Как найти силу лоренса - Сайт, где вы сможете решить свои вопросы

Сила Лоренца, действующая на быстро движущиеся заряженные частицы в пузырьковой камере, приводит к появлению траекторий положительного и отрицательного заряда, которые изгибаются в противоположных направлениях.

Си́ла Ло́ренца — сила, с которой электромагнитное поле, согласно классической (неквантовой) электродинамике^[1], действует на точечную заряженную частицу^[2]^[3]. Иногда силой Лоренца называют силу, действующую на движущийся со скоростью заряд лишь со стороны магнитного поля, нередко же полную силу — со стороны электромагнитного поля вообще^[4], иначе говоря, со стороны электрического и магнитного полей. В Международной системе единиц (СИ) выражается как^[5]^[2]:

Электромагнитная сила, действующая на заряд q, представляет собой комбинацию силы, действующей в направлении электрического поля , пропорциональной величине поля и количеству заряда, и силы, действующей под прямым углом к магнитному полю и скорости , пропорциональной величине магнитного поля, заряду и скорости. Вариации этой базовой формулы описывают магнитную силу, действующую на проводник с током (иногда называемую силой Лапласа), электродвижущую силу в проволочной петле, движущейся через область с магнитным полем (закон индукции Фарадея), и силу, действующую на движущиеся заряженные частицы.

Историки науки предполагают, что этот закон подразумевался в статье Джеймса Клерка Максвелла, опубликованной в 1865 году^[6]. Хендрик Лоренц привёл полный вывод этой формулы в 1895 г.^[7], определив вклад электрической силы через несколько лет после того, как Оливер Хевисайд правильно определил вклад магнитной силы^[8]^[9].

Для силы Лоренца, так же как и для сил инерции, третий закон Ньютона не выполняется (это верно лишь при условии, что создающий поле магнит не рассматривается как часть системы). Лишь переформулировав этот закон Ньютона как закон сохранения импульса в замкнутой системе из частиц и электромагнитного поля, можно восстановить его справедливость для сил Лоренца^[10].

Полный вывод такого утверждения требует определения понятия “импульс поля”, а едва ли не единственный способ сделать это – это теорема Эммы Нетер (и тесно связанное с ней понятие тензора энергии-импульса) в классической (не-квантовой) теории поля в лагранжевом формализме. Однако же характерный импульс поля/волны (“давление света”) в c раз меньше, чем его характерная энергия, где c – скорость света, и во многих реальных, технических применениях представляет собой исчезающе малую величину. Что означает справедливость ЗСИ для одного лишь заряженного вещества, и, в свою очередь, если вещество состоит из всего 2 материальных точек – справедливость третьего закона Ньютона (он равносилен ЗСИ для замкнутой системы, которая есть пара материальных точек/тел).

Сила Лоренца как определение E и B[править | править код]

Классическая электродинамика

Электричество · Магнетизм
Электростатика Закон Кулона Теорема Гаусса Электрический дипольный момент Электрический заряд Электрическая индукция Электрическое поле Электростатический потенциал
Магнитостатика Закон Био — Савара — Лапласа Закон Ампера Магнитный момент Магнитное поле Магнитный поток Магнитная индукция
Электродинамика Векторный потенциал Диполь Потенциалы Лиенара — Вихерта Сила Лоренца Ток смещения Униполярная индукция Уравнения Максвелла Электрический ток Электродвижущая сила Электромагнитная индукция Электромагнитное излучение Электромагнитное поле
Электрическая цепь Закон Ома Законы Кирхгофа Индуктивность Радиоволновод Резонатор Электрическая ёмкость Электрическая проводимость Электрическое сопротивление Электрический импеданс
Ковариантная формулировка Тензор электромагнитного поля Тензор энергии-импульса 4-потенциал 4-ток
См. также: Портал:Физика

Во многих учебниках по электромагнетизму силу Лоренца используют в качестве определения электрического и магнитного полей E и B^[11]^[12]^[13]. В частности, сила Лоренца понимается как следующее эмпирическое утверждение:

Электромагнитная сила F, действующая на пробный заряд в данной точке и момент времени, является определённой функцией его заряда q и скорости v, которая может быть параметризована ровно двумя векторами E и B в функциональной форме :

{displaystyle mathbf {F} =q(mathbf {E} +mathbf {v} times mathbf {B} )}

Это выражение верно в том числе для случая движения частицы со скоростью близкой по величине к скорости света (v = | v | ≈ c).^[14] Таким образом, два векторных поля E и B определяются во всём пространстве и времени, и они называются «электрическим полем» и «магнитным полем». Поля определены повсюду в пространстве и времени относительно силы, которую испытывает пробный заряд, помещённый в электромагнитное поле.

Как определение E и B, сила Лоренца является только определением в принципе, потому что реальная частица (в отличие от гипотетического пробного тела бесконечно малой массы и заряда) будет создавать свои собственные конечные поля E и B, изменяющие электромагнитную силу, которую он испытывает. Вдобавок, заряд в магнитном поле обычно движется по криволинейной траектории, то есть с ускорением — а значит, он испускает излучение и теряет кинетическую энергию (см., например, статьи тормозное излучение или синхротронное излучение). Эти эффекты возникают за счёт как прямого воздействия (так называемой силы реакции излучения), так и косвенного (путём воздействия на движение близлежащих зарядов и токов).

Уравнение[править | править код]

Заряженная частица[править | править код]

Сила F, действующая на частицу с электрическим зарядом q и мгновенной скоростью v из-за внешнего электрического поля E и магнитного поля B, определяется выражением (в единицах СИ):^[15]

где знак × обозначает векторное произведение (все величины, выделенные жирным шрифтом, являются векторами). В декартовых компонентах

${displaystyle F_{x}=q(E_{x}+v_{y}B_{z}-v_{z}B_{y}),}$

${displaystyle F_{y}=q(E_{y}+v_{z}B_{x}-v_{x}B_{z}),}$

${displaystyle F_{z}=q(E_{z}+v_{x}B_{y}-v_{y}B_{x}).}$

В общем случае, электрическое и магнитное поля зависят от координат и времени. Следовательно, в явном виде силу Лоренца можно записать как

{displaystyle mathbf {F} left(mathbf {r} ,mathbf {dot {r}} ,t,qright)=qleft[mathbf {E} (mathbf {r} ,t)+mathbf {dot {r}} times mathbf {B} (mathbf {r} ,t)right]}

где r — вектор положения заряженной частицы, t — время, а точка обозначает производную по времени.

Положительно заряженная частица будет ускоряться в том же направлении, что и поле E, но её траектория будет изгибаться перпендикулярно как вектору мгновенной скорости v, так и полю B в соответствии с правилом буравчика (если пальцы правой руки вытянуты так, чтобы указывать в направлении v, а затем изгибаются так, чтобы указывать в направлении B, тогда вытянутый большой палец будет указывать в направлении F).

Член q E называется электрической силой, а член q (v × B) — магнитной силой^[16]. Согласно некоторым определениям, термин «сила Лоренца» относится конкретно к формуле для магнитной силы^[17] а формуле с общей электромагнитной силой (включая электрическую силу), дано другое название. В дальнейшем термин «сила Лоренца» будет относиться к выражению для полной силы.

Магнитная составляющая силы Лоренца проявляется как сила, действующая на помещённый в магнитное поле проводник с током. В этом контексте эта сила также называется силой Лапласа.

Сила Лоренца — это сила воздействия электромагнитного поля на заряженную частицу, или. другими словами, скорость, с которой передаётся линейный импульс от электромагнитного поля частице. С ним связана мощность, которая представляет собой скорость, с которой энергия передаётся от электромагнитного поля частице:

{displaystyle mathbf {v} cdot mathbf {F} =q,mathbf {v} cdot mathbf {E} }

Магнитное поле не совершает работы, потому что магнитная сила всегда перпендикулярна скорости частицы.

Непрерывное распределение заряда[править | править код]

Сила Лоренца (на единицу 3-х мерного объёма) f действующая на непрерывное распределение заряда (плотность заряда ρ) в движении. 3-хмерного плотность тока J соответствует движению элемента заряда dq в элементе объёма dV и изменяется по всему пространству.

Для непрерывного распределения заряда, находящегося в движении, уравнение для силы Лоренца принимает дифференциальный вид

{displaystyle mathrm {d} mathbf {F} =mathrm {d} qleft(mathbf {E} +mathbf {v} times mathbf {B} right),!}

где — сила, действующая на небольшой элемент объёма с зарядом . Если обе части данного уравнения разделить на объём этого небольшого фрагмента распределения заряда , то получится выражение

{displaystyle mathbf {f} =rho left(mathbf {E} +mathbf {v} times mathbf {B} right),!}

где — плотность силы (сила на единицу объёма) и rho — плотность заряда (заряд на единицу объёма). Далее, плотность тока, соответствующая движению заряда, равна

{displaystyle mathbf {J} =rho mathbf {v} ,!}

так что непрерывным аналогом уравнения для силы Лоренца является выражение^[18]

К полной силе можно прийти вычислив объемный интеграл по распределению заряда:

{displaystyle mathbf {F} =iiint !(rho mathbf {E} +mathbf {J} times mathbf {B} ),mathrm {d} V,!}

Устраняя rho и , используя уравнения Максвелла с помощью теорем векторного исчисления, эту форму уравнения можно использовать для вывода тензора напряжений Максвелла , и комбинируя с вектором Пойнтинга — получить тензор T энергии-импульса электромагнитного поля, используемого в общей теории относительности^[18].

В терминах и , можно записать силу Лоренца (на единицу объёма) в виде^[18]

${displaystyle mathbf {f} =nabla cdot {boldsymbol {sigma }}-{dfrac {1}{c^{2}}}{dfrac {partial mathbf {S} }{partial t}},!}$

где — скорость света, ∇ · обозначает дивергенцию тензорного поля. Это уравнение связывает не количество заряда и его скорость в электрическом и магнитном полях, а поток энергии (поток энергии в единицу времени на единицу расстояния) в полях с силой, действующей на распределение заряда.

Плотность мощности, связанная с силой Лоренца в материальной среде, равна

{displaystyle mathbf {J} cdot mathbf {E} }

Если разделить полный заряд и полный ток на их свободную и связанную части, получится, что плотность силы Лоренца равна

${displaystyle mathbf {f} =(rho _{f}-nabla cdot mathbf {P} )mathbf {E} +(mathbf {J} _{f}+nabla times mathbf {M} +{frac {partial mathbf {P} }{partial t}})times mathbf {B} }$

где ${displaystyle rho _{f}}$ — плотность свободного заряда; — поляризация ; ${displaystyle mathbf {J} _{f}}$ — плотность тока свободных зарядов; и — намагниченность. Таким образом, сила Лоренца может объяснить крутящий момент, приложенный к постоянному магниту из-за внешнего магнитного поля.

Уравнение в единицах СГС[править | править код]

В приведённых выше формулах используются единицы СИ, которые являются наиболее распространёнными среди экспериментаторов, техников и инженеров. В системе СГС, которая более распространена среди физиков-теоретиков, сила Лоренца примет вид

${displaystyle mathbf {F} =q_{mathrm {cgs} }left(mathbf {E} _{mathrm {cgs} }+{frac {mathbf {v} }{c}}times mathbf {B} _{mathrm {cgs} }right)}$

где c — скорость света. Хотя это уравнение выглядит несколько иначе, оно полностью эквивалентно, поскольку новые величины связаны в двух системах единиц соотношениями

${displaystyle q_{mathrm {cgs} }={frac {q_{mathrm {SI} }}{sqrt {4pi epsilon _{0}}}},quad mathbf {E} _{mathrm {cgs} }={sqrt {4pi epsilon _{0}}},mathbf {E} _{mathrm {SI} },quad mathbf {B} _{mathrm {cgs} }={sqrt {4pi /mu _{0}}},{mathbf {B} _{mathrm {SI} }},quad c={frac {1}{sqrt {varepsilon _{0}mu _{0}}}}.}$

где ε ₀ — диэлектрическая проницаемость вакуума, а μ ₀ — магнитная проницаемость вакуума. На практике индексы «cgs» и «SI» всегда опускаются, и система единиц измерения должна быть понятна из контекста.

Частные случаи[править | править код]

Направление движения частицы в зависимости от её заряда при векторе магнитной индукции, перпендикулярном вектору скорости (к нам из плоскости рисунка, перпендикулярно ей)

В однородном магнитном поле, направленном перпендикулярно вектору скорости, под действием силы Лоренца заряженная частица будет равномерно двигаться по окружности постоянного радиуса (называемого также гирорадиусом). Сила Лоренца в этом случае является центростремительной силой:

СГС	СИ
${displaystyle {mv^{2} over r}={\|q\| over c}vBRightarrow r={cm over \|q\|}cdot {v over B}}$	${displaystyle {mv^{2} over r}=\|q\|vBRightarrow r={m over \|q\|}cdot {v over B}}$

Работа силы Лоренца будет равна нулю, поскольку векторы силы и скорости всегда ортогональны. При скорости , намного меньшей скорости света, круговая частота omega не зависит от :

СГС	СИ

Если заряженная частица движется в магнитном поле так, что вектор скорости составляет с вектором магнитной индукции угол alpha , то траекторией движения частицы является винтовая линия с радиусом и шагом винта :

СГС	СИ
,	,

История[править | править код]

Первые попытки количественного описания электромагнитной силы были предприняты в середине 18 века. Предполагалось Иоганн Тобиас Майер и другие в 1760 году^[19] предполагали, что сила на магнитных полюсах как и электрически заряженные объекты, что установил Генри Кавендиш в 1762 году^[20], подчиняются закону обратных квадратов. Однако в обоих случаях экспериментальное доказательство не было ни полным, ни окончательным. Только в 1784 году Шарль-Огюстен де Кулон, используя торсионные весы, смог окончательно экспериментально показать, что это правда.^[21] Вскоре после открытия в 1820 году Хансом Кристианом Эрстедом того факта, что на магнитную стрелку действует электрический ток, Андре-Мари Ампер в том же году смог экспериментально получить формулу угловой зависимости силы между двумя элементами тока.^[22]^[23] Во всех этих описаниях сила всегда описывалась в терминах свойств вещества и расстояний между двумя массами или зарядами, а не в терминах электрических и магнитных полей.^[24]

Современная концепция электрических и магнитных полей впервые возникла в теориях Майкла Фарадея, особенно удачной оказалась его идея силовых линий, которая позже получила полное математическое описание лордом Кельвином и Джеймсом Клерком Максвеллом.^[25] С современной точки зрения, в формулировке Максвелла 1865 г. его уравнений для электромагнитного поля можно получить уравнение для силы Лоренца по отношению к электрическим токам^[6], хотя во времена Максвелла не было очевидно, как его уравнения связаны с силами при перемещении заряженных предметов. Дж. Дж. Томсон был первым, кто попытался вывести из уравнений Максвелла поля электромагнитные силы, действующие на движущийся заряженный объект, в терминах свойств объекта и внешних полей. Заинтересовавшийся поведением заряженных частиц в катодных лучах, Томсон опубликовал статью в 1881 году, в которой он дал определение силы, действующей на частицы, обусловленную внешним магнитным полем, в виде^[8]

${displaystyle mathbf {F} ={frac {q}{2}}mathbf {v} times mathbf {B} .}$

Томсон вывел правильную основную форму формулы, но из-за некоторых ошибок и неполного описания тока смещения перед формулой включил неверный масштабный коэффициент, равный половине. Оливер Хевисайд изобрёл современные векторные обозначения и переписал в их терминах полевые уравнения Максвелла; он также (в 1885 и 1889 годах) исправил ошибки вывода Томсона и пришел к правильному виду для магнитной силы действующей на движущуюся заряженную частицу.^[8]^[25]^[26] Наконец, в 1895 году^[7]^[27] Хендрик Лоренц пришёл к современному виду формулы для электромагнитной силы, которая включает вклады как электрического, так и магнитного полей. Лоренц вначале отказался от максвелловского описания эфира и проводимости. Вместо этого Лоренц указал на различия между материей и светоносным эфиром и записал уравнения Максвелла в микроскопическом масштабе. Используя версию уравнений Максвелла Хевисайда для неподвижного эфира и, применяя лагранжевую механику (см. Ниже), Лоренц пришёл к правильной и полной форме закона для электромагнитной силы, который теперь носит его имя.^[25]^[28]

Траектории частиц под действием силы Лоренца[править | править код]

Заряженная частица дрейфует в однородном магнитном поле. (A) Нет возмущающей силы (B) В электрическом поле, E (C) С независимой силой, F (например, гравитация) (D) В неоднородном магнитном поле, grad H

Во многих случаях, представляющих практический интерес, движение в магнитном поле электрически заряженной частицы (например, электрона или иона в плазме) можно рассматривать как суперпозицию относительно быстрого кругового движения вокруг точки, которая дрейфует в направлении перпендикулярном электрическому и магнитным полям. Скорости дрейфа могут различаться в зависимости от их зарядового состояния, массы или температуры, что может привести к электрическим токам или химическому разделению.

Значение силы Лоренца[править | править код]

В то время как современные уравнения Максвелла описывают то, как электрически заряженные частицы и токи или движущиеся заряженные частицы вызывают электрические и магнитные поля, сила Лоренца дополняет эту картину, описывая силу, действующую на движущийся точечный заряд q в присутствии электромагнитных полей.^[15]^[29] Хотя сила Лоренца описывает действие E и B на точечный заряд, но такие электромагнитные силы не являются всей картиной. Заряженные частицы, возможно, связаны с другими силами, особенно с гравитацией и ядерными силами. Таким образом, уравнения Максвелла не отделены от других физических законов, а связаны с ними через плотности заряда и тока. Реакция точечного заряда на закон Лоренца — это один из аспектов; генерация E и B токами и зарядами — другое.

В реальных материалах сила Лоренца неадекватно описывает коллективное поведение заряженных частиц как в принципе, так и с точки зрения вычислений. Заряженные частицы в материальной среде не только реагируют на поля E и B, но и создают эти поля сами. Для определения временной и пространственной реакции зарядов необходимо решать сложные уравнения переноса, например, уравнение Больцмана, уравнение Фоккера — Планка или уравнения Навье — Стокса . Например, см. Магнитогидродинамику, гидродинамику, электрогидродинамику, сверхпроводимость, звёздную эволюцию . Разработан целый физический аппарат для решения этих вопросов. См., Например, формулы Грина — Кубо и функцию Грина (теория многих тел) .

Сила на токоведущем проводе[править | править код]

Правило правой руки для токоведущего провода в магнитном поле B

Когда провод, по которому течёт электрический ток, помещается в магнитное поле, каждый из движущихся зарядов, составляющих ток, испытывает силу Лоренца, и вместе они могут создавать макроскопическую силу действующую на проводе (иногда называемую силой Лапласа). Комбинируя приведённый выше закон Лоренца с определением электрического тока, в случае прямого неподвижного провода получается следующее уравнение:^[30]

{displaystyle mathbf {F} =I{boldsymbol {ell }}times mathbf {B} }

где ℓ — вектор, величина которого равна длине провода, а направление — вдоль провода, совмещённое с направлением обычного тока I.

Если провод не прямой, а изогнутый, то силу, действующую на него, вычисляют, применив данную формулу к каждому бесконечно малому отрезку провода dℓ, а затем сложив все эти силы путём интегрирования . Формально результирующая сила, действующая на неподвижный жёсткий провод, по которому течёт постоянный ток I равна

{displaystyle mathbf {F} =Iint mathrm {d} {boldsymbol {ell }}times mathbf {B} }

Это полная сила. Кроме того, обычно возникает крутящий момент и другие эффекты, если проволока не совсем жёсткая.

Одним из применений этого является закон силы Ампера, который описывает, как два токоведущих провода притягиваться или отталкиваться друг от друга, в зависимости от направления тока, поскольку каждый из них испытывает силу Лоренца от магнитного поля создаваемого другим током.

ЭДС[править | править код]

Магнитная сила (qv × B) в выражении силы Лоренца отвечает за двигательную электродвижущую силу (или двигательную ЭДС), явление, лежащее в основе действия многих электрических генераторов. Когда проводник перемещается через область магнитного поля, магнитное поле оказывает противоположно направленные силы на электроны и ядра в проводе, и это создаёт ЭДС. Термин «двигательная ЭДС» применяется к этому явлению, поскольку ЭДС возникает из-за движения провода.

В других электрических генераторах магниты движутся, а проводники — нет. В этом случае ЭДС возникает из-за электрической силы (q E) в уравнении для силы Лоренца. Рассматриваемое электрическое поле создается изменяющимся магнитным полем, приводящим к возникновению индуцированной ЭДС, как описано уравнением Максвелла — Фарадея.^[31]

Обе эти ЭДС, несмотря на их явно различное происхождение, описываются одним и тем же уравнением, а именно ЭДС — это скорость изменения магнитного потока через провод. Это закон электромагнитной индукции Фарадея, см. Ниже . Специальная теория относительности Эйнштейна была частично мотивирована желанием лучше понять эту связь между двумя эффектами.^[31] Фактически, электрическое и магнитное поля представляют собой разные грани единого электромагнитного поля (разные элементы единой матрицы тензора силы поля Fij), и при переходе от одной инерциальной системы отсчета к другой (то есть применении операции замены базиса к матрице Fij) часть электромагнитного векторного поля E можно полностью или частично заменить на B или наоборот .^[32]

Сила Лоренца и закон индукции Фарадея[править | править код]

Сила Лоренца — изображение на стене в Лейдене

Для петли из провода находящуюся в магнитном поле, закон индукции Фарадея утверждает, что наведённая электродвижущая сила (ЭДС) в проводе равна:

${displaystyle {mathcal {E}}=-{frac {mathrm {d} Phi _{B}}{mathrm {d} t}}}$

где

${displaystyle Phi _{B}=iint _{Sigma (t)}mathrm {d} mathbf {A} cdot mathbf {B} (mathbf {r} ,t)}$

— магнитный поток через петлю, B — магнитное поле, Σ (t) — поверхность, ограниченная замкнутым контуром ∂Σ (t), в момент времени t, dA — бесконечно малый элемент вектора площади Σ (t) (величина — это площадь бесконечно малого участка поверхности, направление вектора ортогонально этому участку поверхности).

Знак ЭДС определяется законом Ленца. Это справедливо не только для стационарного провода, но и для движущейся проволоки.

Из закона электромагнитной индукции Фарадея и уравнений Максвелла можно получить силу Лоренца. Верно и обратное: силу Лоренца и уравнения Максвелла можно использовать для вывода закона Фарадея.

Пусть Σ (t) — движущийся поступательно провод с постоянной скоростью v, а Σ (t) — внутренняя поверхность провода. ЭДС вокруг замкнутого пути ∂Σ (t) определяется выражением^[33]

${displaystyle {mathcal {E}}=oint _{partial Sigma (t)}mathrm {d} {boldsymbol {ell }}cdot mathbf {F} /q}$

где

{displaystyle mathbf {E} =mathbf {F} /q}

— электрическое поле, а d ℓ — бесконечно малый векторный элемент контура ∂Σ (t).

Направление dℓ, и dA неоднозначно. Чтобы получить правильный знак, используется правило правой руки, как описано в статье Теорема Кельвина — Стокса .

Приведённый выше результат можно сравнить с законом электромагнитной индукции Фарадея, который появляется в современных уравнениях Максвелла, называемый здесь уравнением Максвелла — Фарадея :

${displaystyle nabla times mathbf {E} =-{frac {partial mathbf {B} }{partial t}} .}$

Уравнение Максвелла — Фарадея можно записать в интегральной форме с помощью теоремы Кельвина — Стокса .^[34]

Уравнение Максвелла — Фарадея принимает вид

${displaystyle oint _{partial Sigma (t)}mathrm {d} {boldsymbol {ell }}cdot mathbf {E} (mathbf {r} , t)=- iint _{Sigma (t)}mathrm {d} mathbf {A} cdot {{mathrm {d} ,mathbf {B} (mathbf {r} , t)} over mathrm {d} t}}$

и закон Фарадея,

${displaystyle oint _{partial Sigma (t)}mathrm {d} {boldsymbol {ell }}cdot mathbf {F} /q(mathbf {r} , t)=-{frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}iint _{Sigma (t)}mathrm {d} mathbf {A} cdot mathbf {B} (mathbf {r} , t).}$

Эти два выражения эквивалентны, если провод не движется. Используя интегральное правило Лейбница и div B = 0, можно получить,

${displaystyle oint _{partial Sigma (t)}mathrm {d} {boldsymbol {ell }}cdot mathbf {F} /q(mathbf {r} ,t)=-iint _{Sigma (t)}mathrm {d} mathbf {A} cdot {frac {partial }{partial t}}mathbf {B} (mathbf {r} ,t)+oint _{partial Sigma (t)}!!!!mathbf {v} times mathbf {B} ,mathrm {d} {boldsymbol {ell }}}$

и, используя уравнение Максвелла Фарадея,

${displaystyle oint _{partial Sigma (t)}mathrm {d} {boldsymbol {ell }}cdot mathbf {F} /q(mathbf {r} , t)=oint _{partial Sigma (t)}mathrm {d} {boldsymbol {ell }}cdot mathbf {E} (mathbf {r} , t)+oint _{partial Sigma (t)}!!!!mathbf {v} times mathbf {B} (mathbf {r} , t),mathrm {d} {boldsymbol {ell }}}$

поскольку это справедливо для любого положения провода, то

{displaystyle mathbf {F} =q,mathbf {E} (mathbf {r} , t)+q,mathbf {v} times mathbf {B} (mathbf {r} , t).}

Закон индукции Фарадея справедлив независимо от того, является ли проволочная петля жёсткой и неподвижной, либо она находится в движении, либо в процессе деформации, а также независимо от того, является ли магнитное поле постоянным во времени или изменяющимся. Однако бывают случаи, когда закон Фарадея либо неадекватен, либо его трудно использовать, и необходимо применять закон Лоренца.

Если магнитное поле не зависит от времени и проводящая петля движется через поле, магнитный поток Φ _B, проникающий в петлю, может изменяться несколькими способами. Например, если магнитное поле меняется в зависимости от положения, и петля перемещается в другое положение с другим значением B, — Φ_B изменится. В качестве альтернативы, если петля изменяет ориентацию по отношению к B, то дифференциальный элемент B ⋅ dA будет меняться из-за различного угла между B и dA, также изменится Ф _B. В качестве третьего примера, если часть электрической схемы проходит через однородное, не зависящее от времени магнитное поле, а другая часть схемы остаётся неподвижной, то магнитный поток, связывающий всю замкнутую цепь, может измениться из-за относительного смещения положения составных частей схемы с течением времени (поверхность ∂Σ (t), зависящая от времени). Во всех трёх случаях закон индукции Фарадея предсказывает появление ЭДС, порождённую изменением Φ_B.

Из уравнения Максвелла — Фарадея следует, что если магнитное поле B изменяется во времени, то электрическое поле E неконсервативно, и не может быть выражено как градиент скалярного поля, поскольку его ротор не равен нулю.^[35]^[36]

Сила Лоренца в терминах потенциалов[править | править код]

Поля E и B можно заменить векторным магнитным потенциалом A и (скалярным) электростатическим потенциалом ϕ посредством

${displaystyle mathbf {E} =-nabla phi -{frac {partial mathbf {A} }{partial t}}}$

{displaystyle mathbf {B} =nabla times mathbf {A} }

где ∇ — градиент, ∇⋅ — дивергенция, ∇ × — ротор .

Сила запишется в виде

${displaystyle mathbf {F} =qleft[-nabla phi -{frac {partial mathbf {A} }{partial t}}+mathbf {v} times (nabla times mathbf {A} )right].}$

Используя тождество для тройного произведения, это выражение можно переписать как,

${displaystyle mathbf {F} =qleft[-nabla phi -{frac {partial mathbf {A} }{partial t}}+nabla left(mathbf {v} cdot mathbf {A} right)-left(mathbf {v} cdot nabla right)mathbf {A} right],}$

Здесь координаты и компоненты скорости следует рассматривать как независимые переменные, поэтому оператор набла действует только на , а не на ; таким образом, нет необходимости использовать обозначение индексов Фейнмана в приведённом уравнении. Используя цепное правило, полная производная от является:

${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {A} }{mathrm {d} t}}={frac {partial mathbf {A} }{partial t}}+(mathbf {v} cdot nabla )mathbf {A} }$

так что приведенное выше выражение принимает вид

${displaystyle mathbf {F} =qleft[-nabla (phi -mathbf {v} cdot mathbf {A} )-{frac {mathrm {d} mathbf {A} }{mathrm {d} t}}right]}$

При v = ẋ уравнение можно переписать в удобной форме Эйлера — Лагранжа

${displaystyle mathbf {F} =qleft[-nabla _{mathbf {x} }(phi -{dot {mathbf {x} }}cdot mathbf {A} )+{frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}nabla _{dot {mathbf {x} }}(phi -{dot {mathbf {x} }}cdot mathbf {A} )right]}$

где введены обозначения

${displaystyle nabla _{mathbf {x} }={hat {x}}{dfrac {partial }{partial x}}+{hat {y}}{dfrac {partial }{partial y}}+{hat {z}}{dfrac {partial }{partial z}}}$

${displaystyle nabla _{dot {mathbf {x} }}={hat {x}}{dfrac {partial }{partial {dot {x}}}}+{hat {y}}{dfrac {partial }{partial {dot {y}}}}+{hat {z}}{dfrac {partial }{partial {dot {z}}}}}$ .

Сила Лоренца и аналитическая механика[править | править код]

Лагранжиан для заряженной частицы с массой m и зарядом q в электромагнитном поле описывает динамику частицы с точки зрения её энергии, а не силы, действующей на неё. Классическое выражение задается следующим образом:^[37]

${displaystyle L={frac {m}{2}}mathbf {dot {r}} cdot mathbf {dot {r}} +qmathbf {A} cdot mathbf {dot {r}} -qphi }$

где A и ϕ — потенциальные поля, как указано выше. Величину можно рассматривать как потенциальную функцию, зависящую от скорости.^[38] Используя уравнения Лагранжа, можно снова получить уравнение для силы Лоренца, приведённое выше.

Вывод силы Лоренца из классического Лангранжана (единицы СИ)
В поле A, частица двигающаяся со скоростью v = ṙ обладает импульсом , тогда её потенциальная энергия равна . В поле ϕ, потенциальная энергия частицы равна . Полная потенциальная энергия записывается в виде и кинетическая энергия: ${displaystyle T={frac {m}{2}}mathbf {dot {r}} cdot mathbf {dot {r}} }$ Отсюда Лагранжан: ${displaystyle L=T-V={frac {m}{2}}mathbf {dot {r}} cdot mathbf {dot {r}} +qmathbf {A} cdot mathbf {dot {r}} -qphi }$ ${displaystyle L={frac {m}{2}}({dot {x}}^{2}+{dot {y}}^{2}+{dot {z}}^{2})+q({dot {x}}A_{x}+{dot {y}}A_{y}+{dot {z}}A_{z})-qphi }$ Уравнения Лагранжа ${displaystyle {frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}{frac {partial L}{partial {dot {x}}}}={frac {partial L}{partial x}}}$ (аналогично для y и z компонент). Вычисление частных производных приводит к ${displaystyle {begin{aligned}{frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}{frac {partial L}{partial {dot {x}}}}&=m{ddot {x}}+q{frac {mathrm {d} A_{x}}{mathrm {d} t}}\&=m{ddot {x}}+{frac {q}{mathrm {d} t}}left({frac {partial A_{x}}{partial t}}dt+{frac {partial A_{x}}{partial x}}dx+{frac {partial A_{x}}{partial y}}dy+{frac {partial A_{x}}{partial z}}dzright)\&=m{ddot {x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial t}}+{frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{x}}{partial y}}{dot {y}}+{frac {partial A_{x}}{partial z}}{dot {z}}right)\end{aligned}}}$ ${displaystyle {frac {partial L}{partial x}}=-q{frac {partial phi }{partial x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{y}}{partial x}}{dot {y}}+{frac {partial A_{z}}{partial x}}{dot {z}}right)}$ уравнивая и упрощая выражение ${displaystyle m{ddot {x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial t}}+{frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{x}}{partial y}}{dot {y}}+{frac {partial A_{x}}{partial z}}{dot {z}}right)=-q{frac {partial phi }{partial x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{y}}{partial x}}{dot {y}}+{frac {partial A_{z}}{partial x}}{dot {z}}right)}$ ${displaystyle {begin{aligned}F_{x}&=-qleft({frac {partial phi }{partial x}}+{frac {partial A_{x}}{partial t}}right)+qleft[{dot {y}}left({frac {partial A_{y}}{partial x}}-{frac {partial A_{x}}{partial y}}right)+{dot {z}}left({frac {partial A_{z}}{partial x}}-{frac {partial A_{x}}{partial z}}right)right]\&=qE_{x}+q[{dot {y}}(nabla times mathbf {A} )_{z}-{dot {z}}(nabla times mathbf {A} )_{y}]\&=qE_{x}+q[mathbf {dot {r}} times (nabla times mathbf {A} )]_{x}\&=qE_{x}+q(mathbf {dot {r}} times mathbf {B} )_{x}end{aligned}}}$ и аналогично для y и z компонент. Уравнение для силы

Вывод силы Лоренца из классического Лангранжана (единицы СИ)

В поле A, частица двигающаяся со скоростью v = ṙ обладает импульсом

{displaystyle qmathbf {A} (mathbf {r} ,t)}

, тогда её потенциальная энергия равна

{displaystyle qmathbf {A} (mathbf {r} ,t)cdot mathbf {dot {r}} }

. В поле ϕ, потенциальная энергия частицы равна

Полная потенциальная энергия записывается в виде

{displaystyle V=qphi -qmathbf {A} cdot mathbf {dot {r}} }

и кинетическая энергия:

${displaystyle T={frac {m}{2}}mathbf {dot {r}} cdot mathbf {dot {r}} }$

Отсюда Лагранжан:

${displaystyle L=T-V={frac {m}{2}}mathbf {dot {r}} cdot mathbf {dot {r}} +qmathbf {A} cdot mathbf {dot {r}} -qphi }$

${displaystyle L={frac {m}{2}}({dot {x}}^{2}+{dot {y}}^{2}+{dot {z}}^{2})+q({dot {x}}A_{x}+{dot {y}}A_{y}+{dot {z}}A_{z})-qphi }$

Уравнения Лагранжа

${displaystyle {frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}{frac {partial L}{partial {dot {x}}}}={frac {partial L}{partial x}}}$

(аналогично для y и z компонент). Вычисление частных производных приводит к

${displaystyle {begin{aligned}{frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}{frac {partial L}{partial {dot {x}}}}&=m{ddot {x}}+q{frac {mathrm {d} A_{x}}{mathrm {d} t}}\&=m{ddot {x}}+{frac {q}{mathrm {d} t}}left({frac {partial A_{x}}{partial t}}dt+{frac {partial A_{x}}{partial x}}dx+{frac {partial A_{x}}{partial y}}dy+{frac {partial A_{x}}{partial z}}dzright)\&=m{ddot {x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial t}}+{frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{x}}{partial y}}{dot {y}}+{frac {partial A_{x}}{partial z}}{dot {z}}right)\end{aligned}}}$

${displaystyle {frac {partial L}{partial x}}=-q{frac {partial phi }{partial x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{y}}{partial x}}{dot {y}}+{frac {partial A_{z}}{partial x}}{dot {z}}right)}$

уравнивая и упрощая выражение

${displaystyle m{ddot {x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial t}}+{frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{x}}{partial y}}{dot {y}}+{frac {partial A_{x}}{partial z}}{dot {z}}right)=-q{frac {partial phi }{partial x}}+qleft({frac {partial A_{x}}{partial x}}{dot {x}}+{frac {partial A_{y}}{partial x}}{dot {y}}+{frac {partial A_{z}}{partial x}}{dot {z}}right)}$

${displaystyle {begin{aligned}F_{x}&=-qleft({frac {partial phi }{partial x}}+{frac {partial A_{x}}{partial t}}right)+qleft[{dot {y}}left({frac {partial A_{y}}{partial x}}-{frac {partial A_{x}}{partial y}}right)+{dot {z}}left({frac {partial A_{z}}{partial x}}-{frac {partial A_{x}}{partial z}}right)right]\&=qE_{x}+q[{dot {y}}(nabla times mathbf {A} )_{z}-{dot {z}}(nabla times mathbf {A} )_{y}]\&=qE_{x}+q[mathbf {dot {r}} times (nabla times mathbf {A} )]_{x}\&=qE_{x}+q(mathbf {dot {r}} times mathbf {B} )_{x}end{aligned}}}$

и аналогично для y и z компонент. Уравнение для силы

{displaystyle mathbf {F} =q(mathbf {E} +mathbf {dot {r}} times mathbf {B} )}

Потенциальная энергия зависит от скорости частицы, поэтому сила зависит от скорости, и соответственно она не является консервативной.

Релятивистский лагранжиан

${displaystyle L=-mc^{2}{sqrt {1-left({frac {dot {mathbf {r} }}{c}}right)^{2}}}+qmathbf {A} (mathbf {r} )cdot {dot {mathbf {r} }}-qphi (mathbf {r} ),!}$

Действие — это релятивистская длина пути частицы в пространстве-времени, за вычетом вклада потенциальной энергии, плюс дополнительный вклад, который квантово-механически является дополнительной фазой, которую получает заряженная частица, когда она движется вдоль векторного потенциала.

Вывод силы Лоренца для релятивистского Лагранжиана (единицы СИ)
Уравнения движения получающиеся из вариационного принципа для действия ${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {P} }{mathrm {d} t}}={frac {partial L}{partial mathbf {r} }}=q{partial mathbf {A} over partial mathbf {r} }cdot {dot {mathbf {r} }}-q{partial phi over partial mathbf {r} },!}$ ${displaystyle mathbf {P} -qmathbf {A} ={frac {m{dot {mathbf {r} }}}{sqrt {1-left({frac {dot {mathbf {r} }}{c}}right)^{2}}}},}$ соответствуют уравнениям движения Гамильтона: ${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {r} }{mathrm {d} t}}={frac {partial }{partial mathbf {p} }}left({sqrt {(mathbf {P} -qmathbf {A} )^{2}+(mc^{2})^{2}}}+qphi right),!}$ ${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {p} }{mathrm {d} t}}=-{partial over partial mathbf {r} }left({sqrt {(mathbf {P} -qmathbf {A} )^{2}+(mc^{2})^{2}}}+qphi right),!}$ которые эквиваленты следующему выражению в неканонической форме ${displaystyle {frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}left({m{dot {mathbf {r} }} over {sqrt {1-left({frac {dot {mathbf {r} }}{c}}right)^{2}}}}right)=qleft(mathbf {E} +{dot {mathbf {r} }}times mathbf {B} right).,!}$ Это выражение описывает силу Лоренца, — скорость с которой электромагнитное поле передаёт релятивистский импульс частице.

Вывод силы Лоренца для релятивистского Лагранжиана (единицы СИ)

Уравнения движения получающиеся из вариационного принципа для действия

${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {P} }{mathrm {d} t}}={frac {partial L}{partial mathbf {r} }}=q{partial mathbf {A} over partial mathbf {r} }cdot {dot {mathbf {r} }}-q{partial phi over partial mathbf {r} },!}$

${displaystyle mathbf {P} -qmathbf {A} ={frac {m{dot {mathbf {r} }}}{sqrt {1-left({frac {dot {mathbf {r} }}{c}}right)^{2}}}},}$

соответствуют уравнениям движения Гамильтона:

${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {r} }{mathrm {d} t}}={frac {partial }{partial mathbf {p} }}left({sqrt {(mathbf {P} -qmathbf {A} )^{2}+(mc^{2})^{2}}}+qphi right),!}$

${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {p} }{mathrm {d} t}}=-{partial over partial mathbf {r} }left({sqrt {(mathbf {P} -qmathbf {A} )^{2}+(mc^{2})^{2}}}+qphi right),!}$

которые эквиваленты следующему выражению в неканонической форме

${displaystyle {frac {mathrm {d} }{mathrm {d} t}}left({m{dot {mathbf {r} }} over {sqrt {1-left({frac {dot {mathbf {r} }}{c}}right)^{2}}}}right)=qleft(mathbf {E} +{dot {mathbf {r} }}times mathbf {B} right).,!}$

Это выражение описывает силу Лоренца, — скорость с которой электромагнитное поле передаёт релятивистский импульс частице.

Релятивистская форма силы Лоренца[править | править код]

Ковариантная форма силы Лоренца.[править | править код]

Тензор поля[править | править код]

Используя сигнатуру метрики (1, −1, −1, −1), сила Лоренца для заряда q может быть записана в^[39] ковариантной форме :

${displaystyle {frac {mathrm {d} p^{alpha }}{mathrm {d} tau }}=qF^{alpha beta }U_{beta }}$

где p ^α — четырехмерный импульс, определяемый как

${displaystyle p^{alpha }=left(p_{0},p_{1},p_{2},p_{3}right)=left(gamma mc,p_{x},p_{y},p_{z}right),,}$

τ собственное время частицы, F ^αβ — контравариантный тензор электромагнитного поля

${displaystyle F^{alpha beta }={begin{pmatrix}0&-E_{x}/c&-E_{y}/c&-E_{z}/c\E_{x}/c&0&-B_{z}&B_{y}\E_{y}/c&B_{z}&0&-B_{x}\E_{z}/c&-B_{y}&B_{x}&0end{pmatrix}}}$

и U — ковариантная 4-скорость частицы, определяемая как:

${displaystyle U_{beta }=left(U_{0},U_{1},U_{2},U_{3}right)=gamma left(c,-v_{x},-v_{y},-v_{z}right),,}$

где Лоренц-фактор

${displaystyle gamma (v)={frac {1}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}={frac {1}{sqrt {1-{frac {v_{x}^{2}+v_{y}^{2}+v_{z}^{2}}{c^{2}}}}}}}$

Поля преобразуются в систему, движущуюся относительно неподвижной системы с постоянной скоростью, с помощью:

${displaystyle F'^{mu nu }={Lambda ^{mu }}_{alpha }{Lambda ^{nu }}_{beta }F^{alpha beta },,}$

где Λ ^μ _α — тензор преобразования Лоренца.

Перевод в векторные обозначения[править | править код]

Компонента α = 1 (x -компонента) силы равна

${displaystyle {frac {mathrm {d} p^{1}}{mathrm {d} tau }}=qU_{beta }F^{1beta }=qleft(U_{0}F^{10}+U_{1}F^{11}+U_{2}F^{12}+U_{3}F^{13}right).}$

Подставляя компоненты ковариантного тензора электромагнитного поля F, получаем

${displaystyle {frac {mathrm {d} p^{1}}{mathrm {d} tau }}=qleft[U_{0}left({frac {E_{x}}{c}}right)+U_{2}(-B_{z})+U_{3}(B_{y})right].}$

Используя компоненты ковариантных четырёхскоростей

${displaystyle {begin{aligned}{frac {mathrm {d} p^{1}}{mathrm {d} tau }}&=qgamma left[cleft({frac {E_{x}}{c}}right)+(-v_{y})(-B_{z})+(-v_{z})(B_{y})right]\&=qgamma left(E_{x}+v_{y}B_{z}-v_{z}B_{y}right)\&=qgamma left[E_{x}+left(mathbf {v} times mathbf {B} right)_{x}right],.end{aligned}}}$

Расчет для α = 2, 3 (компоненты силы в направлениях y и z) приводит к аналогичным результатам, поэтому объединение 3 уравнений в одно:

${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {p} }{mathrm {d} tau }}=qgamma left(mathbf {E} +mathbf {v} times mathbf {B} right),,}$

и поскольку дифференциалы по координатному времени dt и собственному времени dτ связаны между собой Лоренц-фактором,

в итоге можно записать

${displaystyle {frac {mathrm {d} mathbf {p} }{mathrm {d} t}}=qleft(mathbf {E} +mathbf {v} times mathbf {B} right),.}$

Это в точности закон Лоренца, однако p — это релятивистское выражение,

${displaystyle mathbf {p} =gamma (v)m_{0}mathbf {v} ,.}$

Сила Лоренца в алгебре пространства-времени (STA)[править | править код]

^{[проверить перевод]} Электрическое и магнитное поля зависят от скорости наблюдателя, поэтому релятивистскую форму закона Лоренца лучше всего можно продемонстрировать, исходя из не зависящего от координат выражения для электромагнитного и магнитного полей. , и произвольное направление времени, $gamma _{0}$ . С помощью алгебры пространства-времени (или геометрической алгебры пространства-времени), типа алгебры Клиффорда, определённой в псевдоевклидовом пространстве^[40] запишутся

${displaystyle mathbf {E} =({mathcal {F}}cdot gamma _{0})gamma _{0}}$

${displaystyle imathbf {B} =({mathcal {F}}wedge gamma _{0})gamma _{0}}$

представляет собой бивектор пространства-времени (ориентированный плоский сегмент, по аналогии с вектором, который является ориентированным линейным сегментом), который имеет шесть степеней свободы, соответствующих бустам (вращения в плоскостях пространства-времени) и вращениям (вращениям в плоскостях пространства-пространства). Скалярное произведение с вектором $gamma _{0}$ вытягивает вектор (в пространственной алгебре) из трансляционной части, в то время как внешнее произведение создаёт тривектор (в пространственной алгебре), который двойственен вектору, который является обычным вектором магнитного поля. Релятивистская скорость задаётся (времениподобными) изменениями вектора времени-координаты , где

${displaystyle v^{2}=1,}$

(что показывает наш выбор метрики), а скорость равна

${displaystyle mathbf {v} =cvwedge gamma _{0}/(vcdot gamma _{0}).}$

Правильная (инвариант — неадекватный термин, потому что никакое преобразование не было определено) форма закона Лоренца

Здесь порядок важен, потому что между бивектором и вектором скалярное произведение антисимметрично. При таком расщеплении пространства-времени можно получить скорость и поля, как указано выше, что дает обычное выражение.

Сила Лоренца в общей теории относительности[править | править код]

В общей теории относительности уравнение движения частицы с массой и зарядом , двигающейся в пространстве с метрическим тензором $g_{{ab}}$ и электромагнитном поле ${displaystyle F_{ab}}$ , задаётся как

${displaystyle m{frac {du_{c}}{ds}}-m{frac {1}{2}}g_{ab,c}u^{a}u^{b}=eF_{cb}u^{b};,}$

где ${displaystyle u^{a}=dx^{a}/ds}$ ( ${displaystyle dx^{a}}$ берется вдоль траектории), ${displaystyle g_{ab,c}=partial g_{ab}/partial x^{c}}$ , и ${displaystyle ds^{2}=g_{ab}dx^{a}dx^{b}}$ .

Уравнение также можно записать как

${displaystyle m{frac {du_{c}}{ds}}-mGamma _{abc}u^{a}u^{b}=eF_{cb}u^{b};,}$

куда ${displaystyle Gamma _{abc}}$ — символы Кристоффеля (метрическая связность без кручения в общей теории относительности), или как

${displaystyle m{frac {Du_{c}}{ds}}=eF_{cb}u^{b};,}$

куда — ковариантный дифференциал в общей теории относительности (метрический, без кручения).

Приложения[править | править код]

Сила Лоренца присутствует во многих устройствах, в том числе:

Эксперимент, показывающий воздействие силы Лоренца на заряженные частицы

Пучок электронов, движущихся по круговой траектории под воздействием магнитного поля. Свечение вызвано возбуждением атомов остаточного газа в баллоне

Основным применением силы Лоренца (точнее, её частного случая — силы Ампера) являются электрические машины (электродвигатели и генераторы). Сила Лоренца широко используется в электронных приборах для воздействия на заряженные частицы (электроны и иногда ионы), например в телевизионных электронно-лучевых трубках, а также в масс-спектрометрии и МГД-генераторах.
Сила Лоренца также используется в ускорителях заряженных частиц: она задаёт орбиту, по которой движутся эти частицы.
Сила Лоренца используется в рельсотроне.
Велосиметрия силой Лоренца заключается в бесконтактном измерении скорости движения проводящей жидкости.
Циклотроны и другие ускорители частиц с круговым движением
Масс-спектрометры
Фильтры скорости
Магнетроны

См. также[править | править код]

Радиационное трение

Примечания[править | править код]

↑ Афанасьев, Г. Н. Старые и новые проблемы в теории эффекта Ааронова — Бома // Физика элементарных частиц и атомного ядра. — 1990. — Т. 21. — С. 172—250. Архивировано 12 февраля 2022 года.
↑ ¹ ² Сила Лоренца / В. С. Булыгин // Большая российская энциклопедия : [в 35 т.] / гл. ред. Ю. С. Осипов. — М. : Большая российская энциклопедия, 2004—2017.
↑ М. А. Миллер, Е. В. Суворов. Лоренца сила // Физическая энциклопедия : [в 5 т.] / Гл. ред. А. М. Прохоров. — М.: Советская энциклопедия (т. 1—2); Большая Российская энциклопедия (т. 3—5), 1988—1999. — ISBN 5-85270-034-7.
↑ Такая двойственность применения термина «сила Лоренца», очевидно, объясняется историческими причинами: дело в том, что сила, действующая на точечный заряд со стороны только электрического поля была известна задолго до Лоренца — Закон Кулона был открыт в 1785 году. Лоренц же получил общую формулу для действия и электрического, и магнитного полей, отличающуюся от прежней как раз выражением для магнитного поля. Поэтому то и другое, вполне логично, называют его именем.
↑ H-поле измеряетс в амперах на метр (А/м) в ещиницах SI, и в эрстедах (Эр) в единицах СГС. International system of units (SI). NIST reference on constants, units, and uncertainty. National Institute of Standards and Technology. Дата обращения: 9 мая 2012. Архивировано 31 декабря 2016 года.
↑ ¹ ² Huray, Paul G. Maxwell’s Equations. — Wiley-IEEE, 2010. — P. 22. — ISBN 978-0-470-54276-7. Архивная копия от 21 ноября 2021 на Wayback Machine
↑ ¹ ² Per F. Dahl, Flash of the Cathode Rays: A History of J J Thomson’s Electron, CRC Press, 1997, p. 10.
↑ ¹ ² ³ Paul J. Nahin, Oliver Heaviside Архивная копия от 3 апреля 2021 на Wayback Machine, JHU Press, 2002.
↑ Болотовский Б. М. Оливер Хевисайд. — Москва: Наука, 1985. — С. 43—44. — 260 с. Архивная копия от 14 марта 2022 на Wayback Machine
↑ Матвеев А. Н. Механика и теория относительности. — 3-е изд. — М. Высшая школа 1976. — С. 132.
↑ See, for example, Jackson, pp. 777-8.
↑ J.A. Wheeler. Gravitation. — W.H. Freeman & Co, 1973. — ISBN 0-7167-0344-0.. These authors use the Lorentz force in tensor form as definer of the electromagnetic tensor F, in turn the fields E and B.
↑ I.S. Grant. Electromagnetism. — John Wiley & Sons, 1990. — P. 122. — ISBN 978-0-471-92712-9.
↑ I.S. Grant. Electromagnetism. — John Wiley & Sons, 1990. — P. 123. — ISBN 978-0-471-92712-9.
↑ ¹ ² See Jackson, page 2. The book lists the four modern Maxwell’s equations, and then states, «Also essential for consideration of charged particle motion is the Lorentz force equation, F = q (E+ v × B), which gives the force acting on a point charge q in the presence of electromagnetic fields.»
↑ See Griffiths, page 204.
↑ For example, see the website of the Lorentz Institute Архивная копия от 17 декабря 2021 на Wayback Machine or Griffiths.
↑ ¹ ² ³ Griffiths, David J. Introduction to electrodynamics. — 3rd. — Upper Saddle River, New Jersey [u.a.] : Prentice Hall, 1999. — ISBN 978-0-13-805326-0.
↑
Delon, Michel. Encyclopedia of the Enlightenment. — Fitzroy Dearborn Publishers, 2001. — P. 538. — ISBN 157958246X.
↑
Goodwin, Elliot H. The New Cambridge Modern History Volume 8: The American and French Revolutions, 1763–93. — Cambridge University Press, 1965. — P. 130. — ISBN 9780521045469.
↑
Meyer, Herbert W. A History of Electricity and Magnetism. — Burndy Library, 1972. — P. 30–31. — ISBN 0-262-13070-X.
↑
Verschuur, Gerrit L. Hidden Attraction : The History And Mystery Of Magnetism. — Oxford University Press, 1993. — P. 78–79. — ISBN 0-19-506488-7.
↑
Darrigol Olivier. Electrodynamics from Ampère to Einstein. — Oxford University Press, 2000. — P. 9, 25. — ISBN 0-19-850593-0.
↑
Verschuur, Gerrit L. Hidden Attraction : The History And Mystery Of Magnetism. — Oxford University Press, 1993. — ISBN 0-19-506488-7.
↑ ¹ ² ³ Darrigol, 2000, p. 126–131, 139–144.
↑ Heaviside, Oliver (April 1889). “On the Electromagnetic Effects due to the Motion of Electrification through a Dielectric”. Philosophical Magazine. Архивировано из оригинала 2021-02-21. Дата обращения 2021-03-15.
↑ Lorentz, Hendrik Antoon, Versuch einer Theorie der electrischen und optischen Erscheinungen in bewegten Körpern, 1895.
↑
Whittaker E. T. A History of the Theories of Aether and Electricity: From the Age of Descartes to the Close of the Nineteenth Century. — Longmans, Green and Co., 1910. — P. 420–423. — ISBN 1-143-01208-9.
↑ See Griffiths, page 326, which states that Maxwell’s equations, «together with the [Lorentz] force law…summarize the entire theoretical content of classical electrodynamics».
↑ Physics Experiments (англ.). www.physicsexperiment.co.uk. Дата обращения: 14 августа 2018. Архивировано 8 июля 2018 года.
↑ ¹ ² See Griffiths, pages 301-3.
↑ Tai L. Chow. Electromagnetic theory. — Sudbury MA : Jones and Bartlett, 2006. — P. 395. — ISBN 0-7637-3827-1. Архивная копия от 3 апреля 2021 на Wayback Machine
↑ Landau, L. D., Lifshitz, E. M., & Pitaevskiĭ, L. P. Electrodynamics of continuous media; Volume 8 Course of Theoretical Physics. — Second. — Oxford : Butterworth-Heinemann, 1984. — P. §63 (§49 pp. 205–207 in 1960 edition). — ISBN 0-7506-2634-8.
↑ Roger F. Harrington. Introduction to electromagnetic engineering. — Mineola, New York : Dover Publications, 2003. — P. 56. — ISBN 0-486-43241-6. Архивная копия от 3 апреля 2021 на Wayback Machine
↑ M N O Sadiku. Elements of electromagnetics. — Fourth. — NY/Oxford : Oxford University Press, 2007. — P. 391. — ISBN 978-0-19-530048-2. Архивная копия от 3 апреля 2021 на Wayback Machine
↑ Landau, 1984, p. §63.
↑ Classical Mechanics (2nd Edition), T.W.B. Kibble, European Physics Series, McGraw Hill (UK), 1973, ISBN 0-07-084018-0.
↑ Lanczos, Cornelius, 1893-1974. The variational principles of mechanics. — Fourth. — New York, January 1986. — ISBN 0-486-65067-7.
↑ Jackson, J.D. Chapter 11
↑ Hestenes. SpaceTime Calculus. Дата обращения: 15 марта 2021. Архивировано 9 мая 2021 года.

Литература[править | править код]

Feynman, Richard Phillips. The Feynman lectures on physics (3 vol.) / Richard Phillips Feynman, Robert B. Leighton, Matthew L. Sands. — Pearson / Addison-Wesley, 2006. — ISBN 0-8053-9047-2.: volume 2.
Griffiths, David J. Introduction to electrodynamics. — Prentice-Hall, 1999. — ISBN 0-13-805326-X.
Jackson, John David. Classical electrodynamics. — Wiley, 1999. — ISBN 0-471-30932-X.
Serway, Raymond A. Physics for scientists and engineers, with modern physics / Raymond A. Serway, John W., Jr. Jewett. — Thomson Brooks/Cole, 2004. — ISBN 0-534-40846-X.
Srednicki, Mark A. Quantum field theory. — Cambridge University Press, 2007. — ISBN 978-0-521-86449-7.

Ссылки[править | править код]

Определение направления силы Лоренца. Правило правого винта на YouTube

Источник

Мари Ампер доказал, что при наличии электрического тока в проводнике, оказавшемся в магнитном поле, он взаимодействует с силами этого поля. Учитывая то, что электрический ток – это не что иное, как упорядоченное движение электронов, можно предположить, что электромагнитные поля подобным образом действуют также на отдельно взятую заряженную частицу. Это действительно так. На точечный заряд действует сила Лоренца, модуль которой можно вычислить по формуле.

Определение и формула

Хендрик Лоренц доказал, что электромагнитная индукция взаимодействует с заряженными частицами. Эти взаимодействия приводят к возникновению силы Лоренца. Рассматриваемая сила возникает под действием магнитной индукции. Она перпендикулярна вектору скорости движущейся частицы (см. рис. 1). Необходимым условием возникновения этой силы является движение электрического заряда.

Рис. 1. Выводы Лоренца

Обратите внимание на расположение векторов (рисунок слева, вверху). Векторы, указывающие направления скорости и силы Лоренца, лежат в одной плоскости XOY, причём они расположены под углом 90º. Вектор магнитной индукции сориентирован вдоль оси Z, перпендикулярной плоскости XOY, а значит, в выбранной системе координат он перпендикулярен к векторам силы и скорости.

По закону Ампера:

Учитывая, что

(здесь j – плотность тока, q – единичный заряд, n – количество зарядов на бесконечно малую единицу длины проводника, S – сечение проводника, символом v обозначен модуль скорости движущейся частицы), запишем формулу Ампера в виде:

Так, как nSdl – общее число зарядов в объёме проводника, то для нахождения силы, действующей на точечный заряд, разделим выражение на количество частиц:

Модуль F вычисляется по формуле:

Из формулы следует:

Сила Лоренца приобретает максимальное значение, если угол α прямой.
Если точечный заряд, например, электрон, попадает в среду однородного магнитного поля, обладая некой начальной скоростью, перпендикулярной к линиям электромагнитной индукции, тогда вектор F будет перпендикулярен к вектору скорости. На точечный заряд будет действовать центробежная сила, которая заставит его вращаться по кругу. При этом работа равняется нулю (см. рис.2).
Если угол между вектором индукции и скоростью частицы не равняется 90º, тогда заряд будет двигаться по спирали. Направление вращения зависит от полярности заряда (рис. 3).

Рис. 2. Заряженная частица между полюсами магнитов

Рис. 3. Ориентация вектора в зависимости от полярности заряда

Из рисунка 3 видно, что вектор F направлен в противоположную сторону, если знак заряда меняется на противоположный (при условии, что направления остальных векторов остаются неизменными).

Траекторию движения частицы правильно называть винтовой линией. Радиус этой винтовой линии (циклотронный радиус) определяется перпендикулярной к полю составной начальной скорости частицы. Шаг винтовой линии, вдоль которой перемещается частица, определяется составной начальной скорости заряда, вошедшего в однородное магнитное поле. Эта составная направлена параллельно к электромагнитным линиям.

В чём измеряется?

Размерность силы Лоренца в международной системе СИ – ньютон (Н). Разумеется, модуль силы Лоренца настолько крохотная величина, по сравнению с ньютоном, что её записывают в виде К×10^-n Н, где 0<К<1, а n – порядок числа 10.

Когда возникает?

Магнитные поля не реагируют на неподвижный электрический заряд, так же как не действует сила Ампера на обесточенный проводник.

Для возникновения силы Лоренца необходимо выполнить три условия:

У частицы должен быть отрицательный или положительный заряд.
Заряженная частица должна находиться в магнитном поле.
Частица должна быть в движении, то есть вектор v ≠ 0.

Если хотя бы одно из условий не выполняется, сила Лоренца не возникает.

Формула силы Лоренца при наличии магнитного и электрического полей

Рассмотрим случай, когда заряженная частица находится в движении в двух полях одновременно (в электрическом и магнитном), тогда на заряд подействуют две составляющие:

Тогда:

Поскольку эту формулу вывел Лоренц, то её также называют именем учёного-физика.

Направление силы Лоренца

Мы уже упоминали, что направление возникшей силы Лоренца, кроме магнитных параметров, определяется (в том числе) полярностью заряда. Если бы мы имели возможность наблюдать заряженную элементарную частицу, пребывающую в магнитном поле, то по вектору её перемещения можно было бы определить направление вектора силы F.

Но на практике наблюдать элементарные заряды очень сложно из-за крохотных размеров. Поэтому для определения этого направления применяют способ, известен, как правило левой руки (рис. 4).

Рис. 4. Нахождение вектора силы Лоренца

Ладонь необходимо развернуть так, чтобы вектор индукции входил в неё. В случае с положительным зарядом, вытянутые пальцы располагают по движению частицы. (для отрицательного заряда пальцы направляют в противоположную сторону). Большой палец под прямым углом указывает искомое направление.

Если известна ориентация вектора скорости частицы, то определить направления остальных векторов можно, применяя правило правой руки, которое понятно из рисунка 5.

Рис. 5. Пример применения правила правой руки

Применение на практике

Практическое значение работ Лоренца мы можем наблюдать в электронно-лучевых трубках. Там поток электронов движется в магнитном поле, изменением которого задаётся траектория электронного пучка.

Данный принцип управления траекторией электронного пучка использовался в старых моделях телевизоров Рис. 6). Электроны под воздействием магнитных полей очерчивали линии на люминофоре кинескопа, рисуя изображения на экране.

Рис. 6. Применение учения Лоренца

На рисунке справа изображена схема масспектрографа – прибора для разделения заряженных частиц по величине их зарядов.

Ещё один пример – бесконтактный электромагнитный метод определения скорости течения (вязкости) электропроводных жидкостей. Методика может быть применима к расплавленным металлам, например к алюминию. Бесконтактный способ определения вязкости очень полезен при работе с агрессивными жидкими электропроводными веществами (рис. 7).

Рис. 7. Измерение текучести жидких веществ

Работа ускорителей была бы невозможной без участия силы Лоренца. В этих устройствах заряженные частицы удерживаются и разгоняются до околосветовых скоростей благодаря электромагнитам, расположенным вдоль кольцевой трассы.

Мощная электронная лампа – Магнетрон также работает на принципе взаимодействия электронов с магнитными полями, которые направляют высокочастотное излучение в нужном направлении. Магнетрон является основной рабочей деталью микроволновых печей.

На основании действия силы Лоренца создано много других устройств, используемых на практике.

Источник

Содержание:

Сила Лоренца:

Центростремительное (нормальное) ускорение появляется при криволинейном движении тела и характеризует скорость изменения направления скорости с течением времени. Оно вычисляется по формуле

Согласно закону Ампера на проводник с током в магнитном поле действует сила, которую можно рассматривать как результат действия магнитного поля на все движущиеся в проводнике заряды. Отсюда можно сделать вывод, что магнитное поле оказывает силовое действие на каждый движущийся заряд.

По закону Ампера на проводник длиной

Поскольку электрический ток — направленное движение заряженных частиц, то силу тока можно представить в виде

где q — величина заряда одной частицы, n — концентрация заряженных частиц (число частиц в единице объема проводника), — средняя скорость упорядоченного движения заряженных частиц, S — площадь поперечного сечения проводника.

Тогда

где — число заряженных частиц, упорядоченно движущихся во всем объеме проводника длиной

Разделив модуль силы F на число частиц N, получим модуль силы, действующей на один движущийся заряд со стороны магнитного поля:

где v — модуль скорости движущегося заряда.

Выражение для силы, с которой магнитное поле действует на движущийся заряд, в 1895 г. впервые получил голландский физик Хендрик Антон Лоренц. В его честь эта сила называется силой Лоренца:

Как определить направление силы Лоренца

Направление силы Лоренца определяется по правилу левой руки (рис. 153):
если левую руку расположить так, чтобы перпендикулярная к скорости составляющая вектора индукции магнитного поля входила в ладонь, а четыре вытянутых пальца указывали направление движения положительно заряженной частицы, то отогнутый на 90° большой палец укажет направление силы Лоренца действующей на частицу со стороны магнитного поля. Для отрицательно заряженной частицы (например, для электрона) направление силы будет противоположным.

Поскольку сила Лоренца перпендикулярна вектору скорости, то она не может изменить модуль скорости, а изменяет только ее направление и, следовательно, работы не совершает.

Таким образом, если поле однородно, то при движении частицы перпендикулярно к магнитной индукции поля ее траекторией будет окружность (рис. 154, а), плоскость которой перпендикулярна к магнитному полю.

Ускорение частицы (R — радиус окружности) направлено к центру окружности. Используя второй закон Ньютона, можем найти период обращения частицы по окружности

и радиус окружности

описываемой частицей в магнитном поле.

Если скорость направлена под углом к индукции магнитного поля, движение заряда можно представить в виде двух независимых движений (рис. 154, б):

В результате сложения обоих движений возникает движение по винтовой линии, ось которой параллельна магнитному полю (см. рис. 154, б). Период этого движения определяется по формуле

Действие силы Лоренца широко применяется в различных электротехнических устройствах:

электронно-лучевых трубках телевизоров и дисплеев;
ускорителях заряженных частиц (циклотронах);
масс-спектрометрах — приборах, определяющих отношение зарядов частиц к их массе по радиусу окружности, описываемой ими в магнитном поле;
магнитогидродинамических генераторах ЭДС (МГД-генератор — устройство для генерации электрических токов, использующее проводящие жидкости, движущиеся в магнитном поле).

Что такое сила Лоренца

Силой Лоренца F_Л называют силу, действующую на электрически заряженную частицу, двигающуюся в электромагнитном поле, определяя действия на нес электрической» и магнитного полей одновременно. Это выражается формулой:

где – электрическая составляющая силы Лоренца, описывающая взаимодействие движущейся частицы и равная – магнитная составляющая силы Лоренца, определяющая взаимодействие заряженной частицы с магнитным полем.

Сила Лоренца действует на движущуюся электрически заряженную частицу в электромагнитном поле.

Для упрощения рассмотрим случай, когда , а сила Лоренца равна магнитной составляющей.

Выясним, как можно рассчитать силу, действующую на движущуюся заряженную частицу в магнитном поле. Как известно, электрический ток в проводнике – это упорядоченное движение заряженных частиц. Согласно электронной теории сила тока рассчитывается по формуле:

где I – сила тока; е – заряд частицы; — концентрация частиц в проводнике; V – объем; – скорость движения частиц; S площадь поперечного сечения проводники.

Заказать решение задач по физике

Действие магнитного поля на проводник с током является действием магнитного поля на все движущиеся заряженные частицы. Поэтому формулу силы Ампера можно записать с учетом выражения силы тока в электронной теории:

или

Если учесть, то

Если сила Ампера является равнодействующей всех сил, действующих на N частиц, то на одну частицу будет действовать сила в N раз меньше:

Это и есть формула для расчета магнитной составляющей силы Лоренца:

Магнитная составляющая силы Лоренца

Анализ этой формулы позволяет сделать выводы, что:

магнитная составляющая силы Лоренца действует только на движущуюся частицу (≠ 0);
магнитная составляющая не действует на движущуюся частицу, которая движется вдоль линии магнитной индукции (а = 0).

Направление магнитной составляющей силы Лоренца, как и силы Ампера, определяется по правилу левой руки. При этом необходимо учитывать, что это справедливо для положительно заряженных частиц. Если определять направление силы Лоренца, действующей на электрон или другую отрицательно заряженную частицу, то, применяя правило левой руки, нужно мысленно изменять направление движения на противоположное.

Сила Лоренца направлена всегда под некоторым углом к скорости частицы, поэтому она придает ей центростремительное ускорение (рис. 2.15).

Для случая, если

Откуда

Рис. 2.15. Сила Лоренца придает частице центростремительное ускорение

Таким образом, заряженная частица, попадая в магнитной поле, начинает двигаться по дуге окружности. При иных значениях α ≠ О траектория движения частицы в магнитном поле приобретает форму спирали.

Наблюдать действие силы Лоренца можно с помощью электронно-лучевой трубки, которая есть во многих осциллографах (рис. 2.16), Если включить питание осциллографа, то на его экране можно увидеть светлое пятно, появившееся в месте падения электронов на экран. Если теперь сбоку поднести к трубке постоянный магнит, то пятно сместится, что подтверждает действие магнитного поля на движущиеся электроны.

Рис. 2.16. Магнитное поле смещает электронный пучок в трубке осциллографа

Действие силы Лоренца применяется во многих приборах и технических установках. Так, смещение электронного луча, который «рисует» изображение на экране вакуумного кинескопа телевизора или дисплея компьютера, совершается магнитным полем специальных катушек, в которых проходит электрический ток, изменяющийся во времени по определенному закону,
В научных исследованиях применяют так называемые циклические ускорители заряженных частиц, в них магнитное поле мощных электромагнитов удерживает заряженные частицы на круговых орбитах.

Весьма перспективными для развития электроэнергетики являются магнито-гидродипамические генераторы (МГД-генераторы) (рис. 2.17). Поток высокотемпературного газа (плазмы), который образуется при сгорании органического топлива и имеет высокую концентрацию ионов обоих знаков, пропускается через магнитное ноле.

Puc. 2.17. Схема, объясняющая действие МГД-генератора

Вследствие действия силы Лоренца ионы отклоняются от прежнего направления движения и оседают на специальных электродах, сообщая им определенный заряд. Полученную при этом разность потенциалов можно использовать для получения электрического тока. Такие установки в будущем могут существенно повысить КПД тепловых «электростанций за счет выработки дополнительной электроэнергии при прохождении газов, которые после выхода из топки имеют довольно высокую температуру и высокую ионизацию, через MГД-генераторы.

Пример решения задачи

Электрон влетает в однородное магнитное поле с индукцией 10^-4 Тл перпендикулярно к линиям магнитной индукции. Его скорость 1.6 ^.10⁶м/с. Найти радиус окружности, по которой движется электрон.

Отсюда

Подставим значения физических величин:

Ответ: электрон будет двигаться по круговой орбите, радиус которой 9,1 ∙ 10^-2 м.

Правило Буравчика в физике
Шунт и добавочное сопротивление
Электродвижущая сила
Электрические измерительные приборы
Закон Ома для полной цепи
Закон Ома для цепи переменного тока с последовательным соединением сопротивлений
Сила и закон Ампера
Закон взаимодействия прямолинейных параллельных проводников с током

Источник

Содержание:

Определение и формула силы Лоренца
Направление силы Лоренца
Следствия свойств силы Лоренца
Формула силы Лоренца при наличии магнитного и электрического полей
Единицы измерения силы Лоренца
Примеры решения задач

Определение и формула силы Лоренца

Определение

Сила $bar{F}$ , действующая на движущуюся заряженную частицу в магнитном поле, равная:

$$bar{F}=q[bar{v} times bar{B}](1)$$

называется силой Лоренца (магнитной силой).

Исходя из определения (1) модуль рассматриваемой силы:

$$F=q v B sin alpha(2)$$

где $bar{v}$ – вектор скорости частицы, q – заряд частицы,
$bar{B}$ – вектор магнитной индукции поля в точке нахождения заряда,
$alpha$ – угол между векторами
$bar{v}$ и
$bar{B}$. Из выражения (2) следует, что если заряд движется параллельно
силовым линиям магнитного поля,то сила Лоренца равна нулю. Иногда силу Лоренца стараясь выделить, обозначают, используя индекс:
$bar{F}_L$

Направление силы Лоренца

Сила Лоренца (как и всякая сила) – это вектор. Ее направление перпендикулярно вектору скорости
$bar{v}$ и вектору
$bar{B}$ (то есть перпендикулярно плоскости, в которой находятся векторы скорости и магнитной
индукции) и определяется правилом правого буравчика (правого винта) рис.1 (a). Если мы имеем дело с отрицательным зарядом,
тонаправление силы Лоренца противоположно результату векторного произведения
(рис.1(b)).

вектор $bar{B}$ направлен перпендикулярно плоскости рисунков на нас.

Следствия свойств силы Лоренца

Так как сила Лоренца направлена всегда перпендикулярно направлению скорости заряда, то ее работа над частицей равна нулю. Получается,
что воздействуя на заряженную частицу при помощи постоянного магнитного поля нельзя изменить ее энергию.

Если магнитное поле однородно и направлено перпендикулярно скорости движения заряженной частицы, то заряд под воздействием
силы Лоренца будет перемещаться по окружности радиуса R=const в плоскости, которая перпендикулярна вектору магнитной индукции.
При этом радиус окружности равен:

$$R=frac{m gamma v}{|q| B}(3)$$

где m – масса частицы,|q|- модуль заряда частицы,
$gamma=frac{1}{sqrt{1-frac{v^{2}}{c^{2}}}}$ – релятивистский множитель Лоренца, c – скорость света в вакууме.

Сила Лоренца – это центростремительная сила. По направлению отклонения элементарной заряженной частицы в магнитном поле делают вывод о ее знаке (рис.2).

Формула силы Лоренца при наличии магнитного и электрического полей

Если заряженная частица перемещается в пространстве, в котором находятся одновременно два поля (магнитное и
электрическое), то сила, которая действует на нее, равна:

$$bar{F}=q bar{E}+q[bar{v} times bar{B}](4)$$

где $bar{E}$ – вектор напряженности электрического поля в точке, в которой находится заряд.
Выражение (4) было эмпирически получено Лоренцем. Сила
$bar{F}$, которая входит в формулу (4) так же называется силой Лоренца
(лоренцевой силой). Деление лоренцевой силы на составляющие: электрическую
$(bar{F} = q bar{E})$ и магнитную
$(bar{F}=q[bar{v} times bar{B}])$ относительно, так как связано с выбором инерциальной системы отсчета.
Так, если система отсчета будет двигаться с такой же скоростью
$bar{v}$, как и заряд, то в такой системе сила Лоренца, действующая на частицу, будет равна нулю.

Единицы измерения силы Лоренца

Основной единицей измерения силы Лоренца (как и любой другой силы) в системе СИ является: [F]=H

В СГС: [F]=дин

Примеры решения задач

Пример

Задание. Какова угловая скорость электрона, который движется по окружности в магнитном поле с индукцией B?

Решение. Так как электрон (частица имеющая заряд) совершает перемещение в магнитном поле, то на
него действует сила Лоренца вида:

$$bar{F}=q[bar{v} times bar{B}](1.1)$$

где q=q_e – заряд электрона. Так как в условии сказано, что электрон движется по окружности, то это означает, что
$bar{v} perp bar{B}$, следовательно, выражение для модуля силы Лоренца примет вид:

$$F=q v B(1.2)$$

Сила Лоренцаявляется центростремительной и кроме того, по второму закону Ньютона будет в нашем случае равна:

$$F=m a_{n}=m frac{v^{2}}{R}(1.3)$$

Приравняем правые части выражений (1.2) и (1.3), имеем:

$$q v B=m frac{v^{2}}{R}(1.4)$$

Из выражения (1.3) получим скорость:

$$v=frac{q B R}{m}(1.5)$$

Период обращения электрона по окружности можно найти как:

$$T=frac{2 pi R}{v}=frac{2 pi m}{q B}(1.6)$$

Зная период, можно найти угловую скорость как:

$$omega=frac{2 pi}{T}=frac{q_{e} B}{m}$$

Ответ. $omega=frac{q_{e} B}{m}$

236

проверенных автора готовы помочь в написании работы любой сложности

Мы помогли уже 4 396 ученикам и студентам сдать работы от решения задач до дипломных на отлично! Узнай стоимость своей работы за 15 минут!

Пример

Задание. Заряженная частица (заряд q, масса m) со скоростью vвлетает в область, где имеется электрическое поле
напряженностью E и магнитное поле с индукцией B. Векторы $bar{E}$ и
$bar{B}$ совпадают по направлению. Каково ускорение частицы в моментначалаперемещения в полях, если
$bar{v} uparrow bar{B} uparrow bar{E}$?

Решение. Сделаем рисунок.

На заряженную частицу действует сила Лоренца:

$$bar{F}=q bar{E}+q[bar{v} times bar{B}](2.1)$$

Магнитная составляющая имеет направление перпендикулярное вектору скорости ($bar{v}$) и вектору
магнитной индукции ($bar{B}$).
Электрическая составляющая сонаправлена с вектором напряжённости ($bar{E}$) электрического поля.
В соответствии со вторым законом Ньютона имеем:

$$bar{F}=q bar{E}+q[bar{v} times bar{B}]=m bar{a}(2.2)$$

Получаем, что ускорение равно:

$$frac{q bar{E}+q[bar{v} times bar{B}]}{m}=bar{a}(2.3)$$

Если скорость заряда параллельна векторам $bar{E}$ и
$bar{B}$, тогда $[bar{v} times bar{B}]=0$, получим:

$$bar{a}=frac{q bar{E}}{m}$$

Ответ. $bar{a}=frac{q bar{E}}{m}$

Читать дальше: Формула силы натяжения нити.

Источник

Сила Лоренца. Определение и формула

Определение 1

Сила Ампера, воздействующая на часть проводника длиной Δl с некоторой силой тока I, находящийся в магнитном поле B, F=I·B·Δl·sin α может выражаться через действующие на конкретные носители заряда силы.

Пускай заряд носителя обозначается как q, а n является значением концентрации носителей свободного заряда в проводнике. В этом случае произведение n·q·υ·S, в котором S представляет собой площадь поперечного сечения проводника, эквивалентно току, протекающему в проводнике, а υ – это модуль скорости упорядоченного движения носителей в проводнике:

I=q·n·υ·S.

Определение 2

Формула силы Ампера может записываться в следующем виде:

F=q·n·S·Δl·υ·B·sin α.

По причине того, что полное число N носителей свободного заряда в проводнике сечением S и длиной Δl равняется произведению n·S·Δl, действующая на одну заряженную частицу сила равняется выражению: FЛ=q·υ·B·sin α.

Найденная сила носит название силы Лоренца. Угол α в приведенной формуле эквивалентен углу между вектором магнитной индукции B→ и скоростью ν→.

Направление силы Лоренца, которая воздействует частицу с положительным зарядом, таким же образом, как и направление силы Ампера, находится по правилу буравчика или же с помощью правила левой руки. Взаимное расположение векторов ν→, B→ и FЛ→ для частицы, несущей положительный заряд, проиллюстрировано на рис. 1.18.1.

Рисунок 1.18.1. Взаимное расположение векторов ν→, B→ и FЛ→. Модуль силы Лоренца FЛ→ численно эквивалентен произведению площади параллелограмма, построенного на векторах ν→ и B→ и заряда q.

Сила Лоренца направлена нормально, то есть перпендикулярно, векторам ν→ и B→.

Сила Лоренца не совершает работы при движении несущей заряд частицы в магнитном поле. Данный факт приводит к тому, что модуль вектора скорости в условиях движения частицы так же не меняет своего значения.

Если заряженная частица движется в однородном магнитном поле под действием силы Лоренца, а ее скорость ν→ лежит в плоскости, которая направлена нормально по отношению к вектору B→, то частица будет совершать движение по окружности некоторого радиуса, рассчитывающегося с помощью следующей формулы:

R=mνqB.

Сила Лоренца в данном случае применяется в качестве центростремительной силы (рис. 1.18.2).

Рисунок 1.18.2. Круговое движение заряженной частицы в однородном магнитном поле.

Для периода обращения частицы в однородном магнитном поле будет справедливо следующее выражение:

T=2πRυ=2πmqB.

Данная формула наглядно демонстрирует отсутствие зависимости заряженных частиц заданной массы m от скорости υ и радиуса траектории R.

Применение силы Лоренца

Определение 3

Приведенное снизу соотношение представляет собой формулу угловой скорости движения заряженной частицы, происходящего по круговой траектории:

ω=υR=υqBmυ=qBm.

Оно носит название циклотронной частоты. Данная физическая величина не имеет зависимости от скорости частицы, из чего можно сделать вывод, что и от ее кинетической энергии она не зависит.

Определение 4

Данное обстоятельство находит свое применение в циклотронах, а именно в ускорителях тяжелых частиц (протонов, ионов).

На рисунке 1.18.3 приводится принципиальная схема циклотрона.

Рисунок 1.18.3. Движение заряженных частиц в вакуумной камере циклотрона.

Определение 5

Дуант – это полый металлический полуцилиндр, помещенный в вакуумную камеру между полюсами электромагнита в качестве одного из двух ускоряющих D-образного электрода в циклотроне.

К дуантам приложено переменное электрическое напряжение, чья частота эквивалентна циклотронной частоте. Частицы, несущие некоторый заряд, инжектируются в центре вакуумной камеры. В промежутке между дуантами они испытывают ускорение, вызываемое электрическим полем. Частицы, находящиеся внутри дуантов, в процессе движения по полуокружностям испытывают на себе действие силы Лоренца. Радиус полуокружностей возрастает с увеличением энергии частиц. Как и во всех других ускорителях, в циклотронах ускорение заряженной частицы достигается путем применения электрического поля, а ее удержание на траектории с помощью магнитного поля. Циклотроны дают возможность ускорять протоны до энергии, приближенной к 20 МэВ.

Однородные магнитные поля используются во многих устройствах самых разных типов назначений. В частности, они нашли свое применение так называемых масс-спектрометрах.

Определение 6

Масс-спектрометры – это такие устройства, использование которых позволяет нам измерять массы заряженных частиц, то есть ионов или ядер различных атомов.

Данные приборы используются для разделения изотопов (ядер атомов с одинаковым зарядом, но разными массами, к примеру, Ne20 и Ne22). На рис. 1.18.4 изображен простейшая версия масс-спектрометра. Вылетающие из источника S ионы проходят через несколько малых отверстий, которые в совокупности формируют узкий пучок. После этого они попадают в селектор скоростей, где частицы движутся в скрещенных однородных электрическом, создающимся между пластинами плоского конденсатора, и магнитном, возникающим в зазоре между полюсами электромагнита, полях. Начальная скорость υ→ заряженных частиц направлена перпендикулярно векторам E→ и B→.

Частица, которая движется в скрещенных магнитном и электрическом полях, испытывает на себе воздействия электрической силы qE→ и магнитной силы Лоренца. В условиях, когда выполняется E=υB, данные силы полностью компенсируют воздействие друг друга. В таком случае частица будет двигаться равномерно и прямолинейно и, пролетев через конденсатор, пройдет через отверстие в экране. При заданных значениях электрического и магнитного полей селектор выделит частицы, которые движутся со скоростью υ=EB.

После данных процессов частицы с одинаковыми значениями скорости попадают в однородное магнитное поле B→ камеры масс-спектрометра. Частицы под действием силы Лоренца движутся в камере перпендикулярной магнитному полю плоскости. Их траектории представляют собой окружности с радиусами R=mυqB’. В процессе измерения радиусов траекторий при известных значениях υ и B’, мы имеем возможность определить отношение qm. В случае изотопов, то есть при условии q1=q2, масс-спектрометр может разделить частицы с разными массами.

С помощью современных масс-спектрометров мы имеем возможность измерять массы заряженных частиц с точностью, превышающей 10–4.

Рисунок 1.18.4. Селектор скоростей и масс-спектрометр.

Магнитное поле

В случае, когда скорость частицы υ→ имеет составляющую υ∥→ вдоль направления магнитного поля, подобная частица в однородном магнитном поле будет совершать спиралевидное движение. Радиус такой спирали R зависит от модуля перпендикулярной магнитному полю составляющей υ┴ вектор υ→, а шаг спирали p – от модуля продольной составляющей υ∥ (рис. 1.18.5).

Рисунок 1.18.5. Движение заряженной частицы по спирали в однородном магнитном поле.

Исходя из этого, можно сказать, что траектория заряженной частицы в каком-то смысле «навивается» на линии магнитной индукции. Данное явление используется в технике для магнитной термоизоляции высокотемпературной плазмы – полностью ионизированного газа при температуре порядка 106 K. При изучении управляемых термоядерных реакций вещество в подобном состоянии получают в установках типа «Токамак». Плазма не должна касаться стенок камеры. Термоизоляция достигается путем создания магнитного поля специальной конфигурации. На рисунке 1.18.6 в качестве примера проиллюстрирована траектория движения несущей заряд частицы в магнитной «бутылке» (или ловушке).

Рисунок 1.18.6. Магнитная «бутылка». Заряженные частицы не выходят за ее пределы. Необходимое магнитное поле может быть создано с помощью двух круглых катушек с током.

Такое же явление происходит в магнитном поле Земли, которое защищает все живое от потока несущих заряд частиц из космического пространства.

Определение 7

Быстрые заряженные частицы из космоса, по большей степени от Солнца, «перехватываются» магнитным полем Земли, вследствие чего образуются радиационные пояса (рис. 1.18.7), в которых частицы, будто в магнитных ловушках, перемещаются туда и обратно по спиралеобразным траекториям между северным и южным магнитными полюсами за доли секунды.

Исключением являются полярные области, в которых часть частиц прорывается в верхние слои атмосферы, что может приводить к возникновению таких явлений, как «полярные сияния». Радиационные пояса Земли простираются от расстояний около 500 км до десятков радиусов нашей планеты. Стоит вспомнить, что южный магнитный полюс Земли находится поблизости с северным географическим полюсом на северо-западе Гренландии. Природа земного магнетизма до сих пор не изучена.

Рисунок 1.18.7. Радиационные пояса Земли. Быстрые заряженные частицы от Солнца, в основном электроны и протоны, попадают в магнитные ловушки радиационных поясов.

Возможно их вторжение в верхние слои атмосферы, служащее причиной возникновения «северных сияний».

Рисунок 1.18.8. Модель движения заряда в магнитном поле.

Рисунок 1.18.9. Модель Масс-спектрометра.

Рисунок 1.18.10. Модель селектора скоростей.

Источник

Сила Лоренца как определение E и B[править | править код]

Уравнение[править | править код]

Заряженная частица[править | править код]

Непрерывное распределение заряда[править | править код]

Уравнение в единицах СГС[править | править код]

Частные случаи[править | править код]

История[править | править код]

Траектории частиц под действием силы Лоренца[править | править код]

Значение силы Лоренца[править | править код]

Сила на токоведущем проводе[править | править код]

ЭДС[править | править код]

Сила Лоренца и закон индукции Фарадея[править | править код]

Сила Лоренца в терминах потенциалов[править | править код]

Сила Лоренца и аналитическая механика[править | править код]

Релятивистская форма силы Лоренца[править | править код]

Ковариантная форма силы Лоренца.[править | править код]

Тензор поля[править | править код]

Перевод в векторные обозначения[править | править код]

Сила Лоренца в алгебре пространства-времени (STA)[править | править код]

Сила Лоренца в общей теории относительности[править | править код]

Приложения[править | править код]

См. также[править | править код]

Примечания[править | править код]

Литература[править | править код]

Ссылки[править | править код]

Определение и формула

В чём измеряется?

Когда возникает?

Формула силы Лоренца при наличии магнитного и электрического полей

Направление силы Лоренца

Применение на практике

Сила Лоренца:

Как определить направление силы Лоренца

Что такое сила Лоренца

Пример решения задачи

Определение и формула силы Лоренца

Направление силы Лоренца

Следствия свойств силы Лоренца

Формула силы Лоренца при наличии магнитного и электрического полей

Единицы измерения силы Лоренца

Примеры решения задач

Сила Лоренца. Определение и формула

Применение силы Лоренца

Магнитное поле

Вам также может понравиться

После того как нашел девушку

Как найти как нарисовать елку

Как найти яремную вену у лошади

Добавить комментарий Отменить ответ