- •Курс общей физики (лекции)
- •Электродинамика и научно-технический прогресс
- •Свойства электрических зарядов
- •Закон Кулона
- •Электрическое поле
- •Идеи близко - и дальнодействия
- •Напряжённость электрического поля. Поле точечного заряда. Графическое представление электрических полей
- •Принцип суперпозиции электрических полей
- •Поле диполя
- •Поле бесконечно заряженной нити
- •Лекция 2«Теорема Гаусса для электрического поля»
- •Поток вектора напряжённости электрического поля
- •Теорема Гаусса для электрического поля
- •Применение теоремы Гаусса для расчёта электрических полей
- •Поле бесконечной заряженной нити
- •Поле бесконечной равномерно заряженной плоскости. Поле плоского конденсатора
- •Поле сферического конденсатора
- •Лекция 3 «Потенциал электростатического поля»
- •Работа сил электростатического поля при перемещении заряда. Потенциал и разность потенциалов.
- •Теорема о циркуляции в вектора напряжённости электростатического поля
- •Связь напряжённости и потенциала электростатического поля
- •Примеры расчёта потенциала электростатических полей
- •Потенциал поля точечного заряда (рис. 3.8.)
- •Разность потенциалов на обкладках сферического конденсатора (рис. 3.9.)
- •Лекция 4 «Электростатика проводников»
- •Электрическое поле заряженного проводника
- •Проводники во внешнем электрическом поле. Явление электростатической индукции. Электрическая защита.
- •Электроёмкость проводника. Конденсаторы. Емкость конденсаторов.
- •Ёмкость плоского конденсатора
- •Ёмкость сферического конденсатора
- •Ёмкость цилиндрического конденсатора
- •Энергия электрического поля. Плотность энергии.
- •Лекция 5 «Электрическое поле в диэлектриках»
- •Типы диэлектриков. Поляризация диэлектриков. Поляризуемость и вектор поляризации.
- •Диэлектрическая проницаемость. Вектор электрического смещения.
- •Законы электрического поля в диэлектриках
- •Закон Кулона
- •Теорема Остроградского-Гаусса
- •Условия на границе двух диэлектриков
- •Лекция 6 «Постоянный электрический ток»
- •Электрический ток. Характеристики электрического тока
- •Законы Ома для участка цепи
- •Закон Ома в интегральной форме
- •Закон Ома в дифференциальной форме
- •Пример расчёта силы тока в проводящей среде
- •Закон Джоуля-Ленца в интегральной и дифференциальной формах
- •Лекция 7 «Постоянный электрический ток»
- •Сторонние силы. Источники тока. Э.Д.С. Источника
- •Закон Ома для неоднородного участка цепи. Закон Ома для замкнутого контура.
- •Правила Кирхгофа
- •Классическая теория электропроводности металлов
- •Лекция 8 «Электромагнетизм. Основы магнитостатики»
- •Электростатика. Краткий обзор.
- •Магнитное взаимодействие электрических токов
- •Магнитное поле. Закон Ампера. Индукция магнитного поля.
- •Принцип суперпозиции магнитных полей. Закон Био-Савара-Лапласа.
- •Магнитное поле прямолинейного тока
- •Магнитное поле на оси кругового тока
- •Магнитное поле движущегося заряда
- •Лекция 9 «Основы магнитостатики»
- •Краткий обзор предыдущей лекции
- •Сила Лоренца
- •Теорема Гаусса и теорема о циркуляции магнитного поля. Система уравнений Максвелла электро- и магнитостатики.
- •Примеры расчёта магнитных полей
- •Поле прямолинейного тока
- •Поле бесконечного соленоида
- •Поле тороида
- •Лекция 10 «Электромагнитная индукция. Энергия магнитного поля»
- •Явление электромагнитной индукции
- •Опыты Фарадея
- •Правило Ленца
- •Электродвижущая сила индукции. Закон Фарадея.
- •Индуктивность. Индуктивность соленоида. Явление самоиндукции.
- •Токи размыкания и замыкания цепи. Энергия и плотность энергии магнитного поля.
- •Лекция 11 «Электрические колебания»
- •Колебательные контуры. Квазистационарные токи.
- •Собственные электрические колебания
- •Собственные незатухающие колебания
- •Собственные затухающие колебания
- •Вынужденные колебания
- •Резистор (r) в цепи переменного тока (рис. 11.7.)
- •Индуктивность в цепи переменного тока (рис. 11.9.)
- •Вынужденные колебания. Резонанс.
- •Проблема косинуса фи
- •Лекция 12 «Теория Максвелла»
- •Две трактовки явления электромагнитной индукции. Вихревое электрическое поле
- •Ток смещения. Обобщение теоремы о циркуляции магнитного поля
- •Полная система уравнений Максвелла и их физический смысл
- •Лекция 13 «Электромагнитные волны»
- •Волновой процесс. Уравнение плоской волны. Волновое уравнение.
- •Плоская электромагнитная волна. Свойства электромагнитных волн.
- •Энергия электромагнитных волн. Плотность потока энергии. Вектор Пойнтинга.
- •Примеры вычисления плотности потока энергии
- •Плотность потока энергии в плоской электромагнитной волне в вакууме
- •Плотность потока энергии электромагнитного поля в цепи постоянного тока. Выделение джоулева тепла в проводнике.
- •Лекция 14 «Магнетизм как релятивистский эффект»
- •Магнитная сила как релятивистское следствие закона Кулона
- •Релятивистское преобразование магнитных и электрических полей
- •Пример 1
- •Пример 2
- •Рекомендуемая литература
- •Содержание
Вынужденные колебания
Вынужденные колебания возникают в колебательном контуре RLC, когда потери энергии в нём периодически восполняются за счёт работы источника переменной э.д.с. (рис. 11.6.).
Рис. 11.6.
Мы рассмотрим частный случай, когда напряжение, поддерживающее колебания, меняется по гармоническому закону:
U=U0cost.
Тогда уравнение Кирхгофа для этого контура можно записать так:
UR + UC + UL = U0cost. (11.14)
Ниже мы покажем, что в такой цепи будет течь переменный ток:
I=I0cos(t–). (11.15)
Но прежде чем приступить к анализу этого уравнения, очень кратко рассмотрим особенности течения переменногоквазистационарноготока в резисторах, конденсаторах и катушках индуктивности.
Резистор (r) в цепи переменного тока (рис. 11.7.)
Рис. 11.7.
При протекании переменного тока I=I0cost, падение напряжения на резисторе будет меняться по гармоническому закону:
UR = IR = I0Rcost. (11.15)
Причём колебания тока и напряжения будут происходить синфазно (рис. 11.7.).
Ёмкость в цепи переменного токаI=I0cost(рис. 11.8.)
Рис. 11.8.
Вычислим напряжение на конденсаторе при течении в цепи переменного тока (рис. 11.8.):
. (11.16)
Напряжение на конденсаторе колеблется с той же частотой, что и ток, но по фазе ток в конденсаторе на опережает напряжение.
Индуктивность в цепи переменного тока (рис. 11.9.)
Рис. 11.9.
В катушке действует э.д.с. самоиндукции, поэтому закон Ома для неоднородного участка цепи запишем так:
U=Ir–СИ.
Здесь сопротивление идеальной катушки индуктивности r= 0;СИ=— э.д.с. самоиндукции. Тогда:
. (11.17)
Напряжение на катушке индуктивности на опережает по фазе ток (рис. 11.9.).
Вынужденные колебания. Резонанс.
Вернёмся к уравнению вынужденных колебаний (11.14):
UR + UC + UL = U0cost.
Теперь мы знаем, что здесь:
UR=I0Rcost;
;
.
Сложим эти три гармонические колебания, воспользовавшись методом векторных диаграмм (рис. 11.10.). Для этого выберем ось тока (I).URпредставим вектором, совпадающим по направлению с направлением оси тока. НапряженияUCиULбудут представлены векторами, повёрнутыми относительно оси тока наисоответственно.
Рис. 11.10.
Сложение трёх колебаний заменим теперь сложением этих трёх векторов.
Сумма падений напряжений на индуктивности и ёмкости определит реактивнуюсоставляющую полного напряжения —Uр.
. (11.18)
Амплитуда этого напряжения, как следует из (11.18) пропорциональна амплитуде тока.
Рассматривая последнее уравнение, как запись закона Ома, можно коэффициент пропорциональности между током и напряжением назвать сопротивлением этого участка.
Rp= — реактивное сопротивление контура.
Продолжим сложение векторов и к уже полученной сумме прибавим вектор, изображающий UR=I0R.
Результатом сложения всех трёх колебаний (векторов) будет напряжение U=U0cost, поддерживающее вынужденные колебания в контуре (см. 11.4).
Как следует из векторной диаграммы, амплитуда этого напряжения равна:
. (11.19)
Или амплитуда тока в цепи:
. (11.20)
При этом ток будет запаздывать по фазе от напряжения на :
. (11.21)
Уравнения (11.19) и (11.20) иногда называют законом Ома для переменного тока. Но надо иметь в виду, что эти формулы связывают только амплитудные значения токаI0и напряженияU0.
В уравнении (11.21) — полное сопротивление колебательного контура, складывающееся из активного (R) и реактивногосопротивлений.
Теперь проанализируем полученные результаты (11.20) и (11.21).
Пусть в колебательном контуре RLC(рис. 11.6.) действует источник переменного напряжения:
U=U0cost.
Теперь мы уже знаем, что в контуре установятся гармонические колебания тока:
I=I0cos(t–).
Амплитуда этого колебания прямо пропорциональна амплитуде приложенного напряжения U0и обратно пропорциональна полному сопротивлению контура:
.
Ток будет отставать по фазе от напряжения на угол :
.
Будем теперь менять частоту возбуждающего сигнала, оставляя его амплитудуU0неизменной.
При = 0,I(= 0) = 0. Это легко понять: ведь сопротивление колебательного контура, с его ёмкостьюС, бесконечно для постоянного тока (RC==при= 0). Отсюда и нулевой ток.
Ток будет стремиться к нулю и в случае неограниченного роста частоты колебаний. При ,RL=LиI0.
В промежутке между этими предельными значениями частоты, амплитуда тока проходит через максимум. Резонансные кривые для амплитуды силы тока I0=I0() приведены на рис. 11.11.
Рис. 11.11.
Амплитуда I0достигает максимума, когда реактивное сопротивление контура становится равным нулю:
. (11.22)
При этой (резонансной) частоте сопротивление контура будет определяться только сопротивлением резистора R:
(11.23)
Из (11.22) следует, что резонанс тока наступает при частоте P=0, равной частоте собственных незатухающих колебаний контура:
.
Понятно, что уровень резонансного максимума амплитуды тока зависит от величины активного сопротивления контура (11.23).
Анализ зависимости фазового сдвига от частоты приводит к выводу, который графически представлен на рис 11.12.
Рис. 11.12.
Наибольший интерес представляет момент резонанса, когда частота вынуждающего сигнала равна частоте 0. Тогда амплитуда тока достигает своего максимума, а разность фаз между током и приложенным напряжением равна нулю (= 0).
Контур в этом случае выступает как чисто активное сопротивление.
Этот важный частный случай вынужденных колебаний называется резонансом напряжений. Именно резонанс напряжений используется в радиотехнике при настройке на сигнал строго определённой частоты.