Siljish toki haqida. Maksvel - Физика - Курсовые работы

Информация о документе

Цена	9000UZS
Размер	1.4MB
Покупки	0
Дата загрузки	21 Май 2023
Расширение	docx
Раздел	Курсовые работы
Предмет	Физика

Siljish toki haqida. Maksvel

Купить

O`ZBEKISTON RESPUBLIKASI OLIY VA O`RTAMAXSUS TA`LIM VAZIRLIGI QARSHI DAVLAT UNIVERSITETI FIZIKA – MATEMATIKA FAKULTETI FIZIKA YO’NALISHI OPTIKA FANIDAN TAYYORLAGAN KURS ISHI Bajardi: Qabul qildi: _______________. Qarshi 2018

MUNDARIJA: I.Kirish………………………………………………………………. II.Asosiy qism………………………………………………….......... 2.1. Siljish toki haqida tushuncha…………………………………… 2.2. Maksvell tenglamalarining integral va differensial ko’rinishi…. 2.3. Maksvell tenglamalaridan kelib chiqadigan xulosalar………… III.Xulosa …………………………………………………………… IV.Foydalanilgan adabiyotlar ro’yxati…………………………….

I.KIRISH. Tebranuvchi sistema tashqi muhitga energiya berishi mumkin.Energiyani bunday uzatish shuning uchun mumkinki,muhit elastik bo’lganligi orqasida uning alohida kichkina uchastkalarining o’zlari mittigina tebranma sistemalardan iborat bo’ladi.Agar muhit (masalan, havo, suv yoki boshqa moddalar)zarrachalarning siljishi natijasida uning biror joyidagi zichligining muvozanati buzilsa, u holda atrofdagi zarrachalar tomonidan ta’sir qiluvchi kuchlar siljigan zarrachalarni orqaga qaytishga majbur qiladi,ya’ni elastiklik kuchlari buzilgan muvozanatni tiklashga intiladi,ammo bunda muhit zarrachalari inersiya bilan bu muvozanat holatdan o’tib ketib qarama –qarshi tomonga siljiydi.Bunday harakat vaqtida tebranuvchi zarrachalarga qo’shni zarrachalar ham siljituvchi kuchlar ta’sir iga uchrab tur

Ahamiyati: Ushbu tenglamalar elektromagnit to’lqinlar tabiatini anglashda katta xizmat qilgan. Zamonaviy texnologiyalarda qo’llaniladigan ko’plab ilmiy jarayonlarning asosini tashkil qiladi. Bugungi kun uchun dolzarbligi: Biz uchun o’ta ahamiyatli bo’lgan zamonaviy texnika vositalari - mobil aloqa, televideniye va radio, hamda radarlar ushbu tenglamaga muvofiq ishlaydi.

II.ASOSIY QISM 2. 1. Siljish toki haqida tushuncha 19 asrning 60- yillarida Maksv е ll yag о na elektr о magnit mayd о n nazariyasini ishlab chiqdi, bu nazariyaga muvofiq o’zgaruvchan elektr mayd о ni o’zgaruvchan magnit mayd о nini, o’zgaruvchan magnit mayd о ni esa, o’zgaruvchan elektr mayd о nini vujudga k е ltiradi. Bu ikkilamchi o’zgaruvchan mayd о nlar uyurma harakterida bo’ladi: vujudga k е ltirayotgan mayd о nning kuch chiziqlari k е layotgan mayd о nning kuch chiziqlari bilan k о ns е ntrik o’rab о lingan. Natijada o’zaro o’ralgan elektr va magnit mayd о nlar yag о na elektr о magnit mayd о nning х ususiy hollaridir, hol о s. Dastlab t о klar bilan bog’langan o’zgaruvchan elektr va magnit mayd о nlar, so’ngra t о klardan mustaqil holda mavjud bo’lishi (ulardan ajralishi) va bir bi

2-rasm Faraz qilaylik yassi k о nd е nsat о r plastinkalariga o’zgaruvchan e’.yu.k. b е rilgan bo’lsin. U holda t о k k е ltiruvchi simlarda elektrronlarning harakatidan yuzaga k е lgan o’tkazuvchanlik t о ki о qadi. K о nd е nsat о r plastinkalari о rasi vakuum bilan ajralgan bo’lgani uchun zaryadlar bo’lmaydi va shuning uchun o’tkazuvchanlik t о ki bo’lishi mumkin emas. Bu е rda faqat o’zgaruvchan elektr mayd о ni ¯E va u hosil qilgan o’zgaruvchan magnit mayd о ni mavjud bo’ladi. Maksv е ll tashqi zanjirda о quvchi o’tkazuvchanlik t о ki k о nd е nsat о r ichida al ох ida t о k-siljish t о ki bilan tutashadi d е b faraz qildi, siljish t о ki elektr mayd о ni kuchlanganligining o’zgarish t е zligiga pr о p о rsi о nal va tashqi zanjirdagi o’tkazuvchanlik t о kiga t е ng bo’ladi. Maksv е l

bo’lgan o’zgaruvchan o’tkazuvchanlik t о ki hamma vaqt siljish t о klari bilan b е rkiladi. Elektromagnit maydonni xarakterlashda Maksvell siljish toki tushunchasidan foydalandi. Ma’lumki, magnit maydonini hosil qila oladigan uyurmali elektr maydonini Maksvell siljish toki deb atadi. Siljish tokining vujudga kelishi uchun zarrachalarning tartibli ko’chishi emas, balki o’zgaruvchan elektr maydoni bo’lishi kifoyadir. O’zgaruvchan tok manbaiga ulangan kondensatordan iborat zanjirni kuzatamiz. (96-rasm) 3-rasm Kondensator zaryadlanib, razryadlanib turishi tufayli qoplamalar orasidagi elektr maydoni ham davriy o’zgarib turadi. Siljish toki o’tkazuvchanlik toki chiziqlarini o’tkazgich – dielektrik chegarasida uzmay, balki uni nafaqat dielektrik ichida, hatto vakuumda ham tutashtirib yuboradi. Si

Gauss teoremasiga muvofiq, elektr siljish vektori D -ni, zaryadning sirt zichligi σ - ga tengligini isbotlash mumkin. ∮ S DdS =∑ q1 q1=σdS ∮ S DdS =∑ q1=∮ S σdS ; D= σ (3) (12.7) ni hisobga olib, siljish toki zichligi uchun: jc=дD /dt (4) Bundan, siljish toki va u hosil qilgan magnit maydon faqat elektr siljish vektori D -ning o’zgarish tezligiga proporsionaldir degan xulosa kelib chiqadi. Endi siljish tokining yo’nalishini aniqlaymiz. Kondensator zaryadlanishida tok o’ngdan chapga oqadi. Induksiya vektori D -ortadi, bunda дD /дt >0 bo’lishi kuzatiladi hamda siljish vektori D bilan J mos tushadi. Siljish toki zichligining vektori o’tkazuvchanlik toki vektori bilan bir tomonga yo’nalgan bo’ladi. Kondensator razryadlanishida tok chapdan o’ng tomonga oqib, elektr siljish vektori kamayadi, дD

Agar qoplamalar orasida dielektrik modda joylashtirilgan bo’lsa, elektr siljish vektori:D= εoE+P (5) bu yerda E-elektr maydon kuchlanganligi P-qutblanish vektori (12.9) ni (12.8) ga qo’yib, tok zichligi uchun: jc= дD дt = д(εoE= P) dt =εo дE дt +дP дt (6) (12.10) ning birinchi hadi vakuumda siljish toki zichligini ifodalaydi, ikkinchi hadi esa dielektrikdagi zaryadlarning siljishi tufayli vujudga kelgan qutblanish toki zichligini bildiradi. Shunday qilib, o’tkazuvchanlik toki va siljish toki bir-biridan ajralmagan holda bir butunlikni tashkil etadi. Shu tufayli to’la tok zichligi- o’tkazuvchanlik va siljish toklarining yig’indisidan iborat bo’ladi: jT= jym +jc= jy+дD дt (7) Buni hisobga olib, Gauss teoremasi magnit maydon kuchlanganlik vektori uchun: ∮ L HRdl=∮ S (j+дD дt )⋅dS (8) (12.13)

5-rasm Elektromagnit maydon materiyaning o’ziga xos yashash formasi bo’lib, u ob’yektiv reallikdir. Elektromagnit jarayonlar qanday sanoq sistemasida kuzatilishiga qarab, elektr maydoni tarzida, yoki elektromagnit maydon tarzida namoyon bo’ladi. Qo’zg’almas sanoq sistemasiga nisbatan kuzatganda, elektr zaryadi atrofida faqat elektr maydoni, harakatdagi sanoq sistemasiga nisbatan kuzatganda esa har ikkalasi elektr va magnit maydoni tarzida namoyon bo’ladi. (12.4-rasm) 6-rasm

Elektromagnit maydoni. Maksvell tenglamalari Maksvell elektromagnit maydon nazariyasini ishlab chiqdi, bu nazariyaga muvofiq, o’zgaruvchan elektr maydoni o’zgaruvchan magnit maydonini, o’zgaruvchan magnit maydoni esa, o’zgaruvchan elektr maydonini vujudga keltiradi. Bu ikkilamchi o’zgaruvchan maydonlar uyurma harakterida bo’ladi: vujudga keltirayotgan maydonning kuch chiziqlari vujudga kelayotgan maydonning kuch chiziqlari bilan konsentrik o’rab olingan. Natijada o’zaro o’ralgan elektr va magnit maydonlar sistemasi hosil bo’ladi (1-rasm). ⃗E ⃗E ⃗E ⃗E ⃗H ⃗H ⃗H E 0 7-rasm. Rasmda E 0 to’g’ri chiziq birlamchi o’zgaruvchan elektr maydonini, H gorizontal aylanalar ikkilamchi o’zgaruvchan magnit madoynini, vertikal E aylanalar esa – ikkilamchi o’zgaruvchan elektr maydonini tasvirlaydi. O’zgarmas

(2) formulaga muvofiq, vakuumda ( ε =1, μ =1) elektromagnit maydonlar v =3·10 8 м с tezlik bilan tarqaladi. Fazoda harakatlanib elektromagnit maydon o’ziga tegishli elektro-magnit energiyani olib o’tadi. Elektromagnit energiya oqimining zichligi ρ , ya’ni ko’chish yo’nalishiga perpendikulyar yuza birligidan vaqt birligida olib o’tilgan energiya qo’yidagi munosabat bilan ifodalanadi: ρ= ω эм⋅V (11) bu yerda ω em – elektromagnit maydoni energiyasining zichligi va u quyidagiga teng bo’ladi: ω эм = ω э+ω м= 1 2(ε0εЕ 2+μ0μН 2) (12) Elektromagnit energiya oqimi o’z yo’lidagi to’siqqa bosim bilan ta’sir qiladi. Bu bosim oqim zichligiga proporsional bo’lib, qo’yidagi formula bilan ifodalanadi: P= (1+X )⋅ωэм (13) bu yerda X – qaytarish koeffitsiyenti. Agar to’siq elektromagnit energiyasini to’la qa

8-rasm.jy− q S= d dt ( q S)= δ (16) bu yerda S – qoplamaning yuzasi; q – qoplamada taqsimlangan zrayad;  - zaryadning sirt zichligi. Maksvell tashqi zanjirida oquvchi o’tkazuvchanlik toki kondensator ichida alohida tok-siljish toki bilan tutashadi deb faraz qildi. Siljish toki elektr maydon kuchlanganligining o’zgarish tezligiga proporsional va tashqi zanjirdagi o’tkazuvchanlik tokiga teng bo’ladi, ya’ni: Jc= Д (17) Vakuumdagi siljish toki elektr zaryadlarning siljishidan iborat bo’lmaydi, shuning uchun bu tok joul issiqligi ajratmaydi. Shunday qilib, Maksvell nazariyasiga asosan, o’zgaruvchan elektr maydoni qamrab olgan fazoda siljish toki vujudga keladi. Berk bo’lmagan konturlarda mavjud bo’lgan o’zgaruvchan o’tkazuvchanlik toki hamma vaqt siljish toklari bilan berkiladi. Siljish tokini

bo’lsalar, elektromagnetizmni o’rganishda Maksvell tenglama-lari ham xuddi shunday ahamiyatga ega. Maksvell tenglamalarining birinchi jufti quyidagicha bo’ladi:∮ Eedℓ =∫ S( ∂B ∂t)n dS (18) ∮ S BndS =0 (19) Bu tenglamalarning birinchisi E ning qiymatlarini B vektorning vaqt bo’yicha o’zgarishi bilan bog’laydi va elektromagnit induksiya qonunini ifodalaydi. Ikkinchi tenglama B vektorning kuch chiziqlari berk ekanligini aks ettiradi. Maksvell tenglamalarining ikkinchi juftini quyidagi tenglamalar tashkil qiladi: ∮ Hedℓ =∫ S jndS +∫ S( ∂D ∂t)n dS (20) ∮ DndS =∫ V ρdV (21) bu yerda j – o’tkazuvchanlik tokining zichligi. Birinchi tenglama o’tkazuvchanlik toki bilan siljish toki va ular yuzaga keltirgan magnit maydoni orasidagi bog’lanishni aniqlaydi. Ikkinchi tenglama D vektorining kuch chiziqla

∫ S (rotE )ndS =−∫ S( ∂B ∂t)n dS (22) Har ikkala integral ham bitta sirt bo’yicha olinmoqda. Shuning uchun olingan tenglikni quyidagi ko’rinishda yozish mumkin: ∫ S(rotE +∂B ∂t)n dS = 0 (23) Shunday qilib, fazoning har bir nuqtasida rotE =− ∂B ∂t (24) tenglik bajariladi. (12) formulaga Stoks teoremasini qo’llab, quyidagini topamiz: rotH = j+∂D ∂t (25) (13) formulaning chap qismiga Ostrogradskiy-Gauss teoremasini qo’llaymiz. Natijada quyidagi tenglamani hosil qilamiz: ∫ V divD ⋅dV =∫ V ρdV (26) Integral olinadigan hajm ixtiyoriy tanlangan bo’lsa, yuqoridagi munosabat har ikkala qismdagi integral ostidagi ifodalar fazoning har bir nuqtasida birday qiymatga ega bo’lgan holdagina bajariladi, ya’ni: divD = ρ (27) Ostrogradskiy-Gauss teoremasini (11) formulaga qo’llasak, quyidagi ifodani hosil q

rotH = j+∂D ∂t (31) divD = ρ (32) Bu tenglamalarni yechishda ularni tashkil qilgan kattaliklar orasida mavjud bo’lgan quyidagi munosabatlardan ifodalanadi: D= εε0E (33) B= μμ 0H (34) j= δE (35) (10)-(13) yoki (21)-(24) shaklda berilgan Maksvellning fundamental tenglamalari elektromagnit maydonni to’liq tenglamalar sistemasini tashkil qilmaydi. Bu tenglamalarga muhitni xos xususiyatlarini harakter-laydigan kattaliklarini qo’shish kerak. Muhitni xos xususiyatlarini harakterlaydigan kattaliklarini bog’lanishlari moddiy tenglamlar deyiladi. Moddiy tenglamalar quyidagiga teng: D= εε0E (36) B= μμ 0H (37) j= δE (38) bu yerda ε , μ ,  - muhitning elektromagnit xususiyatlarini harakterlaydigan kattaliklar. Yettita tenglamlar, ya’ni (21)-(27) ning jami tinch holatdagi muhit elektrodinamikasining a

Tebranish konturi har qanday radiotexnik qurilmaning ajralmas qismi hisoblanadi. Radio o’tkazgichlarda tebranish konturi fazoda elektromagnit to’lqinlarni nurlantirish uchun, radio qabul qilgichlarda (radiopriyomniklarda) elektromagnit to’lqin-lar spektridan kerakli qismini ajratib olish uchun xizmat qiladi. Tebranish konturi deb bir-biri bilan o’tkazgichlar yordamida ulangan C kondensator va induktivlik L dan iborat elektr zanjirga aytiladi (1-rasm). Ideal tebranish konturida (aktiv qarshiligi R nolga teng) tebranishlar hosil bo’lishini ko’rib chiqamiz. Bunday konturda tebranish hosil qilish uchun kondensator qoplamalariga ma’lum miqdor elektr zaryadi berish yoki induktivlik g’altagiga elektr toki uyg’otish kerak. Faraz qilaylik konturni ochib kondensatorni zaryadlantirdik (2a-rasm). Kond

a) b) v) g) d) 10-Rasm. bunda C – kondensator sig’imi; U 0 – qoplamalar orasidagi maksimal kuchlanish. Tebranish konturining bunday holati, muvozanat holatidan kichik burchak α – ga chetlashtirilgan matematik mayatnikning holatiga o’xshaydi. C kondensatorni L induktivlikka tutashtiramiz (2b-rasm). Kondensator zaryadsizlana boshlaydi va uning elektr maydoni kamaya boradi. Shu bilan birga konturda elektr toki paydo bo’ladi va uning natijasida induktiv g’altagida magnit maydoni hosil bo’ladi. Ideal konturda chorak davrdan keyin elektr maydon energiyasi to’la magnit maydon energiyasiga aylanadi:W max = E м= LJ 0 2 2 (40) bunda L – g’altak induktivligi; J – g’altakdan oqayotgan tok kuchining maksimal qiymati. Bu holda kondensator qoplamalari orasidagi kuchlanish nolga teng, U=0. Tebranish kont

davrga teng vaqtdan keyin magnit maydoni yo’qoladi, ya’ni magnit maydon energiyasi to’la elektr maydon energiyasiga aylanadi (2v-rasm). Tebranish konturining bu holati matematik mayatnikning teskari tomonga α burchakka chetlashtirilgan holatiga o’xshaydi. Bundan keyin kondensator yana zaryadlana boshlaydi, konturda yana tok oqa boshlaydi, lekin bu tokning yo’nalishi oldingina nisbatan qarama-qarshi bo’ladi, t= 3 4T vaqtdan keyin kondensator to’la razryadlanadi, elektr maydon energiyasi magnit maydon energiyasiga aylanadi (2g-rasm), t=T vaqtdan konturning holati (2d-rasm) boshlang’ich holatidagiday bo’ladi. Undan keyin butun jarayon takrorlanadi. Konturda tebranishlar yuzaga keladilar bunda kondensator qoplamalari orasidagi kuchlanish va tok kuchini davriy o’zgarishlari vujudga keladi. Shu

bog’liqligini aniqlagan edik. Tebranish konturda massa rolini L induktivlik, bikrlik rolini sig’imga teskari kattalik 1/S o’ynaydi. Shunday qilib, tebranish konturidagi erkin so’nmas elektromagnit tebranishlarning davri Tomson formulasidan aniqlanadi:T=2π√LC (41) Tebranish davrini bilgan holda elektromagnit tebranishlarning xususiy chastotasi υ0 va xususiy davriy chastota ω 0 ni aniqlash mumkin: υ0= 1/T=1/2π√1/LC (42) ω0= 2πυ 0= √1/LC (43) Tebranish konturida hosil bo’luvchi o’zgaruvchan elektr va magnit maydonlari fazoning kontur turgan joyda joylashgan bo’ladi. Bunday kontur yopiq tebranish konturi deyiladi. Hamma real konturlarining R qarshiligi noldan farqli bo’ladi. Shuning uchun konturdagi erkin elektromagnit tebranishlar so’nuvchi bo’ladi. Ketma-ket ulangan S sig’imi kondensator, in

Kalit ulanmagan holda kondensatorni Δϕ = ϕ1− ϕ2 potensiallar ayirmasigacha zaryadlab, kalitni ulasak, kondensator razryadlana boshlaydi. Natijada zanjirdan vaqt o’tishi bilan o’zgarib boruvchi J tok oqa boshlaydi. 3-rasmda ko’rsatilgan zanjir uchun tok kuchining vaqt t – ga bog’liq munosabatini aniqlaymiz. Soddalik uchun g’altakning, simlarning va kalitning elektr qarshiligi nolga teng deb hisoblaymiz. Om qonuniga asosan zanjirning 1L R 2 qismi uchun quyidagini yozamiz: JR = Δϕ + ε (44) bunda J, Δφ , ε – mos ravishda zanjirdagi tok kuchining oniy qiymati, kondensatorning 1 va 2 qoplamalari orasidagi potensiallar ayirmasi va qaralayotgan zanjir qismida qo’yilgan EYUK larning algebraik yig’indisi. Zanjirning 1L R 2 qismida faqat o’zinduksiya EYUK quyidagi bo’lib, u g’altakdan o’zgaruvchan to

qoplamasidagi musbat zaryadning kamayishi mos keladi (dq /dt∠ 0 ). Kondensator qoplamalari orasidagi potensiallar ayirmasi quyidagiga teng: Δϕ = q/C (48) (9) va (10) ifodalarni (8) tenglamaga qo’yib hosil qilamiz: Ld2q dt 2+R dq dt + q C = 0 (49) Bu differensial tenglama shakli bilan prujinaga osilgan yukning so’nuvchi tebranishlari differensial tenglamasiga o’xshaydi: m d2x dt 2+чdx dt +кх = 0 (50) Yukning massasi m o’rniga zanjirning L induktivligi, qarshilik koeffitsiyenti r o’rniga zanjirning qarshiligi R, prujinaning elastik koeffitsiyenti k o’rniga sig’imiga teskari bo’lgan – 1/S kattalik kelmoqda. Mexanika bo’limida bizga ma’lumki, (12) tenglamaning yechimi quyidagi ko’rinishga ega: X = A 0⋅e −rt 2m sin (ωt + α0) (51) ω = √k/m − r2/4 m 2 (52) ω – prujinadagi yukning so’nuvchi tebran

Shunday qilib, zaryadlangan kondensatorni ketma-ket ulangan induktivlik va elektr qarshilikdan iborat zanjirga ulanganda kondensatordagi zaryad so’nuvchi tebranishlar hosil qiladi. Shuning uchun qurilayotgan zanjir tebranish konturi degan nom olgan.β= R 2L (55) β kattalik so’nish koeffitsiyenti deb ataladi. (15) dan ko’rinadiki, kondensator zaryadi q ning tebranishlar amplitudasi A, quyidagiga teng: A = A 0⋅e − R 2Lt = A0e−βt (56) Kondensatorning qoplamalari orasidagi potensiallar ayirmasi zaryad q ga proporsional. Shuning uchun Δϕ = q C = A 0 C ⋅e −R 2Lt sin (ωt + α0) (57) (15) va J=− dq dt formulalardan tebranish konturidagi tok kuchi uchun quyidagi ifodani hosil qilamiz: J= − dq dt = A 0⋅e −R 2Lt [ R 2L sin (ωt +α0)− ω cos (ωt +α0)] (58) Vaqtning boshlang’ich paytida (t=0) kondensatorni

A0=q0√ 1+ β2 ω2= q √1− R2C 4L (60) Shunday qilib konturdagi tebranishlarning boshlang’ich faza va amplitudasi uning parametrlari: sig’im, induktivlik va qarshiligiga bog’liq bo’ladi. Konturda so’nmas tebranishlarning davri T quyidagiga teng: T= 2П ω = 2П √ 1 LC − R2 4L2 (61) Konturdagi o’zgaruvchan elektr toki o’zgaruvchan magnit maydonini hosil qiladi. Shu bilan birga kondensatorning elektr maydoni ham o’zgaradi. Shuning uchun bir qaralgan kondensator zaryadning va konturdagi tokning erkin tebranishlari erkin elektromagnit tebranishlar deb ataladi. Bu tebranishlar energiyasi boshlang’ich holatda zaryadlangan kondensatorning elektr energiyasiga teng bo’ladi. Keyin, konturdagi elektromagnit tebranishlar sekin asta kamayib boradi, chunki elektr toki oqish jarayonida Joul-Lens issiqligi ajara

12-rasm. Bu holda konturda majburiy tebranishlar hosil bo’ladi, uning chastotasi tok manbaining EYUK ω chastotasi bilan belgilanadi. Konturdagi tok kuchining amplitudasi nafaqat, kontur parametrlari, ya’ni R, L, C va EYUK chastotasi ω ga ham bog’liq. Agar ω tebrainsh konturining xususiy tebranishlari chastotasi ω 0 ga teng yoki unga yaqin bo’lsa, konturdagi tok kuchi amplitudasining keskin oshishi hodisasi ro’y beradi, ya’ni rezonans hodisasi yuzaga keladi. Tok kuchi uchun rezonans chastota quyidagiga teng:ω0= √ 1 LC (63) Rezonans chastotasi konturning aktiv qarshiligiga bog’liq emas. Hozirgi vaqtda so’nmas tebranishlar hosil qilish uchun avtotebranishli sistemalar ishlatiladi. O’zgaruvchan elektr va magnit maydonlari bir-biriga bog’liq. Ular bir-birini qo’llaydilar va ularni hosil qilgan

vektorning tebranishini, ikkinchisi – magnit induksiya vektori V tebranishini akslantiradi (5-rasm). z y x 13-rasm. Elektr va magnit maydonlar kuch chiziqlari o’zaro perpendikulyar, demak E va B vektorlar o’zaro perpendikulyar tekislikda yotadilar va ular tarqalishi yo’nalishiga perpendikulyardirlar. Shunday qilib, elektromagnit to’lqinlar ko’ndalang to’lqinlar. Maksvell nazariyasiga muvofiq elektromagnit to’lqinlarning tarqalish tezligi chekli miqdor bo’lib, u to’lqin tarqalayotgan muhitning elektr va magnit xususiyatlari bilan belgilanadi:V = 1 √ε0μ0εμ (64) Bunda ε 0 va m 0 – elektr va magnit doimiylaridir; ε va m - muhitning nisbiy dielektrik va magnit singdiruvchanliklari. Agar elektromagnit to’lqin bo’shliq (vakuum) da tarqalayotgan bo’lsa, ε =1, m =1, demak elektromagnit to’lqinning

C= 3⋅10 8m/s Agar bir jinsli muhitda elektromagnit to’lqinning tarqalish tezligini v desak, tebranish davrini T va to’lqin uzunligini λ desak, λ=v⋅T (65) bo’ladi. Bo’shliq uchun λ0= c⋅T (66) To’lqinning tezligi muhitning ε va m lariga bog’liq bo’lgani uchun, bir muhitdan ikkinchisiga o’tishda, v va λ o’zgaradi, lekin chastota o’zgarmay qoladi. Fazoda tarqalayotgan elektromagnit to’lqin W energiyani o’tkazadi. Elektromagnit maydon energiyasi deganda elektr va magnit maydonlar energiyalarining yig’indisi tushuniladi: W =W э+W м (67) Shunga xos holda elektromagnit maydon energiyasining zichligi, elektr va magnit maydonlar energiyalari zichliklarining yig’indisidan iborat bo’ladi: ω= ωэ+ωм= εε 0E2 2 +μμ 0H 2 2 (68) Elektromagnit to’lqin yorug’lik tezligi C bilan tarqalishi uchun, birlik yuzada

Yo’nalishi elektromagnit to’lqin tarqalish yo’nalishi bilan bir xil bo’lgan va (33) formula bilan aniqlangan S vektori, Umov- Poyinting vektori deb ataladi. U son jihtadan elektromagnit to’lqin birlik yuzadan birlik vaqt ichida olib o’tadigan energiyaga teng. P.N.Lebedev, A.A.Glagoleva-Arkadeva kabi olimlarning tadqiqotlari elektromagnit to’lqinlarning hamma xususiyatlari yorug’lik xususiyati bilan bir xil ekanligini ko’rsatadi. Bundan shunday muhim xulosa kelib chiqadiki, yorug’lik elektromagnit to’lqindan iborat. Keyingi tadqiqotlar shuni ko’rsatadiki, nafaqat ko’zga ko’rinadigan yorug’lik, balki infraqizil va ultrabinafsha nurlanishlar, rentgen va gamma nurlar ham elektromagnit to’lqin tabiatiga ega ekanlar. Demak elektromagnit to’lqinlarning chastotasi va to’lqin uzunliklari juda keng

Uzoq masofalarda signallarni uzatishda elektromagnit to’lqinlardan foydalanish g’oyasini birinchi bo’lib 1889 yilda A.S.Popov ilgari surgan edi. Radioaloqa – bu elektromagnit to’lqinlar yordamida informatsiyani masofaga uzatishdir. Radioaloqaning ko’rinishlari radioeshittirish (so’z va musiqani uzatish) va teleko’rsatuv (tasvirni uzatish) dir. Hozirgi zamon radiouzatgich va radio qabul qilgichning funksional sxemasi 6-rasmda ko’rsatilgan. 4 5 6 So’nmas (1) tebranishlar generatori yuqori chastotali tebranishlar hosil qiladi. Tovush tebranishlari mikrofon yordamida elektr tebranishlariga aylantiriladi. (1) generatordan tebranishlar va tovush tebranishlar modulyator deb ataluvchi (2) qurilmaga tushadi. Bu qurilmada tovush tebranishlari ta’sirida generator ishlab chiqqan tebranishlarning ampli

v t b) v t v) 15-rasm. 7a-rasmda generatorning signali, 7b-rasmda modulyatorda mikrofondan tushuvchi signal, 7v-rasmda modulyatsiyalangan signal ko’rsatilgan. So’z va musiqani uzatish uchun modulyatsiya tovush chastotasida (10 ¸ 13) × 10 3 Gs amalga oshiriladi. (3) kuchaytirgichda kuchaytirilgandan keyin modullangan tebranishlar (4) uzatuvchi antennaga o’tadilar. Bu antenna ochiq tebranish konturi bo’lib, efirda elektromagnit to’lqinlar tarqatadi. Radiouzatgichdan ma’lum masofada radio qabul qilgich joylashgan. Elektromagnit to’lqinlar radio qabul qilgichning (5) antennasiga kelib, (5b) konturda elektromagnit tebranishlar hosil qiladilar. (5b) konturda sig’imi o’zgaradigan kondensator ulangan. Kondensator sig’imini o’zgartirib, konturning xususiy tebranishlar chastotasini o’zgartirish mum

sodir bo’ladi. Keyinchalik past chastotali tebranishlar (9) kuchaytirgich yordamida kuchaytiriladi va dinamikka uzatiladi. Mikrofonga kelib tushayotgan informatsiya dinamik yordamida qayta tiklanadi. Radioeshittirish uchun radioto’lqinlarning hamma diapazonlari ishlatiladi. Televideniye sxemasi radioeshittirish sxemasi bilan deyarli bir xil. Farqi shundaki, uzatkichda tebranishlar nafaqat tovush signallari, balki tasvir signallari ham modulyatsiya qilinadi. Uzatish telekamerasida tasvir elektron nur trubkasi yordamida qayta tiklanadi. Uzatilayotgan va qabul qilinayotgan signallar shunday sinxronlashtirilganki, televizor trubkasidagi elektron nurining harakati uzatuvchi telekamera nurining harakatini takrorlaydi. Hozirgi paytda elektromagnit to’lqinlar yordamida qo’zg’almas va harakatlanuvc

divB → = 0 Bu tenglamalarni yechishda ularda qatnashgan E → va D → , B → va H → kattaliklar o`rtasidagi quyidagi moddiy munosabatlardan (izotrop muhit uchun) foydalaniladi: D → =  0  E ⃗ ; B → =  0  H ⃗ ; D → yj → y= σ E → bu yerda,  0 - elektr doimiy;  -muhitning dielektrik singdiruvchanligi;  - moddaning solishtirma elektr o`tkazuvchanligi. Maksvell tenglamalari Nyuton mexanikasining qonunlari, termodinamika bosh qonunlari kabi katta ahamiyatga ega bo`lgan tabiat qonunlaridir. Maksvell nazariyasining eng muhim natijalaridan biri elektromagnit to’lqinlarining ko`ndalang to’lqinlar ekanligidir. E → va H → vektorlar o`zaro perpendikulyar bo`lib, ular to`lqinning tarqalish tezligi V → ga perpendikulyar tekislikda yotadi. elektromagnit to`lqinni ikki o`zaro perpendikulyar

Elektromagnit to`lqin chastotasi aynan bir xil saqlansa (  = const), uni monoxromatik elektromagnit to`lqin deyiladi. OX o`q yo`nalishida tarqalayotgan  chastotali elektromagnit to`lqin quyidagicha yoziladi:E⃗ = E⃗ m sin(  t-kx+  0 ), H ⃗ = H ⃗ m sin(  t-kx+  0 ). Bunda E → m va H → m - mos ravishda E → va H → vektorlarning amplituda qiymatlari, k =  /V=2  /  - to`lqin soni,  0 - koordinatasi x = 0 nuqtadagi tebranishlarning boshlang’ich fazasi. Maksvellning integral ko’rinishdagi tenglamalari. Maksvell siljish toki tushunchasini qo’llab, elektr va magnit hodisalarining yagona nazariyasini yaratdi. Maksvell nazariyasining asosini to`rtta tenglama tashkil etadi. 1) Qo`zg’almas zaryad q o`z atrofidagi fazoda elektr maydonini vujudga keltiradi. Bu maydon potensial mayd

Maksvellning integral ko`rinishdagi birinchi tenglamasi kelib chiqadi. Chap tomonidagi integral ixtiyoriy berk kontur bo`yicha, o`ng tomondagisi esa shu kontur chegaralab turgan ixtiyoriy sirt bo`yicha olinadi. Har qanday elektr tok atrofida magnit maydon hosil bo`ladi. Magnit maydon kuchlanganligi vektori H → ning ixtiyoriy berk kontur bo`yicha sirkulyatsiyasi shu kontur o`rab olgan barcha makroskopik toklarning algebraik yig’indisiga teng: H d J jndS S    ∫  ∫   O`zgaruvchan elektr maydon xuddi tok kabi magnit maydoni hosil qiladi. Demak, umumiy holda magnit maydon o`tkazuvchanlik toki j → y va siljish toki j → c tufayli vujudga kelgan magnit maydonlarning yig’indisidan iborat. Agar o`tkazuvchanlik toki zichligi va siljish toki zichligi j → c= dD → dt larning yig’in

D ndS dV S V ∫ ∫   , bunda  - berk sirt ichida uzluksiz ravishda joylashgan zaryadlarning hajmiy zichligi. Maksvellning uchinchi tenglamasi deb ataladigan, qo`zg’almas zaryadlar tufayli vujudga kelgan potensial elektr maydon va o`zgaruvchan magnit maydon tufayli vujudga kelgan uyurmaviy elektr maydonlar yig’indisidan tashkil topgan elektr maydon uchun ham o`rinlidir. Magnit maydon qanday usul bilan vujudga keltirilganligidan qat`iy nazar magnit induksiya chiziqlari doimo berk bo`ladi. Shuning uchun umumiy holda B ndS S ∫  0 Bu ifoda B vektor uchun Gauss teoremasidir. Uni Maksvellning to`rtinchi tenglamasi deyiladi. T englamalar integral ko`rinishdagi Maksvell tenglamalaridir.

Maksvell tenglamalaridan kelib chiqadigan xulosalar Yuqoridagi kattaliklarni invariantligidan, maydon vektorlariga tegishli quyidagi xulosalar kelib chiqadi: 1. Agar biror sistemada s 2 V 2 >E 2 va B ⃗  E ⃗ bo`lsa, shunday sistema tanlash mumkinki, unda E ⃗ =0, B ⃗  0 bo`ladi: agar B ⃗ vektor E ⃗ ga perpendikulyar bo`lmasa, bunday sistema mavjud emas; 2. Agar biror sistemada s 2 V 2 <E 2 va B ⃗  E ⃗ bo`lsa, shunday sistema tanlash mumkinki, unda E →  0, B ⃗ = 0 bo`ladi; agar ⃗ B vektor ⃗ E vektorga perpendikulyar bo`lmasa, bunday sistema mavjud emas;

3. Agar qandaydir ISS da faqat elektr maydon yoki magnit maydon bo`lsa, boshqa ISS larda ham elektr maydon, ham magnit maydon bo`lib, ular o`zaro perpendikulyar bo`ladi; 4. Maydon vektorlari sV=E, B ⃗  E ⃗ shartlarni qanoatlantiruvchi yassi to`lqin barcha ISS larda ham yassiligicha qoladi. Ma`ruzaning oxirida shuni takidlash joizki, zarralar va jismlarning zaryadi ISSlarini tanlashga bog’liq emas, zaryad va tok zichliklari esa nisbiy kattaliklardir.

III. XULOSA Tebranuvchi sistema tashqi muhitga energiya berishi mumkin. Energiyani bunday uzatish shuning uchun mumkinki, muhit elastik bo’lganligi orqasida uning alohida kichkina uchastkalarining o’zlari mittigina tebranma sistemalardan iborat bo’ladi.Agar muhit (masalan, havo, suv yoki boshqa moddalar)zarrachalarning siljishi natijasida uning biror joyidagi zichligining muvozanati buzilsa, u holda atrofdagi zarrachalar tomonidan ta’sir qiluvchi kuchlar siljigan zarrachalarni orqaga qaytishga majbur qiladi,ya’ni elastiklik kuchlari buzilgan muvozanatni tiklashga intiladi,ammo bunda muhit zarrachalari inersiya bilan bu muvozanat holatdan o’tib ketib qarama –qarshi tomonga siljiydi.Bunday harakat vaqtida tebranuvchi zarrachalarga qo’shni zarrachalar ham siljituvchi kuchlar ta’sir iga uchrab

Foydalanilgan adabiyotlar ro’yxati 1. Mirziyoyev Sh. M. Erkin va farovon, demokratik o’zbekiston davlatini birgalikda barpo etamiz. O’zbekiston Respublikasi Prezidenti lavozimiga kirishish tantanali marosimiga bag’ishlangan Oliy Majlis palatalarining qo’shma majlisidagi nutq / Sh.M. Mirziyoyev. – Toshkent: O’zbekiston, 2016. - 56 b 2. Mirziyoyev Sh. M. Milliy taraqqiyot yo’limizni qat’iyat bilan davom ettirib, yangi bosqichga ko’taramiz. / Sh. M. Mirziyoev. – Toshkent: O’zbekiston, 2017. -592 3. B.T. Qo’yliyev “Optika” darslik – T.: “Fan va texnologiya” 2014 4. I.V.Savelyev. "Umumiy fizika kursi." I-qism. Toshkent: O’qituvchi,1973 y. 5. I.V.Savelyev. "Umumiy fizika kursi." II-qism. Toshkent: O’qituvchi,1973 y. 6. I.V.Savelyev. "Umumiy fizika kursi." III-qism. Toshke

Купить