Ричард Фейнман - 7. Физика сплошных сред

Фиг. 36.9. Петля гистерезиса, не достигающая насыщения.

Кроме того, применяются особые мате­риалы с очень узкой пет­лей. Чтобы получить это свойство, специально соз­дано так называемое трансформаторное желе­зо, которое представляет сплав железа с небольшой примесью кремния.

Когда петля гистерезиса очень мала, соотношение В и Н приближенно можно представлять в виде линейного урав­нения. Обычно пишут

В=mН. (36.23)

Здесь постоянная m вовсе не магнитный момент, с которым мы встречались раньше. Она называется магнитной проницае­мостью. (Иногда ее называют также относительной проница­емостью.) Типичная проницаемость обычных сортов железа равна нескольким тысячам. Однако существуют специальные сплавы, типа так называемого «супермаллоя», проницаемость которых может быть порядка миллиона.

Если в уравнении (36.21) мы воспользуемся приближением В=mН, то энергию индуктивности, имеющей форму тора, мож­но записать как

так что плотность энергии приближенно равна

Теперь мы можем выражение для энергии (36.24) положить равным энергии индуктивности LI 2/2 и найти L. Получается

А воспользовавшись выражением (36.20) для отношения H/I , находим

Таким образом, индуктивность пропорциональна m. Если вам нужна индуктивность для таких устройств, как звуковые уси­лители, то желательно иметь материал, у которого связь между В и Н достаточно линейна. [Вы, должно быть, помните, что в гл. 50 (вып. 4) мы говорили о генерации гармоник в нелинейных системах.] Для таких задач уравнение (36.23) будет очень хорошим приближением. С другой стороны, если нужно гене­рировать гармоники, то используют индуктивности, ведущие себя в высшей степени нелинейно. При этом вы должны поль­зоваться сложной кривой Н—В и применять при вычислениях графические или численные методы.

В обычных «трансформаторах» на одном и том же торе, или сердечнике, из магнитного материала намотаны две катушки. (В больших трансформаторах сердечник для удобства делается прямоугольным.) При этом изменение тока в «первичной» обмотке вызывает изменение поля в сердечнике, которое инду­цируется э.д.с. во «вторичной» обмотке. Поскольку поток через каждый виток обеих обмоток один и тот же, то величина отно­шения э.д.с. в этих двух обмотках такая же, как отношение числа витков в каждой из них. Напряжение, приложенное к первичной обмотке, преобразуется во вторичной в напряжение другой величины. А поскольку для создания требуемых изме­нений магнитного поля необходим определенный полный ток, то алгебраическая сумма токов в двух обмотках должна оста­ваться постоянной и равной требуемому «намагничивающему» току. При изменении напряжения изменяется и сила тока в обмотках, т. е. вместе с преобразованием напряжения про­исходит и преобразование тока.

§ 5. Электромагниты

Поговорим теперь о практической стороне дела, которая немного более сложна. Предположим, что мы имеем электро­магнит стандартной формы, изображенный на фиг. 36.10.

Фиг. 36.10. Электромагнит.

Он состоит из С-образного железного ярма, на которое намотано много витков провода. Чему равно магнитное поле В в зазоре?

Если ширина зазора мала по сравнению со всеми другими размерами, то в качестве первого приближения мы можем счи­тать, что линии В образуют замкнутые кривые так же, как это происходит и в обычном торе. Они выглядят примерно так, как показано на фиг. 36.11,а.

Фиг. 36.11. Поперечное сечение электромагнита.

Они стремятся вылезть из зазора, но если он узок, то эффект этот очень мал. Предположение о постоянст­ве потока В через любое попереч­ное сечение ярма будет довольно хорошим приближением. Если поперечное сечение ярма ме­няется равномерно и если мы пренебрежем любыми краевыми эффектами на зазоре или на углах, то можно говорить, что по всей окружности ярма В однородно.

Поле В в зазоре будет по величине тем же самым. Это следу­ет из уравнений (36.16). Представьте себе замкнутую поверх­ность S (см. фиг. 36.11,б), одна грань которой находится в зазоре, а другая — в железе. Полный поток поля В через эту поверхность должен быть равен нулю. Обозначая через В 1 величину поля в зазоре, а через B 2— величину поля в железе, мы видим, что

B 1 A 1 -В 2 А 2 =0,

а поскольку А 1 =А 2 , то отсюда следует, что В 1 =В 2 .

Посмотрим теперь на Н. Мы снова можем воспользоваться уравнением (36.19), взяв криволинейный интеграл по контуру Г (см. фиг. 36.11,6). Как и прежде, правая часть равна NI — произведению числа витков на ток. Однако теперь Н в железе и в воздухе будет различным. Обозначая через Н 2 поле в железе, а через l 2— Длину пути по окружности ярма, мы видим, что эта часть кривой дает вклад в интеграл H 2 l 2 . Если же поле в зазоре равно Н 1 , а ширина его l 1 , то вклад зазора оказывается равным H 1 l 1 . Таким образом, получаем

Но это еще не все. Нам известно еще, что намагниченность в воздушной щели пренебрежимо мала, так что B 1 =H 1 . А так как B 1=B 2, то уравнение (36.26) принимает вид

Остаются еще два неизвестных. Чтобы найти В 2 и H 2 , необхо­димо еще одно соотношение, которое связывает В с H в железе.

Если можно приближенно считать, что B 2=mH 2, то уравнение разрешается алгебраически. Рассмотрим более общий случай, для которого кривая намагничивания железа имеет вид, изоб­раженный на фиг. 36.8. Единственное, что нам нужно,— это найти совместное решение этого функционального соотношения с уравнением (36.27). Его можно найти, строя зависимость (36.27) на одном графике с кривой намагничивания, как это сделано на фиг. 36.12. Точки, где эти кривые пересекутся, и будут нашими решениями.