14. Zmienne pole elektromagnetyczne Elektromagnetyzm

14.1. Odkrycia Faradaya

Wiemy już, że pole elektryczne wywołuje w

przewodniku  przepływ  prądu  elektrycznego  I,  który  z
kolei  wytwarza  w  przestrzeni  wokół  siebie  pole
magnetyczne            .  Fakt  ten  został  po  raz  pierwszy
stwierdzony  w  doświadczeniu  Oersteda  w  roku  1820.
Natychmiast  po  tym  wydarzeniu,  zaczęto  zastanawiać
się  –  czy  zachodzi  zjawisko  odwrotne,  czyli  czy  pole
magnetyczne

wytwarza pole elektryczne

a jeśli

tak, to jakie prawa rządzą tym procesem.

W 1831 roku, po dziesięciu latach wytrwałych

prób,  Faradayowi  udało  się  rozwiązać  to  zagadnienie,
do  którego  dążył.  Wykonać  eksperyment,  który  miał  w
następstwie  olbrzymie  znaczenie  dla  rozwoju  fizyki  i
techniki.  Na  zjawisku  tym  bowiem  opiera  się  m.in.
działanie  podstawowych  współczesnych  źródeł  energii
elektrycznej.  Schemat  doświadczenia  przedstawia
rys.8.10.



Rys.8.10. Schemat oryginalnego

doświadczenia Faradaya

prowadzącego do odkrycia

zjawiska indukcji.

Rys.8.11. Powstawanie prądu

indukcyjnego I

w czasie

ruchu cewki z prądem I

pręt

drewniany

nawinięte  są  dwa  długie  druty
miedziane.  Przy  nie  zmieniającym
się  natężeniu  prądu  w  pierwszym
obwodzie,  w  drugim  obwodzie
galwanometr  G  nie  wskazywał
prądu,

natomiast

czasie

zwierania  i  rozwierania  wyłącznika
K  wskazówka  galwanometru  G
odchylała  się  nieco,  a  następnie
wracała

szybko

położenia

równowagi.

Wynik tego eksperymentu

świadczy o powstaniu w drugim
obwodzie krótkotrwałego prądu
nazwanego

później

prądem

indukcyjnym. Prąd indukcyjny w
obwodzie

drugim

płynął

wskutek

powstania

napięcia

między punktami A i B, zwanego
siłą elektromotoryczną indukowaną
(którą oznaczamy SEM).

Kierunki

prądów

indukowanych  były  dla  przypadku
zwierania  i  rozwierania  przeciwne.
Zamiast stosować gwałtowne zmiany
prądu  przy  użyciu  klucza  K  Faraday
wskazał,

iż

prąd

indukowany

wytwarza

się

również

przy

łagodnych

zmianach

prądu

obwodzie

uzyskanych

przy

pomocy

opornika

zmiennym

oporze.

Faraday uzyskał również prądy

indukowane nieco innymi metodami.
Na  rys.  8.11  są  przedstawione  dwie
cewki: jedna z prądem stałym druga
połączona  z  galwanometrem  G.
Faraday zauważył, że prąd w drugiej
cewce płynie wówczas, gdy cewki są
we wzajemnym ruchu. Przy zbliżaniu
i  oddalaniu  prądy  indukowane  w
cewce 2 mają kierunki przeciwne.

Prawo indukcji elektromagnetycznej Faraday’a

Wartość

SEM

indukowanej

otrzymujemy

następujących rozważań:

F F

_ C

d x



d s

K 1

Powstawanie SEM między
końcami A i K
przewodzącego pręta
porusza-jącego się z
prędkością υ poprze-cznie do
pola magnetycznego B.

Utwórzmy obwód w kształcie
prosto-kątnej ramki CDFE
leżącej w pła-szczyźnie Oxy
(rys.8.13). Bok AK tej ramki
stanowi ruchoma poprzeczka
(prosty kawałek drutu
miedzianego) mogąca się
ślizgać bez tarcia wzdłuż
boków CD i EF. Do punktów D
i F obwodu podłączony jest
galwanometr G. Ramkę
umieszczamy w jednoro-dnym
polu magnetycznym o
wektorze indukcji B zgodnym
z osią Oz.

Siłą zewnętrzną przesuwamy
AK ze stałą prędkością  od

położenia 1 do 2.

Na elektrony, które znajdują się w pręcie miedzianym o
ładunku (–e) poruszające się z prędkością υ w polu
magnetycznym B działa siła Lorentza













Ponieważ











Pod wpływem siły Lorentza elektrony

przemieszczają się od punktu K do punktu A, w związku
z tym ulega naruszeniu równomier-ność rozkładu
ładunku w poruszającym się pręcie. Na końcu A groma-
dzą się elektrony, a więc koniec ten będzie obdarzony
ładunkiem ele-ktrycznym –Q, zaś koniec K (skutkiem
ucieczki z niego elektronów) ładunkiem +Q. A więc
wewnątrz przewodnika KA powstaje pole ele-ktryczne,
którego wektor natężenia skierowany jest od punktu K
do punktu A. Ponieważ te punkty są oddalone od siebie o
l (l długość przewodnika KA), dlatego między końcami
przewodnika powstaje napięcie elektryczne U, które
możemy zapisać:





Pole elektryczne wewnątrz przewodnika o wartości E =
U/l działa z kolei na elektrony w pręcie siłą:

(8.33)

Widzimy,  że  siła  F  z  jaką  pole  elektryczne  E  działa  na
elektron  jest  skierowana  przeciwnie  do  siły  Lorentza  .
Gdy siły  i  zrównoważą się, to ruch elektronów w pręcie
ustanie. Dla stanu równowagi mamy:

(8.33)

Stąd







eE 



U 



Napięcie U między końcówkami K i A pręta nazywamy
siłą elektromotoryczną indukowaną i oznaczamy:







Zatem siła elektromotoryczna indukowana w pręcie
wynosi

=-Bl



Ponieważ prędkość  ruchu przewodnika wzdłuż osi Ox

możemy zapisać , przeto





Bl







Iloczyn ldx oznacza pole powierzchni ds (zakreskowany
obszar na rys.8.13) zakreślonej przez przewodnik KA o
długości l podczas jego ruchu z prędkością  w czasie dt.
Skoro





a wektor B jest prostopadły do powierzchni ds,
zatem







gdzie dΦ

jest strumieniem indukcji magnetycznej

przez tę powierzchnię.

Ostatecznie SEM indukowana w pręcie wyraża się
wzorem:









Otrzymany  tu  związek  jest  również  słuszny  dla  obwodu
zamkniętego  i  stanowi  podstawowe  prawo  indukcji
elektromagnetycznej Faradaya. Prawo to mówi, że

SEM

indukowana w obwodzie (konturze zamkniętym) jest
proporcjonalna do szybkości zmiany strumienia
magnetycznego w danym obwodzie.

Znak minus we wzorze nawiązuje do

reguły kierunkowej

Lenza, która mówi, że kierunek prądu indukowanego w
obwodzie jest zawsze taki, że pole magnetyczne przezeń
wywołane

przeciwstawia

się

zmianie

strumienia

magnetycznego, który wywołał pojawienie się prądu
indukcyjnego.

Zjawisko odkryte przez Faradaya stanowiło

podstawę, która umożliwiła zbudowanie w następnych
latach

silników,

prądnic

transformatorów

elektrycznych. Z tego powodu Faraday uważany jest za
jednego z twórców elektrotechniki.

Najpospolitszą częścią urządzeń elektrycznych jest

pętla lub cewka obracająca się ze stałą prędkością w
jednorodnym polu magnetycznym o indukcji B (rys. 7.4).

P o w ie r z c h n i a S

Rys.

7.4.

Dwie

cewki

wytwarzają

przybliżeniu

jednorodne pole magnetyczne
o indukcji B . Pętla obraca się
z

prędkością

kątową

.

Indukuje

się

niej

sinusoidalna SEM.

Niech prędkość kątowa pętli
wynosi

.

Położenie

pętli

określa kąt , gdzie 

określa położenie pętli w chwili
t = 0. Składowa indukcji B
prostopadła do powierzchni
pętli wynosi Bsin



. W związku z

tym strumień indukcji płynący
przez pętlę w chwili t jest
równy









 t

 















sin

gdzie S jest powierzchnią
pętli

14.2. Reguła Lenza

W 1834 roku Lenz ustalił następującą regułę:

prąd indukowany w obwodzie ma zawsze taki
kierunek,

że

wytworzony

przezeń

strumień

magnetyczny przez powierzchnię ograniczoną
przez

ten

obwód

przeciwdziała

zmianom

strumienia, które wywołały pojawienie się prądu
indukowanego.

Matematycznym wyrazem reguły Lenza jest znak ”–” w
równaniach (7.1)–(7.3). Zauważmy, że

-zwiększenie strumienia

wywołuje SEM

< 0, to jest pole indukowanego prądu skierowane jest
przeciwko strumieniowi. Z kolei

-zmniejszenie strumienia

wywołuje SEM

> 0, t.j. kierunki strumienia i pola indukowanego prądu
są zgodne.

















Reguła Lenza jest zilustrowana poglądowo na rys.

poniżej  Gdy  magnes  stały  porusza  się  w  prawo  (rys.a),
zwiększa  się  strumień  magnetyczny  przez  zamkniętą
pętlę  i  prąd  indukowany  I  wytwarza  pole  skierowane
przeciwnie do pierwotnego strumienia.

Na rys. b z kolei pokazano początkowo nieruchomy
magnes, który zaczyna poruszać się w lewo, co prowadzi
do

zmniejszenia

strumienia

magnetycznego

przechodzącego przez pętlę. Prąd indukowany wytwarza
pole (linie przerywane) przeciwdziałające przyczynie,
która go spowodowała.

S N

( a ) ( b )

Reguła Lenza jest konsekwencją

spełnienia prawa zachowania energii.
Wróćmy na chwilę do obwodu
poruszającego się w polu magnetycznym
(rys. 7.3). Jeżeli rezystancja obwodu wynosi
R, to zgodnie z prawem zachowania
energii, na pracę źródła prądu w czasie dt
(EIdt) składa się praca na ciepło Joule'a
(I

Rdt) i praca związana z

przemieszczeniem obwodu w polu
magnetycznym (Id



). Mamy więc

D r o g a 2

 x

D r o g a 1







 



 



Rdt







stąd

gdzie

jest

indukowaną

siłą

elektromotoryczną.











 









Dotychczas rozważaliśmy prądy indukowane w

obwodach liniowych.

Prądy te mogą jednak powstawać

również

przewodnikach

masywnych.

Obwód

również

przewodnikach

masywnych.

Obwód

zamknięty prądu indukowanego tworzy się samorzutnie

w przewodniku. Nazywamy je prądami wirowymi (prądy

Foucaulta).

Wywołują

one

silne

nagrzewanie

Foucaulta).

Wywołują

one

silne

nagrzewanie

przewodników.

14.3. Indukcyjność. Samoindukcja

Zgodnie z prawem Biota-Savarta-Laplace'a, prąd
płynący w obwodzie wytwarza pole magnetyczne
proporcjonalne do natężenia prądu I. Z tego powodu

(7.5)

gdzie  współczynnik  proporcjonalności  L  nazywamy
indukcyjnością obwodu. Przy zmianie natężenia prądu w
obwodzie,  będzie  również  zmieniać  się  wytworzony
przez  niego  strumień  magnetyczny,  co  z  kolei  prowadzi
do  zaindukowania  się  SEM.  Powstanie  SEM  w
przewodzącym  obwodzie,  na  skutek  zmiany  natężenia
prądu w tym obwodzie, nazywamy samoindukcją.

Jednostką indukcyjności jest henr (H). Z równania (7.5)
wynika, że 1H jest to indukcyjność takiego obwodu,
kiedy

przy

prądzie

strumień

magnetyczny

samoindukcji wynosi 1Wb, bowiem 1 H = 1 Wb/1A = 1
Vs/A.





Obliczymy

indukcyjność

nieskończenie

długiego

solenoidu.

gdzie n = N/l (N jest całkowitą liczbą uzwojeń
solenoidu). Wobec tego, całkowity strumień płynący
przez solenoid jest równy BSN, czyli

Uwzględniając (7.5)

(7.6)

czyli indukcyjność solenoidu zależy od liczby zwojów
solenoidu N, jego długości l, pola przekroju S i
przenikalności magnetycznej rdzenia solenoidu .

















W ogólnym przypadku można pokazać, że

indukcyjność obwodu zależy tylko od jego
kształtu,

rozmiarów

przenikalności

magnetycznej ośrodka, w którym się znajduje. W
tym

sensie

indukcyjność

obwodu

jest

odpowiednikiem

pojemności

elektrycznej

przewodnika, która także zależy od kształtu
przewodnika, jego rozmiarów i przenikalności
dielektrycznej ośrodka

Z prawa Faradaya otrzymujemy, że SEM samoindukcji

 























Znak  ”–”  uwarunkowany  regułą  Lenza  wskazuje,  że  obecność
indukcyjności  w  obwodzie  prowadzi  do  zwalniania  zmian  prądu,  co
przejawia  się  w  bezwładności  elektrycznej  obwodu.  W  ten  sposób
indukcyjność obwodu stanowi miarę jego bezwładności wobec zmian
prądu

Jeżeli  obwód  nie  ulega
deformacji  i  przenikalność
magnetyczna  nie  zmienia
się, to L = const i

14.3.1. Indukcyjność wzajemna

Wyobraźmy sobie dwa nieruchome obwody (pętle)

i C

umieszczone względem siebie, na przykład jak na

rys. 7.6. Niech w obwodzie C

płynie prąd o natężeniu I

Strumień indukcji B

przez obwód C

wynosi

gdzie S

jest powierzchnią obwodu C

. Stałą M

nazywamy indukcyjnością wzajemną wyrażoną w
henrach. W obwodzie C

powstaje indukowana siła

elektromotoryczna

















(7.8
)

Podobnie w celu obliczenia siły elektromotorycznej

indukowanej w obwodzie C

na skutek zmian natężenia

prądu w obwodzie C

musimy wprowadzić nowy

współczynnik indukcji wzajemnej M

(7.9)

Okazuje się, że dla dowolnych dwóch obwodów

Dzięki temu nie musimy pamiętać o rozróżnianiu M

. Możemy więc mówić o indukcyjności wzajemnej M

dowolnych dwóch obwodów i o przenikalności
magnetycznej ośrodka otaczającego obwody.





M 

14.4. Transformator

Zjawisko

indukcyjności

wzajemnej

zostało

wykorzystane  w  konstrukcji  transformatorów  (rys.  7.7).
Jeżeli  na  rdzeń  nawinięte  są  dwie  cewki,  to  zmiana
prądu  w  jednej  z  nich  powoduje  indukowanie  prądu  w
drugiej  cewce.  Wartość  indukowanej  SEM  możemy
obliczyć  z  prawa  Faradaya.  W  większości  przypadków
uzwojenie wtórne nawijane jest na uzwojenie pierwotne,
tak  aby  obydwa  uzwojenia  obejmowały  jednakowe
strumienie  pola  magnetycznego.  Niech  n

oznacza ilość

zwojów uzwojenia pierwotnego, a – n

ilość zwojów

uzwojenia wtórnego. Wówczas zgodnie z (7.1)
indukowane napięcie (SEM) w

O b w ó d p ie r w o tn y

O b w ó d w tó r n y

uzwojeniu wtórnym zapiszemy w
postaci







Analogicznie SEM w obwodzie
pierwotnym







Stosunek napięć jest równy

Kiedy do obwodu pierwotnego przykładamy napięcie
zmienne V

, prąd wzrasta do chwili dopóki

nie osiągnie wartości V

. Tak więc







Napięcie w obwodzie wtórnym można zmieniać

dobierając  odpowiedni  stosunek  liczby  zwojów.  Jest  to
wygodnym  sposobem  transformacji  niskich  napięć  na
wysokie  i  odwrotnie

. Widzimy w tym zaletę stosowania

prądu zmiennego w porównaniu ze stałym.

Ma to

ogromne znaczenie praktyczne przy przesyłaniu energii
elektrycznej na duże odległości

. Najbardziej ekonomiczne

generatory  wytwarzają  stosunkowo  niskie  napięcie
zmienne.  Transformator  pozwala  podwyższyć  napięcie
przy  nieznacznej  stracie  mocy.  Na  końcu  linii
przesyłowej, w celu obniżenia napięcia do bezpiecznego i
bardziej  dogodnego  poziomu,  stosuje  się  drugi
transformator.

14.6. Energia pola magnetycznego

Kondensatory stosowane są nie tylko do

gromadzenia ładunku elektrycznego, ale w połączeniu z
indukcyjnością  stosowane  są  do  generacji  zmiennego
prądu i napięcia. Rozważymy prosty obwód elektryczny,
w  którym  pojemność  i  indukcyjność  są  połączone
równolegle  (rys.  7.8).  Jest  to  tzw.  obwód  drgający  LC.
Załóżmy, że rezystancja obwodu jest zerowa.

+ q

- q

Rys. 7.8. Drgający
obwód LC

Niech w chwili t = 0 ładunek
kondensato- ra wynosi q

Energia początkowa układu
zmagazynowana jest w
kondensatorze.



gdzie



Zgodnie z prawem zachowania energii, ta początkowa
energia nie może zniknąć. Wykażemy, że jest ona
gromadzona w polu magnetycznym cewki indukcyjnej.

Ładunek dq płynący przez cewkę przyjmuje energię
Vdq,

gdzie

Wobec tego energia tracona przez ładunek i
przyjmowana przez cewkę wynosi

V 



LIdI

LdI







Jeżeli prąd rośnie od zera do I

, to energia gromadzona

w cewce indukcyjnej wynosi

(7.12)

LIdI





Interesującym jest przekształcić wzór (7.12)

wyrażając

prawą

stronę

przez

wielkość

pola

magnetycznego w cewce indukcyjnej. Jest to łatwo
wykonać w przypadku długiego solenoidu dla którego

Uzależniając I od B

i wstawiając wzór na L, z wyrażenia (7.12) otrzymujemy

Dzieląc teraz obie strony tego wyrażenia przez objętość
solenoidu Sl otrzymujemy wzór na gęstość energii pola
magnetycznego

(7.13)

















Pomimo tego, że powyższe obliczenia gęstości

energii pola magnetycznego dotyczą solenoidu, można w
ogólnym przypadku udowodnić, że dla cewki indukcyjnej
dowolnego kształtu całka po

w całej przestrzeni jest równa ,

gdzie L jest indukcyjnością cewki.

Analogicznie do wielkości

interpretowanej  jako  energia  zmagazynowana  w
jednostce  objętości  pola  elektrycznego,  możemy
powiedzieć, że                    jest energią zmagazynowaną
w  jednostce  objętości  pola  magnetycznego.  W
przypadku  ogólnym,  pola  elektryczne  i  magnetyczne
mogą  jednocześnie  występować  w  przestrzeni,  a
wówczas

całkowita

gęstość

energii

pola

elektromagnetycznego wynosi

(7.14)



























1. Uogólnione prawo Faradaya (7.3)















2. Uogólnione prawo Ampere’a (7.17)























3. Prawo Gaussa dla pola elektrycznego (4.45)









4. Prawo Gaussa dla pola magnetycznego (6.5)









zmienne pole magnetyczne wytwarza
wirowe pole elektryczne, które może
wywoływać prąd elektryczny

prąd elektryczny lub zmienne pole
elektryczne wytwarzają wirowe pole
magnetyczne

ładunek elektryczny wytwarza pole
elektryczne

nie istnieje w przyrodzie ładunek
magnetyczny, pole magnetyczne jest
bezźródłowe

Dla uzyskania pełnego układu równań Maxwella należy dołączyć

jeszcze podstawowe związki między wektorami elektrycznymi i
magnetycznymi













Równania

Maxwella

stanowią

fundamentalną

podstawę teorii zjawisk elektromagnetycznych

podobnie  jak  zasady  dynamiki  Newtona  są  podstawą
mechaniki.  Przy  pomocy  tych  równań  można  znaleźć
pola              i                w  dowolnym  punkcie  przestrzeni  i  w
dowolnej  chwili  czasu,  jeżeli  znane  są  współrzędne  i
prędkości  ładunków  wytwarzających  pola.

Równania

Maxwella

są

niesymetryczne

względem

pól

elektrycznego i magnetycznego. Związane jest to z
istnieniem ładunków elektrycznych i brakiem ładunków
magnetycznych.



Teoria Maxwella jest teorią makroskopową. Nie jest
w stanie wyjaśnić tych zjawisk, w których przejawia
się wewnętrzna budowa ciała.

Dla pól stacjonarnych (niezależnych od czasu)
równania Maxwella przyjmują postać



























W danym przypadku pola elektryczne i magnetyczne są

niezależne od siebie, co pozwala badać niezależnie stałe

pole elektryczne i magnetyczne.

14.7.3. Równania Maxwella w postaci różniczkowej

Wcześniej (w I semestrze) przedstawiono dwa
twierdzenia analizy wektorowej: twierdzenie Stokesa i
twierdzenie Gaussa-Ostrogradzkiego









rot











div



Stosując te twierdzenia i uwzględniając związki podane
w tabeli 7.1

otrzymujemy pełny układ równań

Maxwella w postaci różniczkowej:

rot









rot











div





div



14.8 FALE ELEKTROMAGNETYCZNE

W  poprzednim  punkcie  przytoczone  są  równania
Maxwella  dla  próżni  i  dla  dowolnego  ośrodka  pod
warunkiem,  że  wyrażenia  na    i        zawierają  ładunki

wewnętrzne  i  prądy.  Równania  te  mają  jednoznaczne
rozwiązania dla      i     przy danym rozkładzie ładunku i
prądu.  Z  prostej  analizy  równań  Maxwella  wynika,  że
pola elektryczne i magnetyczne mogą istnieć także, gdy
źródła  będą  wyłączone.  Ładunki  w  stanie  spoczynku  i
stałe prądy tworzą stałe pola ( pole      .     opisywane
jest prawem Coulomba, a pole     – prawem Ampere’a).
Prąd  zmienny  lub  ładunek  poruszający  się  z  pewnym
przyśpieszeniem  powodują  pojawienie  się  zmiennego
pola magnetycznego; inaczej mówiąc                 .   W
tym  przypadku  zgodnie  z  równaniem  (7.3)  pole
elektryczne powstaje nawet wtedy, gdy wszędzie =0 .

Przy tym pochodna

i na skutek tego

zgodnie  z  równaniem  (7.16),  pojawia  się  pole
nawet  po  wyłączeniu  źródła  prądu.  Naturalnie,  że
wkład                  jest  taki,  że                                      co  powoduje
dodatkowy wkład w pole       , itd.



































7.3

















7.16

Maxwell nie tylko opisał wszystkie zjawiska

elektryczne za pomocą czterech prostych równań, ale
przewidział konsekwencje tych równań, których
poprzednio nie wiązano z elektrycznością. W 1864 roku

W 1864 roku

udowodnił, że ładunek poruszający się z przyśpieszeniem

emituje pola elektryczne i magnetyczne propagujące się z

prędkością

Te wypromieniowane pola

elektryczne i magnetyczne są wzajemnie prostopadłe, a

także prostopadłe do kierunku propagacji fali.







Jeżeli ładunek wykonuje drgania, to częstotliwość

fali jest zgodna z częstotliwością drgań

. Maxwell

Maxwell

przewidział, że światło stanowi fale elektromagnetyczne

o zakresie częstotliwości (4–7)



Hz i że istnieją fale

elektromagnetyczne o dużo niższych i dużo wyższych

częstotliwościach

. Na rys. 9.1 przytoczono widmo fal

elektromagnetycznych.

1 0

1 6

1 0

1 1

1 7

1 0

1 2

1 8

1 0

1 3

1 9

1 0

1 4

1 0

1 5

C z ę s to tl iw o ś ć H z

F a le

ś r e d n ie

F a le

k r ó tk ie

F a le

r a d io w e

P r o m ie n io w a n ie

p o d c z e r w o n e

Z a k r e s

w id z i a ln y

U ltr a fi o le t

P r o m ie n io w a n ie

M ik r o fa le

T V



Maxwell nie tylko odkrył wielką tajemnicę natury

światła, lecz również przewidział, że drgania ładunku w

obwodzie rezonansowym prowadzą do emisji fal

elektromagnetycznych.

Wobec

tego

przewidział

możliwość stosowania łączności radiowej. Bez wątpienia,
Maxwellowi  udało  się  dokonać  tego,  czego  dokonał
Newton  w  teorii  powszechnego  ciążenia.  Jednakże
znaczenie  pracy  Maxwella  jest  większe,  ponieważ  w
większości  zjawisk  fizycznych  występują  oddziaływania
elektromagnetyczne, a nie grawitacyjne.

14.9.

Równanie

różniczkowe

fali

elektromagnetycznej

Rozważmy

prąd

powierzchniowy

płynący

nieskończonej płaszczyźnie Oyz w ujemnym kierunku osi
y (rys. 9.2). Wielkość J to prąd powierzchniowy
przypadający na jednostkę długości wzdłuż osi z.

Rys. 9.2. Prostokątny
element nieskończonej
powierzchni z prądem
powierzchniowym J.

W id o k z g ó r y

+ d

Podobnie jak w przypadku prądu
stałego, pole magnetyczne w
pobliżu płaszczyzny z prądem
zmiennym można obliczyć całkując
po konturze prostokątnym
obejmującym prąd, jak to pokazano
na rys. 9.3.

Rys. 9.3. Widok z góry elementu prądu
przedstawionego na rys. 9.2. Całki
krzywoliniowe liczone są w kierunku ruchu
wskazówek zegara wokół prądu i wokół
punktu P.

Niech a oznacza szerokość, a b wysokość

prostokąta.  Interesuje  nas  pole    w  odległości  a/2  od
powierzchni.  Jeżeli  a  dąży  do  zera,  to  do  zera  dąży
powierzchnia  prostokąta;  wówczas  w  równaniu  (7.16)
można zaniedbać człon

Ponieważ prąd J skierowany jest za płaszczyznę

rysunku, kontur obchodzimy zgodnie z kierunkiem
wskazówek zegara. Wówczas równanie (7.16) napiszemy
w postaci

 

















lub

Stąd znajdujemy

(9.1)

w pobliżu płaskiego prądu.









Ostatnie wyrażenie jest również słuszne dla prądu

stałego J. Jednakże w naszym przypadku prąd J zmienia
się w czasie, a otrzymany wynik słuszny jest jedynie w
pobliżu źródła.

Ażeby znaleźć pole magnetyczne w punkcie P na

rys.  9.3,  posłużymy  się  prostokątnym  konturem
całkowania  wokół  punktu  P  pokazanym  na  tym  rysunku.
Jeżeli  całkujemy  po  konturze  w  kierunku  zgodnym  z
ruchem  wskazówek  zegara,  to  wektor  dS  będzie
skierowany za płaszczyznę rysunku w ujemnym kierunku
osi y. Wówczas

bdx













W tym przypadku równanie (7.16) przyjmie postać

lub

















 

bdx















 

bdx











gdzie B = B

na lewej stronie oraz B = B

+d B

na prawej

stronie prostokątnego konturu

(górna i dolna krawędź nie dają wkładu do ).
Wobec tego



 s

B 









const



















(9.2)

Lewa strona tego równania zawiera pochodną cząstkową,
ponieważ czas t jest traktowany jako stały. Na rys. 9.3
pokazano sytuację odpowiadającą tej chwili czasu.

Z uogólnionego prawa Faradaya [wzór (7.3)] można

otrzymać jeszcze jeden związek między polami B i E.
Zgodnie z rys. 9.4, całkujemy w kierunku przeciwnym do
ruchu wskazówek zegara po prostokątnym konturze
wokół punktu P w płaszczyźnie Oxy

d x

)

( 

Rys. 9.4. Widok z boku na
element płaskiego prądu
przedstawionego na rys.
9.2.













)

hdx

(

)

(











czyli







dalej

const

















I ostatecznie









(9.3)

Chcemy teraz obliczyć pole B w punkcie P. Mamy

dwa równania, (9.2) i (9.3), z dwiema niewiadomymi B

. Różniczkując pierwsze z nich po x, a drugie po t,

można wyłączyć E



























(9.4)

podobnie

























Podstawiając to wyrażenie w prawą stronę równania
(9.4), mamy







(9.5)

Równanie

(9.5)

słynne

równanie

różniczkowe

równanie

falowe

Maxwella

Rozwiązanie  tego  równania  przedstawia  falę  biegnącą
propagującą się z prędkością c. Równanie (9.3) zawiera
uzupełniającą  informację  wskazującą,  że  wielkość  pola
elektrycznego  jest  równa  E  =  cB  i  że  pola  E  i  B    są
wzajemnie prostopadłe.

14.10. Prąd zmienny

Rozważymy

wymuszone

drganie

elektromagnetyczne zachodzące w obwodzie prądu
elektrycznego

zawierającego

rezystor,

cewkę

indukcyjną  i  kondensator.  Prąd  zmienny  można
traktować  jako  kwasistacjonarny,  co  oznacza,  że
chwilowe  wartości  natężenia  prądu  we  wszystkich
przekrojach obwodu są praktycznie jednakowe (zmiana
prądu  zachodzi  dostatecznie  wolno,  a  zaburzenia
elektromagnetyczne w obwodzie rozprzestrzeniają się z
prędkością

światła).

Dla

chwilowych

kwasistacjonarnych prądów spełnione jest prawo Ohma
i prawa Kirchhoffa.

Rozpatrzymy w kolejności procesy zachodzące w
obwodzie zawierającym rezystor, cewkę indukcyjną i
kondensator po przyłożeniu do nich napięcia zmiennego

(8.59)

cos





14.10.1. Obwód zawierający rezystancję

( a )

( b )

V = R I

Prąd płynący przez rezystor
określony jest prawem Ohma

gdzie amplituda natężenia prądu

cos





Dla

poglądowego

przedstawienia

związków

pomiędzy  prądami  zmiennymi  i  napięciami  wygodniej
jest  posługiwać  się  metodą  wektorową.  Na  rys.  8.10b
pokazano  wektory  amplitud  prądu  i  napięcia  na
rezystorze.  Przesunięcie  fazowe  pomiędzy  I

i V

jest

zerowe.

14.10.2. Obwód zawierający indukcyjność

V = L I



( a )

( b )

 / 2

Jeżeli do obwodu zawierającego
cewkę

przyłożymy

napięcie

zmienne [wzór (8.59)], to płynie
prąd zmienny w wyniku czego
powstanie SEM samoindukcji

Wówczas

prawo

Ohma

dla

rozważanego obwodu ma postać







cos



Stąd

(8.60)

Tak więc spadek napięcia na cewce indukcyjnej

(8.61)

cos





Z równania (8.60) wynika, że

lub po scałkowaniu, uwzględniając, że stała całkowania
jest równa zeru (nie istnieje składowa stała prądu),
otrzymujemy

(8.62)

gdzie

tdt

cos

























cos

sin





Wielkość

(8.63)

nazywamy reaktancją indukcyjną. Podstawiając

w wyrażenie (8.60) i uwzględniając (8.61),

otrzymujemy spadek napięcia na cewce indukcyjnej









cos





cos





(8.64)

Porównanie wyrażeń (8.62) i (8.64) sprowadza się do
wniosku, że spadek napięcia wyprzedza w fazie prąd I
płynący przez cewkę o kąt /2, co pokazano na wykresie

fazowym (rys. 8.11b).

V = L I



( a )

( b )

 / 2

14.10.3. Obwód zawierający pojemność

Jeżeli napięcie zmienne (8.59) przyłożymy do

kondensatora to z upływem czasu kondensator będzie
przeładowywał się a w obwodzie popłynie prąd zmienny.
Jeżeli rezystancję przewodów można zaniedbać, to

( a )

( b )

 / 2





cos





Natężenie prądu

(8.65)











cos

sin

gdzie

Wielkość

nazywamy

reaktancją

pojemnościową.

 









Dla prądu stałego ( = 0) R

= , co oznacza, że

prąd stały nie płynie przez kondensator.

Spadek napięcia na kondensatorze

(8.66)





cos





( a )

( b )

 / 2





Porównanie  wyrażeń  (8.65)  i
(8.66)  wskazuje,  że  spadek
napięcia  opóźniony jest w fazie
o /2 w porównaniu z prądem I.

Pokazano

wykresie

fazowym (rys. 8.12b).

14.10.4. Obwód RLC

Na rys. 8.13a pokazano obwód zawierający

rezystor R, cewkę indukcyjną L, kondensator o
pojemności C, do którego przyłożono napięcie zmienne.

V = L I











( a )

( b )

R I







obwodzie

płynie

prąd

zmienny powodujący spadek
napięcia na poszczególnych
elementach obwodu V

, V

i V

Na rys. 8.13b pokazano z kolei
wykres

fazowy

amplitud

spadku napięć na rezystorze
(V

cewce

)

kondensatorze (V

). Amplituda

przyłożonego

napięcia

powinna  być  równa  sumie
geometrycznej  amplitud  tych
spadków  napięć.  Jak  widać  z
rys.  8.13b,  kąt    określa

różnicę

faz

pomiędzy

napięciem i natężeniem prądu.

Z rysunku wynika, że

(8.67)

Z trójkąta prostokątnego otrzymujemy

stąd amplituda prądu ma wartość

(8.68)

co jest zgodne z (8.55).amplituda dla drgań
wymuszonych ustalonych.

Tak więc, jeżeli napięcie w obwodzie zmienia się według
prawa

to w obwodzie płynie prąd

(8.69)

 





























1 











cos

















cos













cos

gdzie  i Io określone są wzorami (8.67) i (8.68).

Wielkość

(8.70)

nazywamy

impedancją obwodu

, a wielkość

nazywamy

reaktancją

Zauważmy, że impedancja obwodu RLC osiąga
minimum, gdy

czyli gdy

(8.71)

Częstość tę nazywamy rezonansową

i oznaczamy

przez 





























1 









14.10.5. Moc wydzielana w obwodzie prądu
zmiennego

Chwilowa wartość mocy rozpraszanej w obwodzie
równa jest

gdzie V(t) = V

cos



t, I(t) = I

cos(



t –



). Korzystając z

wzoru trygonometrycznego dla cos(



t –



), otrzymamy

Praktyczne znaczenie ma nie chwilowa wartość mocy,
ale jej średnia wartość za okres drgań. Uwzględniając,
że

otrzymamy

(8.72)

 

   

P 

 





















sin

cos

sin

cos









cos





cos

sin





cos



Z wykresu fazowego (rys. 8.13)
wynika, że V

cos



= RI

. Dlatego

Taką moc wydziela prąd stały

P 



V = L I











( a )

( b )

R I







Wielkości

;

nazywamy odpowiednio wartościami skutecznymi
prądu i napięcia.

I 

V 

Document Outline