Действующие коэффициенты самоиндукции и взаимной индукции.
Действующие коэффициенты самоиндукции и взаимной индукции. - раздел Право, ГЛАВА III Электрическое смещение Выше Было В Достаточной Степени Разъяснено, Что Коэффициент Самоиндукции Цепи...
Выше было в достаточной степени разъяснено, что коэффициент самоиндукции цепи есть функция исключительно геометрических размеров контура данной цепи. Приведенные выше примеры подтверждают это положение. Изменением числа и расположения витков (т. е. изменением геометрических координат) мы можем изменять величину коэффициента самоиндукции. Если цепь остается геометрически неизменной, то и коэффициент самоиндукции должен сохранять свою величину. Однако, опыт показывает, что цепи с постоянными коэффициентами самоиндукции (L=const) представляют собою как бы частный случай. Все происходит так, как будто в общем случае коэффициент самоиндукции цепи представляет собой величину переменную, что видно хотя бы на примере тороида. Мы вычислили величину его коэффициента самоиндукции и получили (90):
Из этой формулы видно, что при неизменных размерах тороида L будет постоянной величиной только при условии:
m=const.
Вообще же, как мы знаем, магнитная проницаемость различных материалов (железа и т. п.) есть величина далеко не постоянная. Следовательно, и L будет непостоянно при наличии сердечников из железа и тому подобных материалов.
Это обстоятельство как будто противоречит утверждению, что коэффициент самоиндукции является функцией исключительно геометрических координат цепи.
Однако, если внимательно подойти к вопросу, то это кажущееся противоречие исчезает. Действительно, магнитный материал можно рассматривать как совокупность элементарных магнитов, представляющих собой не что иное, как некоторые комбинации внутриатомных электрических токов. Поэтому, вводя магнитные материалы (железо и т. п.) в данную простейшую электродинамическую систему, состоящую из одной цепи, мы по существу присоединяем к ней еще добавочную весьма сложную систему электрических контуров внутриатомных токов и тем самым осложняем явление самоиндукции явлением взаимной индукции с этими новыми контурами, как это было разъяснено в предыдущем параграфе.
Если, кроме того, принять во внимание, что ориентировка элементарных электрических цепей в объеме железа не остается неизменной, а меняется в зависимости от силы намагничивающего тока, то мы увидим, что при наличии в поле данной электрической цепи ферромагнитных материалов, геометрические координаты системы в целом не остаются постоянными, хотя все видимые части системы
и не изменяют своей формы и общего расположения. Таким образом, действующий коэффициент самоиндукции данной цепи оказывается величиной переменной.
Совершенно аналогичным образом и в случае явлений взаимной индукции между данными двумя цепями наличие железа с внутриатомными токами в нем осложняет основное явление. Если мы будем игнорировать эти добавочные, скрытые в массе железа токи и будем рассуждать так, как будто бы существуют только заданные основные две цепи с неизменными геометрическими координатами, то нам будет казаться, что коэффициент взаимной индукции не есть величина постоянная. И в этом случае мы можем описывать явление, введя понятие о действующем коэффициенте взаимной индукции, который оказывается функцией не только геометрических координат, определяющих форму и взаимное расположение данных двух цепей, ко также и свойств среды, окружающей проводники и характеризуемой переменной величиной магнитной проницаемости m.
Итак, мы в общих чертах выяснили сущность зависимости коэффициента L и М от среды, в которой развиваются потоки самоиндукции и взаимной индукции, в частности, влияние на эти коэффициенты свойств магнитных материалов, вносимых в контур. В вышеприведенных рассуждениях мы имеем обоснование того, что в формулах, определяющих L и М, присутствует коэффициент магнитной проницаемости среды m, учитывающий влияние внутриатомных токов в среде. Как было отмечено в параграфах 99 и 101, с истинными коэффициентами самоиндукции и взаимной индукции мы можем иметь дело только в том случае, когда m=m0=1 т. е. когда система рассматриваемых цепей расположена в среде совершенно нейтральной в магнитном отношении (строго говоря — в пустоте). Внесение же диамагнитных, парамагнитных и, в особенности, ферромагнитных веществ в магнитное поле токов создает условия, при которых простое описание явлений осуществимо только когда мы пользуемся представлением о действующем коэффициенте самоиндукции или о действующем коэффициенте взаимной индукции, так как в этом случае явление осложняется взаимодействием токов системы с указанными внутриатомными токами. Подсчитать такое взаимодействие с каждым внутриатомным током в отдельности мы не умеем и потому обычно пользуемся находимым из опыта коэффициентом m учитывающим эти взаимодействия интегрально и входящим в виде некоторого множителя в выражения для действующих L, и М, Рассмотрим теперь более подробно вопрос о действующем коэффициенте самоиндукции. Ради того, чтобы возможно проще выявить сущность интересующих нас соотношений, остановимся на случае некоторой обмотки, равномерно распределенной на поверхности тороида (см. рис. 155). Обозначим истинный коэффициент самоиндукции этой обмотки через L1 и предположим, что внутри тороида—пустота. Если по ней идет ток, сила которого есть i1 то будем иметь:
Представим себе затем, что внутри тороида, т. е. в том объеме, в котором находится весь поток самоиндукции, имеется некоторое вещество, и при этом, рассчитывая величину электрокинетической энергии системы, примем во внимание все внутриатомные токи, приносимые в данную систему благодаря наличию вещества. В таком случае мы можем следующим образом представить полную электрокинетическую энергию системы (согласно общей схеме):
где n и u суть всевозможные целые числа, большие единицы, соответственно порядковому номеру всех возможных цепей, которые вошли в рассматриваемую систему в виде внутриатомных токов в веществе, образующем сердечник для данной тороидальной обмотки; М1nесть коэффициент взаимной индукции нашей основной цепи (первой) с контуром некоторой n-ой цепи внутриатомного тока; Lnесть коэффициент самоиндукции этой n-ой цепи; наконец, Мnuесть коэффициент взаимной индукции между некоторыми двумя внутриатомными цепями.
При рассмотрении физических явлений, имеющих место в данной
основной (первой) цепи, играет существенную роль величина:
Это есть полный магнитный поток, сцепляющийся с данной основной цепью и состоящий, с одной стороны, из истинного потока
-самоиндукции основной цепи и, с другой стороны, из результирующего потока взаимной индукции, обусловливаемого наличием очень большого количества внутриатомных токов в веществе сердечника.
Если мы, не обращая внимания на сложность структуры потока Ф'1, будем продолжать рассуждать так, как будто бы попрежнему в данной системе существует только основная (первая) цепь, то мы должны будем считать магнитный поток Ф'1потоком чистой самоиндукции. В таком случае, обозначая через L'1 некоторое новое значение коэффициента самоиндукции, можем написать:
Эта величина L'1 и есть по существу то, что мы называем действующим коэффициентом самоиндукции. На основании (114) имеем:
Это определение действующего коэффициента самоиндукции, вытекающее из выражения „потока самоиндукции", мы будем называть статическим.
Итак, если бы мы имели внутри рассматриваемого тороида пустоту, магнитный поток самоиндукции был бы равен
Ф1=L1i1.
В случае же, когда внутренность тороида заполнена некоторый веществом, „поток самоиндукции" будет иметь значение:
Ф'1=L'1i1.
Отношение потока Ф'1к потоку Ф1, показывающее, во сколько раз возрастает „поток самоиндукции" тороидального соленоида при той же силе тока в случае, если внутри обмотки вместо пустоты будет некоторое вещество, представляет собою именно численное значение магнитной проницаемости данного вещества:
На основании соотношения (115) можем написать:
В случае пустоты мы должны принимать:
m=m0=1,
и при этом имеем
L'1=L1.
В случае же вещества, заполняющего пространство внутри обмотки, могут быть два случая. Первый случай будем иметь, когда все контуры внутриатомных токов неподвижны. При
i1=0 мы должны иметь
Другими словами, в объеме вещества, не подверженного действию внешней намагничивающей силы, все ориентировки внутриатомных цепей равно вероятны, и потому результирующий магнитный поток, обусловливаемый этими элементарными цепями и сцепляющийся с рассматриваемою основною цепью, будет беспредельно мал.
Представим себе теперь, что в тороидальной обмотке возникает некоторый ток конечной силы i1. Эффект этого изменения общих электромагнитных условий, имеющих место в системе, должен быть тот же, что и в случае, который был рассмотрен в предыдущем параграфе: во всех „вторичных" внутриатомных цепях должна обнаруживаться тенденция к созданию токов, по направлению обратных току i1. Эта тенденция будет иметь своим результатом такое изменение всех внутриатомных токов, которое обусловит возникновение потока взаимной индукции, не равного нулю:
При этом, в силу реакции, этот поток будет иметь обратное направление по отношению к основному потоку, связанному с током i1. В виду этого будем иметь:
Следовательно, в этом случае можно написать:
l'1<l1
и вместе с тем имеем:
m<m0.
Это есть случай так называемых диамагнитных веществ. Второй случай мы будем иметь, когда пространство внутри данной тороидальной обмотки заполнено парамагнитным или ферромагнитным веществом. В этом случае внутриатомные электрические цепи не остаются неподвижными, но под влиянием внешнего магнитного поля могут менять свою ориентировку, вращаясь около некоторых центров (см. § 37). При этом элементарные внутриатомные цепи будут стремиться так повернуться, чтобы направление связанного с каждой из них элементарного магнитного потока совпало с направлением основного потока, обусловленного током i1. Благодаря этому в данном случае получим:
Сущность описываемого явления может быть схематически пояснена рисунками 162 и 163.
Контур I представляет собою данную цепь, по которой протекает ток i1 по направлению, показанному крестиком и точкой. Контур II условно представляет некоторую совокупность элементарных внутриатомных токов. На рисунке 162 контур II скрещен контуром I. Это соответствует состоянию системы до поворота элементарных цепей (элементарных магнитиков), когда результирующий поток взаимной индукции, сцепляющийся с основным контуром I и обусловливаемый всей совокупностью внутриатомных токов, равен нулю. На рисунке 163 контур II представлен в предельном положении после поворота под действием сил электромагнитного взаимодействия контуров I и II, причем результирующий магнитный поток, сцепляющийся с контуром I, возрастает.
Итак, в рассматриваемом случае парамагнитного или ферромагнитного вещества получаем:
Ф'1>Ф1
или
L'1>L1
и вместе с тем:
m>m0.
Остановимся еще на статическом определении действующего коэффициента самоиндукции:
Самое строение приведенных соотношений ясно показывает, что действующий коэффициент самоиндукции L'1не является, вообще говоря, постоянной величиной, но зависит от силы тока i1, при котором мы определяем эту величину. Этот вывод находится в полном соответствии с тем, что мы знаем о зависимости магнитной проницаемости от величины магнитной силы или от эквивалентной величины — силы намагничивающего тока.
К выражению для действующего коэффициента самоиндукции можно подойти еще и другими путями. Обратимся к величине электродвижущей силы, индуктируемой в рассматриваемой цепи в случае, когда внутренняя полость тороида заполнена каким-либо веществом. Согласно предыдущему, мы имеем в этом случае:
Следовательно, можем написать:
Игнорируя внутриатомные токи и рассматривая эту электродвижущую силу исключительно как результат явления самоиндукции, протекающего в данной основной цепи, мы можем условно написать:
где
Величина l1" также может быть названа действующим коэффициентом самоиндукции. Практически эту величину всегда можноопределить изсоотношения:
Определение действующего коэффициента самоиндукции, вытекающее из выражения индуктированной „электродвижущей силы самоиндукции", мы будем называть динамическим.
Из соотношения (117) ясно видно, что L"1 также не есть величина постоянная, но зависит, вообще говоря, от силы тока i"1и от скорости его изменения. По существу величина L"1, зависит от так называемой дифференциальной магнитной проницаемости вещества сердечника, т. е. от величины производной:
dB/dH.
Это легко может быть показано, если в соотношении (118) электродвижущую силу выразить через производную магнитного потока (и магнитной индукции) по времени, а силу тока выразить через магнитную силу внутри соленоида.
Путем сопоставления соотношений (115) и (118) не трудно убедиться в том, что
т. е. что статическое определение действующего коэффициента самоиндукции и динамическое определение его же являются величинами, которые, вообще говоря, различаются между собою.
Рассуждениями, совершенно аналогичными вышеприведенным, можно вывести и форл5альные соотношения, связывающие действующий коэффициент взаимной индукции некоторых двух цепей с электромагнитными процессами, происходящими внутри атомов вещества, находящегося в пространстве, занятом потоком взаимной индукции. При этом, исходя из выражения для потока взаимной индукции, я игнорируя внутриатомные токи, мы придем к статическому определению действующего коэффициента взаимной индукции, а основываясь на выражении индуктированной электродвижущей силы, мы можем притти к динамическому определению действующего коэффициента взаимной индукции, отличающемуся от первого.
Во всех случаях, когда требуется точный учет всех обстоятельств, имеющих место в электродинамических системах, необходимо строго считаться с тем, что действующие коэффициенты самоиндукицни и взаимной индукции не являются величинами постоянными, но зависят от условий, в которых протекают рассматриваемые процессы. Нередко, однако, ради упрощения и когда практически можно удовлетвориться не вполне точным рассмотрением того или иного вопроса, допускают, что действующие коэффициенты L и М имеют некоторое постоянное среднее значение.
Общая характеристика электромагнитных процессов.
В предыдущих главах мы коснулись одной стороны электромагнитных явлений, а именно, рассмотрели некоторые общие свойства магнитного потока и магнитного поля. Теперь сосредоточим наше внимание на др
Электрическое смещение. Основные положения Максвелла.
Известно, что между заряженными телами создается электрическое поле. Это поле деформирует диэлектрик, приводит его в некоторое напряженное состояние, называемое обычно электрической поляризацией
Мера электрического смещения.
Допустим, что мы имеем некоторый диэлектрик, и пусть действующая в нем в точке А электрическая сила Б направлена, как указано стрелкой (рис. 105).
Ток смещения.
Когда мы говорим об электрическом смещении, не следует, вообще говоря, смешивать этого понятия с электрическим током. Термин „электрическое смещение" мы должны понимать как меру деформации, п
Теорема Максвелла.
Представим себе замкнутую поверхность s, внутри которой как-либо распределены электрические заряды q1,q2, q3 и т. д. Пусть ds представля
Природа электрического смещения.
Максвелл в своих рассуждениях относительно электрического смещения совершенно не касается природы электричества и того, как надо понимать его движение. Все это не имеет значения в формальных постр
Формулировки.
Возвратимся к формулировке теоремы Максвелла:
Взяв от обеих частей этого равенства производную по s, получим:
Механическая аналогия.
Остановимся теперь на одной простой механической схеме с целью лучшего уяснения принципа замкнутости тока, а также для того, чтобы наглядно показать значение введенного Максвеллом в науку представл
Непрерывность тока в случае электрической конвекции.
Переход электричества из одного места в другое путем движения заряженных тел вообще и, в частности, заряженных элементарных частиц называется электрической конвекцией и представляет собою
Закон Кулона и вытекающие из него определения и соотношения.
В настоящем параграфе мы даем краткую сводку основных определений и соотношений, относящихся к электрическому полю я вытекающих из закона Кулона. В первую очередь, конечно, напомним формулировку эт
Электрическая деформация среды.
С точки зрения Фарадея и Максвелла, участие промежуточной среды в передаче электрических действий от одного наэлектризованного тела к другому, а также во всех вообще процессах, совершающихся в эл
Линии смещения.
Линиями электрического смещения, или просто линиями смещения называются такие линии, построенные в электрическом поле, все элементы которых совпадают по направлению с векторами
Трубка смещения.
Трубкою смещения называется объем диэлектрика имеющий форму трубки, образующими которой служат линии смещения.
Рассмотрим некоторую трубку смещения в промежутке между двумя наэлектр
Фарадеевские трубки.
В связи с тем, что было изложено в предыдущем параграфе об особых свойствах трубок смещения, оказывается целесообразным так подбирать размеры этих трубок, чтобы величина полного электрического сме
Фарадеевская трубка и количество электричества, с нею связанное.
В дальнейшем мы будем мыслить все электрическое поле заполненным фарадеевскими трубками. Совершенно подобно тому, как это было в случае магнитного поля в отношении магнитных линий, можно рассматри
Вторая формулировка теоремы Максвелла.
Так как электрическое смещение сквозь поперечное сечение фарадеевской трубки равно единице, то, следовательно, каждая такая трубка, пересекая некоторую поверхность, привносит в величину полного эл
Электризация через влияние. Теорема Фарадея.
Так называемая электризация через влияние, т. е. возникновение электрических зарядов на нейтральном до того проводящем теле в случае поднесения его к какому-либо другому заряженному телу, представл
Энергия электрического поля.
Выше было в достаточной степени выяснено (§§ 1 и 47), что, согласно воззрениям Фарадея и Максвелла, в пространстве, в котором существует электрическое поле, среда находится в особом вынужденном сос
Механические проявления электрического поля.
Механические взаимодействия, наблюдаемые в электрическом поле между наэлектризованными телами и формально описываемые при помощи закона Кулона, могут быть объяснены, с точки зрения
&nbs
Преломление фарадеевских трубок.
При переходе фарадеевских трубок (и вообще линий смещения) из одной диэлектрической среды в другую обычно мы имеем дело с изменением направления у самой поверхности раздела диэлектриков. Это явле
Электроемкость и диэлектрическая постоянная.
Допустим, что потенциал какого-либо проводящего тела есть U, а потенциалы всех других проводников, находящихся в электрическом поле, равны нулю. В этом случае между потенциалом данного тела
Свойства диэлектриков.
В заключение настоящей главы мы дадим краткий обзор некоторых основных свойств изолирующих материалов (диэлектриков):
а) Диэлектрическая постоянная e. Она является главной характе
Общие соображения о природе тока.
В настоящей главе мы в самых общих чертах ознакомимся с современным состоянием вопроса о природе электрического тока. Хотя вопрос этот по существу относится к области чистой физики, однако,
Движение электричества внутри проводников.
Шестьдесят лет тому назад, говоря об электрическом токе как о явлении кинетического характера, Максвелл не мог не отметить того обстоятельства, что он ничего больше не в состоянии сказать о природ
Участие электрического поля в процессе электрического тока.
Основная мысль Фарадея относительно роли проводника, по которому течет ток, заключается, как было отмечено в предыдущем параграфе, в том, что проводник служит своего рода осью, вокруг которой надле
Участие магнитного поля в процессе электрического тока.
Представление о механизме того процесса, который происходит в пространстве вокруг проводника с током и который органически связан с магнитным полем, можно получить из картины преобразо-
Общие соображения.
В предыдущей главе мыпознакомились с общей характеристикой того сложного электромагнитного комплекса, который воспринимается нами, как электрический ток. Мы видели, что основной
Ионизирующие агенты.
Ионизирующим агентом называется всякий физический деятель, обусловливающий ионизацию газа, или, в более широком смысле этого термина, всякий деятель, обусловливающий появление в данном объе
Заряд и масса иона.
Из сказанного в предыдущих параграфах следует прежде всего, что заряды, несомые положительными и отрицательными ионами, будучи обратными по знаку, должны быть тождественными по абсолютной величин
Влияние давления газа на характер разряда.
Общий характер явлений, наблюдаемых при прохождении электрического тока через газ, т. е. при так называемом разряде через газ, зависит от целого ряда обстоятельств, как это уже отчасти должно быть
При атмосферном давлении.
Остановимся теперь на случае прохождения электрического тока через газ при атмосферном давлении. Ради простоты предположим, что мы имеем дело с воздухом. Представим себе (рис. 134) некоторый генер
Основные соотношения, характеризующие ток через газы.
Обратимся к схеме, изображенной на рис. 134, и допустим, что газ в промежутке между электродами В к С ионизируется некоторым неизменно действующим агентом, интенсивность которого будем хара
Тихий разряд. Корона.
Как уже было разъяснено выше (см. §§ 78, 81 и 82), стадия тихого разряда через газы возникает всякий раз, когда электрическая сила достигает такого значения, при котором начинается ионизация газа
Разрывной разряд.
Интенсивная ионизация газа под влиянием сильного электрического поля, характеризующая стадию тихого разряда, может, как мы знаем, завершаться разрывным разрядом, если только в системе нет ограниче
Вольтова дуга.
Мы уже имелислучай указывать выше (см. § 81), что при достаточной мощности генератора, питающего цепь, и при достаточно малом общем сопротивлении цепи — разряд через газообразную среду между двум
Дуговые выпрямители.
Дуговые выпрямители основаны на использовании неодинаковой роли положительного и отрицательного электродов вольтовой дуги. В то время, как положительный электрод играет пассивную роль в осн
Давлениях.
В случаях, когда стадия „тихого разряда" (см. § 81) имеет место в газообразной среде при достаточной степени разряжения (порядка 0,1 мм ртутного столба), с большой отчетливостью выявля
Прохождение электрического тока через пустоту.
Если в условиях опыта, о котором мы говорили в конце предыдущего параграфа, после достижения стадии развития катодных лучей при высоком разрежении газа мы будем продолжать откачивать газ, достига
Пустотные электронные приборы.
При практическом использовании накаленного катода для проведения электрического тока через пустотные приборы в настоящее время применяются самые разнообразные конструкции катода и самые разнообр
Основные положения Максвелла.
Настоящая глава посвящена изучению всякого рода динамических проявлений того электромагнитного процесса, который происходит в системе электрических токов. Мы будем при этом следовать пути, которы
Вторая форма уравнений Лагранжа.
Обоснование положения, что электрический ток есть явление кинетического характера, позволило Максвеллу дать стройное математическое исследование этого явления с помощью второй формы уравнений Лагра
Координатах.
Так как обобщенные координаты, как было выше указано, вполне определяют положение всех частей системы, то они должны быть связаны некоторыми зависимостями с декартовыми координатами всех точек сист
Выбор обобщенных координат для электродинамической системы.
Всякая электродинамическая система, вообще говоря, представляет собою совокупность проводящих цепей, по которым протекают электрические токи, т. е. механическую систему, совмещенную с системой эл
Электрокинетическая энергия.
После общего обследования всех сил, могущих обнаруживаться в системе проводников с токами, сосредоточим наше внимание на электрокинетической энергии Te и рассмотрим более подробно
Электродвижущая сила самоиндукции.
Рассмотрим сначала простейшую систему, состоящую из одного проводящего контура (рис. 153).
Если к этому контуру п
Коэффициент самоиндукции.
Для количественного определения коэффициента самоиндукции некоторого контура мыможем воспользоваться любым из соотношений, характеризующих в той или иной степени электрокинетическ
Электродвижущая сила взаимной индукции.
Остановимся теперь на рассмотрении системы, состоящей из каких-либо двух проводящих цепей, по которым протекают электрические токи i1 и i2 (рис. 158).
Коэффициент взаимной индукции.
Совершенно подобно тому, что мы имели при определении коэффициента самоиндукции (см. соотношения 85 — 89 в § 99), и в случае количественного определения коэффициента взаимной индукции мы, вообще го
Индукции.
Обследуем теперь некоторые количественные соотношения между коэффициентами L1, L2 и М. Будем исходить из основного выражения для электрокинетической энер
Роль короткозамкнутой вторичной цепи.
При рассмотрении явлений самоиндукции и взаимной индукции мы видели, что величина полной ЭДС, возникающей в некотором проводящем контуре в качестве реакции на производимое изменение общих электрома
Электромагнитная сила. Общие соображения.
При анализе связи между кинетической энергией, присущей электродинамической системе, и силами, возникающими в такой системе, было получено (см, § 96) общее выражение для так называемой э
Случай сверхпроводящнх контуров.
Для иллюстрации только-что сказанного рассмотрим некоторые случаи, когда токи в системе не сохраняются постоянными. В этом отношении особенный интерес представляют случаи сверхпроводящих цепей, соп
Случай контура с током во внешней магнитном поле.
Рассмотрим еще один пример, именно, движение контура во внешнем постоянном магнитной поле. Допустим, для простоты, что это поле создается постоянным магнитом NS (рисунки 167, 168, 169), а ко
Случай прямолинейного проводника во внешнем магнитном поле.
Однако, иногда применяется и другой подход к анализу и расчету сил, действующих в электромагнитных механизмах. Именно, иногда исходят из рассмотрения сил действующих на отдельный участок пр
Электромагнитные взаимодействия в асинхронном двигателе.
При совершенной справедливости формулировки, говорящей о стремлении всякого контура с током охватить наибольший внешний поток, интересно отметить, что в некоторых практических случаях это стремлен
Электромагнитное поле.
В главе III (§ 45) было уже указано, что явления электрического поля и явления магнитного поля ни в коем случае не следует рассматривать как совершенно самостоятельные совокупности явлений. Мы име
Основные уравнения электромагнитного поля.
Обратимся к выводу основных соотношений, характеризующих явления электромагнитного поля. Исходным пунктом этого вывода служат два соотношения, уже известные из предыдущих глав, именно? закон магнит
Распространение электромагнитной энергии.
Уравнения (133) и (134) по существу являются общим математическим выражением того факта, что при одновременном существовании взаимно связанных электрического и магнитного полей, т. е. при существов
Опытные данные, подтверждающие теорию Максвелла.
Переходя к вопросу об экспериментальном подтверждении установленных Максвеллом законов распространения электромагнитной энергии, следует отметить, что соответствующий опытный материал настолько ве
Опыты Герца.
Как уже сказано в предыдущем параграфе, экспериментальные подтверждения теории Максвелла представлены в настоящее время в виде всех достижений радиотехники таким количеством материала, что доказыва
Пойнтинга.
Вопрос о механизме распространения электромагнитных возмущений и связанного с этим движения электромагнитной энергии представляет глубокий интерес. На этом предмете останавливали свое внимание мно
Распространение тока в металлических массах. Поверхностный аффект.
В предыдущих параграфах настоящей главы были обследованы общие законы распространения электромагнитной энергии. Остановимся теперь на более детальном рассмотрении процесса движения энергии в прово
Размерности электрических в магнитных величин.
1. Всякое электрическое и магнитное количество может быть выражено при посредстве основных единиц длины, массы и времени и специальных коэффициентов — диэлектрической постоянной e и магнитной прони
Новости и инфо для студентов