Энергия магнитного потока

Понятие о присущей магнитному потоку энергии является важным в учении о природе магнитных явлений. В начальный период развития науки о магнитных явлениях совершенно не уделялось внимания той среде, в которой эти явления происходят. Закон Кулона, как известно, оперирует с так называемыми магнитными массами, рас­положенными на полюсах магнита, массами, фиктивность которых не подлежит для нас теперь никакому сомнению (см. § 31). В соответствии с этим и во­прос об энергии магнитных систем связывался, в постро­ениях первых исследователей с этими магнитными массами так же, как в учении об элек­трическом поле считалось, что вся энергия системы со­средоточена в зарядах распо­ложенных на поверхности за­ряженных тел. Работы Фарадея привели нас к убежде­нию, что энергия магнитной системы распределена по всему пространству, в кото­ром обнаруживается действие магнитных сил. В настоящее время нет никаких сомнений в том, что энергия магнитного поля не сосредоточена в полюсах, но что каждый элемент объема, занятого магнитным потоком, является носителем определенной части энергии. В нижеследующих строках мы дадим некоторые простейшие соотношения, характеризующие магнитный поток с точки зрения обусловливаемого им запаса энергии.

Разберем наиболее интересный для электротехники случай намаг­ниченного вещества. Переход отсюда к энергии магнитного потока в пустоте будет легко сделать, положив m=1.

Представим себе в качестве магнитопровода, т. е. магнитной цепи, в которой существует поток, железное кольцо с равномерно наложенной на него обмоткой из n витков (рис. 54).

Если к такой

обмотке приложить некоторую ЭДС, которая возбудит в ней ток, то весь возникающий при этом магнитный поток окончательно сосредоточивается, как известно, внутри такого замкнутого соленоида (тороида), и вне занимаемого им объема магнитное поле можно принять отсутствующим. Поперечное сечение кольца выберем столь малым, чтобы можно было считать поле равномерно распределенным по поперечному сечению тороида.

Чтобы найти интересующую нас величину энергии магнитного поля в единице объема, определим сначала работу, совершаемую источником тока в процессе установления магнитного потока в тороиде. Будем исходить из закона Ома в наиболее общей, его

формулировке:

где е — внешняя приложенная ЭДС, Ф_s — поток самоиндукции,

— dФ_s/dt есть обратная ЭДС самоиндукции, r— сопротивление обмотки.

Предыдущее уравнение можно переписать так:

Это уравнение показывает, что внешняя ЭДС идет на преодо­ление омического сопротивления проводника и обратной ЭДС самоиндукции. Умножая обе части этого уравнения на i, получаем уравнение мощностей:

Наконец, умножая на dt, получим элементарную работу dA, совер­шенную током в нашей системе:

dA = eidt=ri²dt+idФ_s.

Это последнее соотношение показывает, что затрачиваемая источ­ником тока работа идет на нагревание обмотки (ri²dt) и на измене­ние магнитного состояния среды (idФ_s). Нас интересует именно вторая составляющая работы. Обозначая ее dA_m, имеем:

dA_m=idФ_s. (14)

Величина Ф_s в этом выражении представляет собою полный поток самоиндукции, сцепляющийся с данным контуром тока, т. е, полное число сцеплений этого потока с контуром. Так как контур состоит в нашей случае из n витков, то под Ф_s надо понимать не тот поток, который реально существует в соленоиде (обозначим последний через Ф₀=Bs, где В — магнитная индукция в данной поперечном сечении, площадь которого есть s), а число сцеплений

этого реально существующего потока с контуром тока, т. е. величину в n раз большую. Таким образом, можем написать:

Ф_s = Bsn.

Подставляя значение Ф _s в равенство (14), получаем:

dA_m=idФ_s = isndB,

т. е. работа, затрачиваемая на изменение магнитного состояния системы, пропорциональна произведению из силы тока на прираще­ние магнитной индукции.

Исключим из полученного равенства величину i, для чего вос­пользуемся соотношением

(см. примечание на стр. 93). Отсюда

Подставляя вместо i полученное выражение, имеем:

Отметим, что в полученное выражение не входит время. Следовательно, работа, затрачиваемая внешней ЭДС на создание магнит­ного потока, не зависит or времени его установления. Этот резуль­тат интересно сопоставить с затратой работы на джоулево тепло, пропорциональной времени.

Разделив полученное выражение на объем кольца, т. е. на sl, получим работу, затрачиваемую на элементарное изменение магнит­ного состояния вещества в единице объема:

Конечная работа, затрачиваемая на установление в единице объема намагничиваемого вещества магнитного поля, характеризуемого ве­личинами Н и В, будет равна:

Сложность зависимости между В и Я делает вычисление полу­ченного интеграла в общем случае крайне трудным. В некоторых случаях величину A ₁оказывается возможным найти графически, о чем мы еще будем говорить дальше (см. § 35). Пока же остано­вимся на частном случае, когда

m=B/H=const.

Тогда можем написать:

Это выражение можно написать еще в следующих двух формах:

Ясно, конечно, что соотношение (17) дает нам именно величину запаса энергии в единице объема, занятого магнитным потоком,— энергии, обусловленной наличием этого потока.

Для пустоты (то же приближенно справедливо и для воздуха) m=m₀=1 и потому a ₁численно равно:

H²/8p.