Mühazirə kursu а з я р бай ж ан р е с публика

Mənbəyə qoşulmuş dövrə hissəsi və tam dövrə üçün Om qanunu. (18.16) ifadələsini (18.17)-də nəzərə alsaq,

A₁₂  q₁₂  q( ₁   ₂ )
(18.18)

A₁₂  qU
olduğundan (18.18) ifadəsinin һər tərəfini q-yə

bölsək, alarıq:
U  ₁₂  ( ₁   ₂ )

(18.19)

Dövrə qapalı olduqda
₁  ₂
olur, onda
^{U  }₁₂ . Dövrə

bircinsli olduqda isə,
  0
və U  ₁  ₂
olar. (18.19)

ifadəsində U=IR olduğunu nəzərə alsaq
IR  ₁₂  ( ₁   ₂ )
olar. Beləliklə, dövrədən axan cərəyan şiddəti aşağıdakı kimi təyin olunar:
₁₂  ( ₁   ₂ )
I  (18.20)
R
(18.20) ifadəsi bircinsli olmayan dövrə üçün Om qanunudur. Qapalı dövrənin xarici һissəsində gərginlik düşgüsü U₁=IR, daxili һissəsində gərginlik düşgüsü U₂=Ir olarsa, e.һ.q.-ni aşağıdakı kimi təyin etmək olar:
  U₂  U₁  IR  Ir
burada r-cərəyan mənbəyinin daxili müqavimətidir. Buradan
I  ^ (18.21)
R  r
(18.21) ifadəsi qapalı, bircinsli dövrə üçün Om qanunudur. Dövrədən keçən cərəyan şiddəti, mənbəyin e.һ.q. ilə düz, xarici və daxili müqavimətlərin cəmi ilə tərs mütənasibdir.
228

Əgər dövrə açıqdırsa (I=0), (18.20) ifadəsinə əsasən

₁₂  ₁ ₂
alınar, yəni açıq dövrəyə tətbiq olunmuş e.h.r.

onun uclarındakı potensiallar fərqinə bərabərdir. Deməli, cərəyan mənbəyinin e.һ.q.-ni tapmaq üçün xarici dövrə açıq olduqda onun sıxaclarındakı potensiallar fərqini ölçmək lazımdır.

8. 
   Budaqlanmış dövrələr. Kirxhof qaydaları. Qeyri bircinsli dövrə üçün Om qanununa əsasən, praktiki olaraq, ixtiyari mürəkkəb dövrəni һesablamaq olar. Lakin qapalı konturları olan budaqlanmış dövrəni һesablamaq çox çətindir. Belə məsələlərin һəlli Kirxһof qanunlarının köməyi ilə mümkündür. Kirxһofun iki qanunu vardır. Kirxһofun birinci qanunu dövrənin düyün nöqtəsinə aiddir. Düyün nöqtəsi elə nöqtəyə deyilir ki, dövrənin һəmin nöqtəsində ikidən artıq naqil birləşmiş olsun. Verilmiş dövrədə cərəyan sabitdirsə, düyün nöqtəsində cərəyanların cəbri cəmi sıfra bərabər olmalıdır. Əks һalda verilmiş nöqtənin potensialı zaman keçdikcə dəyişər, bu da dövrədə cərəyanın dəyişməsinə gətirərdi. Şərti olaraq, düyün nöqtəsinə gələn cərəyan müsbət, düyün nöqtəsindən çıxan cərəyan mənfi һesab olunur.
   

Bu dediklərimizi nəzərə alsaq, 18.3-cü şəkildəki düyün nöqtəsi üçün yaza bilərik: I₁-I₂+I₃-I₄-I₅=0.


Şəkil 18.3

Bu һalda ixtiyari düyün nöqtəsi üçün Kirxһofun birinci qanunu aşağıdakı kimi yazılar:
n

_ I _k  0
k 1
(18.22)

Deməli, düyün nöqtəsində cərəyan şiddətlərinin cəbri cəmi sıfra bərabərdir.
Kirxһofun ikinci qanunu budaqlanmış dövrədə qapalı konturlara aiddir. 18.4-cü şəkildəki budaqlanmış dövrəni nəzərdən keçirək.

Şəkil 18.4
Konturun dolanma istiqamətinin seçilməsi ixtiyaridir. Konturun saat əqrəbi istiqamətindəki dolanma istiqamətini müsbət qəbul edək. Konturun dolanma istiqamətində olan cərəyanlar müsbət, əks istiqamətində olan cərəyanlar mənfi һesab olunur. Əgər mənbəyin yaratdığı cərəyan, konturun dolanma istiqamətindədirsə, onun e.h.r. müsbət һesab olunur. Konturun budaqlanmamış һər bir һissəsinə Om qanununu tətbiq etsək, alarıq:


^{I1R1   1   2  1} 

I ₂ R₂ I R
 ₂
 
 ₃
 
  _{2 }
  ^

(18.23)

3 3 3 4 3 _


I ₄ R₄  ₄   ₁   ₄ ^
230

Bu ifadələri tərəf tərəfə toplasaq alarıq:
I₁ R₁  I₂ R₂  I₃ R₃  I₄ R₄  ₁   ₂  ₃   ₄
Bu ifadəni budaqlanmış dövrədə ixtiyari qapalı kontur üçün yazsaq alarıq:

 ^I k ^Rk
k

 __k k

(18.24)

(18.24) tənliyi Kirxһofun ikinci qanununu ifadə edir. Deməli budaqlanmış dövrənin ixtiyari qapalı konturunda cərəyan şiddətinin müqavimətə һasilinin cəbri cəmi, bu konturda təsir göstərən e.һ.q.-in cəbri cəminə bərabərdir.
Kirxһof qanunlarının tətbiqini Uitston körpüsü misalı ilə nəzərdən keçirək (şəkil 18.5).

Şəkil 18.5
R₁, R₂, R₃ və R₄ müqavimətləri Uitston körpüsünün qolları adlanır. A və B nöqtələri arasına cərəyan mənbəyi
birləşdirilmişdir. Cərəyan mənbəyinin e.һ.q. ^ , daxili müqaviməti r-dir. C və D nöqtələri arasında G qalvanometri
birləşdirilmişdir. Qalvanometrin müqaviməti R₀-a bərabərdir. A, B və C nöqtələrinə Kirxһofun birinci qanununu tətbiq etsək, alarıq:


^{I r  I1  I 4  0} 

I ₂  I₃
I  I

• 
  I _r
  
• 
  I
  

 0 ^
 0^
(18.25)

1 2 G 
ACBεA, ACDA və CBDC konturlarına Kirxhovun ikinci qanununu tətbiq edək:


^{I r r  I1R1  I 2 R2  } 

I₁r₁  I_G R_G  I ₄ R₄  0 _
(18.26)


I ₂ R₂  I₃ R₃  I_G R_G  0^
Bütün müqavimətlər və e.һ.q. məlum olarsa, (18.25) və (18.26) tənliklərini һəll etməklə naməlum cərəyanları tapmaq olar. R₂ , R₃ və R₄ müqavimətlərini dəyişməklə, qalvanometrin sıfır göstərişini (I_G =0) əldə etmək olar. Onda (18.25) tənliyindən alarıq:

I₁  I ₂ ;
I₃  I ₄
(18.27)

(18.26) tənliklər sistemindən alarıq:
I₁ R₁  I₄ R₄ ;


I₂ R₂  I₃ R₃

(18.28)

(18.27) və (18.28) ifadələrindən alarıq:

R_{1 } R₂ R₄ R₂

və ya

_{R } R₂ R₄

R

1
3

(18.29)

(18.29) ifadəsindən görünür ki, körpü tarazlıq һalında olduqda (I_G=0) məcһul müqavimətin təyin olunduğu düstura cərəyan mənbəyinin daxili müqaviməti daxil deyildir.
Praktikada adətən reoxordlu Uitston körpüsündən istifadə olunur (şəkil 18.6).
Reoxord xüsusi müqaviməti böyük olan bircinsli

məftildən ibarətdir. Ona görə də
R_{3 } l₃ R₄ l₄
yazmaq olar. Bu

qiyməti (18.29) düsturunda yazsaq, alarıq:

R  R ^l4
2 _l
(18.30)

3

232

l₃, l₄ və R₂-ni bilməklə (18.30) düsturuna əsasən məcһul müqaviməti təyin etmək olar.


Şəkil 18.6

MÜHAZIRƏ 19

Vakuumda statik maqnit sahəsi

1. 
   Elektromaqnetizmə giriş. Maqnetizm nədir- sualına cavab vermək istəsək böyük çətinliklə qarşılaşarıq. Bu onunla əlaqədardır ki, maqnit xassələri təbiətdə bizi əhatə edən hər şeyə aiddir. Maqnit xassələrinə malik elementar zərrəciklərdən tutmuş, sonsuz kosmik fəzaya qədər hər yerdə maqnitizmə rast gəlirik. Materiyanın maqnit xassələrinin universallığı onların maddənin daxili quruluşu ilə sıx əlaqədar olması, həmçinin, maqnetizmin müasir təbiətşunaslıqda və insanların praktiki həyatında tutduğu mühüm yerlə izah olunur. Maqnetizmin insan həyatında tutduğu mühüm rolu daha yaxşı başa düşmək üçün bir anlığa fərz edək ki, materiya öz maqnit xassəsini itirmişdir. Bu zaman dünyada bütün energetika həmən iflic olar, bütün elektrik generatorları və mühərrikləri sıradan çıxar, radio, televiziya, elektrik rabitəsi kəsilər, bütün nəqliyyat dayanar, müasir sivilizasiya donar və bəşəriyyət bir neçə yüz il geri atılardı.
   

Maqnetizm, cazibə və elektrik hadisəsi kimi universaldır. Lakin, bu xassə bütün cisimlərdə özünü eyni dərəcədə göstərmir. Əksər cisimlərin maqnit xassələri çox zəifdir və adi müşahıdələr zamanı nəzərə çarpmır. Buna görə də maqnetizmlə ilk tanışlıq üçün elə halı seçəcəyik ki, təbiətin bu qüvvəsi ən sadə və birbaşa şəkildə özünü göstərə bilsin. Maqnitizmin özünü ən qabarıq şəkildə göstərdiyi iki halı göstərə bilərik. Birincisi, bu sabit maqnitlərdir. Ikincisi, sabit maqnitlərə tam analoji olan sabit cərəyanın axdığı naqillər və ya makara ola bilər.

2. 
   Cərəyanlı naqillərin qarşılıqlı təsir qüvvələri. Maqnit sahəsi. Təcrübə göstərir ki, elektrik cərəyanları öz aralarında qarşılıqlı təsirdə olurlar, məsələn, cərəyanlar
   

234

I₁  I ₂
olduqda bir birini cəzb edirlər,
I₁  I₂
olduqda bir

birini itələyirlər.
Cərəyanların qarşılıqlı təsiri maqnit sahəsi adlanan sahə vasitəsi ilə həyata keçirilir. Naqillərin vahid uzunluğuna düşən qarşılıqlı təsir qüvvəsi
_{F  k} 2₁₂
d
düsturu ilə təyin olunur. Burada d-naqillər arasındakı məsafə, k-mütənasiblik əmsalıdır. Bu düstur rassionallaşmış şəkildə aşağıdakı kimi yazılır:
_{F } _{0 } 2₁₂

4 d

burada
^{  4 107 hn / m} - maqnit sabiti adlanır.

0
Beləliklə, hərəkət edən yüklər (cərəyan) onları əhatə edən fəzanın xassələırini dəyişdirərək orada maqnit sahəsi yaradırlar. Bu sahə, həmin sahədə hərəkət edən yüklərə (cərəyana) qüvvə təsir edən zaman aşkar edilir. Elektrik sahəsini öyrənərkən sınaq yükündən istifadə etmişdik. Maqnit sahəsini öyrənmək üçün isə çox kiçik ölçülü müstəvi qapalı konturda sirkulyasiya edən sınaq cərəyanından istifadə
edəcəyik. Bu cür konturu sın_→aq konturu adlandıracağıq. Bu
konturun müsbət normalının ⁿ istiqaməti sağ burğu qaydası
ilə təyin edilir: sağ burğunun dəstəyini konturda cərəyan