Лекций Полякова для второго потока (1115565), страница 9

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 9)

Фазное и линейноенапряжения.•Трансформатор. Принцип действия,устройство, применение. Коэффициенттрансформации. Роль сердечника.20.1Генераторы и электродвигатели.Принцип действия генератора переменного тока.Ф  BS cos  ;   t   0 .dФdE   BS cos(t   0 )  BS sin(t   0 )  E 0 sin(t   0 ).dtdtE0E E0I   sin(t   0 )  I 0 sin(t   0 ).R R20.2Принцип действия генератора постоянного(пульсирующего) тока.20.3Электродвигатель постоянного тока.(U  E инд. )IЯ .rЯДля пуска мощныхэлектродвигателейиспользуется реостат,так как при неподвижном якоре токI Я  U / rЯбольшой.20.4Синхронные двигатели.20.520.620.7Рис. 2.

Электрические двигатели: а постоянного тока; б - синхронные; в ~асинхронные с фазным ротором; г асинхронные трехфазные с короткозамкнутым ротором серии 4А. 1 - вал,2 ~ шпонка, 3 -подшипник, 4 - статор, 5- обмотка статора, 6 - ротор (якорь); 7 вентилятор; 8 - коробка выводов; 9 лапа, 10 - коллектор; 11 - щетки; l1, l2 продольное и поперечное расстоянияв лапах; l3 - длина выступающегоконца вала; l4.

- размер выступающейкрышки; h - высота оси вращения; d1,d2 - диаметры вала и отверстий влапах.20.8Двухфазный ток.E1  E 0 sin(t ),E 2  E 0 sin(t  900 ).20.9Если принять потенциал общего провода 1 за нуль, тоU12  E 0 sin(t ), U13  E 0 sin(t  900 ), U 23  U12  U13  E 0 sin(t )  E 0 sin(t  900 )  2E 0 sin 450 cos(t  450 )  2E 0 sin(t  450 ).20.10Трехфазный ток.E1  E 0 sin(t ),E 2  E 0 sin(t  120 ),0E 3  E 0 sin(t  2400 ).20.11Соединение обмоток генератора и нагрузки «звездой»и «треугольником».

Фазное и линейное напряжения.20.12U13  E1  E 3  E 0 sin(t )  E 0 sin(t  2400 )  2E 0 cos(300 )sin(t  300 )  3E 0 sin(t  300 ).3/2Аналогично получимU12  E1  E 2  E 0 sin(t )  E 0 sin(t  1200 )  3E 0 sin(t  300 ).20.1320.1420.15Получение и использование вращающегося магнитногополя.H x  H 0 sin t; H y  H 0 sin(t  900 )   H 0 cos t.20.1620.17Трансформатор. Принцип действия,устройство, применение. Коэффициенттрансформации. Роль сердечника. ,R1 I1  U1 1Ei1 .RI2 22U2i 2Обычно I1 R1  E  U1  i1 ,U 2  i 2 .

1  n1 0 ,  2  n2  0 ,U 2 n2  K  коэффициент трансформации.U1 n1I 2 U1 n1 .P1  P2 ;  I1U1  I 2U 2 ;  I1 U 2 n220.1820.1920.20Лекция 21.• Высокочастотные токи. Скин-эффект.Толщина скин-слоя.•Система уравнений Максвелла какобобщение опытных данных. Токпроводимости и ток смещения. Взаимныепревращения электрического и магнитногополей. Электромагнитные волны.

Волновоеуравнение. Вектор Умова-Пойтинга. Скоростьраспространения электромагнитных волн.21.1Система уравнений Максвелла какобобщение опытных данных. Токпроводимости и ток смещения.  DdS   dV ,divD   ,  rotE  0, D   0 E  P,divB  0,   rotH  J , B  0 ( H  I ),BrotE  tV SV  E  dl  0. L  BdS  0, SV   H  dl   J  dS .SL L d  L Edl   dt S BdS .21.2  DdS   dV ,V SV    BdS  0, SV   d   Edl  BdS ,Ldt S  H  dl  J  dS  d DdS,.LSdt SLI смdivD   , divB  0,  rotE  - B ,t rotH  J  D ,tJ смDJ см  плотность тока смещения.t D I см   J см dS  dS  ток смещения.tSS21.3Пример 1.dq  J  dS  I   ,  dtSГ H  dl      J  dS   0,? S D (J ) dS  0.dqdDJdS  DdS   dS ;  tSSdtdt S  S tS SS SJ пол    dS;   J пол ndS   J пол ndS .0  J полdS  J полndS  J пол nSS ndSS SSSI полI пол21.4Пример 2.  Drot HJ 0; D 4 r 2  q; t0J смDq1IJ ;224 rtt 4 r21.5Высокочастотные токи.

Скинэффект. Толщина скин-слояD.Второе условие квазистационарности: J t   Пусть Е  Е0 sin t. Тогда, учитывая D   0 Е , J  Е /  , имеемЕ0 /    0 Е0 . Или   1 / ( 0  ). Для меди1 / ( 0  )  1 / (8,85  1012 Ф / м  1,72  108 Ом  м)  6,6  1018 рад / сBrot(0 H )BJ  0 ;rot(rotE )  -rot rotE  - ,ttt t  rotH  J ,E Egraddiv  0 0 EE . t21.6 2 E x ( y , t ) 0 E x.2y tПолагая E x ( y , t )  E0 ( y )eit , имеем E0 ( y ) 0i E0 ( y ).2y01 0 kyky2E0 ( y )  Ae  Be , k E0 ( y )  iE0 ( y ),.2221 i  1 Из граничных условий:ki 2. 2 E0 ( у )   при y  ,  B  0.2E x ( y , t )  Aex (1i )eitx Ae  exi ( t  )2.

    0-толщина скин-слоя.21.7Например, если  =104 рад/с 1 ,  =1,72  108 Ом  м (медь),  =1,0 =1,27  106 Гн/м ,  =1,65 мм.Высокочастотный резонансныйтрансформатор Тесла21.8Взаимные превращения электрического имагнитного полей. Электромагнитные волны.Волновое уравнение.Рассмотрим электромагнитное поле в однородной изотропной ибесконечной среде или в вакууме при  =0 и J  0 .2 DdivD  0, divB  0, grad divE  E   rotB   0 2 , tt0 D   0 E , B  0 H , 2  BH  H  rotD   0 2 ,grad divBtt rot (rotE  - ),0t2 E1сE0,Где,v00 D2t 0 0 rot (rotH ),1/ vt122 H     H  0, с 00 0 02t1/ v 221.9  Пусть E  E ( z, t ), H  H ( z, t ).2 E 1  Ez z 2  v 2 t 2  0,  E (t  v ),2 H  1  H  0,  H (t  z ),v 2 t 2v2k zE  E0 cos[ (t  )]  E0 cos[t  z ]  E0 cos[t  kz ],vv  i (t kr )E  E0 cos[t  kr ]  E0 e.  v по определению k k i (t kr )Аналогично H 0 cos[t  kr ]  H 0 e.  i (t kr )  i (t kr ) i E0 eE0 e; rotE =[, E ]  i[k , E ],t divE    E  ik  E.21.10B  Erot,[ ik , E ]  -i B  -i0 H ,t     rotH  D , [ ik , H ]  i D  i 0 E ,  tk EHkk1   0 0 ,E x  0 H y , v 0 E x  0 H y , 0 E0  0 H 0 ,2 2  Tvkk cn   v21.11Вектор Умова-Пойтинга.w  ED / 2  HB / 2k   k Учитывая равенства D  [ , H ], B  [ , E ], имеем k  k  k  k  w   E[ , H ] / 2  H [ , E ] / 2  H [ , E ]  [ E , H ].   S  [ E , H ]  вектор Умова-Пойтинга, k  E  H , S  w  vw | для вакуума | cw.k21.12Вектор Умова-Пойтинга (строгий вывод). D    P   JEdV   (rotH ) EdV  | div[E , H ]=rotE  H  rotH  E |t   D    (rotE  H  div[E , H ] E )dV    div[E , H ]dV tBtB  D   (HE )dV | B  0 H ; D   0 E |tt     HB ED)dV ;,H]d   (  [E22t  S R Swпоток энергии   ,H]d  ;  S  [E , H ]  электромагнитногоwdV   P   [Et S R Sполя.Wэлектр.поля21.13Излучение электромагнитныхволн элементарным диполем.p  p0 sin t , где p0  q0l ;I  dq / dt  q0 cos t  I 0 cos t , p0  I 0l / .При r    волновая зона, поле равноp(t  r / c )sin E,2cr4 010HE.021.14Для гармонических колебаний p(t  r / c )   p0 2 sin[ (t  r / c )].p0 2 4 sin 2  2p0 2 4 sin 2  1sin [ (t  r / c )];  S .S  EH 23 223 216  0 c r16  0 c r 2dWизл.2 4p10.  Sd    S 2 r 2 sin  d 312  0 cSrSr21.1521.1621.1721.1821.1921.20Электромагнитные волны обнаруженыГенрихом Герцем в 1888 году спомощью вибратора Герца.21.21Поле стоячей электромагнитнойволны.E x  E0 cos(t  kz ), H y  H 0 cos(t  kz ),E x  E0 cos(t  kz ), H y   H 0 cos(t  kz ).E x  2 E0 cos kz cos t , H y  2 H 0 sin kz sin t.21.22Лекция 22.Основные положения классической электроннойтеории проводимости Друде – Лоренца.

ОпытыТолмена и Стюарта. Законы Ома, Джоуля – Ленца иВидемана – Франца в классической теории.•Понятие о зонной теории твердых тел.Энергетические уровни и формированиеэнергетических зон. Принцип Паули. СтатистикаФерми-Дирака. Особенности зонной структурыдиэлектриков, полупроводников и металлов.Объяснение проводимости твердых тел с помощьюзонной теории.•Опыты Толмена и Стюарта (1916г.).dvFиm dv,Fи   m ; Eстор.

dtee dtEm dvm dv LE   Eстор.dl  .L, I   e dtRe dt RL0mLq   Idt v0 .e RI0Основные положения классической электронной теориипроводимости Друде – Лоренца.n1 1 eEJ  en  v , где  v   (2vi 0 ti ).n i 1 2 m vi ,ср . ( vi 0  vi )/2 n1 1eE 1eE.v0,vti0in i 1 2m ni 1 2mnЗаконы Ома и Джоуля – Ленца.1 n1   ti   n j t j  среднее время между соударениями.n i 1n j 1Здесь n j  число частиц из n, имеющих время межу столкновениями ti .eEne 2 J  enE   E  закон Ома.2m2mПусть ni  число частиц в ед.

Характеристики

Список файлов лекций