Upload
others
View
4
Download
0
Embed Size (px)
Citation preview
Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Fizika II.
Szalai, István, Pannon Egyetem
Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Fizika II. írta Szalai, István
Publication date 2012 Szerzői jog © 2012 Pannon Egyetem
A digitális tananyag a Pannon Egyetemen a TÁMOP-4.1.2/A/2-10/1-2010-0012 projekt keretében az Európai Szociális Alap támogatásával készült.
iii Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Tartalom
1. BEVEZETÉS .................................................................................................................................. 1 2. ELEKTROSZTATIKA ................................................................................................................... 2
1. Mikroszkopikus és makroszkopikus elektromos töltés ......................................................... 2 1.1. Elektromos töltés, Coulomb-törvény ........................................................................ 2 1.2. Elektromos térerősség ............................................................................................... 3
1.2.1. Ponttöltés elektromos tere ............................................................................ 4 1.2.2. Ponttöltés-rendszer elektromos tere ............................................................. 4 1.2.3. Térfogati töltéseloszlás ................................................................................. 5 1.2.4. Felületi töltéseloszlás ................................................................................... 5 1.2.5. Dipólus elektromos tere ............................................................................... 6 1.2.6. Elektromos erővonalak ................................................................................. 6 1.2.7. Töltött részecskék mozgása homogén transzverzális elektromos térben ...... 7 1.2.8. Millikan-féle kísérlet .................................................................................... 8 1.2.9. Dipólus homogén elektromos térben ............................................................ 8
1.3. Az elektromos mező fluxusa .................................................................................... 9 1.4. Gauss-törvény ......................................................................................................... 10
1.4.1. Töltött vezetö gömb elektromos tere .......................................................... 11 1.4.2. Töltött szigetelö gömb elektromos tere ...................................................... 12
1.5. Az elektromos tér munkája és az elektromos potenciál .......................................... 14 1.5.1. Elektromos potenciál, a ponttöltés potenciáltere ........................................ 16 1.5.2. Az elektromos térerősség és a potenciál közti kapcsolat ............................ 17
2. Kondenzátor, kondenzátor kapacitása ................................................................................. 18 2.1. Kondenzátorok párhuzamos kapcsolása ................................................................. 19 2.2. Kondenzátorok soros kapcsolása ............................................................................ 20
3. Elektromos tér anyag jelenlétében ...................................................................................... 20 3.1. A Coulomb-törvény dielektrikumokban ................................................................. 21 3.2. Gauss-törvény dielektrikumokban .......................................................................... 21 3.3. Síkkondenzátor dielektrikummal ............................................................................ 22 3.4. A feltöltött kondenzátor energiája .......................................................................... 22
4. Az elektromos mező energiasűrűsége ................................................................................. 22 3. STACIONÁRIUS ELEKTROMOS TÉR ÉS ÁRAM .................................................................. 24
1. Áramerősség, stacionárius elektromos áram ....................................................................... 24 1.1. A töltésmegmaradás törvénye ................................................................................. 25 1.2. Az elektromos ellenállás és vezetés, Ohm törvénye ............................................... 26
1.2.1. Fajlagos ellenállás és vezetés ..................................................................... 27 1.2.2. Az Ohm-törvény differenciális alakja ........................................................ 28
2. Egyenáramú áramkörök ...................................................................................................... 29 2.1. Feszültségforrás, áramforrás ................................................................................... 29 2.2. Elektromotoros erő, általánosított, differenciális Ohm-törvény ............................. 29 2.3. Kirchhoff törvényei ................................................................................................ 29
2.3.1. Kirchhoff I. törvénye, vagy csomóponttörvény ......................................... 29 2.3.2. Kirchhoff II. törvénye, vagy huroktörvény ................................................ 30
2.4. Kirchhoff törvényeinek alkalmazásai ..................................................................... 31 2.4.1. Feszültségforrás belsö ellenállása .............................................................. 31 2.4.2. Ellenállások soros kapcsolása .................................................................... 31 2.4.3. Ellenállások párhuzamos kapcsolása .......................................................... 32 2.4.4. Áram- és feszültségmérö müszerek kapcsolása ......................................... 33 2.4.5. Ideális feszültségosztó, potenciométer ....................................................... 33 2.4.6. Az egyenáramú Wheatstone-híd ................................................................ 34
2.5. Az áram munkája és teljesítménye ......................................................................... 35 2.5.1. Joule-törvény .............................................................................................. 37 2.5.2. Feszültségforrás teljesítménye, hatásfok .................................................... 37
4. STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS MÁGNESES TERE ..................................................................... 39 1. Mágneses alapjelenségek .................................................................................................... 39
1.1. Áramjárta vezetö mágneses térben ......................................................................... 39 1.2. A mágneses mező fluxusa ...................................................................................... 41
Fizika II.
iv Created by XMLmind XSL-FO Converter.
1.3. Áramhurok mágneses térben .................................................................................. 41 1.4. Áramvezetök közti erőhatás ................................................................................... 43 1.5. A Biot-Savart törvény ............................................................................................. 44 1.6. A Biot-Savart törvény alkalmazásai ....................................................................... 45 1.7. Az Ampère-féle gerjesztési törvény ....................................................................... 47 1.8. Az Ampère-féle gerjesztési törvény alkalmazásai .................................................. 50 1.9. A mágnességre vonatkozó Gauss-törvény .............................................................. 51
5. Mágneses tér anyagban ................................................................................................................. 53 1. Mágneses permeabilitás, mágneses térerősség .................................................................... 53 2. Mágnesezettség, mágneses szuszceptibilitás ....................................................................... 53 3. Az Ampère-féle gerjesztési törvény anyag jelenlétében ..................................................... 55 4. Az anyagok osztályozása mágneses tulajdonságaik alapján ............................................... 55
6. Idöben változó elektromágneses tér .............................................................................................. 58 1. Elektromágneses indukció .................................................................................................. 58 2. Az önindukció, önindukciós tényezö .................................................................................. 60
2.1. Szolenoid önindukciós tényezöje ............................................................................ 61 2.2. Az önindukció szerepe áram bekapcsolásakor ....................................................... 61 2.3. Áram mágneses terének energiája .......................................................................... 62 2.4. A mágneses tér energiasűrűsége ............................................................................. 63 2.5. Az elektromágneses tér energiasűrűsége ................................................................ 64
3. A kölcsönös indukció .......................................................................................................... 64 4. Örvényáramok ..................................................................................................................... 65
7. Váltakozó áramok ......................................................................................................................... 67 1. A váltakozó áram és feszültség effektív értéke ................................................................... 67 2. R, L és C elemek váltakozó áramú körökben ...................................................................... 68 3. A váltakozó áram pillanatnyi és átlagos teljesítménye ........................................................ 72
8. Maxwell-egyenletek ..................................................................................................................... 73 9. Irodalomjegyzék ........................................................................................................................... 75
v Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Az ábrák listája
2.1. 2.1. ábra. Ponttöltések kölcsönhatása ......................................................................................... 2 2.2. 2.2. ábra. Ponttöltések elektrosztatikus tere ................................................................................. 5 2.3. 2.3. ábra. Pozitív és negatív töltés erovonalképe ......................................................................... 6 2.4. 2.4. ábra. Negatív töltéspár (A), pozitív töltéspár (B) és elektromos dipólus (C) erovonal eloszlásai
7 2.5. 2.5. ábra. Negatív töltés mozgása transzverzális térben ............................................................... 8 2.6. 2.6. ábra. Az elektromos tér fluxusa ............................................................................................ 9 2.7. 2.7. ábra. Ponttöltések fluxusa az felületre ............................................................................ 10 2.8. 2.8. ábra. Az elektromos térerősség számítása töltött vezetö gömb esetén ................................ 11 2.9. 2.9. ábra. Az elektromos térerősség számítása töltött szigetelö gömb esetén ............................ 13 2.10. 2.10. ábra. Az elektromos tér munkája inhomogén mezőben .................................................. 15 2.11. 2.11. ábra. Kondenzátorok párhuzamos kapcsolása ................................................................ 19 2.12. 2.12. ábra. Kondenzátorok soros kapcsolása ........................................................................... 20 3.1. 3.1. ábra. A töltésmegmaradás törvénye .................................................................................... 25 3.2. 3.2. ábra. Az ellenállás definíciója ............................................................................................. 26 3.3. 3.3. ábra. Egy csomópontba be- és kifutó áramok ..................................................................... 30 3.4. 3.4. ábra. Áramköri hurok .......................................................................................................... 30 3.5. 3.5. ábra. Reális feszültségforrás külső terhelö ellenállással ..................................................... 31 3.6. 3.6. ábra. Ellenállások soros kapcsolása .................................................................................... 31 3.7. 3.7. ábra. Ellenállások párhuzamos kapcsolása ......................................................................... 32 3.8. 3.8. ábra. Terheletlen (ideális) feszültségosztó és potenciométer .............................................. 33 3.9. 3.9. ábra. Wheatstone-hídas kapcsolás ...................................................................................... 34 4.1. 4.1. ábra. Áramvezetö mágneses térben ..................................................................................... 39 4.2. 4.2. ábra. Áramhurok mágneses térben ...................................................................................... 41 4.3. 4.3. ábra. Párhuzamos áramvezetök kölcsönhatása ................................................................... 43 4.4. 4.4. ábra. Az elektromos tér fluxusa .......................................................................................... 44 4.5. 4.5. ábra. Köráram mágneses tere .............................................................................................. 45 4.6. 4.6. ábra. Áramvezetö mágneses tere ........................................................................................ 47 4.7. 4.7. ábra. Több áramvezetö mágneses tere ............................................................................... 48 4.8. 4.8. ábra. Kiterjedt áramvezetö mágneses tere .......................................................................... 48 4.9. 4.9. ábra. Szolenoid mágneses indukciójának számítása .......................................................... 50 5.1. 5.1. ábra. Domének egy ferromágneses anyagban .................................................................... 56 6.1. 6.1. ábra. Az elektromágneses indukció jelensége .................................................................... 58 6.2. 6.2. ábra. Elektromágneses indukció tekercsekkel ................................................................... 58 6.3. 6.3. ábra. RL áramkör bekapcsolása ......................................................................................... 62 6.4. 6.4. ábra. Áramjárta vezetöhurkok kölcsönhatása .................................................................... 64 7.1. 7.1. ábra. Soros RLC áramkör .................................................................................................. 70
1 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
1. fejezet - BEVEZETÉS
Ebben a jegyzetben az Elektromosságtan alapjait foglaljuk össze. A jegyzetben leírtak maradéktalan
megértéséhez a Fizika I. alapkollégium ismeretei szükségesek. Az elektromosságtan törvényeinek elsajátítását
alkalmazási példák kidolgozásával segítjük. A jegyzet az Irodalomjegyzékben hivatkozott művek alapján
készült, az alaposabb ismeretekre vágyóknak elengedhetetlen az idézett könyvek -- elsősorban Hevesi Imre
Elektromosságtan c. művének -- részletesebb tanulmányozása. A jegyzet anyaga nem teljes, így nem helyettesíti
az előadásokon elhangzottakat. Az elektromosságtan alapegyenleteit piros, az alkalmazásokhoz nélkülözhetetlen
egyenleteket kék, a mértékegységeket származtató egyenleteket sárga színkóddal láttuk el.
2 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
2. fejezet - ELEKTROSZTATIKA
1. Mikroszkopikus és makroszkopikus elektromos töltés
Anyagszerkezeti ismereteinkből tudjuk, hogy a negatív elemi töltés hordozói az elektronok. Az pozitív elemi
töltés hordozói a protonok. Az atomok semleges építőkövei a neutronok. A makroszkopikus testek
alapállapotban elektromosan semlegesek, ugyanannyi negatív és pozitív töltést tartalmaznak. Két különböző
anyagú makroszkopikus test összedörzsölése, majd szétválasztása révén a testek elektromosan töltött állapotba
kerülhetnek. A dörzsölés révén az egyik testből elektronok kerülhetnek át a másikba. Az elektrontöbblettel
rendelkező test negatívan töltött, míg az elektronhiánnyal bíró test pozitívan töltött lesz. Az elektrosztatikában
többnyire a makroszkopikus töltések kölcsönhatásával foglalkozunk.
1.1. Elektromos töltés, Coulomb-törvény
Két pontszerű töltés és között ható (vonzó vagy taszító) erő ( ) az alábbiak szerint adható meg:
(2.1)
A (2.1) Coulomb-törvény matematikai alakja megegyezik a mechanikában megismert Newton-féle
tömegvonzási törvény matematikai alakjával. (Az egyenletben alkalmazott jelölések a 2.1 ábra alapján
egyértelműek.)
2.1. ábra - 2.1. ábra. Ponttöltések kölcsönhatása
Ha az erőt newtonban (N), a töltések közti távolságot méterben (m), a töltések nagyságát pedig coulombban
(C) adjuk meg, úgy , amit a vákuum permittivitása,
, segítségével a
(2.2)
alakba szokásos írni. A rögzítésével a (2.1) egyenlet egyben a töltésmennyiség egységét is definiálja. Az
azonos előjelű (nemű) töltések taszítják, a különböző előjelű (nemű) töltések vonzzák egymást. A (2.2)
egyenletet is felhasználva vákuumban a Coulomb-törvény az alábbiak szerint adható meg:
ELEKTROSZTATIKA
3 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.3)
amelyben a töltés egysége az 1 C, azaz
(2.4)
1.2. Elektromos térerősség
Egy rögzített -- rendszerűnk szempontjából külsőnek tekintett -- töltés miatt a tér egy adott pontjába helyezett
töltésre nagyságú erő hat. Helyezzünk egymás után ugyanabba a pontba különböző nagyságú , ,...
töltéseket, a rájuk ható erőket -el jelölve azt tapasztaljuk, hogy
(2.5)
vagyis az erők és a megfelelő töltések hányadosa a tér pontjára jellemző, állandó mennyiséget (vektort)
szolgáltat. Az ilyen módon a pontban definiált vektormennyiséget elektromos térerősségnek nevezzük.
Az előzőek alapján világos, hogy ezt az eljárást a tér tetszőleges pontjában megismételhetjük, és így a tér
bármely, helyzetvektorral jellemzett pontjához hozzárendelhetünk egy térerősség vektort. Az így
definiált vektorteret elektromos mezőnek nevezzük. A (2.5) egyenlet alapján az adott pontba helyezett töltésre
(2.6)
nagyságú erő hat. Egy adott pontban az elektromos térerősség kizárólag a térre jellemző, és független a pontban
lévő töltés nagyságától. Nyilvánvaló, hogy az iránya megegyezik a pontba elhelyezett pozitív töltésre ható
erő ( ) irányával. Ha a külső teret egy adott pontban több ( db) töltésből álló töltéselrendezés hozza létre, úgy
az erők szuperpozíciójának elvéből a térerősségek szuperpozíciójának elve következik:
(2.7)
Az elektromos térerősség SI egysége newton/coulomb:
ELEKTROSZTATIKA
4 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.8)
1.2.1. Ponttöltés elektromos tere
Határozzuk meg az elektromos térerősséget egy, a vonatkoztatási rendszerűnk origójában lévő töltéstől
távolságban lévő pontban. (A töltéstől a pontba mutató helyvektor , és .) A pontba helyezett
töltésre ható erőt a Coulomb-törvény alapján írhatjuk fel:
(2.9)
Az erő ismeretében a töltés által keltett elektromos mező térerőssége a pontban:
(2.10)
(Ne feledkezzünk meg róla, hogy egy vektorok közti egyenlet mindig három skalár egyenlettel ekvivalens,
vagyis ebben az esetben
(2.11)
ahol a helyvektor derékszögű koordinátái, pedig a térerősség vektor megfelelő komponensei.)
1.2.2. Ponttöltés-rendszer elektromos tere
A szuperpozíció elvének megfelelően a töltések rendszere által a tér egy pontjában keltett
elektromos térerősség:
(2.12)
ELEKTROSZTATIKA
5 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol a töltéstől a pont felé mutató egységvektor, ill. -k a töltések -töl mért távolságai (lásd 2.2.
ábra).
2.2. ábra - 2.2. ábra. Ponttöltések elektrosztatikus tere
1.2.3. Térfogati töltéseloszlás
Ha egy térfogatú test helyvektorral jellemzett térfogatelemében töltés helyezkedik el, akkor a
térfogati töltéssűrűség az alábbiak szerint definiálható:
(2.13)
A térfogatú test teljes töltését a test térfogatára vett integrállal számíthatjuk ki:
(2.14)
Homogén töltéseloszlás esetén -- a térfogatban -- konstans.
1.2.4. Felületi töltéseloszlás
Ha egy felületen az helyvektorral jellemzett felületelemen töltés helyezkedik el, akkor a felületi
töltéssűrűség az pontban az alábbiak szerint definiálható:
(2.15)
Az felületen lévő teljes töltésmennyiséget egy felületi integrállal számíthatjuk ki:
ELEKTROSZTATIKA
6 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.16)
Homogén felületi töltéseloszlás esetén -- az felületen -- konstans.
1.2.5. Dipólus elektromos tere
Az egymástól távolságban lévő pozitív és egy ugyanolyan nagyságú negatív töltésből álló rendszert
elektromos dipólusnak nevezzük. Az elektromos dipólust a
(2.17)
dipólusmomentummal jellemezzük, ahol a negatív ponttöltéstől a pozitív ponttöltéshez húzott vektor (
). Gyakran bonyolult töltéselrendeződések elektromos tere is egy dipólus elektromos terével
helyettesíthető. (Azokat az anyagokat, amelyek molekulái dipólusmomentummal bírnak, poláris anyagoknak
nevezzük. Ellentétes esetben apoláris anyagokról beszélünk. A víz és az etil-alkohol poláris, míg a szén-
tetraklorid apoláris oldószerek.) A dipólusmomentum SI egysége a (2.17) egyenlet alapján származtatható:
(2.18)
Pontszerű dipólusról beszélünk, ha a töltések távolsága nagyságrendileg kisebb a dipólus középpontja és a
megfigyelési pont közötti távolságnál. Be lehet látni, hogy egy dipólusmomentumú pontdipólus elektromos
tere a dipólusból mint origóból induló helyvektorral jellemzett pontban az alábbiak szerint adható meg:
(2.19)
Vegyük észre, hogy, míg a ponttöltés elektromos tere a távolság második hatványának reciprokával (lásd (2.10)
egyenlet), addig a pontdipólus elektromos tere a távolság harmadik hatványának reciprokával (lásd (2.19)
egyenlet) arányos.
1.2.6. Elektromos erővonalak
2.3. ábra - 2.3. ábra. Pozitív és negatív töltés erovonalképe
ELEKTROSZTATIKA
7 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
2.4. ábra - 2.4. ábra. Negatív töltéspár (A), pozitív töltéspár (B) és elektromos dipólus
(C) erovonal eloszlásai
Az elektromos térnek erővonalakkal való szemléltetését Faraday vezette be. Az elektromos erővonalak olyan
irányított görbék, amelyek adott pontbani érintöi megadják az ottani elektromos térerősség irányát. Az
erővonalak sűrűségével (a térerősségre merőleges egységnyi felületen áthaladó erővonalak számával) az
nagyságát szemléltetjük. Az erővonalak irányítása a térerősség irányát adja meg. A 2.3. ábra a különálló pozitív
és negatív ponttöltések erővonalait mutatja be. A 2.4. ábrán egy dipólus és különböző töltéspárok erővonalképét
mutatjuk be.
1.2.7. Töltött részecskék mozgása homogén transzverzális elektromos térben
Tekintsünk egy töltésü tömegü részecskét, amit nagyságú, -irányú kezdeti sebességgel belövünk egy
nagyságú -irányú homogén elektromos térbe (lásd 2.5 ábra). Amennyiben a kezdeti sebességre igaz, hogy
, és az elektromos térerősség sem túl nagy, úgy a részecske mozgását a klasszikus mechanika alapján
tárgyalhatjuk. Newton második törvénye alapján a gyorsulásra írhatjuk, hogy:
(2.20)
Az irányok és a kezdeti feltételek korrekt figyelembe vételével könnyen beláthatjuk, hogy a (2.20)
differenciálegyenlet megoldásaként adódó részecske pálya-egyenlet az alábbiak szerint adható meg:
ELEKTROSZTATIKA
8 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.21)
Az egyenlet alapján látható, hogy a töltött részecske parabolapályán mozog, és a pálya adataiból a
fajlagos töltés meghatározható. Elektronok elektromos térben történö pálya-eltérítését vizsgálva fajlagos
töltésükre C/kg adódott.
2.5. ábra - 2.5. ábra. Negatív töltés mozgása transzverzális térben
1.2.8. Millikan-féle kísérlet
Millikan olajcseppeket porlasztott változtatható nagyságú homogén elektromos térbe. (Az elektromos teret
síkkondenzátor (lásd késöbb) lemezei között hozta létre.) A porlasztás következtében a cseppek elektromos
töltésre tesznek szert. külső tér hiányában egy m sugarú csepp a felhajtóerővel és a Stokes-féle
súrlódási erővel kiegyenlített nehézségi erő hatására függöleges irányú állandó sebességgel esik. Egy
nagyságú függöleges irányú elektromos tér bekapcsolásával elérhetö, hogy ugyanaz a töltéssel is bíró
olajcsepp állandó sebességgel függölegesen emelkedjen. Az erők egyensúlyát mindkét mozgásra felírva,
majd a két egyenletet egymással kombinálva az olajcsepp töltésére az adódik, hogy:
(2.22)
ahol a levegö viszkozitása. Millikan megfigyeléseit mikroszkóp segítségével végezte. különböző
olajcseppekre is elvégezve a méréseket azt tapasztalta, hogy az egyes cseppek töltései mindig egész
számú többszörösei egy legkisebb elemi töltésnek, . Mérései alapján az elemi töltés
C-nak adódott. Ez az érték, az elöjelétöl eltekintve az elektron töltése. Mivel az elektron
fajlagos töltését az előző fejezetböl már ismerjük, így töltésének ismeretében tömege is meghatározható, és
kg. Millikan eredményeit 1923-ban Nobel-díjjal ismerték el.
1.2.9. Dipólus homogén elektromos térben
Helyezzünk egy dipólust homogén elektromos térbe, olyan módon, hogy a dipólusmomentum vektor a tér
irányával szöget zárjon be. A két ellentétes elöjelü töltés miatt a külső tér hatása egy erőpár megjelenésében
nyilvánul meg. Belátható, hogy a dipólusra az alábbi forgatónyomaték hat:
ELEKTROSZTATIKA
9 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.23)
Egyéb erőpárok hiányában ez a forgatónyomaték a dipólusokat a külső tér irányába forgatja.
1.3. Az elektromos mező fluxusa
Tekintsünk egy homogén elektromos teret. A térerősségre merőleges felületen átmenö elektromos fluxust
( ) az alábbiak szerint definiáljuk (lásd 2.6 a) ábra):
(2.24)
2.6. ábra - 2.6. ábra. Az elektromos tér fluxusa
Amennyiben az felület normális egységvektora szöget zár be a térerősséggel, úgy a fluxushoz -nak
csak az -re merőleges síkra vett vetülete ad járulékot (lásd 2.6.b ábra):
(2.25)
ahol az jelölést használtuk a "vektoriális" felület jelölésére. Ezen definíció általánosításaként,
inhomogén térben, görbült felületre a fluxust egy felületi integrál segítségével adhatjuk meg:
(2.26)
Zárt felületre az elektrosztatikus tér fluxusát az alábbiak szerint jelöljük:
(2.27)
ELEKTROSZTATIKA
10 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Az elektromos tér fluxusának SI egysége:
(2.28)
1.4. Gauss-törvény
Vegyünk körbe egy, az origóba elhelyezett nagyságú töltést egy sugarú gömbfelülettel. Ha a (2.10)
egyenlet alapján a töltés által keltett elektromos tér fluxusát kiszámítjuk a gömb felületére, akkor azt kapjuk,
hogy:
(2.29)
ahol kihasználtuk, hogy a térerősség a gömb felületének minden pontjában sugárirányú, azaz merőleges a
felületre. Belátható, hogy ha egy -- a töltést körülvevö -- tetszőleges alakú zárt felületre végezzük el a
számolást, a fluxusra kapott eredmény nem változik. Ezek alapján a Gauss-törvény kimondja, hogy egy
tetszőleges zárt felületen átmenö elektromos fluxus egyenlö a felületen belüli töltésmennyiség -
szorosával, azaz
(2.30)
Gauss-törvényét több ponttöltésre is megfogalmazhatjuk. Amenyiben a zárt felületen belül több pontszerű töltés
is található (lásd 2.7. ábra),
2.7. ábra - 2.7. ábra. Ponttöltések fluxusa az felületre
úgy az elektromos térerősség zárt felületen átmenö fluxusa egyenlö a zárt felületen belül lévő töltések
algebrai összegének -szorosával, azaz
ELEKTROSZTATIKA
11 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.31)
Ha az felületen kívül is helyezkednek el töltések, azokat a (2.31) egyenlet jobb oldalán nem kell figyelembe
venni.
Amennyiben az zárt felület által határolt térfogatban a töltések folytonos eloszlásúak, úgy a (2.14) egyenlet
alapján a Gauss-törvény az alábbi "integrális" alakba írható:
(2.32)
1.4.1. Töltött vezetö gömb elektromos tere
Ha egy vezetöböl (fémböl) készült gömböt feltöltünk, úgy a töltések a gömb felületén helyezkednek el, mivel a
köztük ható taszítóerők miatt így tudnak egymástól a lehetö legtávolabb kerülni. Ebben az esetben tehát egy
felületi töltéssűrűséggel van dolgunk, ahol a gömbre felvitt töltés mennyisége, pedig
az sugarú gömb felülete.
2.8. ábra - 2.8. ábra. Az elektromos térerősség számítása töltött vezetö gömb esetén
A rendszer szimmetriáját is figyelembe véve a sugárirányú elektromos térerősség (gömbön belüli és kívüli)
kiszámítása a Gauss-törvény alapján a legegyszerűbb.
a) , azaz a gömbön kívül ill. a gömb felületén történö számolás
Vegyük körül az sugarú gömböt -- a 2.8.a ábrán látható módon -- egy sugarú koncentrikus Gauss-
gömbhéjjal, amelyre szimmetria-meggondolások miatt a fluxust könnyen kiszámíthatjuk:
(2.33)
mivel a térerősség a gömbhéj minden pontjában merőleges a felületre. ( az sugarú gömb felületét jelöli.) A
Gauss-törvény értelmében ez a fluxus egyenlö a gömbhéjon belül lévő összes töltés -szorosával, azaz
ELEKTROSZTATIKA
12 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.34)
Az egyenletet átrendezve
(2.35)
vagyis a töltött vezetö gömb elektromos tere a gömbön kívül olyan, mint egy, a gömb középpontjába helyezett -
- azonos nagyságú -- ponttöltés elektromos tere.
b) , azaz a gömbön belül történö számolás
Ebben az esetben az sugarú gömbhéjat a 2.8.b ábra alapján kell felvenni. Mivel így az sugarú gömbön belül
nincsenek töltések, Gauss törvénye alapján írhatjuk, hogy:
(2.36)
amiböl az következik, hogy a gömbön belül
(2.37)
Az térerősségre kapott (2.35) és (2.37) eredményeket a 2.8.c ábrán foglaltuk össze.
1.4.2. Töltött szigetelö gömb elektromos tere
Az elektromosan feltöltött szigetelö gömbben egyenletes a töltések eloszlása, ami azt jelenti, hogy a
töltéssűrűség
(2.38)
Az előző problémának megfelelően itt is két esetet különböztetünk meg:
a) , azaz a gömbön kívül ill. a gömb felületén történö számolás
A számolás megegyezik az előző probléma pontjának megfelelőkkel (lásd 2.9.a ábra) és a végeredmény:
ELEKTROSZTATIKA
13 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.39)
Tehát a gömbön kívül a feltöltött szigetelö gömb is úgy viselkedik, mintha egyenletes eloszlású töltése a
centrumába helyezett (azonos töltésü) ponttöltéssel lenne helyettesíthető.
b) , azaz a gömbön belül történö számolás
Ebben az esetben a Gauss-gömbhéjat a 2.9.b ábrának megfelelően kell felvenni.
2.9. ábra - 2.9. ábra. Az elektromos térerősség számítása töltött szigetelö gömb esetén
A gömbhéjon belüli töltésmennyiséget a (2.38) töltéssűrűség térfogati integráljával tudjuk kiszámolni, azaz
(2.40)
Az elektrosztatikus tér fluxusát a térfogatú gömb felületére számolva:
(2.41)
Gauss törvényének megfelelően
(2.42)
amiböl a térerősséget kifejezve
(2.43)
ELEKTROSZTATIKA
14 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A szigetelö gömbön belül az elektromos térerősség a sugár lineáris függvénye. A szigetelö gömbre vonatkozó
összefoglaló ábrát a 2.9.c ábrán mutatjuk be.
1.5. Az elektromos tér munkája és az elektromos potenciál
Homogén elektromos mező munkája
Tekintsünk egy, az térerősséggel leírt homogén elektromos teret, amelyben egy töltés -- elöjelének
függvényében -- az erő hatására a térerősségvektor irányában, vagy azzal ellentétes irányban egyenes
vonalú pályán mozog. A munka definícióját ismerve, az kezdöponttól a végpontig tartó elmozdulás
során a homogén elektromos tér munkája:
(2.44)
ahol pozitív töltés esetén , negatív töltés esetén , és így az erőtér munkája mindkét esetben pozitív.
Amennyiben a mező által kifejtett erő mellett a töltésre valamilyen (mechanikai) kényszererő is hat, úgy
elöfordulhat, hogy az elmozdulás és az előzőektöl különböző, tetszőleges nagyságú szöget zárnak be
egymással, ebben az esetben a mező munkája:
(2.45)
ami elöjelének megfelelően pozitív és negatív is lehet. Kényszererők hiányában (2.45) visszaadja a (2.44)
összefüggést.
Inhomogén elektromos mező munkája
Az inhomogén elektrosztatikus teret egy helyfüggö vektor-vektor függvénnyel jellemezhetjük.
Ebben az esetben a töltésre ható erő , ami egy inhomogén erőteret definiál. Mechanika
tanulmányainkra visszautalva, ebben az esetben az és pontokat összekötö, egyenes vonalú elmozdulás során
végzett munka:
(2.46)
Az elektrosztatikus tér konzervatív erőtér
Belátható, hogy az elektrosztatikus mező munkája csak kezdeti és végsö pontok megválasztásától függ, és
független attól, hogy ezen belül a töltés milyen pályán mozog. Vagyis az elektrosztatikus tér (függetlenül
attól, hogy homogén vagy inhomogén) konzervatív erőtér. Ha az pontból a pontba egy görbén mozog a
töltés, majd a pontból egy görbén visszajut a kiindulási pontba, akkor a teljes zárt
görbén a mező munkája:
ELEKTROSZTATIKA
15 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.47)
Kimondhatjuk, hogy az elektrosztatikus mezőben bármely zárt görbe mentén a tér által végzett munka zérus,
azaz:
(2.48)
Tehát az elektrosztatikus tér a gravitációs mezőhöz hasonlóan konzervatív erőtér.
Nyugvó ponttöltés inhomogén terének munkája
Helyezzünk a vonatkoztatási rendszerűnk origójába egy töltést. Ekkor a (2.10) egyenlet szerint a töltés által
keltett inhomogén elektromos mező a
2.10. ábra - 2.10. ábra. Az elektromos tér munkája inhomogén mezőben
(2.49)
egyenlettel adható meg. Tekintsük most a töltésnek az helyvektorral jellemzett pontból az
helyvektorral jellemzett pontba történö mozgását (lásd 2.10. ábra). (Az egyszerűség végett tételezzük fel,
hogy az elmozdulás sugárirányú, azaz és párhuzamosak.) Ekkor a nyugvó töltés elektrosztatikus terének
munkája a (2.46) és a (2.49) egyenletek alapján:
(2.50)
ahol felhasználtuk, hogy , mivel az elmozdulás sugárirányú. Az előzőekben elmondottak
alapján a végeredmény tetszőleges és helyvektorokkal jellemzett és pontokra is érvényes.
ELEKTROSZTATIKA
16 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
1.5.1. Elektromos potenciál, a ponttöltés potenciáltere
Mechanikai ismereteink alapján elmondhatjuk, hogy egy konzervatív erőtér munkája egyenlö a megfelelő
pontokban vett potenciális energiák különbségével. Így a ponttöltés elektromos terének munkájára érvényes
(2.50) egyenletet az alábbiak szerint is értelmezhetjük:
(2.51)
ahol
(2.52)
a töltés potenciális energiája a töltés elektrosztatikus terében. A konst. értéke tetszőleges, de logikus
választás a konst.=0, mivel esetben a töltések potenciális energiája eltünik ( ). Ennek
megfelelően a töltés elektromos terének pontjában lévő töltés potenciális energiája:
(2.53)
Fontos észrevenni, hogy a potenciális energia (2.53) kifejezésében csak az vektor nagysága jelenik
meg. A és töltések jelentésétöl elvonatkoztatva, a (2.53) egyenlet alapján két egymástól távolságra
lévő és töltés potenciális energiája:
(2.54)
A (2.53) egyenlet szerint a töltés terének ugyanazon pontjába elhelyezett különböző , ,... töltéseknek
különböző , , .... nagyságú potenciális energiája van. A (2.53) egyenlet alapján látható, hogy az
, hányadosok értéke csak a töltés terének paramétereitöl függ, így az
(2.55)
ELEKTROSZTATIKA
17 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
egyenlettel definiált elektromos potenciál a töltés elektromos terének jellemzésére alkalmas skalár
függvény. A (2.53) egyenlet alapján a ponttöltéstől származó elektromos potenciál:
(2.56)
A (2.51) egyenletnek megfelelően a ponttöltés elektromos terének a töltés -ból -be való mozgatása
során végzett munkája:
(2.57)
Az elektrosztatikus tér két pontjában vett potenciálok különbségét feszültségnek nevezzük:
(2.58)
Az elektromos potenciál és a feszültség SI egységét Alessandro Volta (1745-1827) olasz fizikusról 1 voltnak
nevezték el. A potenciál egységét -- más alapegységekböl származtatva -- a (2.55) egyenlet alapján kaphatjuk
meg:
(2.59)
Azt mondjuk, hogy az elektromos tér két pontja közti feszültség =1V, ha =1C töltés pontok közötti
elmozdulása során az elektromos tér =1J munkát végzett.
1.5.2. Az elektromos térerősség és a potenciál közti kapcsolat
A (2.46) egyenlet alapján a potenciálkülönbség és az elektromos térerősség közötti kapcsolatot az alábbiak
szerint írhatjuk fel:
(2.60)
Ez az egyenlet a potenciált a térerősséggel fejezi ki. A továbbiakban a térerősséget a potenciál segítségével
fejezzük ki. Tegyük fel, hogy az és vektorok csak az koordinátájukban különböznek, s abban is csak egy
kicsi távolsággal, azaz és . Ennek megfelelően a potenciálok különbsége is
kicsi:
ELEKTROSZTATIKA
18 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.61)
Az előző (2.60) egyenlet integrálját az alábbiak szerint közelíthetjük:
(2.62)
ahol a térerősség vektor komponensét jelöli. A (2.60), (2.61) és (2.62) egyenletek alapján az alábbi
közelítö összefüggést kapjuk:
(2.63)
amelyböl a határátmenetet véve egzakt módon adódik, hogy:
(2.64)
A számolást hasonló módon a térerősség és komponensére megismételve azt kapjuk, hogy:
(2.65)
A (2.65) egyenletet a gradiens operátor segítségével az alábbi kompakt alakba írhatjuk:
(2.66)
ahol , és az , és koordinátatengelyek megfelelő egységvektorai.
2. Kondenzátor, kondenzátor kapacitása
Tekintsünk két egymástól elszigetelt vezetö darabot. Ha köztük potenciálkülönbséget (feszültséget) hozunk
létre (pl. egy galváncellára kapcsoljuk a vezetö darabokat) úgy az egyiken , a másikon nagyságú töltések
halmozódnak fel. Kísérleti tapasztalatok szerint a töltésmennyiség arányos a feszültséggel, vagyis
ELEKTROSZTATIKA
19 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.67)
ahol a vezetö darabok elrendezésére, geometriájára jellemző arányossági tényezö, amit kapacitásnak
nevezünk. A kapacitás a töltéstárolóképesség mértéke. Mértékegysége az
(2.68)
1 farad, amit Faraday angol fizikokémikus tiszteletére neveznek így. A két, egymástól elszigetelt vezetöböl álló
töltéstároló eszközt kondenzátornak nevezzük.
Síkkondenzátor
A két, egymással párhuzamos, egymástól távolságra lévő, felületü, vezetö lemezekböl álló kondenzátort
síkkondenzátornak nevezzük. Be lehet látni, hogy a síkkondenzátor kapacitása:
(2.69)
2.1. Kondenzátorok párhuzamos kapcsolása
Az alábbi 2.11. ábrán kondenzátorok párhuzamos kapcsolását mutatjuk be.
2.11. ábra - 2.11. ábra. Kondenzátorok párhuzamos kapcsolása
Az egyes kondenzátor-elektródákon tárolt azonos elöjelü töltések összeadódnak, s ez alapján a eredö
kapacitás:
ELEKTROSZTATIKA
20 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.70)
Általánosítva db párhuzamosan kapcsolt kondenzátorra:
(2.71)
2.2. Kondenzátorok soros kapcsolása
Az alábbi 2.12. ábrán kondenzátorok soros kapcsolását mutatjuk be.
2.12. ábra - 2.12. ábra. Kondenzátorok soros kapcsolása
A sorosan kapcsolt kondenzátorokon esö feszültségek additivitása alapján belátható, hogy az eredö kapacitás:
(2.72)
Általánosítva db sorosan kapcsolt kondenzátorra:
(2.73)
3. Elektromos tér anyag jelenlétében
Tegyük fel, hogy vákuumban az elektromos térerősség . Ha a teret egy szigetelö anyaggal töltjük ki, úgy az
anyag belsejében az elektromos térerősség csökken és lesz. A két térerősség viszonyával definiált
ELEKTROSZTATIKA
21 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.74)
az illetö anyagra jellemző mennyiséget relativ permittivitásnak, vagy relatív dielektromos állandónak
nevezzük. A vákuum relatív permittivitása . A víz folyadékfázisban mért relatív permittivitása
szobahömérsékleten . Az atmoszférikus nyomású levegöre, szobahömérsékleten .
3.1. A Coulomb-törvény dielektrikumokban
Egy relatív permittivitású dielektrikumban a és ponttöltések között ható erő a vákuumban mérhetö
erőhöz képest (lásd a (2.1) egyenletet) az -ad részére csökken:
(2.75)
3.2. Gauss-törvény dielektrikumokban
Egy relatív permittivitású dielektrikumban az fluxusa -ad részére csökken, így a megfelelő Gauss-
törvény:
(2.76)
Ebben az esetben, folytonos töltéseloszlás esetén a Gauss-törvény az alábbi "integrális" alakba írható:
(2.77)
Dielektrikumok leírására az elektromos térerősség mellett szokásos bevezetni az elektromos indukció
(elektromos eltolás) vektorát
(2.78)
amelynek csak a szabad töltések a forrásai. Ezen vektor segítségével a (2.78) egyenlet alapján a Gauss-törvény:
ELEKTROSZTATIKA
22 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.79)
3.3. Síkkondenzátor dielektrikummal
Amennyiben a síkkondenzátor lemezei közti teret egy relatív permittivitású dielektrikummal (szigetelövel)
töltjük ki, úgy a kapacitása -szorosára növekszik:
(2.80)
A gyakorlatban használt kondenzátorok kapacitását egyre nagyobb relatív permittivitású szigetelök
alkalmazásával növelik.
3.4. A feltöltött kondenzátor energiája
Egy töltött kondenzátor energiáját a feltöltés során végzett elektromos munkával definiáljuk. Ha
feszültségkülönbség ellenében elemi töltésmennyiséget mozgatunk, úgy az elemi munka
(2.81)
ahol a kondenzátorokra érvényes összefüggést is felhasználtuk. A feltöltési folyamat teljes munkája
az elemi munkák összegzésével (integrálásával) kapható meg:
(2.82)
A (2.82) egyenlet alapján ez más alakba is írható:
(2.83)
4. Az elektromos mező energiasűrűsége
A feltöltött kondenzátor energiája az elektródák közötti térrészben tárolódik. Síkkondenzátort feltételezve a
térfogatban tárolt energia (térfogati) sűrűsége:
ELEKTROSZTATIKA
23 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(2.84)
ahol felhasználtuk, hogy a konderzátorlemezek közti feszültségkülönbség nagyságú homogén
elektromos teret hoz létre. Látható, hogy a végeredményben nem szerepelnek a kondenzátor geometriai
paraméterei -- azok tetszőlegesen kicsik lehetnek --, így az egyenlet az elektromos mező -beli lokális leírására
is alkalmas. Amennyiben a teret egy relatív permettivitású dielektrikum tölti ki, úgy
(2.85)
ahol vektorjelölésre is áttértünk. Az energiasűrűség SI-egysége:
(2.86)
Az elektromos indukció vektorának bevezetésével az elektromos tér térfogati energiasűrűségét kifejezö (2.85)
egyenlet az alábbi alakba is írható:
(2.87)
24 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
3. fejezet - STACIONÁRIUS ELEKTROMOS TÉR ÉS ÁRAM
Ha egy hosszú fémes vezetö (fémhuzal) két végpontja között elektromos teret hozunk létre, úgy az a szabad
töltéshordozók, az elektronok elmozdulását okozza a vezetöben. Gondoskodva a töltések elvezetéséröl és
utánpótlásáról az elektromos töltések folytonos áramlása alakul ki a vezetöben. Ezt a "gondoskodást" a fémes
vezetö két végének egy feszültségforrás két pólusához történö kapcsolásával biztosíthatjuk.
(Feszültségforrásként galvánelemeket, akkumulátorokat alkalmazhatunk.) Az elektromos töltéseknek ezt az
áramát elektromos áramnak nevezzük.
1. Áramerősség, stacionárius elektromos áram
Ha egy vezetö keresztmetszetén idö alatt töltés halad keresztül, úgy az áramerősség átlagát a
idöintervallumban az alábbi összefüggés definiálja:
(3.1)
Az áramerősség (a pillanatnyi áramerősség) precízebb definíciójához a fenti egyenlet határértékének
képzésével juthatunk:
(3.2)
Fémes vezetökben az elektromos áramot a szabad elektronok (negatív töltések) árama hozza létre.
Természetesen a pozitív töltések árama szintén elektromos áramot hozhat létre. Ezzel az elektrolit oldatokban
ill. a félvezetökben találkozhatunk. Az áram irányát -- megállapodás szerint -- a pozitív töltések
mozgásirányával definiáljuk. Negatív töltések áramlása esetén az áram iránya ellentétes a töltések mozgásának
irányával. Amennyiben az elektromos áram pozitív ( ) és negatív ( ) töltések (ellentétes irányú) áramlása
révén alakul ki, úgy az áramerősség az alábbiak szerint számítható:
(3.3)
Ha az áramerősség idöben és a vezetö bármely keresztmetszetén állandó, egyen- vagy stacionárius áramról
beszélünk. Ha egy kiterjedt vezetöben az felületen átfolyó áram felületi eloszlása nem egyenletes, akkor az
elektromos áramot az áramerősség helyett a áramsűrűséggel jellemezzük. Az áramsűrűség
vektormennyiség, vagyis nagysága mellett az irányát is definiálni kell. Az felület egy adott pontjában az
áramsűrűség definíciója:
(3.4)
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
25 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol az irányú töltésáramra merőleges felületelem. A vektor mint az függvénye egy vektormezőt
határoz meg, amelyet áramvonalakkal szemléltethetünk. Egy felületre számolt teljes áramerősség:
(3.5)
ahol a felületi integrált a teljes felületre ki kell terjeszteni. A (2.26) egyenlettel való analógia alapján
elmondhatjuk, hogy az áramerősség nem más, mint a áramsűrűség-vektornak az felületre számolt
fluxusa. Az áramerősség SI egysége a (3.2) egyenlet alapján származtatható:
(3.6)
az 1 C/s egységet Ampère tiszteletére 1 ampernek nevezzük, és 1 A-el jelöljük. Az elektro-mosságtanban az
áramerősséget alapegységnek tekintjük, így a töltés egysége a coulomb (1C=1As) leszármaztatott mennyiség
lesz. (Az áramerősség alapegységét az áramjárta vezetök mágneses kölcsönhatása alapján a késöbbiekben
definiáljuk.) Az áramsűrűség SI egységét a (3.4) egyenlet alapján definiáljuk:
(3.7)
1.1. A töltésmegmaradás törvénye
Tekintsünk egy zárt felületet abban a közegben, amelyikben az áram folyik. Az felülettel körbezárt
térfogatból kiáramló töltésmennyiséget a (3.5) egyenletnek megfelelően a áramsűrűség felületi integrálja
adja. A töltésmegmaradás törvénye értelmében ennek a mennyiségnek egyenlönek kell lennie a térfogatban
lévő töltés idöegységre jutó csökkenésével:
(3.8)
3.1. ábra - 3.1. ábra. A töltésmegmaradás törvénye
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
26 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A térfogatban lévő töltésmennyiséget a (2.14) egyenlet alapján a térfogati töltéssűrűségböl számolva
kapjuk, hogy:
(3.9)
Ez az egyenlet nem más, mint a töltésmegmaradás törvényének a és makroszkopikus mennyiségekkel
megfogalmazott alakja.
1.2. Az elektromos ellenállás és vezetés, Ohm törvénye
Egy, a 14 ábrán látható homogén fémes vezetö és végpontjai között hozzunk létre különböző
feszültségeket, és mérjük meg az egyes feszültségek hatására kialakuló stacionárius áramok erősségét. A
kísérletek szerint ugyanannál a fémes vezetönél az egymáshoz tartozó feszültségek és áramok hányadosaira
igaz, hogy:
(3.10)
A fémes vezetöt más anyagú, hosszúságú, keresztmetszetü vezetökkel helyettesítve és a kísérletet megismételve
az kapjuk, hogy az
(3.11)
3.2. ábra - 3.2. ábra. Az ellenállás definíciója
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
27 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
hányados értéke egy adott fémes vezetöre -- függetlenül a feszültség és így az áramerősség nagyságától --
mindig ugyanaz, de különböző vezetökre más és más érték. A vezetöre jellemző hányadost a vezetö
ellenállásának nevezzük. A (3.11) egyenlettel megadott kísérleti eredményt Ohm-törvénynek nevezzük. Ohm
törvénye szerint, ha egy homogén vezetöben erősségü áram folyik, akkor a vezetö két vége között
(3.12)
feszültség áll fenn. Megjegyezzük, hogy minden anyagra hömérsékletfüggö, ezért a (3.10) egyenlet
hányadosai csak ugyanazon a hömérsékleten adnak azonos, állandó értékeket. Az ellenállás reciprokát
vezetésnek ( ) nevezzük, és nyilvánvalóan igaz, hogy:
(3.13)
Az ellenállás SI-egységét a (3.11) Ohm-törvény alapján származtathatjuk:
(3.14)
Az 1 V/A egységet Ohm német fizikus tiszteletére 1 ohm-nak nevezzük. A vezetés egysége -- a (3.13)
egyenletnek megfelelően -- a siemens (S):
(3.15)
1.2.1. Fajlagos ellenállás és vezetés
A különböző keresztmetszetü, hosszúságú és anyagi minöségü homogén vezetök ellenállása -- a kísérleti
tapasztalatok alapján -- arányos a vezetö hosszával és fordítottan arányos a vezetö keresztmetszetével:
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
28 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(3.16)
ahol a arányossági tényezöt a vezetö fajlagos ellenállásának nevezzük. Ez utóbbi mennyiség csak a vezetö
anyagi minöségétöl függ, és független annak geometriai méreteitöl. (Legtöbb anyag esetén
hömérsékletfüggést is mutat.) Hasonló, de a geometriai mennyiségekben fordított arányosságú összefüggés
fogalmazható meg a homogén vezetö elektromos vezetésére:
(3.17)
ahol a arányossági tényezöt a vezetö fajlagos vezetésének nevezzük. (Ezt a mennyiséget elsösorban az
elektrolit-oldatok jellemzésére szokás alkalmazni.) A (3.16) és (3.17) egyenletekböl és a vezetés definíciójából
következik, hogy:
(3.18)
1.2.2. Az Ohm-törvény differenciális alakja
Ha egy hosszúságú és keresztmetszetü homogén vezetö végpontjai között feszültség különbséget hozunk
létre, akkor a vezetöben erősségü áram indul. Ohm törvénye alapján írhatjuk, hogy
(3.19)
Felhasználva az áramsűrűség és a térerősség definícióit, a fenti egyenlet az alábbiak
szerint írható:
(3.20)
A térerősség és az áramsűrűség vektormennyiségek, izotrop vezetöben a két vektor iránya megegyezik, így a
(3.20) egyenletet vektoralakba is felírhatjuk:
(3.21)
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
29 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A fajlagos ellenállás helyett a fajlagos vezetést használva
(3.22)
Vegyük észre, hogy a (3.22) és a (3.21) egyenletekben a vezetö méretei nem szerepelnek, így azok lokálisan,
egy inhomogén vezetöre is érvényesek. Inhomogén vezetö esetén a (3.21) és (3.22) egyenletekben szereplö
mennyiségek az helyvektor függvényei. A (3.22) és a (3.21) egyenletek Ohm törvényét differenciális alakban
fejezik ki. Megjegyezzük, hogy anizotrop vezetökben az és vektorok iránya különböző, az ilyen
anyagokban és tenzormennyiségek.
2. Egyenáramú áramkörök
2.1. Feszültségforrás, áramforrás
Feszültségforrásnak nevezzük azokat a berendezéseket (eszközöket), amelyek valamilyen (nem elektromos)
energiát elektromos energiává alakítanak át. Pl. a galvánelemekben és akkumulátorokban kémiai energia, a
termoelemekben höenergia, a fényelemekben fényenergia alakul át elektromos energiává. Az elektromos
generátorok mechanikai (forgási) energiát alakítanak át elektromos energiává. A feszültségforrások a rájuk
kapcsolt terhelésen (pl. ellenálláson) áramot hajtanak át, ezért áramforrásoknak is nevezhetjük ezeket a
berendezéseket.
2.2. Elektromotoros erő, általánosított, differenciális Ohm-törvény
A pozitív töltések a nagyobb potenciálú helyröl a kisebb potenciálú hely felé mozognak. Ahhoz, hogy egy
áramkörben állandó áram keringhessen, valamilyen "szivattyúnak" vissza kell juttatnia a töltéseket a magasabb
potenciálú helyre. (Valóságos áramkörökben többnyire a negatív töltésü elektronok mozognak, az áram
irányának azonban -- definíció szerint -- a pozitív töltések látszólagos áramlási irányát nevezzük.) Ezt a
visszajuttatást egy ún. generátoros erő végzi. Az egységnyi töltésre ható generátoros erő az ún.
generátoros térerősséget definiálja. A töltésszétválasztó erő munkája az ún. generátoros
munka. Az egységnyi töltés szétválasztása során végzett generátoros munkát elektromotoros erőnek vagy
elektromotoros feszültségnek nevezzük . Feszültségforrások jelenlétében a (3.22) differenciális
Ohm-törvényt az térerősséggel is ki kell egészítenünk:
(3.23)
2.3. Kirchhoff törvényei
Gyakran felmerülö elektrotechnikai probléma ellenálások és feszültségforrások ismert hálózatában a hálózati
elemeken átfolyó áramok erősségének számítása. Ezt a feladatot legegyszerűbben Kirchhoff törvényei alapján
oldhatjuk meg. A Kirchoff-törvények az elektromosságtan már ismert összefüggéseiböl származtathatók, nem
jelentenek új alaptörvényeket.
2.3.1. Kirchhoff I. törvénye, vagy csomóponttörvény
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
30 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A törvény a töltésmegmaradás törvényéböl származtatható, és kimondja, hogy egy csomópontba befolyó
áramok erősségeinek összege egyenlö a csomópontból kifolyó áramok erősségeinek összegével.
3.3. ábra - 3.3. ábra. Egy csomópontba be- és kifutó áramok
A befolyó áramok erősségének elöjelét negatív, a kifolyó áramok erősségét pedig pozitív elöjellel ellátva
kimondhatjuk, hogy egy tetszőleges csomópontban az áramerősségek algebrai összege zérus:
(3.24)
2.3.2. Kirchhoff II. törvénye, vagy huroktörvény
A törvény a (3.23) általánosított differenciális Ohm-törvény következménye, és kimondja, hogy egy
egyenáramú körben (hurokban) az ellenállásokon esö feszültségek összege egyenlö a hurokban lévő
feszültségforrások elektromotoros feszültségeinek összegével:
(3.25)
3.4. ábra - 3.4. ábra. Áramköri hurok
A törvényhez hozzátartozik, hogy a (3.25) egyenletben szereplö és mennyiségeket megfelelő elöjelekkel
látjuk el. A hurokban definiálunk egy körüljárási irányt (általában az óramutató járásával megegyezö irányt), s
az azzal azonos irányú -ket és -ket pozitív elöjellel, az ellentétes irányúakat pedig negatív elöjellel vesszük
figyelembe. Az irányán annak az áramnak az irányát értjük, amit hozna létre (a feszültségforrás negatív
sarkától a pozitív felé mutat).
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
31 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
2.4. Kirchhoff törvényeinek alkalmazásai
2.4.1. Feszültségforrás belsö ellenállása
A reális feszültségforrásoknak belsö felépítésük révén ún. belsö ellenállásuk ( ) van. (Ezt pl. galvánelemek
esetén nagyrészt az elektrolit oldat ellenállása határozza meg.) Ezért, ha egy reális feszültségforrásra egy
külső ellenállást kapcsolunk (lásd 3.5 ábra), akkor az áramkörben folyó áram erősségét a Kirchhoff-féle
huroktörvény alapján számíthatjuk ki:
(3.26)
3.5. ábra - 3.5. ábra. Reális feszültségforrás külső terhelö ellenállással
A feszültségforrás külső "kapcsain" (csatlakozási pontjain) mérhetö feszültséget
kapocsfeszültségnek nevezzük, amire az előző egyenlet alapján írhatjuk, hogy:
(3.27)
Látható, hogy zárt áramkör esetén ( ) a kapocsfeszültség mindig kisebb, mint az elektromotoros
feszültség. Nyitott áramkör esetén ( ) a feszültségforrás kapcsain az ún. üresjárási feszültséget mérjük.
A (3.27) egyenlet alapján nyilvánvaló, hogy az üresjárási feszültség megegyezik a feszültségforrás
elektromotoros erejével (elektromotoros feszültségével), azaz .
2.4.2. Ellenállások soros kapcsolása
A 3.6. ábrán ellenállások soros kapcsolását mutatjuk be. A soros kapcsolás jellege következtében az
áramerősség -- a csomóponti törvénynek megfelelően -- a kapcsolás minden elemén átfolyik.
3.6. ábra - 3.6. ábra. Ellenállások soros kapcsolása
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
32 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Ennek megfelelően az egyes ellenállásokon nagyságú feszültségek esnek. Mivel
, ezért könnyen belátható, hogy:
(3.28)
A formula kiterjesztéseként db ellenálás soros eredöje az alábbiak szerint számolható:
(3.29)
2.4.3. Ellenállások párhuzamos kapcsolása
A 3.7. ábrán ellenállások párhuzamos kapcsolását mutatjuk be. A csomóponti törvénynek megfelelően a
föágban folyó áram erőssége egyenlö a mellékágak áramerősségeinek összegével: . Mivel az
ellenállásokon esö feszültségek megegyeznek, könnyen belátható, hogy a párhuzamos eredö ellenállás:
3.7. ábra - 3.7. ábra. Ellenállások párhuzamos kapcsolása
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
33 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(3.30)
A formula kiterjesztéseként db ellenálás párhuzamos eredöje az alábbiak szerint számolható:
(3.31)
2.4.4. Áram- és feszültségmérö müszerek kapcsolása
Ha egy áramköri elemen ( ellenálláson) átfolyó áram erősségét kívánjuk megmérni, akkor az áramerősséget
mérö müszert (amperméröt) az áramköri elemmel sorba kell kapcsolnunk. A müszernek az áramkörbe történö
beiktatása nem szabad, hogy megváltoztassa az áramköri elemen átfolyó áram erősségét, ezért a müszer belsö
ellenállása ( ) nagyságrendekkel kisebb kell, hogy legyen, mint a vizsgált áramköri elem ellenállása, azaz
. Az ideális árammérö müszer belsö ellenállása zérus ( ).
Ha egy áramköri elemen ( ellenálláson) esö feszültséget kívánjuk megmérni, akkor a feszültségmérö müszert
(voltméröt) az áramköri elemmel párhuzamosan kell kapcsolnunk. A feszültségmérö müszer áramkörbe történö
iktatása nem szabad, hogy megváltoztassa a vizsgált áramköri elemen áthaladó áram erősségét, ezért a
párhuzamos kapcsolás jellegge miatt annak belsö ellenállásának ( ) nagyságrendekkel nagyobbnak kell lennie,
mint a vizsgált elem ellenállása ( ). Az ideális feszültségmérö müszer belsö ellenállása végtelen ( ).
2.4.5. Ideális feszültségosztó, potenciométer
Ha egy adott feszültséget mértékben ( ) kívánunk leosztani, azt a legegyszerűbben az 20 ábrán
látható két, sorosan kapcsolt ellenállás segítségével tehetjük meg. Ohm törvénye és az ellenállások soros
kapcsolásánál tanultak értelmében a leosztott feszültség ( ) nagysága
(3.32)
vagyis az alapján kell megválasztani az ellenállások arányát. -t szabadon választva,
értékét ismeretében számíthatjuk ki:
(3.33)
3.8. ábra - 3.8. ábra. Terheletlen (ideális) feszültségosztó és potenciométer
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
34 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A feszültség folyamatos leosztása változtatható ellenállások, vagy más néven potenciométerek segítségével
történik. A potenciométerekben egy csúszókontaktus mozgatásával változtatjuk az arányt úgy, hogy
közben .
2.4.6. Az egyenáramú Wheatstone-híd
Az ismeretlen nagyságú ellenállások meghatározásának egyik legpontosabb módszere az ún. Wheatstone-féle
hídmódszer. A mérési elvet a 21. ábra szemlélteti. A híd egy ismeretlen nagyságú ellenállásból, egy ismert
nagyságú ellenállásból, egy az és pontok közötti hosszúságú, keresztmetszetü, fajlagos
ellenállású, homogén méröhuzalból és egy érzékeny galvanométerböl (nagypontosságú áramerősség mérö
müszer) áll. A galvanométer egyik kapcsát a csúszókontaktuson keresztül csatlakoztatjuk az huzalhoz,
másik kapcsa a ponthoz csatlakozik. A híd áramellátásáról az és pontokra kapcsolt feszültségforrás
gondoskodik.
3.9. ábra - 3.9. ábra. Wheatstone-hídas kapcsolás
Az és az hosszúságú méröhuzalok ellenállása a (3.16) egyenlet alapján számolható, azaz:
(3.34)
Mivel nyilvánvaló, hogy
(3.35)
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
35 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A mérés során a -csúszókontaktus pozícióját addig változtatjuk az vezetö mentén, míg a galvanométer
áramot nem jelez. Ebben az esetben a és csomópontokra alkalmazva Kirchhoff I. törvényét írhatjuk,
hogy:
(3.36)
Az 1. hurokra alkalmazva Kirchhoff II. törvényét:
(3.37)
A 2. hurokra alkalmazva Kirchhoff II. törvényét:
(3.38)
A (3.37) és (3.38) egyenleteket átrendezve és elosztva egymással, majd az áramok közti (3.36) relációkat
figyelembe véve azt kapjuk, hogy:
(3.39)
A méröhuzalok ellenállására vonatkozó (3.34) és (3.35) egyenleteket is figyelembe véve és az ismeretlen
ellenállásra kifejezve
(3.40)
A fentiekben ismertetett Wheatstone-hidas mérés az ellenállás mérését hosszúság mérésére vezeti vissza. A
gyakorlatban a híd kiegyenlítésére más, ellenállás-változtatáson alapuló módszerek is elterjedtek. A
Wheatstone-hidas ellenállásmérés tipikus példája az ún. nullmódszereknek, mivel a mérés során olyan
ellenállásváltozást hozunk létre, hogy a mérömüszerűnk áramot detektáljon. Ennek megfelelően a
mérömüszernek a nullpontot kell pontosan detektálnia, áramerősségeknél nem kell, hogy hiteles (nagy
pontosságú) legyen.
2.5. Az áram munkája és teljesítménye
Tekintsünk egy ellenállású vezetöt, amelyre feszültséget kapcsoltunk, s így az erősségü áramot hajt át a
vezetön. Az áramerősség definícióját felhasználva: idö alatt a vezetön töltés halad át. Ennek
megfelelően az elektromos mező elemi munkája:
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
36 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(3.41)
Ohm törvényét felhasználva a (3.41) egyenlet az alábbiak szerint is írható:
(3.42)
Egy véges hosszúságú idöintervallumra a munkát az elemi munkák integrálja adja:
(3.43)
Stacionárius áram esetén az és állandók, ezért a határozott integrál kiszámítása az idöintervallum hosszával
történö szorzással ekvivalens, vagyis
(3.44)
ahol . A (3.41) egyenlet alapján a munka SI egysége
(3.45)
azaz, mivel 1Ws=1J megegyezik a mechanikában megismert jule-egységgel. A teljesítmény definícióját
felhasználva a (3.41) egyenlet alapján a stacionárius áram teljesítményére azt kapjuk, hogy:
(3.46)
ami az Ohm-törvény felhasználásával az alábbi alakokba írható:
(3.47)
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
37 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Az elektromos teljesítmény SI egysége a (3.46) egyenlet alapján az 1 watt, azaz
(3.48)
2.5.1. Joule-törvény
Feltételezve, hogy az ellenállású vezetöben az áram hatására semmiféle kémiai reakció sem játszódik le, a
idö alatt az áram munkája a vezetöben teljes mértékben hövé alakul, azaz
(3.49)
hömennyiség keletkezik. Ezt a hömennyiséget hasznosítjuk a fütöellenállásokkal való melegítés során (pl.
elektromos vízmelegítökben).
2.5.2. Feszültségforrás teljesítménye, hatásfok
Az egyenáram összteljesítménye
Egy reális feszültségforrást (amelynek véges belsö ellenállása van) és egy külső terhelöellenállást
tartalmazó áramkörben az egyenáram teljesítménye a (3.46) és (3.26) egyenletek alapján
(3.50)
Látható, hogy a teljesítményt a feszültségforrás belsö ellenállása csökkenti.
A feszültségforrásból kivehetö teljesítmény
A felhasználó számára csak az ellenálláson az áramkörböl "kivehetö" teljesítmény hasznosítható:
(3.51)
Szélsöérték számítással belátható, hogy a függvénynek a helyen maximuma van, és a
maximumra igaz, hogy . Azaz egy feszültségforrásból az külső ellenálláson akkor
vehetö ki a maximális teljesítmény, ha annak nagysága megegyezik a feszültségforrás belsö ellenállásával.
Hatásfok
STACIONÁRIUS ELEKTROMOS
TÉR ÉS ÁRAM
38 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Az áramkör hatásfokán ellenállású fogyasztó által a feszültségforrásból kivett teljesítmény és a
feszültségforrás összteljesítményének hányadosát értjük. Ennek megfelelően a (3.50) és (3.51) egyenletek
alapján írhatjuk, hogy:
(3.52)
Látható, hogy a hatásfok csak az ideális feszültségforrás ( ) esetén érheti el az értéket.
39 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
4. fejezet - STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS MÁGNESES TERE
1. Mágneses alapjelenségek
A mágneses alapjelenségeket Thalész (i.e. ) leírásai alapján már az ókori görögök is ismerték.
Megfigyeléseik szerint a kisázsiai Magnesia városa közelében talált vasérc darabok a kisebb vasdarabokat
magukhoz vonzották. Ezek az elsö -- magnetit tartalmú -- vasércek voltak az elsö természetes állandó mágnesek.
A permanens mágneses anyagból készült mágnesrudak a legnagyobb mértékben mágneses végeiken -- az ún.
mágneses pólusokban -- fejtik ki mágneses hatásukat. Vasrészecskékkel (vasreszelékkel) történö kölcsönhatás
alapján megállapítható, hogy a két pólus "erőssége" egyforma. A mágneses pólusokat egymástól szétválasztani
nem lehet, egy mágnesrudat két részre törve ismét két mágneses pólussal rendelkezö mágnesrudakhoz jutunk. A
természetben minden mágnes mágneses dipólusként fordul elö. Tapasztalataink szerint mágneses monopólusok
nem léteznek. A permanens mágnesek környezetében kialakuló mágneses erőhatás jól szemléltethetö
vasrészecskék eloszlásával. A mágneses erőteret az elektrosztatikus térhez hasonlóan erővonalakkal -- mágneses
erővonalakkal -- szemléltetjük. A Földnek szintén van mágneses tere. A mágneses dipólusok a Föld mágneses
terében orientálódnak, ennek megfelelően megkülönböztetjük a dipólusok északi és déli pólusát. Kísérleti
tapasztalat, hogy két rúdmágnes egymáshoz közeli északi és déli pólusa között homogén mágneses tér alakul ki.
Ugyancsak homogén a mágneses tér egy patkó alakúra kialakított permanens mágnes (patkómágnes) északi és
déli pólusai között.
1.1. Áramjárta vezetö mágneses térben
A mágneses teret a mágneses indukcióvektorral jellemezzük, amelyre a továbbiakban adunk mérési
módszert. Oersted, dán fizikus kísérleti munkája során azt észlelte, hogy egy mágneses iránytü közelébe
helyezett, áramjárta vezetö kitéríti az iránytüt. Egy ilyen kísérlet esetén a hatás-ellenhatás törvényének
megfelelően az áramjárta vezetöre is erő hat. A mágneses indukció mérésére helyezzünk homogén mágneses
térbe (egy patkómágnes pólusai közé) egy hosszúságú vezetöt, amelyben erősségü áram folyik.
4.1. ábra - 4.1. ábra. Áramvezetö mágneses térben
Kísérleti tapasztalatok szerint az egyenes áramvezetöre ható erő arányos a vezetöben folyó áram erősségével
és a vezetö hosszával. Az áramvezetöre ható erő akkor a maximális, ha az merőleges az erővonalak irányára, s
nem lép fel erőhatás, ha a vezetö párhuzamos az erővonalakkal. Ha az áramjárta vezetö szöget zár be az
indukcióvonalakkal, úgy a vezetöre ható erő -val arányos. A kísérleti tapasztalatokat egy egyenletben
összegezve:
(4.1)
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
40 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol a tényezöt -- a mágneses indukciót -- használjuk a mágneses tér "erősségének" jellemzésére. Valójában
a mágneses indukció vektormennyiség ( ), amit az alábbiak szerint definiálunk: irányának az az irány felel
meg, amelyben az áramjárta vezetöre ható erő nulla ( ), nagysága pedig az hosszúságú vezetöre ható
maximális erővel ( ) definiálható
(4.2)
Az vektor definiálásával (olyan nagyságú vektor, amelynek iránya megegyezik az áram irányával) az
áramjárta egyenes vezetöszakaszra ható erőt (4.1 egyenlet) vektor-egyenlet formájában is megadhatjuk:
(4.3)
A mágneses indukció SI egységét ezen egyenlet alapján származtatva:
(4.4)
amit Nikola Tesla szerb származású amerikai mérnök-feltaláló tiszteletére 1 teslának nevezünk. A vezetö
stacionárius áramát az elemi töltések állandó sebességü áramlása hozza létre. Feltételezve, hogy a vezetö
keresztmetszetén idö alatt darab nagyságú töltés áramlik át, az áramerősségre azt kapjuk, hogy
(4.5)
Ezen idö alatt a töltések elmozdulása , ezt és a fenti (4.5) egyenletet a (4.3) erőtörvénybe beírva:
(4.6)
majd egyetlen töltésre ható erőre felírva
(4.7)
a mágneses Lorentz-erő kifejezéséhez jutunk. A fémes vezetö szerepétöl eltekinthetünk, a mágneses Lorentz-
féle erőtörvény a mágneses indukciójú térben sebességgel mozgó töltésekre érvényes. Ha a sebességgel
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
41 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
mozgó töltésü részecskére a indukciójú mágneses téren kívül még elektromos tér is hat, úgy a
részecskére ható teljes Lorentz-féle erő:
(4.8)
ahol az elektromos tér hatását a (2.6) egyenlet alapján vettük figyelembe.
1.2. A mágneses mező fluxusa
A mágneses mező fluxusát az elektromos mező fluxusának megfelelő módon definiáljuk:
(4.9)
A mágneses fluxus SI egysége a (4.9) és (4.4) egyenletek alapján:
(4.10)
azaz 1 weber.
1.3. Áramhurok mágneses térben
Tekintsünk egy mágneses indukciójú térben lévő derékszögű áramjárta vezetökeretet, amely függöleges
szimmetriatengelye körül el tud fordulni (lásd 4.2 ábra).
4.2. ábra - 4.2. ábra. Áramhurok mágneses térben
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
42 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A vezetökeret normális egységvektora a mágneses indukció vektorával szöget zár be. A mágneses tér
által az egyenes vezetöszakaszokra kifejtett erőhatásokat a (4.3) egyenlet alapján tudjuk kiszámítani. A
vezetökeret hosszúságú oldalaira és párhuzamos, ellentétes irányú erők hatnak. Mivel ezekben a
vezetö szakaszokban az áram iránya merőleges -re, írhatjuk, hogy . Az és erőpár
függöleges szimmetriatengelyre gyakorolt forgatónyomatéka:
(4.11)
ahol az és hatásvonalainak távolsága, vagyis az erőpár ekkora erőkarral rendelkezik, illetve
a téglalap alakú keret felülete. Mivel az és erők a forgástengellyel párhuzamosak, így azok a
keretre forgatónyomatékot nem fejtenek ki. Ha a vezetökeret egyetlen menet helyett számú menetböl áll,
vagy másképpen mondva menetfelületü tekercset helyezünk a homogén mágneses térbe, úgy a tekercsre
ható forgatónyomatékot az
(4.12)
egyenlet alapján számíthatjuk ki. Az felületet a felületi normális egységvektor irányába mutató
vektorként kezelve a vezetökeret (vezetö tekercs) mágneses dipólusmomentumát az alábbiak szerint definiáljuk:
(4.13)
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
43 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A (4.13) egyenlet alapján a mágneses dipólusmomentum SI egysége:
(4.14)
A mágneses dipólusmomentum definíciójának felhasználásával a forgatónyomatékra vonatkozó (4.12)
egyenletet vektoralakban is megfogalmazhatjuk:
(4.15)
Vegyük észre, hogy a mágneses tér mágneses dipólusra kifejtett forgatónyomatéka hasonló egyenlet
formájában fogalmazható meg, mint a (2.23) egyenletnek megfelelő elektrosztatikai probléma. A (4.15)
egyenlet származtatása során feltettük, hogy a vezetökeret téglalap alakú, és függöleges forgástengelyt
feltételeztünk. Belátható, hogy a (4.15) egyenlet tetszőleges síkgörbével határolt keretre érvényes.
1.4. Áramvezetök közti erőhatás
Tekintsünk két párhuzamos -- egymástól távolságra lévő -- igen hosszú áramjárta vezetöt. (A vezetök
keresztmetszete legyen elhanyagolható a köztük lévő távolsághoz képest. Az "igen hosszú" kifejezés azt jelenti,
hogy , vagyis a vezetök hossza sokkal nagyobb, mint a köztük lévő távolság.)
4.3. ábra - 4.3. ábra. Párhuzamos áramvezetök kölcsönhatása
Ekkor precíz kísérletek szerint a vezetök egységnyi hosszúságú darabjai között ható erő nagysága ( )
egyenesen arányos a vezetökben folyó és áramok erősségével, és fordítottan arányos a vezetök
távolságával:
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
44 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(4.16)
ahol egy arányossági tényezö. A vezetök vonzzák egymást (lásd 4.3.b ábra), ha a bennük folyó áramok
megegyezö irányúak, és taszítják egymást (lásd 4.3.a ábra), ha a bennük folyó áramok ellentétes irányúak. Az SI
egységrendszerben a (4.16) egyenletet használják az áramerősség egységének (1A) definiálására.
Két, egymással párhuzamos, egyenes, végtelen hosszúságú és elhanyagolhatóan kicsi kör-keresztmetszetü
vezetöben, amelyek vákuumban egymástól 1 m távolságban helyezkednek el, akkor folyik 1 A erősségü áram,
ha annak hatására a vezetök között méterenként 2 N nagyságú erő hat. (Az áramerősség egysége -- az
amper -- alapján határozható meg a töltés egysége -- a coulomb --, ami egy amperszekundummal egyenlö: 1
C=1 As.) Az áramerősség egységének definícióját figyelembe véve a (4.16) egyenlet az alábbiak szerint írható:
(4.17)
ahol a vákuum abszolut permeabilitása, aminek numerikus értéke
(4.18)
(Megjegyezzük: az elektromosságtanban megjelenö két állandó, és szorzata a vákumbeli
fénysebességgel is kapcsolatban van: .)
1.5. A Biot-Savart törvény
Egy erősségü áramot hordozó, tetszőleges alakú lineáris áramvezetö árameleme az vektorral adott
pontban mágneses indukciót hoz létre (lásd 4.4 ábra), ami az alábbiak szerint adható meg:
(4.19)
ahol az vektor irányába mutató egységvektort és . A (4.19) egyenlettel adott törvényt Biot-Savart-
féle elemi törvénynek nevezzük.
4.4. ábra - 4.4. ábra. Az elektromos tér fluxusa
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
45 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Az elemi jelzö arra utal, hogy a törvényt differenciális alakban fogalmaztuk meg. Egy görbével jelzett teljes
vezetöszakasz pontban keltett mágneses indukcióját az elemi indukciók összegzésével, integrálásával
kaphatjuk meg:
(4.20)
ahol felhasználtuk, hogy , a negatív elöjel a vektori szorzat tényezöinek felcserélése miatt szükséges.
1.6. A Biot-Savart törvény alkalmazásai
Köráram mágneses tere
Határozzuk meg egy, a 4.5. ábrán látható, erősségü áramot vivö, sugarú kör alakú áramhurok mágneses
indukcióját a kör tengelyén, a síkjától távolságban felvett pontban. Kiindulásként tekintsük az elemi Biot-
Savart törvényt.
4.5. ábra - 4.5. ábra. Köráram mágneses tere
A rendszer szimmetriájának megfelelően és vektorok által meghatározott síkra merőleges vektort a
tengellyel párhuzamos és a tengelyre merőleges komponensekre bonthatjuk fel. A rendszer
szimmetriája miatt, ha valamennyi áramelemböl származó komponenst összegezzük, akkor ezek eredöje
zérus lesz
(4.21)
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
46 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol a az sugarú teljes körívre utal. Mivel minden elem tengely irányú, így iránya is tengely
irányú lesz, ezért elegendö csak a nagyságát meghatároznunk, mivel írhatjuk, hogy
(4.22)
Geometriai meggondolások alapján
(4.23)
Az elemi Biot-Savart-törvényben szereplö vektori szorzatra írhatjuk, hogy , mivel
jelen esetben a és az vektorok szöget zárnak be egymással. Így az elemi mágneses indukció
nagysága:
(4.24)
A (4.22) és (4.23) valamint a (4.24) egyenletek alapján azt kapjuk, hogy:
(4.25)
ahol felhasználtuk, hogy az sugarú kör kerületének kiszámítását jelöli. Feltételezve, hogy
, vagyis a köráramtól nagy távolságra vagyunk kíváncsiak annak mágneses indukciójára, a (4.25)
egyenlet egyszerűsödik, mivel mellett elhanyagolható:
(4.26)
ahol a köráram által határolt felületet jelenti. A (4.13) egyenletnek megfelelően bevezethetjük a
köráram mágneses dipólusmomentumát:
(4.27)
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
47 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol a köráram által határolt felület normális egységvektora. (Vegyük észre, hogy az egységvektor
iránya megegyezik és így irányával.) Így a (4.26) egyenlet alapján egy köráram mágneses
dipólusmomentuma által keltett mágneses indukció a
(4.28)
alakba írható. (Ne feledkezzünk meg róla, hogy ez az összefüggés csak a köráram tengelyén, azaz a dipólus
tengelyén érvényes, ott is csak akkor, ha teljesül.) Láthatjuk, hogy a mágneses dipólus által keltett
mágneses tér -- az elektromos dipólusnak megfelelően, lásd (2.19) egyenlet -- a dipólustól mért távolság
harmadik hatványával fordítottan arányos.
Hosszú, vékony áramvezetö mágneses tere
Az előzőekhez hasonló számítás során be lehet látni, hogy egy nagyon hosszú vezetötöl távolságra a
vezetöben folyó erősségü áram által keltett mágneses indukció:
(4.29)
A Biot-Savart-törvényböl és a rendszer szimmetriájából következik, hogy a vezetö által keltett mágneses tér
hengerszimmetrikus, vagyis a vezetö mint szimmetriatengely körüli sugarú henger felületén a márneses
indukció nagysága állandó, iránya pedig a jobbkéz-szabálynak megfelelően merőleges az adott ponthoz húzott
henger-sugárra és az áramvezetö egyenesére.
1.7. Az Ampère-féle gerjesztési törvény
Tekintsünk egy hosszú egyenes áramvezetöt, amelyben erősségü áram folyik. Vegyük körbe az áramvezetöt
egy zárt görbével (lásd 4.6. ábra), és számítsuk ki az áramvezetö keltette mágneses indukció görbe
menti integrálját. Az Ampère-féle gerjesztési törvény értelmében ez az integrál (a mágneses tér cirkulációja)
-vel egyenlö, azaz
4.6. ábra - 4.6. ábra. Áramvezetö mágneses tere
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
48 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(4.30)
4.7. ábra - 4.7. ábra. Több áramvezetö mágneses tere
4.8. ábra - 4.8. ábra. Kiterjedt áramvezetö mágneses tere
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
49 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A görbe alakjától függöen a mágneses indukció helyfüggö is lehet. Az Ampère-törvény
érvényességét egy, a vezetöt körülvevö sugarú körre könnyen beláthatjuk, feltéve, hogy a kör síkja merőleges
a vezetöre, és a vezetö a kör centrumán megy át. Az előzőek alapján az indukcióvektorok a kör érintöinek
irányába mutatnak, és a körív mentén állandó nagyságúak, ezért a (4.29) egyenlet alapján írhatjuk, hogy:
(4.31)
ahol felhasználtuk, hogy , mivel a és a vektorok azonos (érintö) irányúak, valamint, hogy a
kör kerületén vett integrálra . Bár az Ampère-féle gerjesztési törvény "bizonyítását" csak egy
speciális esetre végeztük el, az tetszőleges zárt görbére (nem csak síkgörbére) és tetszőleges alakú áramvezetö
által keltett mágneses mezőre is igaz. Az áramvezetönek azonban mindig át kell döfnie a zárt görbe által
határolt felületet. Az Ampère-féle gerjesztési törvény több áramvezetöre is kimondható.
A 4.7. ábrán látható módon, tegyük fel, hogy a görbe által határolt felületen több áramokat
szállító áramvezetö is áthalad, ekkor a mágneses terekre is érvényes szuperpozíció elvét alkalmazva a gerjesztési
törvény alábbi alakjához juthatunk:
(4.32)
vagyis a mágneses indukciónak egy tetszőleges zárt görbére vonatkozó vonalintegrálja a görbe által
határolt tetszőleges felületet átdöfö áramok algebrai összegével arányos. Azokat az áramokat, amelyek
irányai a görbe körüljárási irányával jobbcsavart képeznek, pozitív elöjelünek, az ellenkezö irányúakat negatív
elöjelünek vesszük. Azok az áramok, amelyek nem haladnak át az felületen, nem adnak járulékot az Ampère-
féle törvényhez.
Ha az felületen áthaladó áramok folytonos eloszlást mutatnak (lásd 4.8. ábra), akkor a teljes áramerősség a
áramsűrűség felületi integráljaként áll elö
(4.33)
Ebben az esetben az Ampère-törvény áramsűrűséggel kifejezett alakja:
(4.34)
A (4.34) egyenlet bal oldalát a vonalintegrálokra vonatkozó Stokes-tétel segítségével átalakítva az alábbi --
azonos felületekre vett -- integrálok közti összefüggéshez juthatunk:
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
50 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(4.35)
A (4.35) egyenletet átrendezve
(4.36)
aminek a görbére illeszkedö tetszőleges felületekre érvényesnek kell lennie. Ez csak úgy lehetséges, ha
az integrandusz minden pontban zérus, vagyis teljesül az alábbi egyenlet:
(4.37)
A fenti (4.37) összefüggést az Ampère-törvény differenciális alakjának hívjuk, ami kimondja, hogy a mágneses
tér egy adott pontjában a mágneses indukcióvektor rotációja arányos az áramsűrűségvektorral. Kimondhatjuk,
hogy a stacionárius áram mágneses tere örvénytér. (Mint láthattuk, a töltések keltette elektrosztatikus térben az
elektromos térerősség rotációja zérus, ezért az elektrosztatikus tér örvénymentes tér.)
1.8. Az Ampère-féle gerjesztési törvény alkalmazásai
Szolenoid mágneses tere
Szolenoidnak a nagy menetszámú, spirális alakú pálya mentén hengeresen csévélt, vezetö dróttekercset
nevezzük. Ideális szolenoidnak nevezzük a nagyon hosszú, szoros tekercselésü szolenoidot, amelynek felületén
az árameloszlás egyenletes. Ideális szolenoid belsejében homogén mágneses tér alakul ki, a mágneses indukció
vektora párhuzamos a szolenoid tengelyével. (Irányát az áram iránya határozza meg.)
4.9. ábra - 4.9. ábra. Szolenoid mágneses indukciójának számítása
Az ideális szolenoidon kívül a mágneses indukció zérus. A szolenoid mágneses indukciójának
meghatározására -- Ampère törvényének megfelelően -- a 4.9. ábrán látható
téglalap alakú görbére számítjuk ki vonalintegrálját. A vonalintegrál additivitása miatt igaz, hogy:
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
51 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(4.38)
ahol figyelembe vettük, hogy a mágneses indukció csak a szolenoid belsejében nem nulla. Mivel a görbe
által körbezárt felületen áramjárta vezetö halad át (melyekben egyenként erősségü áram folyik), a (4.32)
egyenlet alapján írhatjuk, hogy:
(4.39)
-t kifejezve, a szolenoid tengelyének irányába mutató mágneses indukcióra azt kaptuk, hogy:
(4.40)
ahol a szolenoid egységnyi hosszára jutó menetszám.
Körtekercs (toroid) mágneses tere
Hasonló gondolatmenet alapján be lehet látni, hogy egy toroid belsejében a mágneses indukció nagysága:
(4.41)
ahol toroid esetén az egységnyi hosszra jutó menetszám a körtekercs középvonalának sugara
segítségével adható meg. A mágneses indukció iránya a középvonal sugarára merőleges. A toroidon kívül
értéke zérus.
1.9. A mágnességre vonatkozó Gauss-törvény
Az áramvezetök és a permanens mágnesek mágneses indukcióvonalai mindig zárt görbéket képeznek. Mint azt
már említettük, nincsenek mágneses monopólusok, amelyek a mágneses indukcióvonalak forrásai ill. nyelöi
lennének. A mágneses tér ilyen tekintetben alapvetöen különbözik az elektrosztatikus tértöl, amelyben a pozitív
töltések a térerősségvonalak forrásai, míg a negatív töltések azok nyelöi. A mágneses indukcióvonalak ezen
tulajdonsága matematikailag az elektrosztatikai Gauss-törvény módosított formájában fejezhetö ki:
(4.42)
STACIONÁRIUS ÁRAM ÉS
MÁGNESES TERE
52 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
vagyis a mágneses indukcióvektor tetszőleges zárt felületre vett felületi integrálja nulla. A felületi
integrálokra vonatkozó Gauss-tétel értelmében a felületi integrált térfogati integrállá alakíthatjuk:
(4.43)
ahol az által határolt térfogat. Ennek az összefüggésnek érvényesnek kell lennie bármilyen önkényesen
választott zárt felületre és így a megfelelő térfogatokra is. Minden -re a (4.43) egyenlet csak úgy
teljesülhet, ha maga az integrandusz is nulla:
(4.44)
vagyis a mágneses indukcióvektor divergenciája a tér minden pontjában nulla. A (4.44) egyenlet differenciális
formában fejezi ki a mágnesességre vonatkozó Gauss-törvényt.
53 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
5. fejezet - Mágneses tér anyagban
1. Mágneses permeabilitás, mágneses térerősség
A vezetési áramok által vákuumban keltett mágneses indukció anyag jelenlétében -re változik. Ez azzal
magyarázható, hogy az anyagot alkotó atomok, molekulák saját mágneses tere a külső mágneses térre
szuperponálódik. A két mágneses indukció viszonyával definiálhatjuk az illetö anyagra jellemző relatív
mágneses permeabilitást, vagy egyszerűbben a permeabilitást:
(5.1)
A definícióból következik, hogy vákuumra , bármilyen más anyagra pedig . A relatív mágneses
permeabilitás dimenziómentes (egység dimenziójú) fizikai mennyiség. Az elektromosságtanban mágneses
indukció mellett szokásos definiálni a mágneses térerősségvektort:
(5.2)
A fenti egyenlet egyben definiálja a mágneses térerősség SI egységét is:
(5.3)
Belátható. hogy a és vektorok két különböző anyag határfelületén törést szenvednek. Az indukcióvonalak
a kisebb relatív permeabilitású közegböl a nagyobb relatív permeabilitású közegbe történö áthaladás során a
felületi normálistól elhajlanak. Ezt a jelenséget mágneses árnyékolásra lehet felhasználni.
2. Mágnesezettség, mágneses szuszceptibilitás
Az anyagot alkotó atomok és molekulák jó részének mágneses dipólusmomentuma van. Egy térfogatú (gáz-,
folyadék- vagy szilárdfázisú) anyag mágnesezettségén az egységnyi térfogatra jutó mágneses
dipólusmomentumot értjük:
(5.4)
Mágneses tér anyagban
54 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol az -ik részecske mágneses dipólusmomentuma. Ennek az egyenletnek megfelelően a mágnesezettség
SI egysége:
(5.5)
Izotróp anyag mágnesezettsége -- külső mágneses tér hiányában -- zérus. A külső mágneses tér
bekapcsolásával, a tér az elemi dipólusokat a saját irányába próbálja beforgatni, s így az anyag mágnesezettsége
már nullától különböző lesz. (Gáz- és folyadékfázisban a molekulák hömozgása csökkenti a külső tér orientációs
hatását, aminek egy egyensúlyi mágnesezettség kialakulása az eredménye.) Az anyag mágnesezettsége függ a
mágneses térerősségtöl. A kis mágneses terek tartományában a mágnesezettség arányos a mágneses
térerősséggel:
(5.6)
ahol a mágneses szuszceptibilitás. Mivel a mágneses térerősség és a mágnesezettség SI mértékegysége
egyaránt A/m, a mágneses szuszceptibilitásnak -- a relatív mágneses permeabilitáshoz hasonlóan --
egységdimenziójúnak kell lennie. A legtöbb anyag esetén azonban még a mágneses szuszceptibilitás is
mágneses térerősségfüggést mutat, ezért a gyakorlatban a mágneses anyagok jellemzésére az ún. kezdeti (vagy
-nál vett) mágneses szuszceptibilitás terjedt el, ami izotróp anyagra az alábbiak szerint definiálható:
(5.7)
Be lehet látni, hogy a mágneses térerősséget a makroszkopikus (vezetési) áramok határozzák meg, s ehhez a
mennyiséghez juthatunk, ha a mágneses indukcióból levonjuk a mikroszkópikus áramok mágneses
momentumainak hatását, azaz:
(5.8)
Az (5.6) egyenletet az (5.8) egyenletbe helyettesítve azt kapjuk, hogy:
(5.9)
Az (5.9) és (5.2) egyenleteket összehasonlítva adódik, hogy a mágneses szuszceptibilitás és a relatív
permeabilitás nem függetlenek:
Mágneses tér anyagban
55 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(5.10)
3. Az Ampère-féle gerjesztési törvény anyag jelenlétében
Amennyiben az áramvezetö egy relatív permittivitású anyag belsejében halad, úgy az Ampère-féle törvény
az alábbiak szerint módosul:
(5.11)
amit a (5.2) egyenlet felhasználásával az alábbi alakba is írhatunk
(5.12)
Anyag jelenlétében az Ampère-féle gerjesztési törvény többi alakja is hasonlóképpen változik. Ezen törvény
következménye, hogy amennyiben egy szolenoid belsejét egy permeabilitású anyag tölti ki, úgy a szolenoid
belsejében a mágneses indukció a (4.40) egyenlet alapján
(5.13)
ill. ennek megfelelően a mágneses térerősség
(5.14)
4. Az anyagok osztályozása mágneses tulajdonságaik alapján
Diamágneses anyagok
Mágneses szuszceptibilitásuk negatív, és nagyságrendü. A diamágneses anyagok atomjainak
(molekuláinak) külső mágneses tér hiányában nincs mágneses dipólusmomentumuk. (A diamágnesesség
elméleti alapjait a kvantummechanika adta meg.) Az ilyen anyagok többségének mágneses szuszceptibilitása
független a hömérséklettöl. Diamágneses anyagok a réz, a higany, a víz és a nitrogén is.
Mágneses tér anyagban
56 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Paramágneses anyagok
Mágneses szuszceptibilitásuk pozitív, és nagyságrendü. A paramágneses anyagok molekulái
mágneses dipólusmomentummal bírnak. A paramágneses anyagok szuszceptibilitásának hömérsékletfüggését a
Curie-törvény írja le:
(5.15)
ahol az anyagra jellemző állandó. Ilyen anyagok az oxigén, a platina, a króm és a palládium is. Mivel az
oxigéngáz pozitív mágneses szuszceptibilitása jóval nagyobb, mint a nitrogéngáz negatív mágneses
szuszceptibilitása, ezért a levegö (mint gázelegy) paramágneses tulajdonságokat mutat.
Ferromágneses anyagok
Mágneses szuszceptibilitásuk pozitív, és nagyságrendü. A ferromágneses anyagok atomjai
nagy mágneses dipólusmomentummal rendelkeznek. Ez azonban még nem magyarázata a nagy mágneses
szuszceptibilitásnak. Az ok a ferromágneses anyagok szerkezetében keresendö. Kísérleti tapasztalatok szerint a
ferromágneses anyagokban olyan domének (tartományok) alakulnak ki, amelyeken belül az atomi
dipólusmomentumok azonos irányba rendeződnek (lásd 5.1. ábra). A doméneknek így nagy eredö
dipólusmomentuma alakul ki. Mivel a szomszédos domének irányítottsága különbözik, így a ferromágneses
anyagdarab eredö mágnesezettsége végül zérus. A külső mágneses tér a doméneket egy irányba rendezheti, ami
nagy kezdeti mágneses szuszceptibilitást eredményez.
5.1. ábra - 5.1. ábra. Domének egy ferromágneses anyagban
A domének lineáris mérete 0,01 mm és 10 mm között változhat. A ferromágneses anyagok a hömérséklet
növelésével egy hömérsékleten elvesztik ferromágneses jellegüket. Ezt a hömérsékletet az illetö anyag
Curie-hömérsékletének nevezzük. A mágneses szuszceptibilitás hömérsékletfüggése a
hömérséklettartományban a
(5.16)
Curie-Weiss-törvény alapján írható le, ahol és az illetö anyagra jellemző állandók. (Termodinamikai
szempontból a hömérsékleten egy másodrendü ún. ferromágneses -- paramágneses fázisátalakulás játszódik
le.) Ferromágneses anyagok a vas, a nikkel és a kobalt is. Speciális ferromágneses ötvözetek extrém nagy
Mágneses tér anyagban
57 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
kezdeti mágneses szuszceptibilitást mutathatnak, pl. "supermalloy" nevü ötvözet esetén . A
mágneses domének pl. a Barkhausen-féle kísérlettel mutathatók ki.
58 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
6. fejezet - Idöben változó elektromágneses tér
1. Elektromágneses indukció
Az előző fejezetben megismert jelenségek, törvények alapján felmerül a kérdés, hogy ha az elektromos áram
mágneses teret hozhat létre, vajon a mágneses tér létrehozhat-e elektromos áramot. Erre a kérdésre a XIX.
században Faraday angol fizikus kísérletei adtak igenlö választ.
Indukciós jelenségek
1) A 6.1.a ábrán látható módon egy légmagos tekercshez csatlakoztassunk egy galvanométert, majd toljuk be a
tekercs belsejébe egy mágnesrúd egyik pólusát. Azt tapasztaljuk, hogy a galvanométer mutatója kitér, áramot
jelez. Amennyiben megállunk a mágnesrúd betolásával, úgy a galvanométer mutatója zérus áramerősséget
mutat, annak ellenére, hogy a mágnes a tekercs belsejében van. A rúdmágnes kihúzásakor a galvanométer
mutatója az előzővel ellentétes irányba tér ki, ami az áram irányának megváltozására utal.
6.1. ábra - 6.1. ábra. Az elektromágneses indukció jelensége
2) Ha egy patkómágnes homogén mágneses mezejében egy vezetökeretet transzlációval mozgatunk, akkor a
vezetökerethez csatlakoztatott galvanométer mutatója nem tér ki, zérus áramerősséget mutat (lásd 6.1.b ábra).
Amennyiben a vezetökeretet szimmetriatengelye körül elforgatjuk (lásd 6.1.c ábra), úgy a galvanométer
mutatója kitér, áramot jelez. Ellentétes forgatási iránynál a galvanométer mutatója is ellentés irányba tér ki, ami
ismét az áram irányának megváltozását jelzi.
3) Harmadik kísérletünkhöz -- a 6.2. ábrán látható módon -- két olyan tekercsre van szükségünk, amelyeket egy
közös vasmagon helyezünk el. Az (A) tekercs egy galvanométerrel együtt alkot zárt áramkört. A másik (B)
tekercs egy kapcsolóval és egy galvánelemmel együtt képez zárt (zárható) áramkört. Nyitott kapcsoló mellett a
galvanométer nem jelez áramot.
6.2. ábra - 6.2. ábra. Elektromágneses indukció tekercsekkel
Idöben változó elektromágneses tér
59 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
A kapcsoló zárásával a galvanométer mutatója hirtelen kilendül, majd ismét nulla áramerősséget mutat. Ha a
kapcsoló kikapcsolásával megszakítjuk a (B) tekercs áramkörét, úgy a kikapcsolás pillanatában a galvanométer
mutatója az előzővel ellentétes irányba lendül ki, majd ismét nulla áramerősséget mutat. Ha az áramköri
elrendezésben a kapcsolót egy, az áramerősség változtatására alkalmas potenciométerre cseréljük ki, úgy a
potenciométer csúszkájának mozgatásával (a tekercset gerjesztö áramerősség változtatásával) a galvanométer
mutatója áramot jelezve kitér. Ellentétes irányú csúszkamozgatás esetén a galvanométer mutatója is az előzővel
ellentétes irányba tér ki. Ha a csúszka mozgatásával megállunk, úgy a galvanométer zérus áramerősséget mutat,
annak ellenére, hogy egy konstans áram továbbra is gerjeszti a (B) tekercset.
Mindezen és az ezekhez hasonló kísérleti tapasztalatok értelmezése, kvantitatív leírása a Faraday-féle indukciós
törvényhez vezettek. Az ismertetett kísérletekben közös, hogy a tekercsekben indukált áramok erőssége a
mágneses tér fluxusának idöbeli változásával arányos:
(A mágneses tér fluxusához lásd még a (4.9) egyenletet.) A tapasztalatok alapján a tekercseken átfolyó áramok
erőssége fordítottan arányos azok ohmos ellenállásával, az előző összefüggésben ezt is figyelembe véve:
Ezen összefüggés alapján az indukált áram erőssége helyett érdemesebb az azt létrehozó
elektromotoros feszültséget kifejezni. Az SI egységrendszerben az arányosságot egyenlöségre változtatva jutunk
a Faraday-féle indukciós törvényhez
(6.1)
amely szerint egy zárt vezetöben indukált elektromotoros feszültség nagysága arányos a vezetö által határolt
felületen átmenö indukciófluxus idö szerinti differenciálhányadosával (idöegységre jutó megváltozásával). A
vezetöben indukált elektromotoros feszültséget az elektromos térerősséggel, a fluxust pedig a mágneses
indukcióval kifejezve a Faraday-féle indukciós törvény integrális alakjához jutunk:
(6.2)
ahol a zárt vezetö alakját leíró görbe, pedig a görbére kifeszített tetszőleges felület. A Faraday-féle
indukciós törvényben megjelenö negatív elöjel az indukált áram irányának kifejezésére szolgál, amit Lenz
törvénye alapján az alábbiak szerint fogalmazhatunk meg: egy vezetöhurokban indukált áram iránya mindig
olyan, hogy annak mágneses tere akadályozza az áramot létrehozó okot, változást. Ha egy vezetökör egymással
Idöben változó elektromágneses tér
60 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
sorba kapcsolt menetekböl áll -- pl. az menetü tekercs -- azt a mágneses fluxus számításánál figyelembe kell
venni. Egy menetszámú szolenoid esetén az egyes menetekre számolt mágneses fluxusok összeadódnak,
ezért Faraday törvényében a
(6.3)
effektív mágneses fluxussal kell számolni, vagyis
(6.4)
2. Az önindukció, önindukciós tényezö
Egy zárt vezetöben (vezetöhurokban) folyó erősségü áram a hurok menetfelületén keresztül nagyságú
mágneses fluxust hoz létre. Ha a hurokban az áramerősség megváltozik, úgy a fluxus is változik, azaz a
Faraday-féle indukciós törvény értelmében a hurokban elektromotoros feszültség indukálódik. Ezt a jelenséget
önindukciónak nevezzük. A fluxust létrehozó mágneses indukció a Biot-Savart-törvény értelmében arányos az
áramerősséggel, így a fluxus is arányos kell, hogy legyen az áramerősséggel, vagyis
(6.5)
A (6.5) egyenletben megjelenö arányossági tényezöt a hurok önindukciós tényezöjének vagy
induktivitásának nevezzük. csak a hurok geometriájától és a teret kitöltö anyag mágneses permeabilitásától
függ, és független az áramerősség nagyságától. Az önindukció révén a tekercsben indukált elektromotoros
feszültséget a Faraday-féle indukciós törvény alapján számolhatjuk:
(6.6)
ahol felhasználtuk, hogy az önindukciós tényezö idöben állandó. Összefoglava, az önindukció révén egy
szolenoidban indukálódó elektromotoros feszültség:
(6.7)
Az önindukciós tényezö SI egységét a (6.5) egyenlet alapján határozhatjuk meg:
Idöben változó elektromágneses tér
61 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(6.8)
Az egységet Henry tiszteletére henry-nek nevezzük és H-val jelöljük. Elmondhatjuk, hogy 1 H annak
a szolenoidnak az induktivitása, amelyben 1 s alatt bekövetkezö 1 A egyenletes áramerősségváltozás 1 V
elektromotoros feszültséget indukál.
2.1. Szolenoid önindukciós tényezöje
Tekintsünk egy menetszámú, átméröjü, hosszúságú szolenoidot. Tegyük fel, hogy a szolenoid belsejét
relatív permeabilitású anyag tölti ki. A körtekercs keresztmetszete . Ha a tekercsben erősségü
áram folyik, akkor a feltétel teljesülése esetén a szolenoid belsejében kialakuló (tengelyirányú)
mágneses indukció:
(6.9)
A teljes menetfelület fluxusa (az N menetszám és az egy menetre jutó fluxus szorzata):
(6.10)
ahol a mágneses indukciót a (6.9) egyenletböl vettük. Az (6.10) egyenletben szereplö a szolenoid által
meghatározott térfogatot jelöli. A (6.10) és a (6.5) egyenletek összehasonlításával azonnal adódik,
hogy:
(6.11)
Tehát egy átméröjénél lényegesen hosszabb körtekercs induktivitása csak az egységnyi hosszra jutó
menetszámtól ( ), a tekercs térfogatától ( ) és a térfogatot kitöltö anyag mágneses permeabilitásától ( ) függ.
2.2. Az önindukció szerepe áram bekapcsolásakor
A 34 ábrának megfelelően tekintsünk egy induktivitású szolenoidból, ohmos ellenállásból, kapcsolóból
és egy elektromotoros erejü feszültségforrásból álló egyhurkú áramkört. Egy, a bekapcsolás utáni tetszőleges
idöpontra a huroktörvényt felírva az áramkörre azt kapjuk, hogy:
(6.12)
Idöben változó elektromágneses tér
62 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol a szolenoidon az önindukció révén megjelenö feszültség. A (6.12) egyenlet átrendezésével a
bekapcsolás utáni áramerősség idöfüggésére az alábbi differenciálegyenletet (kezdetiérték problémát) kapjuk:
(6.13)
ahol a kezdeti feltétel a kapcsoló idöpontbeli bekapcsolása miatt teljesül. A részletek
mellözésével a (6.13) kezdetiérték probléma megoldása az alábbi alakba írható:
(6.14)
ahol a stacionárius állapot beáltával kialakuló áramerősség, pedig az áramkör
idöállandója. Az összefüggés alapján látható, hogy az önindukciós tekercset tartalmazó áramkörben a
bekapcsolás után az áram erőssége csak a idö elteltével éri el a stacionárius állapotnak megfelelő
áramerősséget.
6.3. ábra - 6.3. ábra. RL áramkör bekapcsolása
2.3. Áram mágneses terének energiája
Az előző paragrafusban ismertetett áramkör alapján a (6.13) egyenlet mindkét oladalát -vel megszorozva az
alábbi összefüggéshez jutunk:
(6.15)
vagyis a feszültségforrás idö alatt végzett munkája ( ) az induktivitáson felhalmozott energia ( ) és
az ellenálláson Joule-hövé alakuló energia ( ) összegeként áll elö. Az stacionárius áramerősség
beálltával a szolenoidban tárolt mágneses energia:
Idöben változó elektromágneses tér
63 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(6.16)
Ezt az energiát az áramerősség idöbeli változásának ismeretében a (6.14) egyenlet alapján ki tudjuk számolni,
és
A formula megfelelője akkor is igaz, ha nem várunk a stacionárius áram kialakulásáig, hiszen -vel való
formális "egyszerűsítés" után írhatjuk, hogy:
ahol . Vagyis elmondhatjuk, hogy egy induktivitású szolenoid, amelyen keresztül erősségü áram
folyik a
(6.17)
energiát mágneses energia formájában tárolja.
2.4. A mágneses tér energiasűrűsége
Tekintsünk egy hosszúságú keresztmetszetü menetü szolenoidot, amelyben erősségü áram folyik.
Ekkor a szolenoid belsejében a indukcióval jellemezhetö mágneses tér alakul ki, ami a
térfogatban tárolja a mágneses energiát. A mágneses tér térfogati energiasűrűségét az alábbiak szerint
definiálhatjuk:
(6.18)
Az áram mágneses terének energiájára levezetett (6.17) egyenlet, valamint a (6.11) és (5.13) egyenletek alapján
a mágneses tér energisűrűségére az adódik, hogy:
Vegyük észre, hogy a fenti egyenletben már nem szerepelnek a szolenoid geometriai paraméterei, annak jobb
oldalán csak a mágneses térre és az anyagra jellemző mennyiségek fordulnak elö, és így az lokálisan egy pontra
is értelmezhetö. A mágneses térerősség definícióját (lásd (5.2) egyenlet) is felhasználva a mágneses tér lokális
energiasűrűsége:
(6.19)
Idöben változó elektromágneses tér
64 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
ahol a mágneses indukció és a mágneses térerősség vektorjellegét is figyelembe vettük.
2.5. Az elektromágneses tér energiasűrűsége
Ha vákuum vagy valamilyen anyag egy pontjában egymásra szuperponálunk egy erősségü elektromos és
egy indukciójú mágneses teret, akkor a (2.87) és (6.19) egyenletek alapján az elektromágneses tér lokális
energiasűrűsége:
(6.20)
A tér egy térfogatú tartományában tárolt elektromágneses energiát a lokális energiasűrűség térfogati
integráljával számolhatjuk ki:
(6.21)
A késöbbiekben látni fogjuk, hogy az egymással kölcsönhatásban lévő elektromos és mágneses terek a térben
tovaterjedö elektromágneses hullámokat eredményezhetnek.
3. A kölcsönös indukció
Tekintsük az egymás közelében lévő 1-es és 2-es vezetöhurkokat, amelyekben és erősségü áramok
folynak (lásd 6.4 ábra). Jelölje az 1-es hurok áramának 2-es hurkon áthaladó mágneses fluxusát, ekkor a
(6.5) egyenlet környezetében elmondottakhoz hasonlóan feltehetjük, hogy:
(6.22)
Hasonlóan a 2-es hurok áramának az 1-es hurkon áthaladó fluxusára írhatjuk, hogy:
(6.23)
A (6.22) és (6.23) egyenletekben szereplö, csak a geometriai paraméterektöl és a teret kitöltö anyag
minöségétöl ( ) függö és arányossági tényezöket kölcsönös induktivitási tényezöknek nevezzük.
6.4. ábra - 6.4. ábra. Áramjárta vezetöhurkok kölcsönhatása
Idöben változó elektromágneses tér
65 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Amennyiben az 1-es hurokban változik az áramerősség, úgy a 2-es hurokban indukálódó elektromotoros
feszültség:
(6.24)
A 2-es hurok áramának változása az 1-es hurokbon indukálódó elektromotoros erőt eredményez:
(6.25)
Megmutatható, hogy:
(6.26)
Az önindukció és a kölcsönös indukció jelenségét is figyelembe véve írhatjuk, hogy:
(6.27)
ahol a szimmetria kedvéért az önindukciós tényezöket -el ill. -vel jelöltük. Ez a leírási módszer N db
kölcsönhatásban álló hurok leírására is kiterjeszthetö.
4. Örvényáramok
Egy kiterjedt vezetöben az indukció révén makroszkopikus áramok keletkezhetnek. Az örvényáramok a
vezetöben zárt görbén folynak, s több amperes áramot is eredményezhetnek. Ez kétféleképpen is megvalósulhat:
a) A kiterjedt vezetö inhomogén mágneses térben történö mozgásával. b) Kiterjedt vezetö idöben változó
mágneses térben történö elhelyezésével. Vékony huzalban (lineáris vezetöben) az örvényáramok kialakulása
nem számottevö. Lenz törvénye szerint az örvényáramok iránya olyan, hogy az általuk keltett mágneses tér
gátolja a kialakulásukat. A Joule-féle hö révén az örvényáramok a vezetö melegedésével járó veszteségeket
Idöben változó elektromágneses tér
66 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
okoznak (pl. transzformátorokban). Ezen káros hatásuk csökkentésére az elektromos gépekben tömör vas helyett
lemezelt vastestek találhatók. Az örvényáramok okozta Joule-féle höeffektus nem mindig hátrányos, indukciós
kemencékben fémek olvasztására használják.
67 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
7. fejezet - Váltakozó áramok
Egy vezetökeret mágneses térben való folyamatos ( szögsebességgel történö) forgatása révén szinuszos
váltakozó feszültséget állíthatunk elö. Az egyéb periodikus függvényekkel leírható váltakozó feszültségek és
áramok közül a szinuszos váltakozó feszültségek és áramok ipari alkalmazásaik és elméleti jelentöségük (lásd
Fourier-tétel) révén emelkednek ki. A feszültség pillanatnyi értékét az alábbiak szerint írhatjuk fel:
(7.1)
ahol a feszültség maximális értéke (csúcsértéke), a körfrekvencia, pedig a kezdöfázis ( a
pillanatnyi fázis). Egy zárt áramkörben ez a feszültség szinuszos váltakozó áramot indít, amit hasonlóképpen
jellemezhetünk:
(7.2)
ahol az áramerősség maximális- vagy csúcsértéke, a körfrekvencia pedig az áram kezdöfázisa. További
mennyiségekre, mint a frekvencia ( ) és a periódusidö ( ) mindkét esetben igaz, hogy: és
.
1. A váltakozó áram és feszültség effektív értéke
A váltakozó áramot (feszültséget) pillanatnyi értéke helyett sokszor egyszerűbb egy középértékkel jellemezni.
A periódusidöre vett átlag (középérték) sajnos nem megfelelő a szinuszus váltakozó áramok (feszültségek)
jellemzésére, mivel
(7.3)
függetlenül , és konkrét értékeitöl. (Ugyanez igaz a szinuszos váltakozó feszültségre is.) Az
alkalmazások során a váltakozó áramok (és feszültségek) effektív középértékkel (effektív értékkel) történö
jellemzése terjedt el.
Egy váltakozó áram effektív középértékén ( ) annak az egyenáramnak az erősségét értjük, amely a
periódusidö alatt egy ellenállású vezetöben ugyanakkora munkát végez (ugyanakkora Joule-féle
hömennyiséget fejleszt), mint a kérdéses váltakozó áram. Kvantitatív módon a (3.49) egyenlet alapján
megfogalmazva:
(7.4)
vagyis
Váltakozó áramok
68 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(7.5)
Speciálisan szinuszos váltakozó áram esetén a (7.2) egyenlet alapján a (7.5) integrál kiszámítása után azt
kapjuk, hogy:
(7.6)
A váltakozó feszültség effektív középértéke a (7.5) egyenlethez hasonlóan definiálható, azaz:
(7.7)
amelyböl a (7.1) egyenlet felhasználásával a szinuszos váltakozó feszültség effektív értékére azt kapjuk, hogy:
(7.8)
A hálózati 50 Hz-es váltakozó feszültség effektív középértéke .
2. R, L és C elemek váltakozó áramú körökben
1) Ohmos ellenállás váltakozó áramú ellenállása
Kapcsoljunk egy szinuszos váltakozó feszültséget szolgáltató generátorra egy ohmos
ellenállást. Ekkor Ohm-törvény alapján a zárt áramköri hurokban folyó áram erőssége
(7.9)
ami szintén egy szinuszos váltakozó áram. A (7.9) egyenlet alapján az is látható, hogy az ohmos ellenállás
váltakozó áramú ellenállása (impedanciája)
(7.10)
Váltakozó áramok
69 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
megegyezik az egyenáramú ellenállással. Egy tisztán ohmos ellenálláson a feszültség és az áramerősség közti
fáziskülönbség nulla ( ).
2) A kapacitású kondenzátor váltakozó áramú ellenállása
Kapcsoljunk egy kapacitású kondenzátorra szinuszos váltakozó feszültséget. Az így
kialakuló áramkörben a kondenzátoron átfolyó erősségü áramra írhatjuk, hogy:
(7.11)
ahol
(7.12)
A (7.12) egyenlet alapján elmondhatjuk, hogy egy kondenzátor kapacitív (váltakozó áramú) ellenállása
(7.13)
A (7.11) egyenlet alapján nyilvánvaló, hogy egy kondenzátor esetén a pillanatnyi feszültség és az áramerősség
között fáziskülönbség van, mégpedig úgy, hogy az áram -vel siet a feszültséghez képest.
2) Az induktivitású tekercs váltakozó áramú ellenállása
Kapcsoljunk szinuszos váltakozó feszültséget egy induktivitású tekercsre. Ekkor az így
kialakuló áramkörben az áram erőssége a
(7.14)
egyenlet alapján számolható ki, amiböl az áramerősséget kifejezve:
(7.15)
ahol
Váltakozó áramok
70 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(7.16)
A (7.16) egyenlet alapján nyilvánvaló, hogy egy tekercs induktív ellenállása
(7.17)
A (7.15) egyenlet alapján pedig elmondhatjuk, hogy egy induktivitáson a pillanatnyi feszültség és az
áramerősség között fáziskülönbség alakul ki. A tekercsen a feszültség -vel siet az
áramerősséghez képest.
Ahhoz, hogy a váltakozó áramkörü ellenállásokkal az egyenáramú ellenállásoknál megszokott módon számolni
tudjunk, a feszültség és az áramerősség fázisviszonyait is figyelembe kell venni. Ez a legegyszerűbb módon a
komplex impedanciák bevezetésével történhet. Ennek megfelelően az alábbi komplex impedanciákat
definiálhatjuk:
(7.18)
ahol a komplex egységet jelöli. Fizikai jelentése természetesen csak a megfelelő komplex számok abszolút
értékeinek és fázisainak van. Ezekkel a komplex impedanciákkal soros és párhuzamos kapcsolások esetén
ugyanúgy kell számolni, mint a megfelelő valós ellenállásokkal.
7.1. ábra - 7.1. ábra. Soros RLC áramkör
Az eddigiek alkalmazásaként számoljuk ki a 7.1. ábrán látható soros -kör impedanciáját. Felhasználva,
hogy soros kapcsoláskor a rész-impedanciák összege adja az eredö impedanciát:
Váltakozó áramok
71 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
Ebböl az impedancia abszolút értéke, ami az eredö impedanciára kapcsolt effektív feszültség és az azon átfolyó
áramerősség hányadosával egyenlö:
(7.19)
A feszültség és az áramerősség közti fáziskülönbségre azt kapjuk, hogy:
(7.20)
A (7.19) impedancia adott mellett függvényében akkor minimális, ha
(7.21)
ezt az állapotot rezonancia állapotnak nevezzük. Ebben az esetben és az áramkörben folyó áram
erősségét csak az ohmos ellenállás határozza meg:
(7.22)
A tekercsen ( ) és a kondenzátoron ( ) esö feszültségek:
(7.23)
vagyis a (7.21) egyenlet alapján
(7.24)
A kondenzátoron és a tekercsen esö feszültségek nagysága minden idöpillanatban megegyezik, de elöjelük
ellentétes. Ezért az ellenálláson esö feszültség azonos a generátor feszültségével. Az és
Váltakozó áramok
72 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
feszültségek sokszorosan ( -szer) felülmúlhatják a generátor feszültségét. Ezt a jelenséget
feszültségrezonanciának nevezzük.
3. A váltakozó áram pillanatnyi és átlagos teljesítménye
Tételezzük fel, hogy a (7.1) egyenlet alapján adott szinuszos váltakozó feszültséget egy fogyasztó pólusaira
kapcsolva a fogyasztón keresztül a (7.2) egyenlettel adott váltakozó áram folyik. Ekkor a fogyasztó által a
idöpillanatban felvett teljesítmény:
(7.25)
Az effektív értékek bevezetésével és a megfelelő trigonometriai egyenlet segítségével ezt az egyenletet az
alábbiak szerint is írhatjuk:
(7.26)
ahol
(7.27)
a feszültség és az áramerősség kezdöfázisai közti különbség. Látható, hogy a pillanatnyi teljesítmény nagysága
és elöjele is változik. Pozitív pillanatnyi teljesítmény esetén a fogyasztó vesz fel energiát az áramforrásból (a
generátorból), míg negatív pillanatnyi teljesítmény esetén a fogyasztó energiát juttat vissza a generátorba. A
gyakorlatban a pillanatnyi teljesítmény helyett a teljesítmény átlagértéke sokkal alkalmasabb a fogyasztók
jellemzésére:
(7.28)
A (7.26) egyenlet felhasználásával -- a (7.28) integrál kiszámítása után -- a szinuszos váltakozó áram átlagos
vagy hatásos teljesítménye:
(7.29)
Megjegyezzük, hogy csupán ohmos ellenállású fogyasztók esetén a hatásos teljesítmény (7.29) definiciója
visszaadja a teljesítmény (3.46) definícióját. Tisztán kapacitív vagy induktív fogyasztókra , mivel
ill. .
73 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
8. fejezet - Maxwell-egyenletek
Az elektromosságtan (elektrodinamika) alaptörvényeit elöször Maxwell foglalta rendszerbe. A Maxwell-
egyenletek integrális alakja:
(8.1)
(8.2)
(8.3)
(8.4)
A (8.1) egyenlet nem más, mint az elektrosztatikában megismert (2.79) egyenlettel adott Gauss-törvény. A (8.2)
egyenlet a már ismert (4.42) mágneses Gauss-törvényt fejezi ki. A (8.3) egyenlettel a Maxwell által kiegészített
Ampère-féle gerjesztési törvény néven találkoztunk. A (8.4) egyenlet a (6.2) Faraday-féle indukciós törvény
integrális alakja. Kísérleti tapasztalatok alapján a Maxwell-egyenletek mellett még az ún. "anyagegyenletek"
szükségesek az elektrodinamikai jelenségek leírásához:
(8.5)
(8.6)
Maxwell-egyenletek
74 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
(8.7)
Ha csak a kis terek tartományában érvényes anyagegyenletekre szorítkozunk, úgy:
(8.8)
(8.9)
(8.10)
ahol , és izotrop anyagokra skalár mennyiségek, anizotrop anyagokra pedig tenzorok.
75 Created by XMLmind XSL-FO Converter.
9. fejezet - Irodalomjegyzék
[1] Hevesi Imre: Elektromosságtan, Nemzeti Tankönyvkiadó, Budapest (1998).
[2] Budó Ágoston: Kísérleti Fizika II., Tankönyvkiadó, Budapest (1971).
[3] Simonyi Károly: Villamosságtan, Akadémiai Kiadó, Budapest (1983).
[4] Erostyák János és Litz József (szerkesztök): A Fizika Alapjai, Nemzetközi Tankönyvkiadó, Budapest
(2003).