haba l ay sinuspinde nang pahalang sa dalawang light thread sa isang pare-parehong magnetic field, ang induction vector ng field na ito ay may pahalang na direksyon na patayo sa konduktor (Fig. 1). Hanapin ang kasalukuyang lakas at direksyon nito na makakasira sa isa sa mga thread ng suspensyon. Field induction B. Ang bawat thread ay masisira sa ilalim ng load N.

Upang malutas ang problema, ilarawan natin ang mga puwersa na kumikilos sa konduktor (Larawan 2). Isaalang-alang natin ang konduktor na homogenous, pagkatapos ay maaari nating ipagpalagay na ang punto ng aplikasyon ng lahat ng pwersa ay ang gitna ng konduktor. Upang ang puwersa ng Ampere ay maidirekta pababa, ang kasalukuyang ay dapat dumaloy sa direksyon mula sa punto A hanggang sa punto B (Larawan 2) (Sa Fig. 1 ang magnetic field ay ipinapakita na nakadirekta patungo sa amin, patayo sa eroplano ng figure. ).

Sa kasong ito, isinusulat namin ang equation ng equilibrium ng mga puwersa na inilapat sa isang konduktor na may kasalukuyang bilang:

\[\overrightarrow(mg)+\overrightarrow(F_A)+2\overrightarrow(N)=0\ \left(1.1\right),\]

kung saan ang $\overrightarrow(mg)$ ay ang puwersa ng grabidad, ang $\overrightarrow(F_A)$ ay ang puwersa ng Ampere, ang $\overrightarrow(N)$ ay ang reaksyon ng thread (mayroong dalawa sa kanila).

Projecting (1.1) papunta sa X axis, nakukuha namin ang:

Ang Ampere force module para sa isang straight final conductor na may kasalukuyang ay katumbas ng:

kung saan ang $\alpha =0$ ay ang anggulo sa pagitan ng mga magnetic induction vectors at ang direksyon ng kasalukuyang daloy.

Palitan ang (1.3) sa (1.2) at ipahayag ang kasalukuyang lakas, makukuha natin:

Sagot: $I=\frac(2N-mg)(Bl).$ Mula sa punto A at punto B.

Halimbawa 2

Gawain: Ang isang direktang kasalukuyang ng puwersa I ay dumadaloy sa isang konduktor sa anyo ng kalahating singsing ng radius R. Ang konduktor ay nasa isang pare-parehong magnetic field, ang induction nito ay katumbas ng B, ang patlang ay patayo sa eroplano kung saan pagsisinungaling ng konduktor. Hanapin ang puwersa ng Ampere. Mga wire na nagdadala ng kasalukuyang sa labas ng field.

Hayaang ang konduktor ay nasa eroplano ng pagguhit (Larawan 3), pagkatapos ay ang mga linya ng field ay patayo sa eroplano ng pagguhit (mula sa amin). Pumili tayo ng infinitesimal na kasalukuyang elemento dl sa semiring.

Ang kasalukuyang elemento ay ginagampanan ng isang puwersa ng Ampere na katumbas ng:

\\ \kaliwa(2.1\kanan).\]

Ang direksyon ng puwersa ay tinutukoy ng kaliwang tuntunin. Piliin natin ang mga coordinate axes (Fig. 3). Pagkatapos ang elemento ng puwersa ay maaaring isulat sa pamamagitan ng mga projection nito ($(dF)_x,(dF)_y$) bilang:

kung saan ang $\overrightarrow(i)$ at $\overrightarrow(j)$ ay mga unit vector. Pagkatapos ay nakita namin ang puwersa na kumikilos sa konduktor bilang isang integral sa haba ng wire L:

\[\overrightarrow(F)=\int\limits_L(d\overrightarrow(F)=)\overrightarrow(i)\int\limits_L(dF_x)+\overrightarrow(j)\int\limits_L((dF)_y)\ kaliwa(2.3\kanan).\]

Dahil sa simetrya, ang integral na $\int\limits_L(dF_x)=0.$ Pagkatapos

\[\overrightarrow(F)=\overrightarrow(j)\int\limits_L((dF)_y)\left(2.4\right).\]

Matapos suriin ang Fig. 3, isinulat namin na:

\[(dF)_y=dFcos\alpha \left(2.5\right),\]

kung saan, ayon sa batas ng Ampere para sa kasalukuyang elemento, isinulat namin iyon

Sa pamamagitan ng kundisyon $\overrightarrow(dl)\bot \overrightarrow(B)$. Ipahayag natin ang haba ng arc dl sa pamamagitan ng radius R angle $\alpha $, makuha natin:

\[(dF)_y=IBRd\alpha cos\alpha \ \left(2.8\right).\]

Isagawa natin ang integration (2.4) para sa $-\frac(\pi )(2)\le \alpha \le \frac(\pi )(2)\ $substituting (2.8), makuha natin:

\[\overrightarrow(F)=\overrightarrow(j)\int\limits^(\frac(\pi )(2))_(-\frac(\pi )(2))(IBRcos\alpha d\alpha ) =\overrightarrow(j)IBR\int\limits^(\frac(\pi )(2))_(-\frac(\pi )(2))(cos\alpha d\alpha )=2IBR\overrightarrow(j ).\]

Sagot: $\overrightarrow(F)=2IBR\overrightarrow(j).$

Mula dito hindi mahirap makakuha ng isang expression para sa magnetic field induction ng bawat isa sa mga tuwid na konduktor. Ang magnetic field ng isang tuwid na conductor na nagdadala ng kasalukuyang ay dapat na may axial symmetry at, samakatuwid, ang mga saradong linya ng magnetic induction ay maaari lamang maging concentric na bilog na matatagpuan sa mga eroplano na patayo sa conductor. Nangangahulugan ito na ang mga vectors B1 at B2 ng magnetic induction ng parallel currents ako 1 at ako 2 nakahiga sa isang eroplanong patayo sa magkabilang agos. Samakatuwid, kapag kinakalkula ang mga puwersa ng Ampere na kumikilos sa mga conductor na nagdadala ng kasalukuyang, sa batas ng Ampere ay dapat maglagay ng sin α = 1. Mula sa batas ng magnetic interaction ng mga parallel na alon ay sumusunod na ang induction modulus B magnetic field ng isang tuwid na konduktor na nagdadala ng kasalukuyang ako sa distansya R mula dito ay ipinahahayag ng kaugnayan

Upang maakit ang mga magkatulad na alon at maitaboy ang mga antiparallel na alon sa panahon ng magnetic interaction, ang mga linya ng magnetic induction field ng isang tuwid na konduktor ay dapat na nakadirekta sa clockwise kapag tiningnan kasama ang konduktor sa direksyon ng kasalukuyang. Upang matukoy ang direksyon ng vector B ng magnetic field ng isang tuwid na konduktor, maaari mo ring gamitin ang panuntunan ng gimlet: ang direksyon ng pag-ikot ng hawakan ng gimlet ay tumutugma sa direksyon ng vector B kung, sa panahon ng pag-ikot, ang gimlet ay gumagalaw sa direksyon. ng kasalukuyang.Ang magnetic interaction ng mga parallel conductor na may current ay ginagamit sa International System of Units (SI) upang matukoy ang unit ng force current - ampere:

Magnetic induction vector- ito ang pangunahing katangian ng puwersa ng magnetic field (na tinukoy B).

Lorentz force- ang puwersa na kumikilos sa isang sisingilin na particle ay katumbas ng

Sa ilalim ng impluwensya ng puwersa ng Lorentz, ang mga singil ng kuryente sa isang magnetic field ay gumagalaw sa mga curvilinear trajectories. Isaalang-alang natin ang pinakakaraniwang mga kaso ng paggalaw ng mga sisingilin na particle sa isang pare-parehong magnetic field.
a) Kung ang isang sisingilin na particle ay pumasok sa isang magnetic field sa isang anggulo α = 0°, ibig sabihin, lumilipad kasama ang mga linya ng induction ng field, kung gayon F l= qvBsma = 0. Ang nasabing butil ay magpapatuloy sa paggalaw nito na parang walang magnetic field. Ang tilapon ng butil ay magiging isang tuwid na linya.
b) Particle na may bayad q pumapasok sa isang magnetic field upang ang direksyon ng bilis nito v ay patayo sa induction ^B magnetic field (Figure - 3.34). Sa kasong ito, ang puwersa ng Lorentz ay nagbibigay ng centripetal acceleration a = v 2 /R at gumagalaw ang particle sa isang bilog na may radius R sa isang eroplanong patayo sa magnetic field induction lines.sa ilalim ng impluwensya ng Lorentz force : F n = qvB sinα, Isinasaalang-alang na α = 90°, isinusulat namin ang equation ng paggalaw ng naturang particle: t v 2 /R= qvB. Dito m- masa ng butil, R– radius ng bilog kung saan gumagalaw ang particle. Saan mo mahahanap ang relasyon? e/m- tinawag tiyak na bayad, na nagpapakita ng singil sa bawat yunit ng masa ng particle.
c) Kung ang isang naka-charge na particle ay mabilis na lumipad v 0 sa isang magnetic field sa anumang anggulo α, kung gayon ang paggalaw na ito ay maaaring katawanin bilang kumplikado at nabulok sa dalawang bahagi. Ang trajectory ng paggalaw ay isang helical na linya, ang axis nito ay tumutugma sa direksyon SA. Ang direksyon kung saan umiikot ang tilapon ay depende sa tanda ng singil ng particle. Kung positibo ang singil, umiikot ang trajectory nang pakaliwa. Ang tilapon kung saan gumagalaw ang isang negatibong sisingilin na particle ay umiikot nang pakanan (ipinapalagay na tinitingnan natin ang tilapon sa direksyon SA; lumilipad ang butil palayo sa atin.

Ang magnetic field (tingnan ang § 109) ay may orienting na epekto sa kasalukuyang dala-dala na frame. Dahil dito, ang torque na naranasan ng frame ay ang resulta ng pagkilos ng mga pwersa sa mga indibidwal na elemento nito. Pagbubuod ng mga resulta ng isang pag-aaral ng epekto ng magnetic field sa iba't ibang conductor na nagdadala ng kasalukuyang, itinatag ni Ampere na ang puwersa d F, kung saan kumikilos ang magnetic field sa elemento ng konduktor d l na may kasalukuyang sa isang magnetic field ay direktang proporsyonal sa kasalukuyang lakas ako sa konduktor at ang cross product ng isang elemento ng haba d l konduktor para sa magnetic induction B:

d F = ako. (111.1)

Direksyon ng vector d F ay matatagpuan, ayon sa (111.1), gamit ang mga pangkalahatang tuntunin ng produkto ng vector, na nagpapahiwatig panuntunan sa kaliwang kamay: kung ang palad ng kaliwang kamay ay nakaposisyon upang ang vector B ay pumasok dito, at ang apat na pinalawak na mga daliri ay nakaposisyon sa direksyon ng kasalukuyang nasa konduktor, kung gayon ang nakabaluktot na hinlalaki ay magpapakita ng direksyon ng puwersa na kumikilos sa kasalukuyang.

Ang Ampere force modulus (tingnan ang (111.1)) ay kinakalkula ng formula

dF = I.B. d l kasalanan, (111.2)

kung saan ang a ay ang anggulo sa pagitan ng mga vectors dl at B.

Ang batas ng Ampere ay ginagamit upang matukoy ang lakas ng pakikipag-ugnayan sa pagitan ng dalawang alon. Isaalang-alang ang dalawang walang katapusang rectilinear parallel currents ako 1 At ako 2 (kasalukuyang direksyon ay ipinahiwatig sa Fig. 167), ang distansya sa pagitan ng kung saan ay R. Ang bawat isa sa mga konduktor ay lumilikha ng isang magnetic field, na kumikilos ayon sa batas ng Ampere sa isa pang konduktor na may kasalukuyang. Isaalang-alang natin ang lakas kung saan kumikilos ang magnetic field ng kasalukuyang ako 1 bawat elemento d l pangalawang konduktor na may kasalukuyang ako 2. Kasalukuyan ako 1 ay lumilikha ng magnetic field sa paligid nito, ang mga linya ng magnetic induction na kung saan ay mga concentric na bilog. Direksyon ng vector b 1 ay ibinibigay ng panuntunan ng tamang turnilyo, ang module nito ayon sa formula (110.5) ay katumbas ng

Direksyon ng puwersa d F 1, kung saan ang field B 1 gawa sa seksyon d l ang pangalawang kasalukuyang ay tinutukoy ng kaliwang panuntunan at ipinahiwatig sa figure. Ang module ng puwersa, ayon sa (111.2), na isinasaalang-alang ang katotohanan na ang anggulo  sa pagitan ng mga kasalukuyang elemento ako 2 at vector B 1 tuwid na linya, katumbas

d F 1 =ako 2 B 1 d l, o, pinapalitan ang halaga para sa SA 1 , nakukuha namin

Gamit ang katulad na pangangatwiran, maipapakita na ang puwersa d F 2, kung saan ang magnetic field ng kasalukuyang ako 2 kumikilos sa elemento d l unang konduktor na may kasalukuyang ako 1 , ay nakadirekta sa kabaligtaran ng direksyon at katumbas ng magnitude

Ang paghahambing ng mga ekspresyon (111.3) at (111.4) ay nagpapakita na

i.e. dalawang parallel na alon ng parehong direksyon ay umaakit sa isa't isa nang may lakas

Kung ang mga agos ay may magkasalungat na direksyon, pagkatapos, gamit ang kaliwang tuntunin, maipapakita natin na sa pagitan nila ay mayroon saway na puwersa, tinukoy ng formula (111.5).

45.Ang batas ni Faraday at ang hinango nito mula sa batas ng konserbasyon ng enerhiya

Ang pagbubuod ng mga resulta ng kanyang maraming mga eksperimento, si Faraday ay dumating sa quantitative law ng electromagnetic induction. Ipinakita niya na sa tuwing may pagbabago sa magnetic induction flux na isinama sa circuit, isang sapilitan na kasalukuyang arises sa circuit; ang paglitaw ng isang induction current ay nagpapahiwatig ng pagkakaroon ng isang electromotive force sa circuit, na tinatawag electromotive na puwersa ng electromagnetic induction. Ang halaga ng kasalukuyang induction, at samakatuwid e. d.s, electromagnetic induction ξ i ay tinutukoy lamang ng rate ng pagbabago ng magnetic flux, i.e.

Ngayon kailangan nating malaman ang tanda ng ξ i . Sa § 120 ipinakita na ang tanda ng magnetic flux ay nakasalalay sa pagpili ng positibong normal sa tabas. Sa turn, ang positibong direksyon ng normal ay nauugnay sa kasalukuyang sa pamamagitan ng panuntunan ng kanang turnilyo (tingnan ang § 109). Dahil dito, sa pamamagitan ng pagpili ng isang tiyak na positibong direksyon ng normal, tinutukoy namin ang parehong tanda ng magnetic induction flux at ang direksyon ng kasalukuyang at emf. sa circuit. Gamit ang mga ideya at konklusyon na ito, maaari nating makuha ang pagbabalangkas Ang batas ni Faraday ng electromagnetic induction: anuman ang dahilan ng pagbabago sa flux ng magnetic induction, na sakop ng isang closed conducting circuit, na nagmumula sa emf circuit.

Ang minus sign ay nagpapakita na ang pagtaas ng daloy (dФ/dt>0) ay nagdudulot ng emf.

ξξ i<0, т. е. поле индукционного тока на­правлено навстречу потоку; уменьшение

daloy (dФ/dt<0) вызывает ξ i >0,

ibig sabihin, ang mga direksyon ng daloy at sapilitan kasalukuyang mga patlang ay nagtutugma. Ang minus sign in formula (123.2) ay isang mathematical expression ng panuntunan ni Lenz - isang pangkalahatang tuntunin para sa paghahanap ng direksyon ng induction current, na hinango noong 1833.

Panuntunan ni Lenz: ang sapilitan na kasalukuyang sa circuit ay palaging may direksyon na ang magnetic field na nilikha nito ay pumipigil sa pagbabago sa magnetic flux na naging sanhi ng sapilitan na kasalukuyang ito.

Ang batas ng Faraday (tingnan ang (123.2)) ay maaaring direktang hinango mula sa batas ng konserbasyon ng enerhiya, gaya ng unang ginawa ni G. Helmholtz. Isaalang-alang ang isang konduktor na nagdadala ng kasalukuyang ako, na inilalagay sa isang pare-parehong magnetic field na patayo sa eroplano ng circuit at maaaring malayang gumalaw (tingnan ang Fig. 177). Sa ilalim ng impluwensya ng puwersa ng Ampere F, ang direksyon kung saan ay ipinapakita sa figure, ang konduktor ay gumagalaw sa isang segment dx. Kaya, ang puwersa ng Ampere ay gumagawa ng trabaho (tingnan ang (121.1)) d A=ako dФ, kung saan ang dФ ay ang magnetic flux na tinawid ng konduktor.

Kung ang loop impedance ay katumbas ng R, pagkatapos, ayon sa batas ng konserbasyon ng enerhiya, ang gawain ng kasalukuyang pinagmumulan sa panahon ng dt (ξIdt) ay binubuo ng trabaho sa init ng Joule (ako 2 Rdt) at magtrabaho sa paglipat ng isang konduktor sa isang magnetic field ( ako dФ):

where-dФ/dt=ξ i ay walang iba kundi ang batas ni Faraday (tingnan ang (123.2)).

Batas ni Faraday maaari ding bumalangkas sa ganitong paraan: emf. ξ i Ang electromagnetic induction sa isang circuit ay numerically equal at kabaligtaran sa sign sa rate ng pagbabago ng magnetic flux sa pamamagitan ng surface na nakatali sa circuit na ito. Ang batas na ito ay pangkalahatan: e.m.f. ξ i ay hindi nakasalalay sa paraan ng pagbabago ng magnetic flux.

E.m.f. Ang electromagnetic induction ay ipinahayag sa volts. Sa katunayan, ibinigay na ang yunit ng magnetic flux ay weber(Wb), nakukuha natin

Ano ang katangian ng emf. electromagnetic induction? Kung ang konduktor (ang movable jumper ng circuit sa Fig. 177) ay gumagalaw sa isang pare-parehong magnetic field, kung gayon ang puwersa ng Lorentz na kumikilos sa mga singil sa loob ng konduktor, na gumagalaw kasama ng konduktor, ay ididirekta sa tapat ng kasalukuyang, i.e. ay lilikha ng isang sapilitan na kasalukuyang sa konduktor sa kabaligtaran na direksyon (ang direksyon ng electric current ay itinuturing na ang paggalaw ng mga positibong singil). Kaya, ang paggulo ng emf. induction kapag ang circuit ay gumagalaw sa isang pare-pareho ang magnetic field ay ipinaliwanag sa pamamagitan ng pagkilos ng Lorentz force na arises kapag gumagalaw ang konduktor.

Ayon sa batas ni Faraday, ang paglitaw ng emf. Posible rin ang electromagnetic induction sa kaso ng isang nakatigil na circuit na matatagpuan sa variable magnetic field. Gayunpaman, ang puwersa ng Lorentz ay hindi kumikilos sa mga nakatigil na singil, kaya sa kasong ito ay hindi nito maipaliwanag ang paglitaw ng emf. pagtatalaga sa tungkulin. Maxwell upang ipaliwanag ang emf. induction sa nakatigil Iminungkahi ng mga konduktor na ang anumang alternating magnetic field ay nagpapasigla sa isang electric field sa nakapalibot na espasyo, na siyang sanhi ng paglitaw ng sapilitan na kasalukuyang sa konduktor. Ang sirkulasyon ng vector E SA ang field na ito kasama ang anumang nakapirming contour L konduktor ay kumakatawan sa emf. electromagnetic induction:

47.. Loop inductance. Self-induction

Ang isang electric current na dumadaloy sa isang closed circuit ay lumilikha ng magnetic field sa paligid nito, ang induction nito, ayon sa batas ng Biot-Savart-Laplace (tingnan ang (110.2)), ay proporsyonal sa kasalukuyang. Ang magnetic flux Ф na isinama sa circuit ay samakatuwid ay proporsyonal sa kasalukuyang ako sa balangkas:

Ф=LI, (126.1)

nasaan ang proportionality coefficient L tinawag circuit inductance.

Kapag ang kasalukuyang sa circuit ay nagbabago, ang magnetic flux na nauugnay dito ay magbabago din; samakatuwid, ang isang emf ay sapilitan sa circuit. Pag-usbong ng e.m.f. induction sa isang conducting circuit kapag ang kasalukuyang lakas ay nagbabago dito ay tinatawag pagtatalaga sa sarili.

Mula sa expression (126.1) ang yunit ng inductance ay tinutukoy Henry(H): 1 H - ang inductance ng naturang circuit, ang self-induction magnetic flux na kung saan sa isang kasalukuyang ng 1 A ay katumbas ng 1 Wb:

1 Gn=1 Vb/A=1V s/A.

Kalkulahin natin ang inductance ng isang infinitely long solenoid. Ayon sa (120.4), ang kabuuang magnetic flux sa pamamagitan ng solenoid

(flux linkage) ay katumbas ng 0( N 2 ako/ l)S. Ang pagpapalit ng expression na ito sa formula (126.1), nakuha namin

i.e. ang inductance ng solenoid ay depende sa bilang ng mga pagliko ng solenoid N, ang haba nito l, area S at magnetic permeability  ng substance kung saan ginawa ang solenoid core.

Maaari itong ipakita na ang inductance ng isang circuit sa pangkalahatang kaso ay nakasalalay lamang sa geometric na hugis ng circuit, ang laki nito at ang magnetic permeability ng medium kung saan ito matatagpuan. Sa ganitong kahulugan, ang inductance ng circuit ay isang analogue ng electrical capacitance ng isang solitary conductor, na nakasalalay lamang sa hugis ng conductor, mga sukat nito at ang dielectric constant ng medium (tingnan ang §93).

Ang paglalapat ng batas ni Faraday sa phenomenon ng self-induction (tingnan ang (123.2)), nakuha natin na ang emf. pagtatalaga sa sarili

Kung ang circuit ay hindi deformed at ang magnetic permeability ng medium ay hindi nagbabago (mamaya ito ay ipapakita na ang huling kondisyon ay hindi palaging nasiyahan), pagkatapos L=const at

kung saan ang minus sign, dahil sa panuntunan ni Lenz, ay nagpapakita na ang pagkakaroon ng inductance sa circuit ay humahantong sa nagpapabagal sa pagbabago kasalukuyang nasa loob nito.

Kung ang kasalukuyang pagtaas sa paglipas ng panahon, pagkatapos

dI/dt>0 at ξ s<0, т. е. ток самоиндукции

ay nakadirekta patungo sa kasalukuyang sanhi ng isang panlabas na pinagmulan at pinipigilan ang pagtaas nito. Kung bumababa ang kasalukuyang sa paglipas ng panahon, dI/dt<0 и ξ s > 0, ibig sabihin, induction

ang kasalukuyang ay may parehong direksyon bilang ang nagpapababa ng kasalukuyang sa circuit at nagpapabagal sa pagbaba nito. Kaya, ang circuit, na may isang tiyak na inductance, ay nakakakuha ng electrical inertia, na binubuo sa katotohanan na ang anumang pagbabago sa kasalukuyang ay inhibited nang mas malakas, mas malaki ang inductance ng circuit.

59.Ang mga equation ni Maxwell para sa electromagnetic field

Ang pagpapakilala ni Maxwell ng konsepto ng displacement current ay humantong sa kanya sa pagkumpleto ng kanyang pinag-isang macroscopic theory ng electromagnetic field, na naging posible mula sa isang pinag-isang punto ng view hindi lamang upang ipaliwanag ang mga electrical at magnetic phenomena, kundi pati na rin upang mahulaan ang mga bago, ang pagkakaroon ng kung saan ay kasunod na nakumpirma.

Ang teorya ni Maxwell ay batay sa apat na equation na tinalakay sa itaas:

1. Ang electric field (tingnan ang § 137) ay maaaring maging potensyal ( e q), at puyo ng tubig ( E B), samakatuwid ang kabuuang lakas ng field E=E Q+ E B. Dahil ang sirkulasyon ng vector e q ay katumbas ng zero (tingnan ang (137.3)), at ang sirkulasyon ng vector E Tinutukoy ang B sa pamamagitan ng expression (137.2), pagkatapos ay ang sirkulasyon ng kabuuang vector ng lakas ng field

Ang equation na ito ay nagpapakita na ang mga pinagmumulan ng electric field ay maaaring hindi lamang electric charges, kundi pati na rin ang time-varying magnetic fields.

2. Generalized vector circulation theorem N(tingnan ang (138.4)):

Ang equation na ito ay nagpapakita na ang mga magnetic field ay maaaring maging excited sa pamamagitan ng paglipat ng mga singil (electric currents) o sa pamamagitan ng alternating electric field.

3. Ang teorama ni Gauss para sa larangan D:

Kung ang singil ay patuloy na ipinamamahagi sa loob ng isang saradong ibabaw na may densidad ng volume , pagkatapos ay isusulat ang formula (139.1) sa anyo

4. Ang theorem ni Gauss para sa field B (tingnan ang (120.3)):

Kaya, ang kumpletong sistema ng mga equation ni Maxwell sa integral form:

Ang mga dami na kasama sa mga equation ni Maxwell ay hindi independyente at ang sumusunod na relasyon ay umiiral sa pagitan nila (isotropic non-ferroelectric at non-ferromagnetic media):

D= 0 E,

B= 0 N,

j=E,

kung saan ang  0 at  0 ay ang electric at magnetic constants, ayon sa pagkakabanggit,  at  - dielectric at magnetic permeability, ayon sa pagkakabanggit,  - tiyak na conductivity ng substance.

Mula sa mga equation ni Maxwell, sumusunod na ang mga pinagmumulan ng electric field ay maaaring alinman sa mga electric charge o time-varying magnetic field, at ang mga magnetic field ay maaaring maging excited sa pamamagitan ng paglipat ng mga electric charge (electric currents) o sa pamamagitan ng alternating electric field. Ang mga equation ni Maxwell ay hindi simetriko tungkol sa mga electric at magnetic field. Ito ay dahil sa ang katunayan na sa kalikasan ay may mga singil sa kuryente, ngunit walang mga magnetic charge.

Para sa mga nakatigil na field (E= const at SA=const) Mga equation ni Maxwell kukuha ng form

ibig sabihin, sa kasong ito, ang mga pinagmumulan ng electric field ay mga electric charge lamang, ang mga pinagmumulan ng magnetic field ay mga conduction current lamang. Sa kasong ito, ang mga electric at magnetic field ay independiyente sa bawat isa, na ginagawang posible na mag-aral nang hiwalay permanente electric at magnetic field.

Gamit ang Stokes at Gauss theorems na kilala mula sa vector analysis

maaaring isipin ng isa isang kumpletong sistema ng mga equation ni Maxwell sa differential form(nailalarawan ang field sa bawat punto sa espasyo):

Kung ang mga singil at agos ay patuloy na ibinahagi sa espasyo, ang parehong anyo ng mga equation ni Maxwell ay integral.

at ang pagkakaiba ay katumbas. Gayunpaman, kapag mayroon ibabaw ng bali- mga ibabaw kung saan ang mga katangian ng daluyan o mga patlang ay biglang nagbabago, kung gayon ang integral na anyo ng mga equation ay mas pangkalahatan.

Ipinapalagay ng mga equation ni Maxwell sa differential form na ang lahat ng dami sa espasyo at oras ay patuloy na nag-iiba. Upang makamit ang mathematical equivalence ng parehong anyo ng Maxwell's equation, ang differential form ay pupunan kundisyon ng hangganan, na ang electromagnetic field sa interface sa pagitan ng dalawang media ay dapat masiyahan. Ang integral na anyo ng mga equation ni Maxwell ay naglalaman ng mga kundisyong ito. Sila ay tinalakay kanina (tingnan ang § 90, 134):

D 1 n = D 2 n , E 1  = E 2  , B 1 n = B 2 n , H 1  = H 2 

(ang una at huling mga equation ay tumutugma sa mga kaso kung saan walang mga libreng singil o conduction currents sa interface).

Ang mga equation ni Maxwell ay ang pinaka-pangkalahatang equation para sa mga electric at magnetic field sa tahimik na kapaligiran. Pareho silang ginagampanan sa doktrina ng electromagnetism gaya ng mga batas ni Newton sa mechanics. Mula sa mga equation ni Maxwell, sumusunod na ang isang alternating magnetic field ay palaging nauugnay sa electric field na nabuo nito, at isang alternating electric field ay palaging nauugnay sa magnetic field na nabuo nito, ibig sabihin, ang electric at magnetic field ay hindi mapaghihiwalay na nauugnay sa isa't isa. - bumubuo sila ng isang solong electromagnetic field.

Ang teorya ni Maxwell, bilang isang generalisasyon ng mga pangunahing batas ng electrical at magnetic phenomena, ay nagawang ipaliwanag hindi lamang ang mga alam na pang-eksperimentong katotohanan, na isa ring mahalagang resulta nito, ngunit hinulaan din ang mga bagong phenomena. Ang isa sa mahahalagang konklusyon ng teoryang ito ay ang pagkakaroon ng magnetic field ng displacement currents (tingnan ang § 138), na nagpapahintulot kay Maxwell na mahulaan ang pagkakaroon electromagnetic waves- isang alternating electromagnetic field na nagpapalaganap sa kalawakan na may hangganan na bilis. Kasunod nito, napatunayan na ang bilis ng pagpapalaganap ng isang libreng electromagnetic field (hindi nauugnay sa mga singil at alon) sa isang vacuum ay katumbas ng bilis ng liwanag c = 3 10 8 m/s. Ang konklusyon at teoretikal na pag-aaral ng mga katangian ng electromagnetic waves ay humantong kay Maxwell sa paglikha ng electromagnetic theory ng liwanag, ayon sa kung saan ang liwanag ay electromagnetic waves din. Ang mga electromagnetic wave ay eksperimento na nakuha ng German physicist na si G. Hertz (1857-1894), na nagpatunay na ang mga batas ng kanilang paggulo at pagpapalaganap ay ganap na inilarawan ng mga equation ni Maxwell. Kaya, ang teorya ni Maxwell ay nakumpirma sa eksperimento.

Tanging ang prinsipyo ng relativity ni Einstein ang naaangkop sa electromagnetic field, dahil ang katotohanan ng pagpapalaganap ng mga electromagnetic wave sa isang vacuum sa lahat ng reference system na may parehong bilis. Sa ay hindi tugma sa prinsipyo ng relativity ni Galileo.

Ayon kay Prinsipyo ng relativity ni Einstein, Ang mekanikal, optical at electromagnetic phenomena sa lahat ng inertial reference system ay nagpapatuloy sa parehong paraan, ibig sabihin, ang mga ito ay inilalarawan ng parehong mga equation. Ang mga equation ni Maxwell ay invariant sa ilalim ng Lorentz transformations: ang kanilang anyo ay hindi nagbabago sa panahon ng paglipat

mula sa isang inertial frame ng sanggunian sa isa pa, kahit na ang mga dami E, B,D, N sila ay binago ayon sa ilang mga tuntunin.

Ito ay sumusunod mula sa prinsipyo ng relativity na ang magkahiwalay na pagsasaalang-alang ng mga electric at magnetic field ay may kamag-anak na kahulugan. Kaya, kung ang isang electric field ay nilikha ng isang sistema ng mga nakatigil na singil, kung gayon ang mga singil na ito, na nakatigil na nauugnay sa isang inertial reference system, ay gumagalaw na may kaugnayan sa isa pa at, samakatuwid, ay bubuo hindi lamang ng isang electric, kundi pati na rin ng isang magnetic field. Sa katulad na paraan, ang isang konduktor na may pare-parehong kasalukuyang, nakatigil na may kaugnayan sa isang inertial reference frame, ay nagpapasigla sa isang pare-parehong magnetic field sa bawat punto sa espasyo, gumagalaw na may kaugnayan sa iba pang mga inertial frame, at ang alternating magnetic field na nalilikha nito ay nagpapasigla sa isang vortex electric field.

Kaya, ang teorya ni Maxwell, ang pang-eksperimentong kumpirmasyon nito, pati na rin ang prinsipyo ng relativity ni Einstein ay humantong sa isang pinag-isang teorya ng electrical, magnetic at optical phenomena, batay sa konsepto ng isang electromagnetic field.

44.. Dia- at paramagnetism

Ang bawat sangkap ay magnetic, iyon ay, ito ay may kakayahang makakuha ng isang magnetic moment (magnetization) sa ilalim ng impluwensya ng isang magnetic field. Upang maunawaan ang mekanismo ng hindi pangkaraniwang bagay na ito, kinakailangang isaalang-alang ang epekto ng isang magnetic field sa mga electron na gumagalaw sa isang atom.

Para sa kapakanan ng pagiging simple, ipagpalagay natin na ang elektron sa atom ay gumagalaw sa isang pabilog na orbit. Kung ang orbit ng electron ay naka-orient na may kaugnayan sa vector B sa isang arbitrary na paraan, na gumagawa ng isang anggulo a kasama nito (Larawan 188), pagkatapos ay mapapatunayan na ito ay nagsisimulang gumalaw sa paligid ng B sa paraang ang magnetic moment vector R m, pinananatiling pare-pareho ang anggulo, umiikot sa direksyon B na may tiyak na bilis ng anggulo. Ang ganitong uri ng paggalaw sa mekanika ay tinatawag pangunguna. Ang precession sa paligid ng isang vertical axis na dumadaan sa fulcrum ay isinasagawa, halimbawa, sa pamamagitan ng disk ng isang tuktok kapag ito ay bumagal.

Kaya, ang mga orbit ng elektron ng isang atom sa ilalim ng impluwensya ng isang panlabas na magnetic field ay sumasailalim sa precessional motion, na katumbas ng isang circular current. Dahil ang microcurrent na ito ay naiimpluwensyahan ng isang panlabas na magnetic field, kung gayon, ayon sa panuntunan ni Lenz, ang atom ay may bahagi ng magnetic field na nakadirekta sa tapat ng panlabas na larangan. Ang sapilitan na mga bahagi ng magnetic field ng mga atomo (mga molekula) ay nagdaragdag at bumubuo ng sariling magnetic field ng substance, na nagpapahina sa panlabas na magnetic field. Ang epektong ito ay tinatawag diamagnetic na epekto, at ang mga sangkap na na-magnet sa isang panlabas na magnetic field laban sa direksyon ng field ay tinatawag Mga diamagnet.

Sa kawalan ng isang panlabas na magnetic field, ang isang diamagnetic na materyal ay nonmagnetic, dahil sa kasong ito ang mga magnetic moment ng mga electron ay magkaparehong nabayaran, at ang kabuuang magnetic moment ng atom (ito ay katumbas ng vector sum ng magnetic moments ( orbital at spin) ng mga electron na bumubuo ng atom) ay zero. Kasama sa mga diamagnet ang maraming metal (halimbawa, Bi, Ag, Au, Cu), karamihan sa mga organikong compound, resin, carbon, atbp.

Dahil ang diamagnetic effect ay sanhi ng pagkilos ng isang panlabas na magnetic field sa mga electron ng mga atomo ng isang sangkap, ang diamagnetism ay katangian ng lahat ng mga sangkap. Gayunpaman, kasama ang mga diamagnetic na sangkap, mayroon din paramagnetic- mga sangkap na na-magnet sa isang panlabas na magnetic field sa direksyon ng field.

Sa mga paramagnetic na sangkap, sa kawalan ng isang panlabas na magnetic field, ang mga magnetic na sandali ng mga electron ay hindi nagbabayad sa isa't isa, at ang mga atomo (mga molekula) ng mga paramagnetic na materyales ay palaging may magnetic moment. Gayunpaman, dahil sa thermal motion ng mga molekula, ang kanilang mga magnetic moment ay random na nakatuon, samakatuwid ang mga paramagnetic na sangkap ay walang mga magnetic na katangian. Kapag ang isang paramagnetic substance ay ipinakilala sa isang panlabas na magnetic field, kagustuhan oryentasyon ng magnetic moments ng atoms sa field(Ang buong oryentasyon ay pinipigilan ng thermal na paggalaw ng mga atomo). Kaya, ang paramagnetic na materyal ay magnetized, na lumilikha ng sarili nitong magnetic field, na tumutugma sa direksyon sa panlabas na field at pinahuhusay ito. Ito Epekto tinawag paramagnetic. Kapag ang panlabas na magnetic field ay humina sa zero, ang oryentasyon ng mga magnetic moment dahil sa thermal motion ay naaabala at ang paramagnet ay na-demagnetize. Ang mga paramagnetic na materyales ay kinabibilangan ng mga bihirang elemento ng lupa, Pt, Al, atbp. Ang diamagnetic na epekto ay sinusunod din sa mga paramagnetic na materyales, ngunit ito ay mas mahina kaysa sa paramagnetic at samakatuwid ay nananatiling hindi napapansin.

Mula sa pagsusuri sa kababalaghan ng paramagnetism, sumusunod na ang paliwanag nito ay kasabay ng pagpapaliwanag ng orientational (dipole) polarization ng dielectrics na may mga polar molecule (tingnan ang §87), tanging ang electric moment ng mga atom sa kaso ng polarization ay dapat na pinalitan ng magnetic moment ng mga atom sa kaso ng magnetization.

Ang pagbubuod ng husay na pagsasaalang-alang ng dia- at paramagnetism, napapansin naming muli na ang mga atomo ng lahat ng mga sangkap ay mga carrier ng diamagnetic na katangian. Kung ang magnetic moment ng mga atom ay malaki, kung gayon ang mga paramagnetic na katangian ay mananaig sa mga diamagnetic at ang sangkap ay paramagnetic; kung ang magnetic moment ng mga atom ay maliit, kung gayon ang mga katangian ng diamagnetic ay nangingibabaw at ang sangkap ay diamagnetic.

Ferromagnets at ang kanilang mga katangian

Bilang karagdagan sa dalawang klase ng mga sangkap na isinasaalang-alang - dia- at paramagnets, na tinatawag mahinang magnetic substance, Mayroon pa ring mataas na magnetic substance - ferromagnets- mga sangkap na may kusang magnetization, i.e. sila ay magnetized kahit na walang panlabas na magnetic field. Bilang karagdagan sa kanilang pangunahing kinatawan - bakal (kung saan nagmula ang pangalang "ferromagnetism") - kasama sa mga ferromagnets, halimbawa, kobalt, nikel, gadolinium, ang kanilang mga haluang metal at compound.