Ampero jėgos kryptį nusako dviejų vektorių ir vektorinės sandaugos taisyklė, tačiau praktiškai krypčiai nustatyti patogu pasinaudoti kairiosios rankos taisykle: jei kairiąją ranką ištiesime taip, kad statmenoji laidui magnetinio lauko srauto tankio vektoriaus dedamoji būtų nukreipta į delną, o ištiesti keturi pirštai rodytų srovės laide kryptį, tai atlenktas stačiu kampu nykštys rodys Ampero jėgos kryptį (žr.101 pav.).

Taigi greičiu v judantis krūvis taške, esančiame atstumu nuo jo, sukuria magnetinį lauką, kurio srauto tankis
(5.10)
vektoriaus kryptį nusako dviejų vektorių ir vektorinės sandaugos taisyklė. Praktiškai krypčiai nustatyti patogu pasinaudoti dešininio sraigto (grąžto) taisykle: jei dešininio sraigto slenkamasis judesys sutampa su teigiamo krūvio judėjimo kryptimi, tai sraigto galvutės sukimosi kryptis rodo magnetinio lauko jėgų linijų kryptį. (95 pav.). Kaip matyti iš (5.10), ^ ir ^
Judant neigiamam krūviui sraigto slenkamasis judesys turi būti nukreiptas prieš krūvio greičio kryptį.

Mintyse išveskime dvi lygiagretes su tieses, atstumas tarp kurių dh labai mažas (105 pav. jos pažymėtos punktyru). Susikirsdamos su kontūru jos atkerta du srovės elementus ir . Šiuos srovės elementus veikiančios Ampero jėgos yra ir . Matome, kad tų jėgų moduliai yra lygūs. Pagal kairiosios rankos taisyklę nustatome, kad jėga nukreipta į mus, o – nuo mūsų. Taigi kontūro elementus dl1 ir dl2 veikia jėgų pora. Jos momentas dM=dF×a=IBadh=IBdS. Čia a – atstumas tarp elementų (jėgų poros petys), o dS=adh – kontūro dalies, esančios tarp punktyrinių linijų, plotas. Visą kontūrą veikiančių jėgų momentą apskaičiuosime integruodami:
(5.35)
Jėgų momento veikiamas kontūras stengiasi taip pasisukti, kad vektorius būtų statmenas kontūro plokštumai.
Srovės stiprio ir kontūro ploto sandauga vadinama kontūro magnetiniu momentu:
pm=IS.
Magnetinio momento SI vienetas yra 1 A×m2.
Žinome, kad plotui gali būti suteiktos vektoriaus savybės: . Čia – ploto normalės (statmens) vienetinis vektorius (). Teigiamąja vektoriaus kryptimi šiuo atveju reikia imti tą, kuri susijusi su srovės kryptimi dešininio sraigto taisykle. Tada magnetinio momento vektorius
(5.36)
Bendru atveju, kai kontūro plokštuma nėra lygiagreti su magnetinio srauto tankio vektoriumi (106 pav.), kontūrą veikiančių jėgų momento modulis
M=pmBsina, (5.37)
o jo vektorius
(5.38)

Iš (5.38) matyti, kad , kai ||. Taigi vienalyčiame magnetiniame lauke kontūras su srove stengiasi taip pasisukti, kad jo magnetinis momentas būtų lygiagretus su magnetinio srauto tankio vektoriumi .
Apskaičiuosime kontūro su srove, esančio vienalyčiame magnetiniame lauke, energiją. Iš mechanikos kurso žinome, kad jėgų poros darbas, atliekamas pasukant mažu kampu da, yra dA=Mda. Kontūro su srove atveju M nusakomas (5.37) formule, tad
dA=pmBsinada.
Suintegravę gauname:

Potencinės energijos išraiškose integravimo konstantą C galima laisvai pasirinkti. Šiuo atveju pasirinkime C=0. Tada
(5.39)
Taigi kontūro su srove energija nusakoma (5.39) formule. Pasinaudodami (5.36), ją galime užrašyti ir taip:
. (5.40)
Čia
(5.41)
yra magnetinis srautas per kontūro ribojamą plotą. Magnetinio srauto SI vienetas yra veberis (Wb): 1 Wb=1 T×m2=1 V×s.

Kaip aiškėja iš (5.39) ir (5.40), energija esti mažiausia, kai || (pastovios pusiausvyros padėtis), lygi nuliui, kai ^, ir didžiausia, kai ||- (nepastovios pusiausvyros padėtis) (žr. 107 pav.).
2) Nevienalytis laukas. Nevienalyčiame lauke kontūras su srove irgi esti orientuojamas taip, kad jo magnetinis momentas būtų lygiagretus su magnetinio srauto tankio vektoriumi . Tačiau ir tada atskiras kontūro dalis veikiančių jėgų atstojamoji nepasidaro lygi nuliui. Tai matyti iš 108 pav.

Panagrinėkime priešingose kontūro pusėse esančius du srovės elementus ir veikiančias jėgas ir . Šios jėgos yra statmenos vektoriui tose vietose, kur yra tie srovės elementai. Išskaidykime jas į dedamąsias, statmenas vektoriui ties kontūro centru ^ ir ^ ir lygiagretes || ir ||. Matome, kad statmenosios dedamosios yra priešingų krypčių. Jas atsveria kontūro tamprumo jėgos. Lygiagrečiosios dedamosios nukreiptos ta pačia kryptimi. Jų atstojamoji nelygi nuliui, o yra nukreipta lauko stiprėjimo kryptimi. Norėdami apskaičiuoti visą kontūrą veikiančią tą atstojamąją jėgą, tarkime, kad jos veikiamas kontūras paslinko į stipresnio lauko sritį mažu atstumu dr. Vidutinį magnetinio srauto tankį kontūrui esant pradinėje padėtyje pažymėkime B1, o galinėje B2. Sutinkamai su (5.40), kontūro energijos lygios atitinkamai W1=-IF1=-ISB1, W2=-ISB2. Paslenkant kontūrui atliekamas darbas dA=F×dr=W1-W2=IS(B2-B1)=pm(B2-B1).
Sąryšį tarp B2 ir B1 galima išreikšti taip:

Taigi

ir

Iš čia nustatome, kad
(5.42)
(5.36), (5.38), (5.39) ir (5.42) formulės labai panašios į atitinkamas formules, aprašančias elektrinį dipolį ir jį veikiančias jėgas bei energiją elektriniame lauke. Todėl kontūras su srove dar vadinamas magnetiniu dipoliu.

Tarkime, kad prie kintamosios įtampos šaltinio prijungta varža R (24 pav.). Jei šaltinio gnybtų įtampa kinta pagal dėsnį U=U0sinwt, (8.12) grandine teka kintamoji srovė I=I0sinwt. Pagal Omo dėsnį varžos įtampa UR=IR=I0Rsinwt. Pagal antrąją Kirchhofo taisyklę šiuo atveju UR=U. Taigi

I0Rsinwt=U0sinwt, arba (8.13) Iš (8.13) matome, kad sąryšis tarp kintamosios srovės ir įtampos amplitudžių yra toks pat, kaip ir nuolatinės srovės grandinėje tarp srovės ir įtampos, o fazių skirtumas tarp srovės ir įtampos virpesių nesusidaro (25 pav.).

Dabar panagrinėkime kondensatorių, kurio talpa C, prijungtą prie kintamosios įtampos šaltinio U (26 pav.). Kondensatoriaus įtampą bet kokiu laiko momentu t pažymėkime UC. Pagal antrąją Kirchhofo taisyklę UC=U. Kondensatoriaus įtampa UC susijusi su jo krūviu taip: taigi Šią lygybę išdiferencijavę pagal laiką t ir turėdami omenyje, kad dq/dt=I, gauname: . Iš čia nustatome, kad I=U0wCsin(wt+p/2), (8.14) o srovės stiprio amplitudė I0=U0wC . (8.15) Pažymėkime (8.16) Tada (8.15) galima suteikti Omo dėsnio pavidalą:

(8.17) Dydis XC=1/(wC) vadinamas talpine varža. Iš (8.14) matome, kad srovės stiprio kondensatoriuje fazė pralenkia jo įtampos fazę p/2 rad (arba 90o) kampu (27 pav.).

Pagaliau tarkime, kad prie kintamosios įtampos šaltinio prijungta ritė, kurios induktyvumas L, o varža nuolatinei srovei labai maža (28 pav.). Kintant srovei ritėje atsiranda saviindukcijos ev (žr. (45)). Pagal antrąją Kirchhofo taisyklę U=UL. Čia UL=-es=. Vietoj U įrašę (8.12) išraišką, gauname diferencialinę lygtį Atskiriame kintamuosius: Integruodami gauname: (8.18) Iš (8.18) matome, kad srovės stiprio amplitudė (8.19) Dydis XL=wL (8.20) vadinamas induktyviąja varža. Iš (8.18) matome, kad induktyviojoje varžoje srovės stiprio fazė atsilieka nuo įtampos fazės p/2 rad (arba 90o) kampu (29 pav.).

Kaip išsiaiškinsime toliau, tekant srovei talpinėje ir induktyviojoje varžose neišsiskiria šiluma. Todėl tos varžos dar vadinamos reaktyviosiomis varžomis. Elektros energija virsta šilumine energija tik varžoje R, todėl ji vadinama aktyviąja varža.

3. Kintamosios srovės grandinių skaičiavimas vektorinių diagramų ir kompleksinių dydžių metodais. Impedansas Nagrinėjant kintamosios srovės grandines, tenka sumuoti vienodo dažnio, bet nevienodų amplitudžių bei pradinių fazių harmoningai kintančias elektrovaras, įtampas ar sroves. Šis uždavinys gana paprastai ir vaizdžiai išsprendžiamas harmonines funkcijas atvaizduojant besisukančiais vektoriais. Pavyzdžiui, elektrovarą e=e0sin(wt+j) galima atvaizduoti taip. Pasirinksime stačiakampę koordinačių sistemą XOY ir susitarsime teigiamuosius kampus atidėti kryptimi, priešinga laikrodžio rodyklės sukimosi krypčiai. Kampu j į X ašį atidėsime vektorių OA, kurio ilgis pasirinktu masteliu lygus ev amplitudei e0 (30 pav). Vektorių OA suksime apie koordinačių pradžią teigiamąja kryptimi pastoviu kampiniu greičiu w, lygiu ev kampiniam dažniui. Praslinkus laikotarpiui t vektorius OA pasisuks kampu wt ir su X ašimi sudarys kampą wt+j. To vektoriaus projekcija į Y ašį bus lygi OAsin(wt+j)=e0sin(wt+j)=e, o jo projekcija į X ašį – Oa cos(wt+j)=e0cos(wt+j).

Tarkime, jog norime sudėti dvi to paties dažnio sinusines ev e1=e10sin(wt+j1) ir e2=e20sin(wt+j2). Tuo pačiu masteliu nubrėžkime du vektorius, kurių ilgiai e10 ir e20, sudarančius su X ašimi kampus wt+j1 ir wt+j2 atitinkamai ir juos geometriškai sudėkime (pavyzdžiui, pagal lygiagretainio taisyklę) (31 pav.). Kadangi vektorių projekcijų į tą pačią ašį suma lygi tų vektorių sumos projekcijai į tą ašį, akivaizdu, kad vektoriaus e0 ilgis yra lygus pasirinktu masteliu atvaizduotų harmoninių funkcijų amplitudžių sumai (e0=e10+e20), o kampas wt+j reiškia suminės ev fazę.

Jeigu mums rūpi tik ev, įtampų ar srovių amplitudės ir fazių skirtumo tarp jų kampai, kaip dažniausiai ir esti, tada svarbu tik kokius kampus vektoriai sudaro vienas su kitu, o kokius kampus jie sudaro su ašimis – nesvarbu. Šiuo atveju vieną vektorių galima nubrėžti bet kokiu kampu su X ašimi, tačiau visus kitus vektorius reikia brėžti taip, kad jie su laisvai pasirinktuoju vektoriumi sudarytų tikruosius jų fazių skirtumo kampus. Dažniausiai laisvai pasirenkamas vektorius brėžiamas horizontaliojoje (X) ašyje. Nubraižysime ankstesniame paragrafe išnagrinėtų grandinių vektorines diagramas.

Kai grandinėje yra tik kintamosios įtampos šaltinis ir varža R (žr. 24 pav.), įtampos ir srovės vektorinė diagrama gali būti tokia, kaip pavaizduota 32 pav. Šiuo atveju nėra fazių skirtumo tarp srovės stiprio ir įtampos, taigi abu vektoriai, vaizduojantys U0 ir I0, brėžiami ta pačia, pavyzdžiui, horizontalia, kryptimi. Be abejo, U0 ir I0 masteliai gali būti skirtingi, nes šių dydžių matavimo vienetai yra skirtingi.

26 pav. grandinėje srovės stiprio fazė pralenkia įtampos fazę 90o kampu. Jei šaltinio įtampos amplitudę atvaizduotume vektoriumi horizontaliojoje ašyje, srovės stiprio amplitudę atitinkantį vektorių reikėtų brėžti vertikaliojoje ašyje į viršų (33 pav.). Tačiau galima horizontaliojoje ašyje atvaizduoti ir I0. Tada įtampą U0 vaizduojantį vektorių būtina brėžti vertikaliojoje ašyje žemyn (34 pav.).

TIKSLAS: praplėsti didelio jautrumo elektros srovės matavimo prietaiso (mikroamper-metro, miliampermetro) matavimo ribas; tą patį prietaisą panaudoti įtampos matavimui t.y. pagaminti voltmetrą. PRIEMONĖS: miliampermetras, kontrolinis srovės ir įtampos matavimo prietaisas, reostatas, jungiklis, srovės šaltinis, vielinis rezistorius ir varžų rinkinys.

DARBO METODIKA IR PAGRINDINĖS FORMULĖS

Elektrinių matavimo prietaisų pagrindinės charakteristikos yra jautris, matavimo ribos ir tikslumo klasė. Prietaiso absoliučios paklaidos santykis su prietaiso skalės vardiniu didumu, išreikštas procentais, vadinamas prietaiso tikslumo klase Tikslumo klasė nurodo didžiausią paklaidą visam skalės intervalui. Elektriniai matavimo prietaisai yra suskirstyti į 8 tikslumo klases: 0.05; 0.1; 0.2; 0.5; 1.0; 1.5; 2.5; 4.0. Pirmųjų trijų tikslumo klasių prietaisai vadinami preciziniais, likusiųjų klasių – techniniais. Norint praplėsti elektros srovės matavimo prietaiso, ampermetro, matavimo ribas vartojamas šuntas, o voltmetrui – papildoma varža. Šunto varžos ilgį apskaičiuojame iš formulės: Šuntuoto miliampermetro parodymus palyginame su kontrolinio prietaiso, kurio tikslumo klasė turi atitikti precizinių prietaisų tikslumo klasę, parodymais. Sujungiame abu prietaisus nuosekliai ir nustatome šuntuoto miliampermetro absoliučią paklaidą bei tikslumo klasę. Voltmetro metavimo ribas praplečiame nuosekliai prijungę papildomą varžą. Ją parenkame, derindami įvairias standartines varžas. Prietaiso parodymus palyginame su kontrolinio voltmetro, atitinkančio precizinę klasę parodymais. Abu prietaisus sujungiame lygiagrečiai ir nustatome voltmetro absoliutinę paklaidą bei tiklumo klasę. Įtampos kritimas voltmetre neturi viršyti , kadangi , tai .

BANDYMO EIGA

1. Pagal formulę apskaičiuojame šunto vielos ilgį L (dydį n pateikia dėstytojas). Kiti dydžiai esantys lygybėje, pateikti prie bandymo įrenginio.
2. Sujungiame grandinę. Reostatu R keisdami srovės stiprumą nustatome keletą kontrolinio ir šuntuoto ampermetro parodymų ir vardinės srovės didumą.
3. Nustatome šuntuoto ampermetro padalos vertę, absoliutinę matavimo paklaidą (priimant, kad ji lygi kontrolinio ir šuntuoto ampermetrų parodymų skirtumui) ir prietaiso tikslumo klasę.
4. Pagal formulę apskaičiuojame voltmetro papildomos varžos didumą .
5. Sujungiame grandinę. Reostatu R keisdami įtampą nustatome keletą (3-5) kontrolinio ir voltmetro su papildoma varža parodymų ir vardinės įtampos didumą.
6. Nustatome voltmetro su papildoma varža padalos vertę, absoliutinę paklaidą (priimame, kad ji lygi kontrolinio ir voltmetro su papildoma varža parodymų skirtumui) ir prietaiso tiklumo klasę.

Rezultatai:

Tiriant voltmetrą: Vienos padalos vertė turi būti : 3.993 : 20 = 0.2

Nr.	Padalų skaičius	Įtampa	1 padalos vertė
1 2 3 4	20 15 10 5	4 2.92 1.97 1	0.2 0.195 0.197 0.2

Tiriant miliampermetrą: Vienos padalos vertė turi būti : 202 : 30 = 6.73

Nr.	Padalų skaičius	Įtampa	1 padalos vertė
1 2 3 4 5	30 25 20 15 10	195 160 130 100 70	6.5 6.4 6.5 6.66 7

Prietaisų lentelė tiriant voltmetrą :

Prietaiso pav.	Sistema	Tikslumo klasė	Matavimo ribos	Vienos padalos vertė
Voltmetras		2.5	1 ÷ 5V	0.1V
Varžynas		0.2
Reostatas
Tiriamasis voltm.		1	0 ÷ 4V	0.2V

Prietaisų lentelė tiriant miliampermetrą:

Prietaiso pav.	Sistema	Tikslumo klasė	Matavimo ribos	Vienos padalos vertė
Ampermetras		1.5	0 ÷ 30mA	1mA
Tiriamasis amperm		2	0 ÷ 202mA	6.73mA
Reostatas
Reochordas			0.5m	0.01m

Skaičiavimai: Tiriant voltmetrą:

n=30;

Vienos padalos vertė: 3.993 : 20 = 0.2

Tiriant miliampermetrą:

n=20 I=202mA                                                                                                                  ;

Vienos padalos vertė : 202 : 30 = 6.73

Išvados:

Praplėčiau didelio jautrumo elektrinių matavimo prietaisų matavimo ribas. Nustačiau jų tikslumo klases.

. Pagal tikslumo klasę tai techninis prietaisas.
. Pagal tikslumo klasę tai techninis prietaisas.

Apskrita r spindulio orbita skriejančio elektrono orbitinis magnetinis momentas gali būti išreikštas taip:
(6.47)
Elektrono impulso momentas
(6.48)
Čia I – elektrono skriejimo sąlygotas srovės stipris, S – orbitos apjuosiamas plotas, T – orbitos apskriejimo periodas, e – elektrono krūvis, m – elektrono masė, v – jo greitis, w – kampinis dažnis. (Atkreipkime dėmesį, kad dėl neigiamo elektrono krūvio vektorių pm ir L kryptys yra priešingos).
Elektrono magnetinio momento pmir impulso momento L santykis vadinamas giromagnetiniu santykiu:
(6.49)
Į (6.49) įrašę (6.47) ir (6.48), įsitikiname, kad elektrono orbitiniam judėjimui
(6.50)
Įdomu pastebėti, kad sukiniui šis santykis yra dvigubai didesnis:
(6.51)
Dažnai vietoje (6.50) ir (6.51) formulių rašoma
(6.52)
Elektrono orbitiniam judėjimui g=1, o sukininiam – g=2.

Jei atome yra daugiau nei vienas elektronas, atomo visas magnetinis momentas susideda iš elektronų orbitinio judėjimo magnetinių momentų ir jų sukininių magnetinių momentų. Panašiai susideda ir mechaniniai momentai. Tačiau esant skirtingoms orbitinio ir sukininio judėjimo g vertėms kampas tarp atomo pilnutinio magnetinio momento ir jo mechaninio momento a, apskritai imant, nėra lygus 180o (119 pav.).
Energiškai palankiausia atomo būsena susidaro tada, kai elektronai atome pasiskirsto į sluoksnius taip, kad pilnutinio momento vertė būtų kuo mažiausia. Todėl užpildytųjų sluoksnių pilnutiniai momentai esti lygūs nuliui. Atomo magnetinį momentą sukuria tik neužpildytųjų sluoksnių elektronai. Dažniausiai tokie sluoksniai yra išoriniai. Be to jų sukininiai ir orbitiniai momentai stengiasi orientuotis priešingomis kryptimis, kad kuo labiau vieni kitus kompensuotų. Dėl to atomo magnetinį momentą daugiausia lemia išorinių elektronų nekompensuoti sukiniai.

• Atvaizdas plokštumoje.

Tarkime, kad yra du lygių modulių, bet priešingų ženklų krūviai +q ir -q, atstumas tarp kurių 2l (27 pav.). Šių krūvių lauke imkime vienodai nutolusią nuo abiejų krūvių begalinę plokštumą, statmeną per krūvius einančiai tiesei. Akivaizdu, kad bet kurio šios plokštumos taško potencialas bus lygus nuliui. Taigi vietoje šios plokštumos galime įdėti laidžią įžemintą (t. y. turinčią nulinį potencialą) plokštę. Tai padarius, laukas nepakis. Vieną iš tų dviejų krūvių, pavyzdžiui, dešiniosios pusės neigiamąjį, dabar galima pašalinti. Jį pašalinus, į krūvį +q atkreiptoje plokštės pusėje atsiras šio krūvio indukuoti neigiami krūviai. Kairėje pusėje dėl to laukas irgi išliks nepakitęs, nes begalinė plokštė ekranuoja kairiąją pusę nuo dešiniosios. Tiesa, šį nepakitusi lauką dabar kurs krūvis +q kartu su plokštėje jo indukuotais neigiamais krūviais.
Trumpiau šio metodo esmę galima nusakyti taip: laukas, kurį kuria šalia įžemintos begalinės laidžios plokštės l atstumu esantis taškinis krūvis +q kartu su plokštėje indukuojamais krūviais yra toks, kokį sukurtų tas krūvis kartu su kitoje plokštės pusėje l atstumu esančiu taškiniu krūviu -q.
Apskaičiuoti dviejų taškinių krūvių lauką yra daug paprasčiau, nei taškinio krūvio ir plokštėje jo indukuotų paviršinių krūvių kuriamą suminį lauką.
2) Atvaizdas sferoje.

Nustatykime, kokią geometrinę formą turi dviejų nelygių modulių priešingų ženklų taškinių krūvių +q ir -q¢ kuriamo lauko ekvipotencialiniai paviršiai. Tarkime, kad |q¢|<|q|. Tegu stačiakampėje koordinačių sistemoje tie krūviai būna x ašyje: krūvio q¢ koordinatės (a,0,0), o krūvio q (d,0,0) (28 pav.). Bet kokio taško A(x,y,z) potencialas

Čia r+ ir r- – atstumai tarp taško A ir krūvių. Juos galime išreikšti koordinatėmis:

Taigi

Taško A potencialas bus lygus nuliui, jei
(1.71)
(1.71) pertvarkome taip:

(1.72)

Žinome, kad lygtis sferos, kurios centras koordinačių sistemos pradžioje ir spindulys R, yra
. (1.73)
(1.72) įgautų (1.73) pavidalą, jei būtų tenkinamos šios dvi sąlygos:
(1.74)
Išsprendę (1.74) q¢ ir a atžvilgiu, nustatome, kad
(1.75)
(1.76)
(1.75) prirašėme minuso ženklą norėdami pabrėžti, kad q ir q¢ yra priešingų ženklų, nes iš (1.74) nustatėme tik krūvio q¢ modulį.
Dabar tarkime, kad šalia laidžios įžemintos R spindulio sferos (ar rutulio) d nuotolyje nuo centro yra taškinis krūvis q (29 pav.). Jei sferos viduje, a nuotolyje nuo centro, būtų taškinis krūvis q¢, tai krūvių q ir q¢ kuriamas sferos potencialas būtų lygus nuliui. Taigi laukas šalia sferos, kurį kuria krūvis q ir jo indukuoti sferoje krūviai, yra toks pat, kaip ir tų dviejų taškinių krūvių kuriamas laukas. Čia q¢ apskaičiuojamas pagal (1.75), o jo atstumas nuo centro a – pagal (1.76). Krūvis -q¢ šiuo atveju yra krūvio +q atvaizdas sferoje.
Atvaizdų sferoje metodą galima pritaikyti ir tuo atveju, jei krūvis +q esti šalia neutralios neįžemintos laidžios sferos. Šiuo atveju sferos potencialas (skaičiuojame centro potencialą)
(1.77)
Kadangi krūviai +q ir -q¢ sferoje sukuria nulinį potencialą, tai jos centre turi būti toks krūvis +q¢¢, kuris sukurtų tą potencialą, t. y.
(1.78)
Sulyginę (1.77) ir (1.78) dešiniąsias puses, nustatome, kad

Taigi šiuo atveju lauką už sferos galima skaičiuoti kaip trijų taškinių krūvių +q, -q¢ ir +q¢ kuriamų laukų superpoziciją.
Pagaliau jei taškinis krūvis +q yra šalia krūviu q1 įelektrintos laidžios sferos (ar rutulio), centre turi būti krūvis q1+q¢.
Pabrėšime, jog atvaizdų metodą galima pritaikyti ir kai krūvis +q esti laidžios sferos viduje. Šiuo atveju atvaizdo krūvis ir jo atstumas nuo centro apskaičiuojamas pagal tas pačias formules (1.75) ir (1.76), o laukas – sferos viduje.

[Bangos Ilgis. Bangos greitis]: atstumas tarp dviejų artimiausių taškų, svyruojančių vienoda faze vadinamas bangos ilgiu. Per vieną periodą banga nueina atstumą l, vadinasi jos greitis V=l/T. V=ln. Bangos greitis lygus jos ilgio ir svyravimų dažnio sandaugai.

[Bangos aplinkoje]: nuo šaltinio tolstančios bangos amplitudė aplinkoje mažėja netgi tuo atveju, kai mechaninė energija nevirsta vidine dėl trinties jėgų veikimo. Plokščiąją bangą galima sukelti tamprioje aplinkoje privertus didelę plokštę svyruoti normalės kryptimi. Vienodos fazės paviršiai vadinami bangos paviršiais. Bangos paviršiaus normalė vadinama spinduliu. Rutulinę (sferinę) bangą sukelia kokioje nors aplinkoje pulsuojantis rutulys. Tolstančios nuo šaltinio rutulinės bangos dalelių svyravimo amplitudė neišvengiamai mažėja. Nei dujose, nei skystyje negali būti skersinių bangų. Jos sklinda tik kietais kūnais. Išilginėje bangoje vyksta gniuždymo deformacija. Kietuose kūnuose išilginių bangų greitis didesnis negu skersinių.

[Garso bangos]: ausis kaip garsą skirią nuo 17 iki 20000 Hz dažnio svyravimus. Tokie virpesiai vadinami akustiniais. Akustika – tai mokslas apie garsus. Vaakumo garso bangos sklisti negali. Garso bangos, kaip ir visos kitos, sklinda baigtiniu greičiu. Garso greitis ore nepriklauso nuo oro tankio. Jis apytiksliai lygus šiluminio molekulių judėjimo vidutiniams greičiui ir yra proporcingas kvadratinei šakniai iš absoliutinės temperatūros.  Juo didesnė dujų molekulių masė, juo mažesnis garso greitis jose. Vandeniu garsas sklinda greičiau negu oru. Kietais kūnais – dar greičiau.

[Muzikiniai garsai ir triukšmai]: gryną muzikinį garsą galima išgauti kamertonu. Harmoniškai svyruojančio kūno sukeltas garsas vadinamas muzikiniu tonu. Garsumą lemia virpesių amplitudė. Vienodos amplitudės, bet skirtingo dažnio garso virpesiai neatrodys vienodo garsumo. Tono aukštis priklauso nuo virpesių dažnio. Žmogaus balsas – 70 – 12000 Hz. Nuo muzikinio garso triukšmas skiriasi tuo, kad jam nebūdingas apibrėžtas virpesių dažnis, taip pat ir garso aukštis. Triukšmą sudaro įvairaus dažnio virpesiai.

[Bangų interferencija]: bangų sudėtis, kai kiekviename erdvės taške atstojamųjų svyravimų amplitudė laikui bėgant nekinta, vadinama interferencija. Aplinkos svyravimų tam tikrame taške amplitudė yra didžiausia, kaip dviejų kaip dviejų bangų sukeliančių svyravimus šiame taške eigos skirtumas lygus sveikam bangos ilgių skaičiui (maximumų sąlyga). Dd=kl. Aplinkos svyravimų tam tikrame taške amplitudė yra mažiausia, kai dviejų bangų, sukeliančių svyravimus šiame taške, eigos skirtumas lygus nelyginiam pusbangių skaičiui (minimumų sąlyga). Dd=(2k+1) l/2. Svyravimų amplitudė bet kuriame taške laikui bėgant nekinta. Pastovų interferencinį vaizdą gauname tik tada, kai bangų šaltinių dažnis yra vienodas, o jų svyravimų fazių skirtumas pastovus. Tokie šaltiniai vadinami koherentiniais. Interferencija būdinga kiekvienam bangavimui. Dėl interferencijos energija pasiskirsto netolygiai tarp visų aplinkos taškų, o susikoncentruoja maximumuose.

[Heigenso principas. Bangų atspindžio dėsnis]: kiekvienas aplinkos taškas kurį pasiekia bangos, virsta antriniu bangų šaltiniu. Antrines bangas gaubiantis paviršius – tai bangos paviršius sekančiu momentu. Kampas a tarp krintančio spindulio ir statmens atsispindinčiam paviršiui kritimo taške vadinamas kritimo kampu. Kampas g tarp statmens atspindinčiam paviršiui ir atspindėjusio spindulio vadinamas atspindžio kampu. Atspindžio kampas lygus kritimo kampui a=g. Be to, krintantysis spindulys, atsispindėjęs spindulys ir iškeltas statmuo kritimo taške yra vienoje plokštumoje.

[Bangų lūžimas]: iš vienos aplinkos į kitą pereinančios bangos lūžta dėl to, kad jų sklidimo greitis tose aplinkose nevienodas. Lūžusios bangos paviršių sudarys gaubtinė visų antrąja aplinką sklindančių antrinių bangų, kurių centrai yra aplinkas skiriančioje riboje. Kampas tarp lūžusio spindulio ir statmens aplinkų ribai vadinamas to spindulio lūžio kampu b. N – pastovus dydis, kuris nepriklauso nuo kritimo kampo. Jis vadinamas lūžio rodikliu. Krintantysis spindulys, lūžęs spindulys ir statmuo, iškeltas kritimo taške yra vienoje plokštumoje.

[Bangų difrakcija]: bangų nukrypimas nuo tiesaus kelio, kai jos aplenkia kliūtis, vadinamas difrakcija. Difrakcija gerai matosi, kai bangų kelyje esančios kliūties matmenys mažesni arba lygūs už bangos ilgį.

BATERIJOS NAUDINGOSIOS GALIOS IR NAUDINGUMO KOEFICIENTO PRIKLAUSOMYBĖS NUO APKROVOS TYRIMAS

Darbo tikslas Ištirti baterijos naudingosios galios ir naudingumo koeficiento priklausomybę nuo apkrovos.

Darbo eiga: 1. Sujungiame schemą ir išmatuojame baterijos evj.: įjungiame jungiklį K1, K2 paliekame išjungtą. Evj = 5,97V

2. Jungikliu K2 sujungiame grandinę ir, keisdami rezistoriaus R varžą, nustatome srovės stiprį 0,5A. Užrašome U ir I į lentelę. Didindami srovės stiprį, kas 0,5A, užrašome U ir I. Taip keliame iki 9,5A. 3. Panaudodami U ir I apskaičiuojame naudingąją galią Nn ir naudingumo koeficientą η kiekvienam matavimui pagal formules:

Skaičiavimų duomenis surašome į lentelę ir brėžiame grafikus: Nn = f(I), η = f(I)