Изотропном диэлектрике

анизотропию, т. е. зависимость магнитной проницаемости ц от направления магнитного поля. Сердечники при этом конструируют таким образом, чтобы направление магнитного поля соответствовало наибольшим значениям jj,. Такая конструкция сердечников дает возможность производить расчет магнитной цепи так же, как и в случае изотропных материалов. Магнитные свойства некоторых типов материалов резко ухудшаются при появлении в них механических напряжений. Сердечники из таких материалов приходится помещать в специальные кожухи из диэлектрика, на который наматывается обмотка, для предотвращения механического сжатия сердечника витками обмотки Ч

Листовые ферромагнитные материалы с целью улучшения магнитных свойств подвергают особой обработке, в результате которой материалы приобретают магнитную анизотропию, т. е. зависимость магнитной проницаемости \i от направления магнитного поля. Сердечники при этом конструируют таким образом, чтобы направление магнитного поля соответствовало наибольшим значениям ц. Такая конструкция сердечников дает возможность производить расчет магнитной цепи так же, как и в случае изотропных материалов. Магнитные свойства некоторых типов материалов резко ухудшаются при появлении в них механических напряжений. Сердечники из таких материалов приходится помещать в специальные кожухи из диэлектрика, на который наматывается обмотка, для предотвращения механического

Эта аппроксимация для изотропных материалов дает вполне приемлемый результат (относительная максимальная погрешность для разных материалов составляет 2—3%). Распространение этой формулы на анизотропные материалы магнитов средней энергии повышает погрешность до 5—8 %.

sfi — коэффициенты упругой податливости в матричной записи. Для изотропных материалов они выводятся непосредственно из модуля упругости или коэффициента поперечного сжатия в отсутствие электрического поля (Е = 0), т. е. при электрически свободном кристалле (электроды на гранях кристалла замкнуты между собой) .Соответствующее значение при разомкнутых электродах (D — 0), т. е. при электрически зажатом кристалле, обозначается sfi.

Наилучший путь получения изотропных материалов — литье. Однако изотропия нарушается в результате любой пластической де-

Для изотропных материалов kf]- = kby, где 5,у - символ Кронеккера. В случае стационарной теплопроводности уравнения (5.5) будут иметь вид

поля ( 13, б). После устранения намагничивающего поля векторы намагниченности стремятся возвратиться в ближайшее направление легкого на* магничивания ( 13, в). У изотропных материалов остаточная намагниченность обычно равна 0,5—0,8 от значения намагниченности насыщения.

У анизотропного материала размагниченному состоянию соответствует равновероятное распределение векторов намагниченности вдоль оси легкого намагничивания ( 13, г). При намагничивании до насыщения вдоль текстуры, совпадающей с направлением легкого намагничивания, все векторы совпадают с направлением намагничивающего поля ( 13, 9). После устранения намагничивающего поля направление векторов намагниченности сохраняется, поскольку ось легкого намагничивания совпадает с направлением текстуры и с направлением намагничивающего поля ( 13, е). Поэтому у анизотропных материалов остаточная намагниченность близка к намагниченности насыщения.

Исследование точности аппроксимации показало, что для изотропных материалов формула (4) сравнима по точности с (2), а для анизотропных материалов с высоким значением коэрцитивной силы НсМ расчет по (4) дает значительно лучшее приближение к кривой, снятой экспериментально. В некоторых случаях, например для сплава Pt — Co ( 22, а), формула (3) становится неприемлемой. Однако для сплава Pt — Со еще лучшее приближение дает ( 22, б) аппроксимация кривой размагничивания дугой окружности и касательными к ней, пересекающими оси координат в точ-

По первому методу для МС, не содержащих ферромагнитные тела или содержащих ферромагнитные тела, выполненные из изотропных материалов без учета гистерезиса, электромагнитная сила РЭМ определяется либо по изменению магнитной

Измерения Uт производят через интервал времени tt после скончания действия импульса тока. При t% — !0~s da/~o попепечный градиент температуры в образце несущественно отличается от стационарного. Для предотвращения тепловых потерь с поверхности образца и зондов 2, 3 принимаются те же меры, что и в методе Хармана. При частотах /«J0.53 а/12, описанная методика, как и метод Хармана, позволяет определить термоэлектрическую добротность изотропных материалов. Погрешность измерений составляет 2—5%.

в однородном изотропном диэлектрике, векторы Е и Н ориентированы в определенных направлениях и взаимно перпендикулярны.

откуда следует, что Яг = const = 0. Следовательно, НУ — Н2 = 0 и Н = = Нх. Отсюда заключаем, что в поляризованной плоской волне, распространяющейся в однородном изотропном диэлектрике, векторы Е и Н ориентированы в определенных направлениях и взаимно перпендикулярны.

Доказательством служит то, что, если бы такая составляющая напряженности существовала, то должны были возникнуть силы, которые начали бы перемещать заряды до тех пор, пока эта составляющая не стала бы равной нулю. Следовательно, напряженность поля у поверхности проводящего тела нормальна к этбй поверхности, причем поскольку поля внутри проводящего тела нет, эта напряженность направлена во внешнее пространство ( 3-27). В вакууме и изотропном диэлектрике индукция и напряженность поля совпадают по направлению. Поэтому вектор индукции на границе между вакуумом или диэлектриком и проводящей поверхностью также нормален к последней и направлен во внешнее пространство.

Для того чтобы лучше выявить основные соотношения в электромагнитном поле, рассмотрим сначала простейший случай плоской электромагнитной волны, распространяющейся в однородном и изотропном диэлектрике. Электромагнитная волна называется плоской, когда все величины, характеризующие интенсивность электромагнитного процесса, зависят только от одной из декартовых координат, например от координаты z. Приблизительно такой характер имеет электромагнитная волна, излученная антенной, если эту волну рассматривать в небольшой области пространства на большом расстоянии от излучающего центра.

Следовательно, вектор Н направлен по оси OY. Мы получаем первый существенный вывод: в электромагнитной волне, свободно распространяющейся в однородном и изотропном диэлектрике, векторы Е и Н взаимно-перпендикулярны:

Если поле создано совокупностью точечных зарядов, то этот вывод справедлив для поля, созданного каждым из точечных зарядов в отдельности. А так как для электрического поля в однородном и изотропном диэлектрике справедлив принцип наложения, то вывод о независимости величины разности потенциалов
РАСПРОСТРАНЕНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН В ОДНОРОДНОМ И ИЗОТРОПНОМ ДИЭЛЕКТРИКЕ И В ПОЛУПРОВОДЯЩИХ И ГИРОТРОПНЫХ СРЕДАХ

§ 24Л. Распространение электромагнитных волн в однородном и изотропном диэлектрике. Проводимость у идеального диэлектрика равна нулю. Поэтому в первом уравнении Максвелла (22.1) первое слагаемое правой части (6 = уЕ) выпадает, и уравнения Максвелла для диэлектрика получают следующий вид:

$ 24.1. Распространение электромагнитных волн в однородном и изотропном диэлектрике.....................163

Отсюда можно заключить, что в поляризованной плоской электромагнитной волне, распространяющейся в однородном и изотропном диэлектрике от источника излучения, векторы Е и Н ориентированы в определенных направлениях « взаимно перпендикулярны.

Для того чтобы лучше выявить основные соотношения в электромагнитном поле, рассмотрим сначала простейший случай — плоскую электромагнитную волну, распространяющуюся в однородном и изотропном диэлектрике. Электромагнитная волна называется плоской, когда все величины, характеризующие интенсивность электромагнитного процесса, зависят только от одной из декартовых координат, например от координаты z. Приблизительно такой характер имеет электромагнитная волна, излученная антенной, если эту волну рассматривать в небольшой области пространства на большом расстоянии от излучающего центра.