магнетизм
.pdfУчитывая, что sin Rr1 , по закону Био–Савара–Лапласа
|
dB |
2 |
|
0 |
Idl sin 90o |
|
R |
. |
|||||||||||||
|
|
|
|
|
4r2 |
|
|
r1 |
|||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
R2 |
z2 3 2 , получаем |
||||||||||||||||
Так как r1 |
R2 z2 , r13 |
||||||||||||||||||||
|
|
dB |
|
|
|
|
|
0 IRdl |
|
|
|
. |
|
||||||||
|
|
|
2 R2 z2 3 2 |
|
|||||||||||||||||
По принципу суперпозиции результирующий вектор B dB также |
|||||||||||||||||||||
направлен вдоль оси z, поэтому |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
0 IR |
|
|
|
|
R |
|
||||||||
|
B |
|
|
|
|
|
|
|
|
dl . |
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
2 |
|
3 2 |
|
||||||||
|
|
|
2 R |
z |
|
0 |
|
|
|
||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
Окончательное выражение для индукции в точках на оси кругового |
|||||||||||||||||||||
тока имеет вид |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
B |
|
|
|
|
|
0 |
IR2 |
|
. |
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
|
|
2 R2 z2 3 2 |
|
1.5. Магнитное поле, создаваемое движущейся заряженной частицей
Как было отмечено в подразд. 1.2, элемент тока Idl создает магнитное поле. Но такой элемент тока представляет собой совокупность упорядоченно движущихся заряженных частиц. Логично предположить, что в основе появления магнитного поля лежит движение отдельно взятой заряженной частицы, а упорядоченное движение множества таких частиц (носителей тока) приводит к пропорциональному увеличению значения магнитной индукции. Такое предположение подтверждается тем, что пучки движущихся заряженных частиц, например электронов в электронно-лучевой трубке, создают магнитное поле [4].
Вычислим значение индукции магнитного поля Bq , создаваемого от-
дельной движущейся заряженной частицей, исходя из закона Био–Савара– Лапласа:
|
0 |
|
|
|
|
dB |
I |
dl r |
. |
||
4 |
|
r3 |
|||
|
|
|
|
13
Для простоты предположим, что все носители тока в элементе тока Idl имеют одинаковый заряд q и одинаковую скорость упорядоченного движения . Пусть концентрация заряженных частиц, т. е. их число в единице объема, равна n, а площадь поперечного сечения элемента тока равна S. Тогда, в предположении равномерного распределения тока по сечению проводника, сила тока I jS . Плотность тока j qn [5]. Выражение для элемента тока можно преобразовать следующим образом:
Idl qn S dl qn S dl ,
где учтено, что векторы dl и q имеют одинаковое направление. Так как Sdl dV – объем элемента тока, то n Sdl dN – число носителей тока в этом элементе. Тогда Idl q dN. Умножим обе части равенства векторно на r :
I dl r q r dN – и подставим в (1.1). В результате получим
dB μ0 q r dN . 4π r3
Последнее равенство перепишем в виде
dB μ0 q r , dN 4π r3
где dB – индукция магнитного поля, создаваемого совокупностью движущихся заряженных частиц ( dN – число частиц). Отсюда индукция магнитного поля Bq в точке А от одной заряженной частицы, находящейся на рас-
стоянии r от точки А (рис. 13), будет равна
C |
|
q 0 |
|
O |
|||
|
|
||
|
|
||
Bq |
r |
|
|
|
|
A
Рис. 13
14
B |
|
μ0 |
q r . |
(1.8) |
|||||||||
|
|
||||||||||||
q |
|
|
4π |
|
|
|
|
|
r3 |
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
Модуль магнитной индукции |
|
||||||||||||
B |
|
μ0 |
|
|
|
q |
|
|
|
sin . |
(1.9) |
||
|
|
|
|||||||||||
|
|
||||||||||||
q |
|
|
4π |
|
|
|
|
|
r2 |
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
Из (1.8) и (1.9) следует: неподвижная 0 |
заряженная частица не |
создает магнитного поля ( Bq 0 ); индукция магнитного поля обратно про-
порциональна квадрату расстояния от заряженной частицы до рассматриваемой точки; индукция магнитного поля равна нулю на прямой, совпадающей с направлением скорости частицы 0 ; максимальное значение магнитной индукции имеет место в направлениях, ортогональных вектору ее скорости
/ 2 .
Из выражения (1.8) следует, что вектор Bq ортогонален плоскости, в
которой находятся вектора и r (рис. 13). Для частицы с положительным зарядом q направление вектора Bq удобно определять по правилу правого
винта: при ввинчивании буравчика в направлении скорости конец ручки буравчика вращается в направлении линий магнитной индукции. При этом линии магнитной индукции представляют собой окружности, центры которых находятся на прямой ОС (рис. 13). Плоскости, в которых лежат линии магнитной индукции, перпендикулярны ОС. Одна из линий магнитной индукции показана на рис. 13. Если q 0 , то линии индукции имеют направле-
ние, противоположное указанному.
При применении формулы (1.8) предполагается, что всякое изменение положения частицы в пространстве, а также величины и направления ее ско-
рости , мгновенно скажется на величине и направлении индукции Bq . В
действительности это не так. Если частица изменила свое положение или скорость, то только через время r / c (τ – время запаздывания,
c 3 108 мс – скорость света) сигнал об этом дойдет до точки наблюдения.
По этой причине (1.9) можно применять, если с 1.
15
1.6. Теорема о циркуляции вектора магнитной индукции (закон полного тока)
Теорема о циркуляции вектора магнитной индукции в вакууме: цир-
куляция вектора магнитной индукции B по произвольному замкнутому
контуру равна алгебраической сумме токов, охватываемых этим контуром, умноженной на 0 . Иначе говоря,
Bdl 0 Ii ,
l |
i |
Начало
обхода
контура
|
|
|
где dl |
– |
элементарное пе- |
||
I |
|
|
ремещение вдоль замкнутого |
||||
|
|
контура l. |
|
|
|||
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
Докажем теорему для |
||||
|
|
dl |
случая, когда ток I течет по |
||||
|
b |
|
|||||
|
B |
прямому |
бесконечно длин- |
||||
|
|||||||
|
|
d |
ному проводнику, а замкну- |
||||
|
|
l |
тый контур l расположен в |
||||
|
|
|
плоскости, |
перпендикуляр- |
|||
|
|
|
ной току (рис. 14). |
|
|||
|
|
|
Циркуляция |
вектора |
|||
|
|
|
магнитной индукции B мо- |
||||
|
|
I |
жет быть записана в виде |
||||
Рис. 14 |
|
Bdl |
B dl |
, |
|||
|
|
|
l |
|
l |
B |
|
|
|
|
|
|
где B |
0 I |
– индукция магнитного поля прямого тока; |
dl B – проекция |
||||||||||
2b |
|||||||||||||
вектора элементарного перемещения dl |
на направление вектора B . |
||||||||||||
|
|
|
|
dl |
Из рис. |
15 видно, что dl B b d с |
|||||||
|
b |
|
|
хорошей степенью точности. Таким образом, |
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
0 |
I |
|
|
0 |
I 2 |
||
|
|
|
|
Bdl |
|
|
|
bd |
|
|
d 0 I. (1.10) |
||
|
|
|
2 b |
2 |
|||||||||
|
|
|
|
l |
0 |
|
0 |
||||||
I |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
B |
Если изменить направление тока на |
|||||||||
|
|
dl |
|
||||||||||
d |
|
B |
рис. 14 на противоположное, то изменится |
||||||||||
|
|
||||||||||||
|
|
Рис. 15 |
|
направление вектора |
B на противополож- |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
16
ное в каждой точке пространства. Противоположной по знаку станет цирку-
ляция вектора B для выбранного направления обхода контура. При этом в равенстве (1.10) ток следует считать отрицательным и подставлять его значение в формулу (1.10) со знаком минус. Таким образом, ток следует считать положительным, если направление обхода контура связано с направлением тока правилом правого винта. В противном случае ток надо считать отрицательным.
|
Если контур l |
не |
|
охватывает |
ток |
1 |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(рис. 16), то |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
l |
||
|
Bdl |
|
0 |
I |
2 |
|
|
0 |
I 1 |
I |
|
|||
|
|
|
d |
|
|
|
d 0 . |
|
|
|||||
|
l |
|
2 |
1 |
|
|
2 |
2 |
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
В |
случае |
|
контура |
|
произвольной |
|
|||||||
формы |
(рис. 17) элементарное перемеще- |
|
||||||||||||
ние |
dl |
разложим |
на |
две составляющие, |
2 |
|||||||||
|
||||||||||||||
перпендикулярную |
dl |
|
и параллельную |
Рис. 16 |
||||||||||
dl |
вектору магнитной индукции: |
|
||||||||||||
|
|
|||||||||||||
|
|
Bdl |
B dl dl Bdl Bdl |
0 Bdl . |
||||||||||
|
|
|
l |
|
|
l |
|
|
|
|
|
l |
l |
l |
Так как Bdl B dl B , доказательство теоремы для случая контура
произвольной формы сводится к рассмотренному выше случаю. Можно показать, что теорема о
циркуляции B (или закон полного тока) справедлива в общем случае для системы токов произвольной формы и произвольного замкнутого контура:
Bdl |
0 Ii , |
(1.11) |
l |
i |
|
где Ii – токи, охватываемые контуром,
причем Ii берется с плюсом, если на-
правление Ii и направление обхода
контура связаны правилом правого винта, и с минусом в противном случае.
I
dl |
dl |
|
B |
||
|
||
|
dl |
Рис. 17
17
Если контур находится в проводящей среде, в которой существует упорядоченное движение зарядов, теорему (1.11) удобно представить в виде
Bdl 0 jndS ,
l |
S |
где S – любая поверхность, ограниченная контуром l; jn – проекция плотности тока на нормаль к элементу поверхности dS .
1.7. Применение теоремы о циркуляции вектора магнитной индукции. Магнитное поле внутри прямого проводника с током
В качестве примера применения теоремы о циркуляции вектора магнитной индукции для расчета индукции магнитного поля рассмотрим магнитное поле постоянного тока, текущего в бесконечно длинном прямом проводнике цилиндрической формы радиуса R. Замкнутый контур выберем в виде окружности радиуса r, лежащей в плоскости, перпендикулярной оси
проводника, и с центром на этой оси (рис. 18). |
|
|
||||
|
Пусть направление обхода контура связано с направлением тока пра- |
|||||
|
I |
вилом правого винта. Из осевой симметрии |
||||
|
следует, что во всех точках, равноудален- |
|||||
|
|
|
||||
|
|
|
ных от оси проводника с током, индукция |
|||
|
|
|
магнитного поля одинакова. Проекция век- |
|||
|
R |
|
тора магнитной индукции на направление |
|||
|
|
|
элементарного перемещения совпадает по |
|||
|
|
|
величине с магнитной индукцией во всех |
|||
|
|
|
точках замкнутого контура. |
|
||
r |
|
l |
Таким образом, для циркуляции век- |
|||
|
|
|
тора магнитной индукции получаем |
|
||
|
|
|
Bdl Bl dl B dl B 2r , |
(1.12) |
||
|
|
|
l |
l |
l |
|
|
|
|
где Bl |
– проекция вектора магнитной ин- |
||
|
|
|
||||
|
|
Рис. 18 |
дукции на направление элементарного пе- |
|||
ремещения dl . |
|
|
|
|
||
|
Если r R , то по закону полного тока: |
|
|
|||
|
|
|
Bl dl 0 I . |
|
(1.13) |
|
|
|
|
l |
|
|
|
Из сравнения (1.12) и (1.13) следует
B0 I , 2r
18
что совпадает с ранее полученной формулой (1.6).
Если r R , в предположении равномерного распределения тока по сечению проводника, по закону полного тока
Bl dl 0 jSl 0 |
I |
r2 0 |
I |
r2 , |
(1.14) |
|
R2 |
R2 |
|||||
l |
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
где Sl – площадь, охватываемая контуром l; j – плотность тока. Из сравнения
(1.12) и (1.14) следует
B |
0 I |
r . |
(1.15) |
2R2 |
На графике (рис. 19) показана зависимость индукции магнитного поля от расстояния до оси прямого проводника с током.
B B
r |
r |
0 |
0 |
R |
R |
Рис. 19 |
Рис. 20 |
Рассмотрим полый проводник цилиндрической формы в виде трубы, вдоль стенки которой течет постоянный ток. Пусть R – радиус трубы. Замкнутый контур выберем также в форме окружности радиуса r с центром на оси проводника. Пусть r R . В этом случае контур не охватывает ток и
Br dr 0 . |
(1.16) |
l |
|
Из сравнения (1.12) и (1.16) следует, что магнитное поле внутри полого проводника с током отсутствует. На рис. 20 представлена зависимость величины индукции магнитного поля в некоторой точке от ее расстояния до оси прямого полого проводника с током.
1.8. Магнитное поле соленоида
Соленоид представляет собой тонкий провод, навитый плотно (виток к витку) на цилиндрический каркас. На рис. 21 представлено схематическое
19
изображение бесконечно длинного соленоида диаметром D. Будем считать, что намотка выполнена плотно, соседние витки прилегают друг к другу и по
I
D
Рис. 21
соленоиду течет ток силой I.
Выясним, как направлен вектор B в различных точках магнитного поля соленоида. Для этого рассмотрим два любых элемента тока Idl1 и Idl2 , равных по величине и расположенных симметрично относительно плоскости сечения АА, перпендикулярной к оси соленоида (рис. 22). Элементы dl1 и dl2 перпендикулярны плоскости рисунка.
По закону Био–Савара–Лапласа
|
|
А |
рассматриваемые элементы тока создадут |
|
|
|
|
||
|
|
|
в каждой точке сечения АА магнитные |
|
dl1 d l 2 |
поля, индукции которых dB1 и dB2 рав- |
|||
ны по величине, а их результирующий |
||||
|
|
|
||
dB |
r |
r2 |
вектор dB параллелен оси соленоида. |
|
1 |
|
|
||
2 |
|
|
|
|
|
|
|
Этот вывод справедлив для любой |
|
dB |
|
|
пары одинаковых элементов тока соле- |
|
|
|
А |
||
|
|
ноида, расположенных симметрично от- |
||
|
|
|
||
dB1 |
|
|
носительно плоскости сечения АА. Из |
|
|
|
Рис. 22 |
принципа суперпозиции следует, что ли- |
нии индукции магнитного поля бесконечно длинного соленоида, если оно отлично от нуля, должны быть параллельны оси соленоида как внутри, так и вне соленоида.
Теперь докажем, что в точках, находящихся на расстоянии, много большем диаметра соленоида с плотной намоткой витков, магнитное поле
равно нулю. Для этого рассмотрим два равных по модулю элемента тока Idl1
и Idl2 , расположенных симметрично относительно оси соленоида (рис. 23).
20
|
|
В точках, |
достаточно |
уда- |
|
|
|
dl1 |
|
ленных от соленоида, для которых |
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|||||
r1 |
r2 |
D , по закону Био–Савара– |
|
|
|
|
|
||
Лапласа магнитные индукции |
dB1 и |
|
|
|
d l 2 |
|
|||
|
|
|
|
|
|||||
dB2 |
будут равны и противоположны |
r1 |
|
|
|
|
|||
по направлению с хорошей степенью |
|
r2 |
|
|
|
||||
точности. Этот вывод справедлив для |
dB2 |
|
|
|
|
||||
любой пары одинаковых элементов |
|
|
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|||||
тока |
|
соленоида, |
расположенных |
|
|
|
|
|
|
симметрично относительно оси соле- |
dB1 |
|
|
|
|
||||
ноида. |
Из принципа суперпозиции |
|
|
|
|
||||
|
Рис. 23 |
|
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
следует, что в достаточно удаленных |
|
|
|
|
|
||||
от соленоида точках магнитное поле отсутствует. |
|
|
|
|
|||||
|
|
Для вычисления величины индукции магнитного поля соленоида при- |
|||||||
меним теорему о циркуляции вектора |
B по замкнутому контуру. |
Выберем |
контур прямоугольной формы, две стороны которого параллельны, а другие две стороны перпендикулярны оси соленоида (рис. 24, а, б).
I |
1 |
2 |
I |
|
|
|
|
1 |
2 |
||
|
|
|
|
4 3
|
l’ |
|
|
4 |
3 |
||
|
|
||||||
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
l' |
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
Рис. 24, а |
|
Рис. 24, б |
||||
Пусть участок контура |
3 4 находится от соленоида на расстоянии, |
много большем его диаметра, а участок 1 2 , параллельный оси соленоида,
21
расположен в первом случае внутри соленоида (рис. 24, а) и во втором случае вне соленоида (рис. 24, б).
Циркуляция вектора B на контуре 1–2–3–4 равна сумме линейных интегралов:
|
|
|
2 |
3 |
4 |
1 |
|
|
Bl dl Bl dl Bl dl Bl dl Bl dl . |
||||
|
|
l |
1 |
2 |
3 |
4 |
|
Из соображений симметрии и так как линии магнитной индукции |
|||||
должны быть |
параллельны |
оси соленоида, |
как было показано выше, |
|||
Bl B const |
во всех точках участка |
1 2 . На участках контура 2 3 и |
||||
4 1 |
B перпендикулярен элементарному перемещению. Следовательно, |
|||||
Bl 0 |
во всех точках участков 2 3 |
и 4 1. Точки участка 3 4 нахо- |
дятся на расстоянии, много большем диаметра соленоида, и в них, как отмечалось ранее, можно считать B 0 с хорошей степенью точности.
Таким образом,
|
|
|
2 |
2 |
|
|
|
Bl dl Bl dl B dl B l , |
(1.17) |
||
|
|
l |
1 |
1 |
|
где l |
– длина участка 1 2 . |
|
|
|
|
|
|
Согласно теореме о циркуляции в случае, когда контур охватывает ток |
|||
(рис. 24, а), |
|
|
|
||
|
|
Bl dl 0nl I , |
|
(1.18) |
|
|
|
l |
|
|
|
где |
n |
– плотность намотки (число витков на единицу длины |
соленоида), |
||
а n l |
– число витков на длине l . Если контур не охватывает ток (рис. 24, б), то |
||||
|
|
|
Bl dl 0 . |
(1.19) |
|
|
|
|
l |
|
|
Из сравнения (1.17) с (1.18) и (1.19) следует, что магнитное поле внутри бесконечно длинного соленоида однородно. Магнитная индукция поля равна
B 0nI . |
(1.20) |
Поле вне соленоида отсутствует.
1.9. Магнитное поле тороида
Тороид – устройство, выполненное в виде провода, намотанного плотно виток к витку на каркас, имеющий форму тора (рис. 25). Окружность ра-
22