Файл: Электричество и магнетизм. Курс лекций. Задерновский.pdf

61

Согласно идее Максвелла, на границах обкладок линии тока проводимости переходят в линии тока смещения, как показано на рисунке. При этом

заряд на пластинах, а σ - поверхностная плотность заряда. Поскольку напря-

скоростью изменения электрического поля. Нетрудно убедиться, что направле-

62

Это второе основное уравнение Максвелла, показывающее, что вихревое магнитное поле создается не только токами проводимости, но и переменными электрическими полями (т.е. токами смещения).

Помимо соотношений (6.14) и (6.15), описывающих связь между электрическими и магнитными явлениями, Максвелл включил в свою систему уравне-

ний теорему Гаусса для вектора B

где ρ – объемная плотность зарядов, а интеграл в правой части дает суммарный заряд в объеме V, ограниченном замкнутой поверхностью S.

Благодаря созданной Максвеллом теории удалось не только установить связь между электрическими и магнитными переменными полями, но и объяснить все известные к тому времени экспериментальные факты. Эта теория позволила также предсказать ряд новых явлений, например, существование электромагнитных волн.

ЛЕКЦИЯ 7. ГАРМОНИЧЕСКИЕ КОЛЕБАНИЯ. КОЛЕБАТЕЛЬНЫЙ КОНТУР

7.1. Свободные незатухающие гармонические колебания

Колебаниями называются процессы, характеризующиеся определенной повторяемостью во времени. Колебания считают свободными, если они совершаются за счет запаса энергии, первоначально сообщенной системе, при отсутствии какого-либо внешнего воздействия. В идеальном случае, если нет потерь энергии, колебания будут незатухающими и могут длиться бесконечно долго.

Физическая природа колебательных процессов может быть разной. Различают механические колебания, электромагнитные колебания и др. Наиболее простыми являются так называемые гармонические колебания, при которых колеблющаяся величина изменяется со временем по закону синуса или косинуса. Такие колебания описываются, как известно, уравнением вида

x = Acos(ωt + φ), (7.1)

где А – амплитуда колебаний, выражение в скобках – фаза колебаний, φ – начальная фаза, а ω - циклическая (круговая) частота колебаний. Напомним, что ω = 2πf = 2π/T , где T – период, а f - частота колебаний.

63

7.2. Свободные колебания в колебательном контуре

Рассмотрим систему, состоящую из конденсатора (емкости) и катушки (индуктивности), соединенных друг с другом. Пусть в момент t = 0 конденсатор С заряжен. а ток в катушке L отсутствует (рис. 7.1 a). При разряде конденсатора в контуре появляется ток, создающий в катушке магнитное поле. В результате возникает ЭДС самоиндукции, которая препятствует быстрому разряду конденсатора.

Когда конденсатор полностью разрядится, сила тока достигнет максимального значения (рис. 7.1b). Затем ток начинает убывать, ЭДС самоиндукции меняет знак, и начинает поддерживать этот ток, перезаряжая тем самым конденсатор. Момент полной перезарядки емкости и исчезновения тока показан на рис. 7.1с. Обратный процесс и переход системы в исходное состояние иллюстрируются рисунками 7.1d и 7.1e. В нижней части рис. 7.1 приведены графики зависимости заряда на конденсаторе и тока в катушке от времени, т.е. функции q(t) и I(t). Эти графики наглядно демонстрирует процессы, происходящие в контуре за время одного полного колебания.

64

Нетрудно убедиться в том, что если активное сопротивление R контура стремится к нулю, указанные функции являются гармоническими. Действительно, при отсутствии падения напряжения на нагрузке разность потенциалов на обкладках конденсатора U в любой момент времени должна быть равна действующей в цепи ЭДС. Так как, в контуре действует только ЭДС самоиндукции

q = q0cos (ω0 t + φ). Здесь q0 - максимальное значение заряда на конденсаторе.

т.е. зависит только от параметров контура. Период свободных колебаний будет, соответственно, определяться по формуле

носящей название формулы Томсона.

Поскольку напряжение на конденсаторе равно U Cq , функция U(t) будет выглядеть практически так же, как и q(t), а именно U(t) = U0cos(ω0t), где

U0 qC0 - максимальное напряжение на обкладках конденсатора. Зависимость

66

(х = 0), и за счет приобретенной кинетической энергии продолжит свое движение, сжимая пружину. В положении, показанном на рис. 7.2с, скорость груза равна нулю, и начинается движение в обратную сторону.

Если силы сопротивления пренебрежимо малы, маятник будет совершать свободные незатухающие гармонические колебания. Дифференциальное уравнение этих колебаний выводится из второго закона Ньютона, согласно которому F = -kx = ma. Поскольку a x , получим

Решение этого уравнения показывает, что координата центра масс груза меняется со временем по гармоническому закону x = x0cos(ω0t + φ). Поскольку, в нашем примере в момент времени t = 0, х = х0, то начальная фаза колебаний φ = 0, поэтому

Скорость груза v и его ускорение также будут меняться по гармоническому закону. Скорость получим, продифференцировав выражение (7.10)

v = х = -x0 ω0 sin(ω0 t) = - v0sin (ω0 t),

где v0 = x0ω0 – максимальная скорость груза. Для ускорения имеем, соответственно

a = х = -x0 02 cos(ω0 t) = - a0cos(ω0 t),

где a0 = x0 02 - максимальное ускорение груза.

В отсутствие сил сопротивления движению, полная энергия системы W, включающая в себя кинетическую энергию груза и энергию деформации пружины, остается постоянной

Ее можно выразить как максимальную кинетическую энергию груза (когда х = 0 и пружина не деформирована); либо как максимальную энергию пружины (когда v = 0)