ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ПОЛЯ В ПЛОСКИХ ТЕЛАХ

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ПОЛЯ В ПЛОСКИХ ТЕЛАХ [c.113]

Рассмотрим одномерные электромагнитные поля в плоских телах и некоторые двухмерные плоскопараллельные поля, образующиеся при помещении длинных проводящих тел в первоначально однородное магнитное поле. Для этих случаев можно получить в конечном виде ряд зависимостей, облегчающих исследование и проектирование индукционных устройств. [c.113]

Минимальное значение равное 0,5, соответствует уединенной шине. При зтом 0 = 0,5 ф (d/o). При = 1 получаем одностороннее проникновение поля в шину и 0 = ф (d/a). В реальном двухпроводном шинопроводе 0,5 <р < 1,0, причем с увеличением зазора между шинами р уменьшается. Нужно отметить, что здесь рассматривается одномерное описание электромагнитных процессов в плоских телах, без учета неравномерности распределения тока по ширине проводников. [c.126]

ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ПОЛЕ В ТЕЛАХ С плоской ПОВЕРХНОСТЬЮ [c.50]

Аналитические методы имеют очень большое значение в теории индукционного нагрева, в особенности при изучении одномерных и пространственно-периодических двухмерных полей. Одномерные поля существуют только в плоских и цилиндрических телах и могут служить также основой для описания электромагнитных полей в реальных многомерных индукционных устройствах. Их [c.51]

Сплошной ферромагнитный цилиндр. Электромагнитное поле в сплошном цилиндре = 0) с постоянным р полностью определяется его относительным радиусом д/ о (где бц — глубина проникновения при ц. = 1), действующим значением напряженности Я в какой-либо точке и зависимостью х = / (Я). Если вместо Я задана магнитная проницаемость то может потребоваться дополнительное указание, к какой ветви кривой, и = / (Я) она относится. Как и при нагреве плоских тел, возможны три характерных случая [c.151]

Фононы представляют собой кванты поля звуковых волн в макроскопическом теле. Теоретически они вводятся совершенно так же, как фотоны при квантовании электромагнитного поля. Выше указывалось, что электромагнитное поле в полости может быть разложено в ряд Фурье по плоским волнам. При этом гамильтониан электромагнитного поля разлагается на сумму членов, каждый из которых соответствует одному гармоническому осциллятору. Квантами энергии этих гармонических осцилляторов и являются фотоны. Аналогично гамильтониан твердого тела, которое построено из атомов, образующих кристаллическую решетку, может быть аппроксимирован суммой членов, каждый из которых представляет гармонический осциллятор, соответствующий нормальному колебанию системы атомов ). В классической теории нормальное колебание есть волна деформации плоскостей решетки, т. е. звуковая волна. В квантовой теории нормальные колебания порождают кванты, называемые фо-нонами. [c.283]

В качестве примера аналитического расчета, общего для теплового и электромагнитного полей, рассмотрим распределение температуры в плоском однородном теле при периодическом изменении температуры на его поверхности. Эта задача представляет значительный теоретический и практический интерес, так как в таком [c.38]

Понятия П. о. и массового оператора нашли применения в статистич. физике и квантовой теории многих тел. Здесь поляризация реальной среды имеет место даже для электромагнитного поля плоской волны, вследствие чего связь частоты с волновым числом (ур-пие дисперсии) содержит показатель преломления. Л. о. и ур-ния типа (2) могут служить для определения спектра возбуждений (т. е. квазичастиц). [c.136]

Методом параболического уравнения (распространение радиоволн над плоской [67] и сферической [68, 69] землей поле плоской электромагнитной волны в области полутени для любого выпуклого тела [70]). [c.182]

Пинчу [1603] принадлежит патентная заявка на электромагнитный излучатель ультразвука, в котором подвижной проводник колеблется в зазоре, пронизываемом переменным магнитным полем. Пример такого рода конструкции изображен на фиг. 29. В воздушные зазоры четырех подковообразных магнитов М- —набранных из пластин и возбуждаемых переменным током, обтекающим кольцевую катушку 5, входит цилиндрическое тело К, выполненное из хорошего проводника и закрытое сверху плоской круглой мембраной Р, излучающей звуковые колебания. Практического применения этот излучатель пока еще не нашел. Аналогичное устройство описано в американском патенте Тернера [2085]. [c.39]

Исходя из электромагнитной теории света, механизм возникновения светового давления качественно можно пояснить следующим образом (рис, 28.1). Пусть на плоскую иоверхность Р тела надает электромагнитная световая волна. Векторы Е и Н лежат в плоскости Р. Рассмотрим, как они будут воздействовать на электрические заряды тела. Электрическая компонента Е электромагнитного поля действует на заряд д с силой Ек = < Е. Под воздействием этой силы положительный заряд начнет смещаться вдоль поверхности по направлению Е, а отрицательный—против направления Е. Такое смеи1ение зарядов представляет собой поверхностный ток ], параллельный Е. В телах со свободными зарядами (проводники) это будет ток проводимости, а в диэлектриках — поляризационный ток смещения. Магнитная компонента Н электромагнитного поля воздействует на движущийся заряд с силой Лоренца Е= (<7/с)[уН], направленной в сторону распространения света. Равнодействующая всех этих сил и воспринимается как давление, оказываемое светом и а тело. [c.183]

Распределение электромагнитного поля и источников теплоты в призме произвольного сечения в настоящее время исследовано слабо. Некоторые данные по распределению поля вблизи вершины поперечного сечения массивного тела, полученные Г. А. Разореновым, приведены в [I ]. Показано, что в области угла при вершине, меньшего л, магнитное поле убывает с глубиной значительно медленнее, чем в плоской волне. Так, для углов ф = п/2, п/4 и п/8 напряженность Я уменьшается в е раз при расстояниях по биссектрисе, равных соответственно 2,44 б 4,3 б и 8,7 б. Плотность тока J, равная нулю в вершине угла, сначала растет вдоль биссектрисы, затем, достигнув максимума, положение которого зависит от ф, убывает по кривой, близкой к экспоненте. В этой же работе приведено распределение У и Я по сечению прямоугольного параллелепипеда со стороной, равной глубине проникновения тока (слабый поверхностный эффект). [c.127]

Книга представляет собой монографию, написанную по результатам работ автора. В ней исследуется дифракция плоских электромагнитных волн на идеально проводящих телах, поверхность которых имеет изломы. Линейные размеры тел предполагаются большими по сравиеиию с длиной волны. Развитый в книге метод учитывает возмущение поля вблизи излома поверхности и позволяет существеиио уточнить приближения геометрической и физической оптики. Найдены выражения для рассеянного поля в дальней зоне. Выполнен численный расчет характеристик рассеяния и проведено их сравнение с результатами строгой теории и с экспери-меито.м. [c.2]

Электромагнитное формование. Метод использует для уплотнения порошков энергию мош,ного импульсного магнитного поля. Техника прямого деформирования металлов импульсными электромагнитными полями была разработана в начале 60-х годов, когда было установлено, что поле напряженностью 300 кЭ развивает давление порядка 400 МПа, вполне достаточное для уплотнения большинства металлических порошков. Для получения магнитных импульсов различных конфигураций применяют плоские, спиральные, соленоидные и другие индукторы. При прохождении тока через индуктор между ним и формуемой массой создается магнитное поле высокой интенсивности. Во время кратковременного импульса наведенные вихревые токи в пористом теле ограничивают электромагнитное поле на его внешней поверхности и взаимодействие магнитного поля и наведенных токов создает силы, прижимающие порошковое тело к матрице прессформы. [c.311]

Рассмотрим влияние поверхностного эффекта на примере протекания переменного тока по шине прямоугольного сечения. При достаточно больших размерах шины ее можно рассматривать как полуограниченное металлическое тело с плоской поверхностью (полубесконечность), на которую падает плоская электромагнитная волна. Падающая волна частью отражается от поверхности проводящей среды, частью проникает в эту среду и поглощается в ней. Примем дополнительно, что магнитная проницаемость и удельное электрическое сопротивление р проводящей среды постоянны во всем исследуемом объеме. Значения комплексных амплитуд напряженности магнитного Н,п и электрического Ет полей для волны, прошедшей через плоскую поверхность полубесконечной среды, получены на основании решения уравнений Максвелла (3) и (4) при условии, что Н я Е — синусоидальные функции времени [22, 351 [c.6]

Впервые нредположение о существовании светового давления было высказано еще И. Кеплером в начале XVII века в качестве объяспеипя отклонения хвостов комет, пролетающих около Солнца. В Конце XIX века Дж. Максвелл, развивая электромагнитную теорию света, обосновал существование светового давления, основываясь на явлении поляризации среды в световом поле. Впервые наблюдать световое давление на твердое тело в лабораторном эксперименте удалось П. Н. Лебедеву в 1900 г. При нормальном падении светового пучка на единицу плоской поверхности непрозрачного тела согласно второму закону Ньютона сила давления света определяется соотношением [c.98]

Если рассмотреть, например, падение плоской электромагнитной волны иа хорошо проводящее тело, все размеры которого велики по сравнению с длиной волны, то простейшее решение этой задачи можно получить с помощью геометрической оптики. Известно, что в ряде случаев гбЬметрическую оптику следует дополнить законами физической оптики, связанной с именами Гюйгенса, Френеля, Кирхгофа и Котлера, использующей наряду с уравнениями поля предположение [c.3]

Как уже говорилось во введении, рассеяиное телом поле можно рассматривать в виде суммы полей, излучаемых (равномерной и неравномерной частями поверхностного тока. Равномерная часть тока полностью определяется геометрией тела и магнитным полем падающей волны. Неравномерная часть в общем случае неизвестна. Однйко приближенно можно считать, что вблизи излома выпуклой поверхности она будет такой же, как на соответствующем клине. Поэтому нам нужно сначала изучить дифракцию плоской электромагнитной волны на клине. Этой задаче и будет тосвящена настоящая глава. Вначале мы рассмотрим строгое решение данной задачи ( 1 и 2). Затем найдем ее решение в приближении физической оптики ( 3). Разность этих решений определяет поле, создаваемое неравномерной частью тока ( 4). [c.13]

Работы по дифракции на объемных телах, имеющих ребра, сравнительно немногочисленны. В статье Сигеля и других [41] с помощью элементарных рассуждений вычислена эффективная поверхность рассеяния для конечного конуса при падении на него плоской волны вдоль оси симметрии. Полученные здесь выражения не полностью характеризуют рассеянное поле и пригодны лишь для острых конусов, о чем мы уже упо.минали в 17. В статьях Келлера [44] концепция дифракционных лучей применяется к расчету рассеяния скалярной и электромагнитной плоских волн на конечном круговом конусе с плоским основанием, а также на конусе, имеющем вместо плоского основания сферическое закругление. Полученные выражения неприменимы вблизи некоторых направлений облучения и наблюдения. В 17 мы показали, что поле, рассеянное конусом и некоторыми другими телами вращения, не выражается только через функции f W g, относящиеся к дифракционным лучам, которые расходятся от ребра клина. Этот результат, по-видимому, свидетельствует о невозможности полного вычисления характеристики рассеяния с помощью концепции дифракционных лучей. [c.181]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...