оборот (Шпора для печати)
Описание файла
Файл "оборот" внутри архива находится в папке "Шпора для печати". Документ из архива "Шпора для печати", который расположен в категории "". Всё это находится в предмете "физика" из 2 семестр, которые можно найти в файловом архиве РТУ МИРЭА. Не смотря на прямую связь этого архива с РТУ МИРЭА, его также можно найти и в других разделах. Архив можно найти в разделе "к экзамену/зачёту", в предмете "физика" в общих файлах.
Онлайн просмотр документа "оборот"
Текст из документа "оборот"
2. 5)Потенциал однородно заряженного шара.
r1 и r2 – расстояния от центра шара (но внутри шара). 5)Потенциал однородно заряженного шара.
r1 и r2 – расстояния от центра шара (но внутри шара). | 1. 6)Поле равномерно заряженной плоскости. Бесконечная плоскость заряжена с постоянной поверхностной плотностью +Ϭ(Ϭ= ).Линии напряженности перпендикулярны рассматриваемой плоскости и направлены от нее в обе стороны. В качестве замкнутой поверхности мысленно построим цилиндр, основания которого параллельны заряженной плоскости, а ось перпендикулярна ей. Так как образующие цилиндра параллельны линиям напряженности ( , то поток вектора напряженности сквозь боковую поверхность цилиндра равен 0, а полный поток сквозь цилиндр равен сумме потоков сквозь его основания (площади оснований равны и для основания En=E)то есть равен 2ES. Заряд, заключенный внутри построенной цилиндрической поверхности, равен ϬQ. По теореме Гаусса 2ES , откуда E= . 7) Поле заряженного цилиндра. Бесконечно заряженный цилиндр радиуса R заряжен равномерно с линейной плотностью τ (τ = ) . Линии напряженности направлены по радиусам круговых сечений цилиндра с одинаковой густотой во все стороны относительно оси цилиндра.В кач-ве замк-той пов-ти построим коаксиальный с заряженным цилиндр радиусом r и высотой l.Поток сквозь торцы цилиндра равен 0, а сквозь бок. пов-ть -2πrlE, по т.Гаусса при r>R 2πrlE =τl/ε0, откуда 8) Поле заряженного шара. Шар радиуса R с общ. зарядом Q заряжен равном. с объемн. плотностью ρ(ρ= ). Напряженность поля вне шара E= (r≥R). Внутри шара напряженность поля другая. Сфера радиуса r'<cR охватывает заряд Q’= . Поэтому, согласно теореме Гаусса 4πr’2E=Q’/E0= . Т.к. ρ= ,то E= r’ (r’≤ R) | ||
4. 2)Условия на границе раздела двух диэлектрических сред Рассмотрим связь между векторами и на границе раздела двух однородных изотропных диэлектриков (диэлектрические проницаемости которых ε1 и ε2) при отсутствии на границе свободных зарядов. Построим вблизи границы раздела диэлектриков 1 и 2 небольшой замкнутый прямоугольный контур ABCDA длины l. Согласно теореме о циркуляции вектора , , откуда E2τl-E1τl=0 => E2τl=E1τl (1) => = (2) На границе раздела двух диэлектриков построим прямой цилиндр ничтожной высоты, одно основание которого находится в первом диэлектрике, другое — во втором. Основания ΔS настолько малы, что в пределах каждого из них вектор одинаков. Согласно теореме , D2n ΔS- D1n ΔS=0 (нормали n и n' к основаниям цилиндра направлены противоположно). Поэтому D1n = D2n (3) Заменив проекции вектора проекциями вектора , умноженными на εε0, получим = (4) Таким образом, при переходе через границу раздела двух диэлектрических сред тангенциальная составляющая вектора (Еτ) и нормальная составляющая вектора (Dn) не претерпевают скачка, а нормальная составляющая вектора (En) и тангенциальная составляющая вектора (Dτ) претерпевают скачок. Из условий (1) — (4) для составляющих векторов и следует, что линии этих векторов испытывают излом. E2τ= E1τ ; ε2E2n= ε1E1n => = Получим закон преломления линий напряженности (а значит, и линий смещения )
Эта формула показывает, что, входя в диэлектрик с большей диэлектрической проницаемостью, линии и удаляются от нормали. | 3. Вектор напряжённости переходя через границу диэлектриков, претерпевает скачкообразное изменение, поэтому поле характеризуют вектором эл. смещения D=0E=0E+P. Вектор D характеризует поле создаваемое свободными зарядами при таком их распределении в пространстве, какое имеется при наличии диэлектрика. | ||
6. 4)Объемная плотность энергии электростатического поля (энергия единицы объема) w=W/V=εε0E2/2=ED/2 Выражение справедливо только для изотропного диэлектрика, для которого выполняется соотношение: =ϰε0 | 5.
Емкость цилиндрического конденсатора:
Емкость сферического конденсатора:
Емкость плоского конденсатора:
| ||
8. Рассмотрим однородный проводник, к концам которого приложено напряжение U. За время dt через сечение проводника переносится заряд dq=Idt. Так как ток представляет собой перемещение заряда dq под действием электрического поля, то работа тока:
Если сопротивление проводника R, то, используя закон Ома, получим
Если ток проходит по неподвижному металлическому проводнику, то вся работа тока идет на его нагревание и, по закону сохранения энергии:
Таким образом, получим:
Это выражение представляет собой закон Джоуля-Ленца. Выделим в проводнике элементарный цилиндрический объем dV=dSdl (ось цилиндра совпадает с направлением тока), сопротивление которого . По закону Джоуля-Ленца, за время dt в этом объеме выделится теплота:
Количество теплоты, выделяющееся за единицу времени в единице объема, называется удельной тепловой мощностью тока. Она равна
Используя дифференциальную форму закона Ома ( ) и соотношение , получим
Это и есть обобщенное выражение формулы Джоуля-Ленца в дифференциальной форме. | 7. устройства, способного создавать и поддерживать разность потенциалов за счет работы сил неэлектростатического происхождения. Физическая величина, определяемая работой, совершаемой сторонними силами при перемещении единичного положительного заряда, называется электродвижущей силой (э. д. с.) ε, действующей в цепи: ε =A/Q0. Напряжением U на участке 1—2 называется физическая величина, определяемая работой, совершаемой суммарным полем электростатических (кулоновских) и сторонних сил при перемещении единичного положительного заряда на данном участке цепи. Таким образом, U12=φ1-φ2+ε12. 3)Закон Ома для участка цепи, не содержащего источника ЭДС: сила тока в проводнике прямо пропорциональна приложенному напряжению и обратно пропорциональна сопротивлению проводник: I=U/R [Ом]. Закон Ома для полной цепи: I = . Закон Ома в дифференциальной форме: =σ , где -вектор плотности тока, σ-удельная проводимость, –вектор напряженности электрического поля. 4) Работа тока: dA=U dq= IU dt [Дж] 5)Мощность тока: P= =UI [Вт] 6)Закон Джоуля-Ленца : dQ=dA=IU dt. Мощность тепла, выделяемого в единице объема среды при протекании электрического тока, пропорциональна произведению плотности электрического тока на величину электрического поля. w= =σE2, где w - мощность выделения тепла в единице объёма, - плотность электрического тока, – напряженность электрического поля, σ –проводимость среды. | ||
10. Для нахождения магнитной индукции В выберем замкнутый прямоугольный контур. Циркуляция вектора по замкнутому контуру ABCDA, охватывающему все N витков равна Интеграл можно представить в виде четырех интегралов: по АВ, ВС, CD и DA. На участках АВ и CD контур перпендикулярен линиям магнитной индукции и Bl = 0. На участке вне соленоида В = 0. На участке DA циркуляция вектора равна Bl (контур совпадает с линией магнитной индукции)=> =>B= . 2)Поле тороида. Магнитное поле сосредоточено внутри тороида, вне его поле отсутствует. Линии магнитной индукции в данном случае, как следует из соображений симметрии, есть окружности, центры которых расположены по оси тороида. В качестве контура выберем одну такую окружность радиуса r. Тогда, по теореме о циркуляции B , откуда следует, что магнитная индукция внутри тороида (в вакууме) B= . | 9. | ||
12. При малом перемещении в магнитном поле проводника конечной длины l с током I силы Ампера совершают работу δA=IdФm , где dФm-магнитный поток сквозь поверхность, которую прочерчивает весь проводник при его перемещении на dr. Если проводник, сила тока в котором поддерживается постоянной, совершает конечное перемещение в магнитном поле из положения 1 в положение 2, то работа сил Ампера на этом перемещении равна A12= , Где Фm- магнитный поток сквозь поверхность, прочерчиваемую всем проводником при рассматриваемом перемещении. 3) Работа перемещения контура с током в магнитном поле. Найдем работу сил Ампера по перемещению произвольного контура L с током I в магнитном поле. Выберем элемент dl контура. При его перемещении на dr работа по перемещению всего контура будет равна δAэл=IdФm эл=IdФэл Где dФm эл – магнитный поток сквозь поверхность, которую проверчивает элемент dl при его перемещении на dr. Работа по перемещению всего контура будет равна δA= Здесь dФm-изменение магнитного потока через контур L. A12= Т.е. работа по перемещению контура с током в магнитном поле равна произведению силы тока в контуре на изменение магнитного потока, сцепленного с контуром. | 11. | ||
14. Электромагнитом, однородно и перпендикулярно плоскость полуцилиндров.
Радиуса. Для непрерывного ускорения частицы в циклотроне необходимо выполнить условие синхронизма – периоды вращения частицы в магнитном поле и электрическом должны быть равны. | 13. откуда r= . T= – период вращения. Если скорость заряженной частицы направлена под углом а к вектору , то ее движение можно представить в виде суперпозиции: 1) равномерного прямолинейного движения вдоль поля со скоростью = v ; 2) равномерного движения со скоростью v = v по окружности в плоскости, перпендикулярной полю. В результате сложения обоих движений возникает движение по спирали, ось которой параллельна магнитному полю. Шаг винтовой линии h= T=vT =2πmv /(BQ) Направление, в котором закручивается спираль, зависит от знака заряда частицы. | ||
16. 3) На границе двух достаточно протяженных (бесконечных) магнетиков с различными магнитными проницаемостями и линии индукции и напряженности магнитного поля испытывают излом. Сохраняется тангенциальная составляющая вектора напряженности и нормальная составляющая вектора индукции магнитного поля: , . Если среды не являются ферромагнитными, то на границе их раздела с учетом связи должны выполняться условия:
Поэтому
где и - углы между линией индукции (напряженности) и нормалью к поверхности раздела магнетиков. | 15. намагниченость прямо пропорциональна напряжённости поля вызывающего намагничение J=H, - магнитная восприимчивость вещества. 6)Магнитная восприимчивость и магнитная проницаемость. Магнитная проницаемость среды показывает во сколько раз магнитное поле макротоков усиливается за счёт микротоков среды. =1+ | ||
18. отличается от нуля, т. е. в ферромагнетике наблюдается остаточное намагничение Jос. Намагничение обращается в нуль под действием поля Нс, имеющего направление, противоположное полю, вызвавшему намагничение. При дальнейшем увеличении противоположного поля ферромагнетик перемагничивается (кривая 3—4), и при Н=-Ннас достигается насыщение (точка 4). Затем ферромагнетик можно опять размагнитить (кривая 4—5—б) и вновь перемагнитить до насыщения (кривая 6-1).При действии на ферромагнетик переменного магнитного поля намагниченность J изменяется в соответствии с кривой 1—2—3—4—5—6—1, которая называется петлей гистерезиса. Для каждого ферромагнетика имеется определенная температура, называемая точкой Кюри, при которой он теряет свои магнитные свойства. При нагревании образца выше точки Кюри ферромагнетик превращается в обычный парамагнетик. Переход вещества из ферромагнитного состояния в парамагнитное, происходящий в точке Кюри, не сопровождается поглощением или выделением теплоты..Ферромагнетики при температурах ниже точки Кюри обладают спонтанной намагниченностью независимо от наличия внешнего намагничивающего поля. Спонтанное намагничение, однако, находится в кажущемся противоречии с тем, что многие ферромагнитные материалы даже при температурах ниже точки Кюри не намагничены. Для устранения этого противоречия введена гипотеза, согласно которой ферромагнетик ниже точки Кюри разбивается на большое число малых макроскопических областей — доменов, самопроизвольно намагниченных до насыщения. При отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты отдельных доменов ориентированы хаотически и компенсируют друг друга, поэтому результирующий магнитный момент ферромагнетика равен 0 и ферромагнетик не намагничен. Внешнее магнитное поле ориентирует по полю магнитные моменты целых областей спонтанной намагниченности. Поэтому с ростом H намагниченность J и магнитная индукции В уже в довольно слабых полях растут очень быстро. Этим объясняется также увеличение μ ферромагнетиков до максимального значения в слабых полях. Эксперименты показали, что зависимость B от H не является плавной, а имеет ступенчатый вид. Это свидетельствует о том, что внутри ферромагнетика домены поворачиваются по полю скачком. | 17. | ||
20.
Аналогично, при протекании в контуре 2 тока I2 магнитный поток пронизывает первый контур. Если Ф12 – часть этого потока, пронизывающего контур I, то
Если ток I2 изменяется, то в контуре1 индуцируется э.д.с. , которая равна и противоположна по знаку скорости изменения магнитного потока Ф12, созданного током во втором контуре и пронизывающего первый:
Явление возникновения э.д.с. в одном из контуров при изменении силы тока в другом называется взаимной индукцией. Коэффициенты пропорциональности называются взаимной индуктивностью контуров. Расчеты показывают, что . Эти коэффициенты зависят от геометрической формы, размеров, взаимного расположения контуров и от магнитной проницаемости окружающей контуры среды. Измеряется в Генри (Гн). | 19. | ||
22. Это уравнение показывает, что магнитные поля могут возбуждаться либо движущимися зарядами (электрическими токами), либо переменными электрическими полями. | 21. Интеграл в правой части является функцией только от времени. Неравенство нулю циркуляции вектора напряженности электрического поля по замкнутому контуру означает, что возбуждаемое переменным магнитным полем электрическое поле является вихревым, как и само магнитное поле. Из первого уравнения Максвелла следует, что всякое переменное магнитное поле возбуждает в окружающем пространстве вихревое электрическое поле. По теореме Стокса в векторном анализе
где ротор вектора Е выражается определителем
что позволяет записать первое уравнение Максвелла в дифференциальном виде
| ||
24. дополняют граничными условиями, которым должно удовлетворять электромагнитное поле на границе раздела двух сред. Интегральная форма уравнений Максвелла содержит эти условия: D1n= D2n ; E1τ= E2τ ; B1n= B2n ; H1τ= H2τ | 23. Величины, входящие в уравнения Максвелла, не являются независимыми и между ними существует следующая связь: - где и соответственно электрические и магнитные постоянные, и диэлектрическая и магнитная проницаемости, – удельная проводимость вещества. Из уравнений Максвелла вытекает, что источниками электрического поля могут быть либо электрические заряды, либо изменяющиеся во времени магнитные поля, а магнитные поля могут возбуждаться либо движущимися электрическими зарядами, либо переменными электрическими полями. Уравнения не симметричны относительно электрического и магнитных полей, это связано с тем, что в прирое существуют электрические заряды, но нет зарядов магнитных. | ||
26. 4) Добротность
Чем больше, тем медленнее. Добротность колебательного контура:
5) Апериодический процесс
В итоге:
падает быстрее чем и не дает возможность колебаться. Это и есть апериодический процесс. | 25. 4)Колебательный контур Колебательный контур - цепь, состоящая из включенных последовательно катушки индуктивностью L, конденсатора емкостью С и резистора сопротивлением R. | ||
28. 4)Метод векторных диаграмм. Гармонические колебания изображаются графически Для этого из произвольной точки О, выбранной на оси под углом φ, равным начальной фазе колебания, откладывается вектор модуль которого равен амплитуде рассматриваемого колебания. Если этот вектор привести во вращение с угловой скоростью ω0, то проекция конца вектора будет перемещаться по оси х и принимать значения от до а колеблющаяся величина будет изменяться со временем по закону s = cos + φ). Таким образом, гармоническое колебание можно представить проекцией на некоторую произвольно выбранную ось вектора амплитуды , отложенного из произвольной точки оси под углом φ, равным начальной фазе, и вращающегося с угловой скоростью ω0 вокруг этой точки. | 27. частоты вынуждающей силы . 3) Явление резонанса – явление резкого возрастания амплитуды вынужденных колебания при приближении частоты вынуждающей силы(частоты вынуждающего переменного напряжения) к частоте Wр. Рассмотрим зависимость амплитуды вынужденных колебаний от частоты внешней силы. Эта зависимость называется резонансной кривой. . При ≪ 0 из следует, что . Физический смысл этого результата состоит в том, что при очень малой частоте внешней силы последняя действует на систему как постоянная статическая сила. В случае, когда ≫ 0, получаем . Следовательно при амплитуда колебаний А стремится к нулю. Это означает, что при большой частоте внешней силы осциллятор из-за своей инертности не успевает следовать за изменением этой силы. Отклик системы на внешнее воздействие оказывается близким к нулю. Если = 0 и = 0 , то, амплитуда колебаний обращается в бесконечность. Ясно, что реально такая ситуация возникнуть не может. Это связано с тем, что всегда есть потери, связанные с трением. С A
| ||
30. частоты), описываемые уравнениями Еу=Е0cos(t-kx+), Hz= H0cos(t-kx+), где е0 и Н0 — соответственно амплитуды напряженностей электрического и магнитного полей волны, — круговая частота волны, k=/v— волновое число, — начальные фазы колебаний в точках с координатой х=0. В уравнениях и одинаково, так как колебания электрического и магнитного векторов в электромагнитной волне происходят с одинаковой фазой. Энергия электромагнитных волн. Объемная плотность w энергии электромагнитной волны складывается из объемных плотностей wэл и wм электрического и магнитного полей:w = wэл+wм=0E2/2+0H2/2. Плотность энергии электрического и магнитного полей в каждый момент времени одинакова, т. е. wэл = wм. Поэтому w =2wэл=0Е2 =00ЕН. Умножив плотность энергии w на скорость v распространения волны в среде, получим модуль плотности потока энергии:S=wv=EH. Так как векторы Е и Н взаимно перпендикулярны и образуют с направлением распространения волны правовинтовую систему, то направление вектора [ЕН] совпадает с направлением переноса энергии, а модуль этого вектора равен ЕН. Вектор плотности потока электромагнитной энергии называется вектором Умова— Пойнтинга:S = [EH]. Вектор S направлен в сторону распространения электромагнитной волны, а его модуль равен энергии, переносимой электромагнитной волной за единицу времени через единичную площадку, перпендикулярную направлению распространения волны. Из теории Максвелла следует, что электромагнитные волны должны оказывать на тела давление. Давление электромагнитных волн объясняется тем, что под действием электрического поля волны заряженные частицы вещества начинают упорядоченно двигаться и подвергаются со стороны магнитного поля волны действию сил Лоренца. Однако значение этого давления ничтожно. Существование давления электромагнитных волн приводит к выводу о том, что электромагнитному полю присущ механический импульс. | 29.
5)Для характеристики волн используется волновое число
Волновой вектор — вектор, направление которого перпендикулярно фазовому фронту бегущей волны, а абсолютное значение равно волновому числу. | ||
Электрическое поле внутри проводника и у его поверхности(5) Электроемкость уединенного проводника(5) Электронная и ориентационная поляризация(3) Элементарная теория диамагнетизма и парамагнетизма(17) Энергия гармонических колебаний(25) Эффект Холла(14) Явление самоиндукции(20) Явление электромагнитной индукции(19) | Закон полного тока (теорема о циркуляции вектора магнитной индукции) и его применение к расчету полей соленоида и тороида(10) Закон Ома(7) Закон электромагнитной индукции и первое уравнение Максвелла(21) Закон электромагнитной индукции Фарадея-Максвелла и его вывод(19) Индуктивность(20) Конденсаторы(5) Кривая намагничивания(18) Логарифмический декремент и коэффициент затухания(26) Магнитная восприимчивость и магнитная проницаемость(15) Магнитное поле(9) Магнитные моменты атомов(15) Магнитный гистерезис(18) Магнитный момент атома(17) Магнитный поток(12) Механизм образования механических волн в упругой среде(29) Микро- и макротоки(15) Напряженность магнитного поля(16) Напряженность электрического поля(1) Объемная плотность энергии(6) Описание магнитного поля в веществе(15) Опыты Столетова(18) Основные свойства электромагнитных волн(30) Плоская электромагнитная волна(30) Полярные и неполярные молекулы(3) Потенциал точечного заряда, заряженной тонкостенной сферы, однородно заряженного шара(2) Потенциал электрического поля(2) Постоянный электрический ток, его характеристики и условия существования(7) Правило Ленца(19) Принцип суперпозиции(1) Продольные и поперечные волны(29) Работа, мощность и тепловое действие тока(7) |