Электрический ток Закон Ома Мощность, выделяемая в цепи переменного тока Электромагнетизм Закон Ампера Колебания и волны Электромагнитные волны Основные законы оптики Интерференция света

Лекции и задачи по физике Примеры решений контрольной работы

Колебания и волны

Механические и электромагнитные колебания

Гармонические колебания и их характеристики

Колебаниями называются движения или процессы, которые характеризуются определенной повторяемостью во времени. Колебательные процессы широко распространены в природе и технике, например качание маятника часов, переменный электрический ток и т. д. При колебательном движении маятника изменяется координата его центра масс, в случае переменного тока колеблются напряжение и ток в цепи. Физическая природа колебаний может быть разной, поэтому различают колебания механические, электромагнитные и др. Однако различные колебательные процессы описываются одинаковыми характеристиками и одинаковыми уравнениями. Отсюда следует целесообразность единого подхода к изучению колебаний различной физической природы. Например, единый подход к изучению механических и электромагнитных колебаний применялся английским физиком Д. У. Рэлеем (1842—1919), А. Г. Столетовым, русским инженером-экспериментатором П. Н. Лебедевым (1866—1912). Большой вклад в развитие теории колебаний внесли Л. И. Мандельштам (1879—1944) и его ученики.

Колебания называются свободными (или собственными), если они совершаются за счет первоначально сообщенной энергии при последующем отсутствии внешних воздействий на колебательную систему (систему, совершающую колебания). Простейшим типом колебаний являются гармонические колебания — колебания, при которых колеблющаяся величина изменяется со временем по закону синуса (косинуса). Рассмотрение гармонических колебаний важно по двум причинам: 1) колебания, встречающиеся в природе и технике, часто имеют характер, близкий к гармоническому; 2) различные периодические процессы (процессы, повторяющиеся через равные промежутки времени) можно представить как наложение гармонических колебаний. Гармонические колебания величины s описываются уравнением типа

 (140.1)

где А — максимальное значение колеблющейся величины, называемое амплитудой колебания, w0 — круговая (циклическая) частота, j — начальная фаза колебания в момент времени t=0, (w0t+j) — фаза колебания в момент времени t. Фаза колебания определяет значение колеблющейся величины в данный момент времени. Так как косинус изменяется в пределах от +1 до –1, то s может принимать значения от +А до –А.

Определенные состояния системы, совершающей гармонические колебания, повторяются через промежуток времени Т, называемый периодом колебания, за который фаза колебания получает приращение 2p, т. е.

откуда

  (140.2)

Величина, обратная периоду колебаний,

  (140.3)

т. е. число полных колебаний, совершаемых в единицу времени, называется частотой колебаний. Сравнивая (140.2) и (140.3), получим

Единица частоты — герц (Гц): 1 Гц — частота периодического процесса, при которой за 1 с совершается один цикл процесса.

Запишем первую и вторую производные по времени от гармонически колеблющейся величины s:

  (140.4)

 (140.5)

т. е. имеем гармонические колебания с той же циклической частотой. Амплитуды величин (140.4) и (140.5) соответственно равны Аw0 и Аw. Фаза величины (140.4) отличается от фазы величины (140.1) на p/2, а фаза величины (140.5) отличается от фазы величины (140.1) на p. Следовательно, в моменты времени, когда s=0, ds/dt приобретает наибольшие значения; когда же s достигает максимального отрицательного значения, то d2s/dt2 приобретает наибольшее положительное значение (рис. 198).

Из выражения (140.5) следует дифференциальное уравнение гармонических колебаний

  (140.6)

(где s = A cos (w0t+j)). Решением этого уравнения является выражение (140.1).

Гармонические колебания изображаются графически методом вращающегося вектора амплитуды, или методом векторных диаграмм. Для этого из произвольной точки О, выбранной на оси х, под углом j, равным начальной фазе колебания, откладывается вектор А, модуль которого равен амплитуде А рассматриваемого колебания (рис. 199). Если этот вектор привести во вращение с угловой скоростью w0, равной циклической частоте колебаний, то проекция конца вектора будет перемещаться по оси х и принимать значения от –А до +А, а колеблющаяся величина будет изменяться со временем по закону s=A cos (w0t+j). Таким образом, гармоническое колебание можно представить проекцией на некоторую произвольно выбранную ось вектора амплитуды А, отложенного из произвольной точки оси под углом j, равным начальной фазе, и вращающегося с угловой скоростью w0 вокруг этой точки.

В физике часто применяется другой метод, который отличается от метода вращающегося вектора амплитуды лишь по форме. В этом методе колеблющуюся величину представляют комплексным числом. Согласно формуле Эйлера, для комплексных чисел

  (140.7)

где  — мнимая единица. Поэтому уравнение гармонического колебания (140.1) можно записать в комплексной форме:

  (140.8)

Вещественная часть выражения (140.8)

представляет собой гармоническое колебание. Обозначение Re вещественной части условимся опускать и (140.8) будем записывать в виде

В теории колебаний принимается, что колеблющаяся величина s равна вещественной части комплексного выражения, стоящего в этом равенстве справа.

Релятивистская природа потенциального магнитного поля. Демонстрация релятивистской природы поперечной магнитной силы (Рис.5) предложена лауреатом нобелевской премии профессором Э. Парселлом [1].

 Пробный положительный заряд q ортогонально сближается с двумя однонаправленными токами зарядов i1, i2. Чёрные кружки обозначают положительные токовые заряды, движущие

ся вдоль указанного стрелками направления тока. А светлые – отрицательные, движущиеся в

противоположном направлении. Рассмотрение идёт в системе покоя пробного заряда. В таком

 i1 i2

 


 ∑V

 


  Поперечная магнитная сила

 

 


 ∑V


 q

  Продольная магнитная сила 

 

 Рис.6

случае наклонённые вектор суммарных скоростей ∑характеризуют как движение зарядов в проводнике, так и их сближение с покоящимся пробным зарядом (с наблюдателем).

 Наклонёнными оказываются и релятивистски «сплющенные» диаграммы силовых линий полей токовых зарядов.

 Суть парселловской идеи в следующем. Числа положительных и отрицательных зарядов в

токах одинаковые. В состоянии покоя заряды имеют электрические поля сферической формы

Поэтому суммарная сила притягивания и отталкивания между токовыми и пробным

зарядами равна нулю. При наличии сближения с пробным зарядом поля токовых зарядов претерпевают релятивистское преобразование («сплющивание»), что приводит к нарушению

силового баланса. В областях сгущений силовых линий воздействие каждого токового заряда

на пробный усиливается, а в областях разряжения - уменьшается. Общая релятивистская

составляющая силового воздействия при однонаправленных токах поперечна к скорости.

пробного заряда и подчиняется правилу левой руки.

Пример 19. В однородном магнитном поле с индукцией B=0,1 Тл равномерно вращается рамка, содержащая N= 1000 витков, с часто­той n=1 c -1. Площадь S рамки равна 150 см2. Определить мгновен­ное значение ЭДС, соответствующее углу поворота рамки 30°.

Решение. Мгновенное значение ЭДС индукции , определя­ется основным уравнением электромагнитной индукции Фарадея — Максвелла:

  (1)

Потокосцепление Y=NФ, где N — число витков, пронизывае­мых магнитным потоком Ф. Подставив выражение Y в формулу (1), получим

  (2)

При вращении рамки магнитный поток Ф, пронизывающий рам­ку в момент времени t, изменяется по закону Ф=ВS cosw t, где В — магнитная индукция; S — площадь рамки; w— угловая частота. Подставив в формулу (2) выражение Ф и продифференцировав по времени, найдем мгновенное значение ЭДС индукции:

  (3)

Угловая частота со связана с частотой п вращения соотношением w=2pп. Подставив выражение со в формулу (3) и заменив wt на угол a, получим

  (4)

Убедимся в том, что правая часть полученного равенства дает единицу ЭДС (В). Учтя, что 2 p, N и sin wt — величины безразмер­ные и неименованные, получим

Произведя вычисления по формуле (4), найдем


Явление электромагнитной индукции (опыты Фарадея)