Theoretische Elektrotechnik: Eine Einführung (Springer-Lehrbuch)

Springer-Lehrbuch Karl Küpfmüller · Wolfgang Mathis · Albrecht Reibiger Theoretische Elektrotechnik Eine Einführung ...

Author: Karl Küpfmüller | Wolfgang Mathis | Albrecht Reibiger

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Springer-Lehrbuch

Karl Küpfmüller · Wolfgang Mathis · Albrecht Reibiger

Theoretische Elektrotechnik Eine Einführung

18. Auflage

123

Dr.-Ing. Karl E.h. Küpfmüller† em. o. Professor an der Technischen Hochschule Darmstadt Prof. Dr.-Ing. habil. Wolfgang Mathis Universität Hannover Institut für Theoretische Elektrotechnik Appelstr. 9A 30167 Hannover [email protected] Prof. Dr.-Ing. habil. Albrecht Reibiger Technische Universität Dresden Institut für Grundlagen der Elektrotechnik und Elektronik Mommsenstr.13 01062 Dresden [email protected]

ISBN 978-3-540-78589-7

e-ISBN 978-3-540-78590-3

DOI 10.1007/978-3-540-78590-3 Springer-Lehrbuch ISSN 0937-7433 Bibliografische Information der Deutschen Nationalbibliothek Die Deutsche Nationalbibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen Nationalbibliografie; detaillierte bibliografische Daten sind im Internet über http://dnb.d-nb.de abrufbar. c 2008, 2007, 2005, 2000, 1993, 1990, 1988, 1984, 1973, 1968, 1965, 1962, 1959, 1955, 1952, 1932 Springer-Verlag Berlin Heidelberg Dieses Werk ist urheberrechtlich geschützt. Die dadurch begründeten Rechte, insbesondere die der Übersetzung, des Nachdrucks, des Vortrags, der Entnahme von Abbildungen und Tabellen, der Funksendung, der Mikroverfilmung oder der Vervielfältigung auf anderen Wegen und der Speicherung in Datenverarbeitungsanlagen, bleiben, auch bei nur auszugsweiser Verwertung, vorbehalten. Eine Vervielfältigung dieses Werkes oder von Teilen dieses Werkes ist auch im Einzelfall nur in den Grenzen der gesetzlichen Bestimmungen des Urheberrechtsgesetzes der Bundesrepublik Deutschland vom 9. September 1965 in der jeweils geltenden Fassung zulässig. Sie ist grundsätzlich vergütungspflichtig. Zuwiderhandlungen unterliegen den Strafbestimmungen des Urheberrechtsgesetzes. Die Wiedergabe von Gebrauchsnamen, Handelsnamen, Warenbezeichnungen usw. in diesem Werk berechtigt auch ohne besondere Kennzeichnung nicht zu der Annahme, dass solche Namen im Sinne der Warenzeichen- und Markenschutz-Gesetzgebung als frei zu betrachten wären und daher von jedermann benutzt werden dürften. Satz: Digitale Druckvorlage der Autoren Herstellung: le-tex publishing services oHG, Leipzig Einbandgestaltung: WMX Design GmbH, Heidelberg Gedruckt auf säurefreiem Papier 987654321 springer.de

Unseren Frauen Barbara und Christine gewidmet

Vorwort

Im Jahre 1932 hat Karl K¨ upfm¨ uller das erste Vorwort zu seinem Buch Einf¨ uhrung in die Theoretische Elektrotechnik“ verfasst, aber es ist, wie man ” sich leicht u ¨berzeugen kann, nach wie vor ebenso aktuell wie sein Plan, der Ingenieurwissenschaft Elektrotechnik ein einheitliches Fundament zu verschaffen. In den Jahren nach dem erstmaligen Erscheinen dieses Buches wurden vor allem in der Nachrichtentechnik zahlreiche neue Konzepte entwickelt, die sich wie die Informationstheorie nicht mehr unter dem Dach einer feldtheoretisch und netzwerktheoretisch orientierten Elektrotechnik zusammenfassen lassen. Mit der Regelungstechnik hat sich nach dem 2. Weltkrieg eine neue Theorie entwickelt, die sich zwar urspr¨ unglich aus der Netzwerktheorie entwickelte, aber inzwischen mit anderen Disziplinen wie Maschinenbau und Verfahrenstechnik ein neuer ingenieurwissenschaftlicher Bereich mit interdisziplinärer Auspr¨ agung geworden ist. Schließlich ist zumindest der materialwissenschaftliche Teil der Halbleiterschaltungstechnik eine offenbar unauflösliche Verbindung mit der Physik und Chemie eingegangen. Anstatt dasjenige, was man unter Theoretischer Elektrotechnik versteht, immer weiter auszudehnen, beschr¨ anken wir uns ganz im Sinne von K¨ upfm¨ ullers erster Auflage weitgehend auf die netzwerk- und feldtheoretischen Grundlagen der Elektrotechnik und wagen allenfalls hier und da einen Blick auf das, was auch noch zur Elektrotechnik geh¨ ort. Bevor wir n¨ aher darauf eingehen, was sich an Aufbau und Inhalt dieser 16. Auflage der Einf¨ uhrung in die Theoretische Elektrotechnik ge¨ andert hat, wollen wir zun¨ achst noch einmal Karl K¨ upfm¨ uller selbst sprechen lassen, indem wir das im Jahre 1932 noch an der Technischen Hochschule Danzig verfasste Vorwort voranstellen:

Die Elektrotechnik bildet heute ein so großes und vielfach verzweigtes ” Gebiet der Ingenieurwissenschaften, dass es f¨ ur den einzelnen nicht möglich ist, dieses Gebiet auch nur einigermaßen kennenzulernen; in noch stärkerem Maße muss sich der am Fortschritt der Technik arbeitende Ingenieur auf die

VIII

Vorwort

Bet¨ atigung in einem verh¨ altnism¨ aßig engen Teilgebiet beschränken. F¨ ur das Studium an den Hochschulen, das nicht angen¨ ahert so weit spezialisiert werden kann, wie es die sp¨ atere T¨ atigkeit des Studierenden erfordern w¨ urde, ergibt sich daraus die Notwendigkeit einer Beschr¨ ankung auf diejenigen Grundlagen, die m¨ oglichst vielen Gebieten gemeinsam sind. Das sind insbesondere die den elektrotechnischen Anwendungen zugrunde liegenden physikalischen Gesetze. Es gibt heute eine Reihe von vorz¨ uglichen Einf¨ uhrungen in die einfacheren Grundgesetze der Elektrotechnik. Es gibt ferner eine ausgezeichnete Spezialliteratur, die sich mit den Anwendungen der Grundgesetze beschäftigt. Hinsichtlich der theoretischen Vorbildung sind nun die Anforderungen an die allgemeinen Kenntnisse des wissenschaftlich tätigen Ingenieurs in den letzten Jahren bedeutend gewachsen, und wenn hier auch sehr gute physikalische Lehrb¨ ucher zur Verf¨ ugung stehen, so folgen doch Schwierigkeiten daraus, dass sich die Sprache der Elektrotechnik zum Teil nicht unerheblich von der der Physik entfernt hat und dass der Studierende nicht in der Lage ist, das f¨ ur ihn Notwendige aus der großen Stoffmenge herauszufinden. In dem vorliegenden Buch habe ich versucht, eine Einf¨ uhrung in die Vorstellungen und die Methoden zu geben, deren Kenntnis nach meinen Erfahrungen heute zur Allgemeinbildung des an der Weiterentwicklung der Elektrotechnik interessierten Ingenieurs geh¨ oren muss. Damit ergab sich eine Abgrenzung des Stoffes gegen die mehr physikalischen Lehrb¨ ucher. Eine weitere Einschr¨ ankung wurde noch im Hinblick auf die vorhandene einf¨ uhrende Literatur der Elektrotechnik vorgenommen, die gewisse Gebiete sehr ausf¨ uhrlich behandelt. Diese Gebiete konnten daher hier etwas zur¨ uckgestellt werden. Ebenso wurde kein Versuch gemacht, die Theorie der elektrischen Maschinen aufzunehmen; sie stellt ein hochentwickeltes Spezialgebiet dar, das ein besonderes Studium erfordert. Die Stoffeinteilung ist keine systematische, sondern so gewählt, wie es f¨ ur das Verst¨ andnis am zweckm¨ aßigsten erschien. Daraus folgte eine Einteilung in einzelne Abschnitte, die nur verh¨ altnism¨ aßig lose zusammenhängen und z.T. ahr von Leichterem zu Schwierigerem fortineinander greifen, die aber ungef¨ schreiten. Der Stoff ist so weit fortgef¨ uhrt, wie es zum Verständnis und zum Studium der Spezialliteratur notwendig ist; insbesondere ist bei der Darstellung auch den Bed¨ urfnissen von Studierenden der Physik, die auf dem Gebiet der Elektrotechnik t¨ atig sein wollen, Rechnung getragen1“. 1

K¨ upfm¨ ullers Vorwort endete mit einigen Hinweisen u uge von Gr¨ oßen¨ber die Vorz¨ gleichungen, die in der heutigen Literatur vollst¨ andig umgesetzt sind. Daher m¨ ussen diese Ausf¨ uhrungen f¨ ur heutige Leserinnen und Leser unverst¨ andlich bleiben und entfallen daher.

Vorwort

IX

Die von K¨ upfm¨ uller geschilderten Vorstellungen2 u ¨ber die Bedeutung von Theorie in der Elektrotechnik und ihr Verh¨ altnis zu den technischen Anwendungen sind, so glauben wir, nach wie vor – und vielleicht sogar mehr denn je – richtig. K¨ upfm¨ ullers Theoretische Elektrotechnik“ kann auch mehr als ” siebzig Jahre nach dem Erscheinen der ersten Auflage trotz Computer und Internet und der dennoch fast un¨ ubersehbaren F¨ ulle von Literatur auf diesem Gebiet ihren Platz in den B¨ ucherregalen von ElektrotechnikerInnen und InformationstechnikerInnen finden. Ein Grund daf¨ ur mag sein, dass es K¨ upfm¨ uller nicht darum ging, ein neues Buch u ¨ber elektromagnetische Felder zu schreiben, denn auch zu seiner Zeit gab es hervorragende Werke wie etwa Breisigs Theoretische Telegraphie“ aus dem Jahre 1910. Vielmehr wollte er auf einem ” theoretisch durchaus anspruchsvollen Niveau eine Gesamtschau u ¨ber diejenigen Bereiche der Elektrotechnik bieten, bei denen man durch Probieren nicht weiterkommt und daher Theorie ben¨ otigt. Eine solche Intention kann heute aus den oben genannten Gr¨ unden kein Ziel mehr sein; dazu ist die theoretische Basis der Elektrotechnik und Informationstechnik heute zu breit geworden. Beschr¨ ankt man sich jedoch auf die netzwerktheoretischen und feldtheoretischen Grundlagen, dann ist K¨ upfm¨ ullers Unternehmung auch heute noch sinnvoll. Deshalb haben wir genau diesen Weg beschritten, als wir uns an die Neubearbeitung der Theoretischen Elektrotechnik“ gemacht haben. ” Nicht die Inhalte sondern die Form der Theoretischen Elektrotechnik“ ist ” ein wenig in die Jahre gekommen. Das liegt nicht zuletzt daran, dass bisher keine elektronische Form von K¨ upfm¨ ullers Buch vorlag. So haben G. Bosse, der die 11. Auflage bearbeitete, und G. Kohn, der die 12. bis 14. Auflage betreu¨ in die vorhandene Buchvorlage eingearbeitet werden te3 , wobei Anderungen mussten. Dadurch konnten strukturelle Ver¨ anderungen nicht ausgef¨ uhrt werden. Als wir die Arbeiten an der 16. Auflage aufnahmen, war es das Ziel, einen strukturellen Neuaufbau durchzuf¨ uhren und dabei die K¨ upfm¨ ullersche Art der Aufbereitung des Materials unbedingt zu beachten. Die Leserinnen und Leser m¨ ogen beurteilen, ob das gelungen ist. Zur besseren Orientierung wollen wir jedoch die Grundgedanken der neuen Struktur des Buches skizzieren. Dabei ist das Buch in Teile, Abschnitte und Unterabschnitte gegliedert. Bevor wir n¨ aher auf die Grundelemente der theoretischen Elektrotechnik eingehen, stellen wir im ersten Teil zun¨ achst einmal die Frage: Was ist theoretische Elektrotechnik? Dabei werden systemtheoretische Grundgedanken betont, wie sie von K¨ upfm¨ uller bereits in den 1920er Jahren erdacht und in seiner ber¨ uhmten Monographie systematisch entwickelt wurden. Wie in 2

3

K¨ upfm¨ ullers Vorwort von 1932 endete mit einigen Danksagungen: F¨ ur eine Reihe ” von Anregungen bei der Auswahl des Stoffes bin ich Herrn Dir. Dr. phil. Dr.Ing. E.h. F. L¨ uschen zu Dank verpflichtet. Ferner danke ich den Herren Dr.Ing. H. Jenss und Dipl.-Ing. H. Werrmann f¨ ur ihre freundliche M¨ uhewaltung bei der Durchsicht des Manuskripts und der Korrekturen. Der Verlagsbuchhandlung danke ich f¨ ur das bereitwilligem Eingehen auf meine W¨ unsche“. In der 15. Auflage haben W. Mathis und A. Reibiger die 14. Auflage nur hinsichtlich der Abbildungen ein wenig kosmetisch ver¨ andert

X

Vorwort

K¨ upfm¨ ullers urspr¨ unglicher Konzeption der Theoretische Elektrotechnik“ ist ” der zweite Teil des Buches der Theorie elektrischer Netzwerke gewidmet. Dieser Teil ist v¨ ollig neu konzipiert worden, wobei auch neuere Entwicklungen wie alternative Darstellungen der Grundlagen der resistiven Netzwerke und der Wechselstromrechnung einbezogen wurden. Anschließend werden die Methoden anhand ausgew¨ ahlter Beispiele demonstriert. Im gleichen Sinne wie der zweite Teil sind auch die anderen Teile der Neufassung des Buches aufgebaut. Dazu wurden die theoretischen und methodischen Anteile, die zugeh¨ origen Interpretationen und die Beispiele der vorherigen Auflage der Theoretischen Elektrotechnik“ getrennt und in syste” matischer Weise neu geordnet. Um die inhaltliche Einordnung zu verbessern, wurden jedem Abschnitt in kompakter Form die wesentlichen theoretischen Aspekte hinzugef¨ ugt. Nach der Theorie elektrischer Netzwerke wird die Theorie elektromagnetischer Felder in induktiver Weise aufgebaut. Darunter versteht man, dass nicht die vollst¨ andigen Maxwellschen Gleichungen f¨ ur das elektromagnetische Feld Ausgangspunkt der Betrachtungen sind wie beispielsweise bei Sommerfeld [250], sondern es werden schrittweise auf der Grundlage entsprechender experimenteller Erfahrungen n¨ aherungsweise g¨ ultige Theorien entwickelt, bis die vollst¨ andige Theorie aufgebaut ist. Wie Bopp in einem lesenswerten Artikel [33] betont, k¨ onnen wir elektromagnetische Felder nicht unmittelbar erfahren, sondern sie lassen sich nur u ¨ber ihre Wirkungen auf geladene Körper erfahren. Daher wird der Inhalt der Theorie elektromagnetischer Felder anschaulicher, wenn man einerseits von den Ladungen, die unmittelbar messbar sind und andererseits von den Kr¨ aften auf sie ausgeht, die man ebenfalls messen kann, ohne den Inhalt der aufzubauenden Theorie zu kennen. Von diesem induktiven Standpunkt ausgehend wird im dritten Teil dieses Buches in ausf¨ uhrlicher Weise auf die Theorie des statischen elektrischen Feldes – die Elektrostatik – eingegangen. Dazu wird wie im gesamten Buch intensiv vom Satz von Helmholtz (vgl. Anhang A.2) Gebrauch gemacht, um die mathematischen Felder zur Beschreibung des physikalischen Sachverhaltes in nachvollziehbarer Weise einzuf¨ uhren; dabei wird auch das Nahwirkungsprinzip verwendet. Nach den theoretischen Grundlagen und einem Abschnitt u ¨ber die Interpretation der Elektrostatik werden zahlreiche Beispiele diskutiert. Danach werden die Methoden zur L¨ osung der mathematischen Probleme ausf¨ uhrlich vorgestellt. In entsprechender Weise wird im vierten Teil das elektrische Str¨ omungsfeld behandelt. Es ist zu hoffen, dass die Leserinnen und Leser aufgrund der neuen Struktur des Buches sehr viel besser auf die teilweise hochinteressanten Inhalte von K¨ upfm¨ ullers Theoretischer Elektrotechnik“ ” zugreifen k¨ onnen. Im f¨ unften Teil des Buches wird auf die Theorie des stationären Magnetfeldes eingegangen. Dabei werden die mathematischen Felder der Theorie auf eine wenig bekannte, aber sehr durchsichtige Weise aufgrund einer einfachen uckexperimentellen Beobachtung eingef¨ uhrt, die auf Falk und Ruppel [72] zur¨ geht. Es folgen wiederum Beispiele und Rechenmethoden sowie weitere theore-

Vorwort

XI

tische Aspekte. Ebenfalls auf eine alternative Weise wird das Induktionsgesetz in sechsten Teil des Buches eingef¨ uhrt, die man in dem klassischen Lehrbuch u ¨ber Theoretische Physik von Weizel [285] finden kann, die bisher aber kaum beachtet wurde. F¨ ur uns ist es besonders wichtig, dass die Gleichungen des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes entwickelt werden. Diese Gleichungen enthalten auch einen Anteil des Verschiebungsstromes, um die Ladungsbilanz zu gew¨ ahrleisten, aber ohne dass Wellenlösungen möglich sind. Auf diese Erweiterung hat Ludwig [163] erstmals in voller Klarheit hingewiesen; siehe auch Mathis [170]. Ansonsten wird der Gedanke der Felddiffusion in die Theorie des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes eingearbeitet, wie er beispielsweise in der ausgezeichneten Monographie von Lehner [153] zu finden ist. Im siebten Teil des Buches wird dann die vollständige Theorie des elektromagnetischen Feldes entwickelt, wobei der noch fehlende Anteil des Verschiebungsstromes – die Maxwellsche Erg¨ anzung – hinzugef¨ ugt wird und somit Wellenl¨ osungen auftreten k¨ onnen. V¨ ollig neu ist der Abschnitt u ¨ber TEMWellen auf Leitungen. Dabei werden die Leitungsgleichungen f¨ ur verlustfreie homogene Leitungen konsequent aus den Maxwellschen Gleichungen hergeleitet. F¨ ur verlustbehaftete Leitungen gelten diese Gleichungen nur näherungsweise. Wie in den vorherigen Abschnitten wird in diesem Teil des Buches der Zusammenhang der feldtheoretischen Inhalte mit der Netzwerktheorie und der Zustandsdarstellung betont, die bei Leitungen einen unendlich-dimensionalen Zustandsraum erfordert. Im achten Teil des Buches wird die Anwendung netzwerk- und feldtheoretischer Methoden auf die Modellierung von Bauelementen und Schaltungen behandelt. Auch in diesem Abschnitt werden zahlreiche neue Aspekte diskutiert. In den Anh¨ angen werden schließlich einige wichtige mathematische Ergebnisse zusammenfasst. Aus Platzgr¨ unden konnten nicht s¨ amtliche Inhalte der 15. Auflage der Theoretischen Elektrotechnik“ u ¨bernommen werden. In Absprache mit dem ” Springer-Verlag haben wir uns entschieden, einige, eher in den Hintergrund getretene, aber dennoch interessante Aspekte der theoretischen Elektrotechnik auf der Homepage des Buches verf¨ ugbar zu machen. Dazu gehören die Abschnitte u ¨ber Elektronenoptik 14.5, Stromleitung in Gasen 37.1 und Elek¨ tronenr¨ ohren 38, deren Uberschriften an den sachlich richtigen Stellen des Buches und im Gesamtinhaltsverzeichnis erscheinen (mit (Internet) gekennzeichnet), die jedoch in vollst¨ andiger Form als PDF-File von der Homepage http://www.springer.com/978-3-540-78589-7 heruntergeladen werden k¨ onnen. Dort findet man auch umfangreiches weiteres Material zur theoretischen Elektrotechnik: Eine Biographie von Karl uller, PowerPoint-Files und PDF-Files von Vorlesungen u K¨ upfm¨ ¨ber theoretische Elektrotechnik, Animationen, historische Hinweise, vieles andere mehr. Der eine von uns (W.M.) arbeitet mit seinem Team ständig daran, zusätzliches Material bereitzustellen. Da bei der erstmaligen Umsetzung eines derart umfangreichen Manuskripts in eine elektronische Version eine erhöhte Fehler-

XII

Vorwort

quote auftreten kann, wird auf der Homepage auch ein Erratum bereitgestellt, das laufend aktualisiert wird. F¨ ur ihre Hinweise wären wir allen Leserinnen und Lesern sehr dankbar. Wir laden Sie ein, die Seiten zu besuchen und freuen uns u ur steht auf der Homepage ¨ber ihre Anregungen. Eine Email-Adresse daf¨ zur Verf¨ ugung. Um dem Inhalt des Buches folgen zu k¨ onnen, sollten einige grundlegende Kenntnisse der Physik und Mathematik sowie der Grundlagen der Elektrotechnik bekannt sein. Hinsichtlich der physikalischen Vorkenntnisse sollte zumindest die Schulphysik (wie Metzler Physik [190]) aber besser noch die Physik f¨ ur Ingenieure (wie bei Dobrinski, Krakau, Vogel [62]) präsent sein. Die notwendigen mathematischen Vorkenntnisse der linearen Algebra und Vektoranalysis kann man bei J¨ anich [128], [127] erlangen. Zur Auffrischung dieser Mathematik kann das Repetitorium von Merziger und Wirths [188] sehr empfohlen werden. Die Grundlagen der Elektrotechnik werden in einer Vielzahl von Lehrb¨ uchern dargestellt; vgl. z. B. das an der Universität Hannover eingef¨ uhrte Buch von Haase, Garbe und Gerth [94] oder Unbehauen’s ¨ Lehrbuch [266]. Hinsichtlich weiterf¨ uhrender (Ubungs-)Aufgaben zur Theorie elektromagnetischer Felder sei u. a. auf Fl¨ ugge [76], Mrozynski [194] und das Lehrbuch von Wolff [291] verwiesen; weitere Hinweise findet man auf der Homepage des vorliegenden Buches. Abschließend sei noch darauf hingewiesen, dass in den letzten Jahren alternative Darstellungen der Theorie elektromagnetischer Felder mit Hilfe sogenannter Differentialformen entwickelt wurden. Man erhält gute strukturelle Einsichten in die Theorie und hat Vorteile bei analytischen Rechnungen. Allerdings gen¨ ugen Differentialformen nicht, sondern es m¨ ussen orientierte Formen eingef¨ uhrt werden. Darauf wird u. a. in den Monographien von Meetz und Engl [185] sowie von Hehl [102] hingewiesen werden; vgl. auch Russer [239]. Inzwischen konnten Bossavit [34], Hiptmair [114] und andere nachweisen, dass man von diesem geometrischen Standpunkt aus gesehen auch neuartige Einblicke in die Numerik elektromagnetischer Felder gewinnen kann. Ein weiterer Zugang wird bei Gerlich4 [81] beschrieben. Diese Aspekte gehen jedoch weit u uhrenden Buches hinaus, und wir m¨ ussen daher ¨ber den Rahmen dieses einf¨ auf diese Literatur verweisen. Am Schluss dieses Vorwortes sollen noch einige Danksagungen folgen, da ohne die entsprechende Hilfe das Buch wohl kaum in der vorliegenden Form entstanden w¨ are. Zun¨ achst m¨ ochten wir unseren Familien herzlich f¨ ur die Unterst¨ utzung danken, die uns zuteil geworden ist, da sie u ¨ber einen längeren Zeitraum nicht selten auch an Abenden und Wochenenden auf uns verzichten mussten; aufgrund sehr großen Arbeitsanteils gilt das insbesondere f¨ ur die (W.M.)-Familie. Weiterhin m¨ ochten wir uns zutiefst bei Herrn Hans-J¨ urgen 4

Herr Prof. Dr. rer. nat. Gerhard Gerlich war der Betreuer der Diplomarbeit von W.M. am Institut f¨ ur Mathematische Physik in den Jahren 1978 bis 1980. W. M. ist ihm zu großem Dank verpflichtet, da er seine wissenschaftliche Laufbahn in vielfacher Weise stark beeinflussend hat

Vorwort

XIII

B¨ odecker bedanken, denn ohne dessen engagierte und unerm¨ udliche Arbeit bei der Vorbereitung eines großen Teils des Textes hinsichtlich der elektronischen Fassung und bei der Aufbereitung der Bilder das Erscheinen dieses Buches sich noch lange hinausgeschoben h¨ atte. Mit Hans-J¨ urgen Bödecker ist einer von uns (W.M.) schon lange und intensiv freundschaftlich verbunden, wobei sich sein Wahlspruch Die Liebe zur Sache“ und seine darauf gegr¨ undete Art ” des Arbeitens auch bei diesem Buchprojekt auf das Trefflichste bewährt hat. Wir danken auch unseren Mitarbeitern, den Herrn Dipl.-Ing. F. Felgenhauer und M. Streitenberger (beide Hannover) und Herrn Dipl.-Ing. T. Nähring (Dresden) f¨ ur mannigfache Hilfe bei der computermäßigen Erstellung des Manuskripts, verschiedenen Abbildungen und Diskussionen zum Thema der jeweiligen Abschnitte. Dar¨ uberhinaus dankt einer von uns (W.M.) seiner Frau Barbara f¨ ur das Korrekturlesen. Von zahlreichen Fachkolleginnen und Kollegen haben wir immer wieder ermunterndes Interesse erfahren; dabei möchten wir Herrn Prof. J¨ urgen Nitsch (Otto-von-Guericke-Universität Magdeburg), Herrn Prof. Gerhard Wunsch (TU Dresden) und Herrn Prof. Sigurd Falk (TU Braunschweig) besonders erw¨ ahnen. Schließlich möchten wir uns bei den Mitarbeiterinnen und Mitarbeitern des Springer-Verlages f¨ ur die ausgezeichnete Zusammenarbeit bedanken. Hannover und Dresden, Juli 2004

Wolfgang Mathis und Albrecht Reibiger

Zum korrigierten und verbesserten Nachdruck: Schon weit weniger als ein Jahr nach dem Erscheinen dieses Buches wurden wir vom Springer-Verlag gebeten, einen Nachdruck vorzubereiten. Trotz der freundlichen Aufnahme der Neubearbeitung der neuen Fassung des K¨ upfm¨ ullerschen Buches sind wir auf zahlreiche Fehler hingewiesen worden, f¨ ur die wir uns an dieser Stelle entschuldigen wollen. Die wichtigsten Fehler sind in dem Erratum auf den Internetseiten dieses Buches aufgelistet. Dort findet man auch die u ¨berarbeiteten Versionen der drei nicht in dem Buch sondern im Internet zu findenden Unterabschnitte, die im Inhaltsverzeichnis mit (Internet) gekennzeichnet sind. Diesen Nachdruck haben wir benutzt, um diese wie auch andere von uns entdeckte Fehler zu korrigieren und das Buch an vielen Stellen zu verbessern. Wir sind deshalb allen Kollegen, Studenten und insbesondere den unbekannten Gutachtern sehr dankbar, die uns mit ihren Hinweisen geholfen und auf diese Weise daf¨ ur gesorgt haben, die Qualität dieses Nachdrucks zu verbessern. Wir hoffen in dieser Hinsicht auch weiterhin auf die tatkr¨ aftige Mithilfe der Leserinnen und Leser. Herrn H.-J. Bödecker (Universit¨ at Hannover) m¨ ochten wir ebenso wie Herrn Dipl.-Ing. M. Claus (TU Dresden) f¨ ur verschiedene vorbereitende Arbeiten f¨ ur diesen Nachdruck danken. Schließlich sei auch dem Springer-Verlag f¨ ur die hervorragende und andnisvolle Zusammenarbeit gedankt. Der eine von uns (W.M.) dankt verst¨ seinem Freund, Prof. Dr. rer. nat. Thomas Beth (Universität Karlsruhe), der

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Vorwort

am 17. August 2005 viel zu fr¨ uh verstorben ist, f¨ ur mannigfachen Gedankenaustausch u ¨ber systemtheoretische Fragen und Wissenschaftsgeschichte sowie f¨ ur die Ermutigung, einen eigenen theoretischen Standpunkt zu bewahren. Hannover und Dresden, August 2005 Wolfgang Mathis und Albrecht Reibiger

Erweiterte 18. Auflage: Auch hinsichtlich der 17. Auflage haben wir viel Zuspruch, aber auch einige – zumeist konstruktive – Kritik erhalten. Besonders haben wir uns u ¨ber die freundlichen Worte von Prof. Dinis Magalh˜ aes Santos von der Universidade de ¨ Aveiro in Portugal gefreut, der K¨ upfm¨ ullers Buch (in französischer Ubersetzung) schon in den 1960er Jahren und seine Vorlesung Electrotecnia Te´ orica“ ” nach dieser Vorlage pr¨ asentiert. Wir sind auf konstruktive Kritik eingegangen, indem wir zahlreiche Stellen des Buches u ¨berarbeitet haben. Weiterhin wurden einige Erweiterungen eingef¨ ugt. Aufgrund des Interesses wurde insbesondere der AC-Kalk¨ ul zur Analyse von Wechselstromschaltungen weiter ausgearbeitet und mit Beispielen versehen. Weiterhin haben wir den Abschnitt u ¨ber die Schaltungstechnik erweitert. Wir hoffen, dass auch diese neue 18. Auflage wieder Anklang findet und danken sehr herzlich den folgenden aufmerksamen Lesern, die uns auf eine Reihe von Fehlern hingewiesen haben: Wolfgang Eustachi (Hockenheim), Michael Greiff (Leibniz Universität Hannover), Gerrit H¨ ubbers (Universit¨ at Duisburg-Essen), Prof. Dr.-Ing. Rainer Laur (Universit¨ at Bremen), Dr. Stefan Lahres (Voith Siemens Hydro, Heidenheim), Michael Lehmann (TU Dresden), Thomas Preisner (Leibniz Universität Hannover), Markus Siebert (Leibniz Universit¨ at Hannover). Wir sind nat¨ urlich auch in Zukunft dankbar, wenn wir Ihre Anmerkungen zum Buch erhalten und auf Fehler aufmerksam gemacht werden. Schließlich danken wir Hans-J¨ urgen B¨ odecker (TET, Leibniz Universit¨ at Hannover) und Martin Claus (TU Dresden) sehr herzlich f¨ ur die Hilfe bei Erstellung des Manuskripts. Hannover und Dresden, M¨ arz 2008

Wolfgang Mathis und Albrecht Reibiger

Inhaltsverzeichnis

Teil I Was ist Theoretische Elektrotechnik? 1

Die elektrotechnischen Disziplinen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3

2

Systemtheoretische Grundlagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

3

Grundlegende Aspekte physikalischer Systeme . . . . . . . . . . . . . 15 3.1 Verteilte physikalische Systeme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15 3.2 Mechanik und Energie-Impuls-Transporte . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

Teil II Theorie elektrischer Netzwerke 4

5

Grundgleichungen und Analysemethoden elektrischer Netzwerke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.1 Netzwerkmodellierung und Widerstandsnetzwerke . . . . . . . . . . . 4.2 Elektrischen Netzwerke mit dynamischen Elementen . . . . . . . . . 4.3 Die Wechselstromrechnung: AC-Kalk¨ ul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . ¨ 4.4 Darstellungen von Ubertragungsfunktionen ................. 4.5 Zweitore und Vierpole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

23 23 38 42 55 63

Einfache elektrische Grundschaltungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75 ¨ 5.1 Einf¨ uhrende Uberlegungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75 5.2 Einfache Schaltungen aus Spulen und Widerständen . . . . . . . . . 77 5.2.1 Lade- und Entladevorgang eines RC-Gliedes . . . . . . . . . . 77 5.2.2 Ein einfacher Wechselstromkreis mit Kondensator . . . . . 82 5.3 Netzwerke aus Spulen und Widerst¨ anden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87 5.3.1 Aufladevorgang eines LR-Gliedes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87 5.3.2 Ein einfacher Wechselstromkreis mit Spule . . . . . . . . . . . . 90 5.4 Dreiphasennetzwerke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95 5.5 Der Gyrator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101

XVI

Inhaltsverzeichnis

Teil III Das elektrostatische Feld 6

Die Grundgleichungen des elektrostatischen Feldes . . . . . . . . 107

7

Elementare Betrachtungen zur Elektrostatik . . . . . . . . . . . . . . . 113

8

Materialgesetze in der Elektrostatik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121

9

Influenzwirkungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 129

10 Einfache Beispiele f¨ ur elektrostatische Felder . . . . . . . . . . . . . . 133 10.1 Das elektrische Feld von Punktladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134 10.1.1 Die homogen geladene Kugel und die Punktladung . . . . 134 10.1.2 Endlich viele Punktladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135 10.1.3 Das Potenzial zweier Punktladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . 136 10.1.4 Der elektrische Dipol . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138 10.1.5 Das elektrische Feld zweier Kugeln . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141 10.1.6 Endlich ausgedehnte Linienladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . 143 10.2 Ebene elektrostatische Felder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145 10.2.1 Unendlich lange Linienleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145 10.2.2 Koaxialkabel, Zylinderkondensator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147 10.2.3 Zweidrahtleitung, parallele Zylinder . . . . . . . . . . . . . . . . . . 151 10.2.4 Zylinder und Platte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 156 10.2.5 Liniendipol . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 157 10.2.6 Erdseil . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 159 11 L¨ osungsverfahren der Poisson- und Laplace-Gleichung . . . . . 163 11.1 Grundlagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 163 11.1.1 Die Poisson- und die Laplace-Gleichung und ihre L¨ osungsmengen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 164 11.1.2 Rand- und Grenzbedingungen, Eindeutigkeit des Potenzials . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 166 11.2 Elementare Methoden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 167 11.2.1 Die graphische Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 167 11.2.2 Eindimensionale Potenzialprobleme . . . . . . . . . . . . . . . . . . 170 ¨ 11.2.3 Uberlagerung von Punktladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171 11.3 Das Kirchhoff-Integral . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 172 11.4 Die Greensche und Neumannsche Funktionen . . . . . . . . . . . . . . . 173 11.5 Die Multipolmethode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174 11.6 Die Spiegelungsmethode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 176 11.7 Konforme Abbildungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 178 11.8 Die Separationsmethode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 194 11.9 Bemerkungen u ¨ber numerische Verfahren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 195

Inhaltsverzeichnis

XVII

12 Kapazit¨ atskoeffizienten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 197 12.1 Der elementare Kapazit¨ atsbegriff . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 197 12.2 Graphische Berechnung von Kapazitätskoeffizienten . . . . . . . . . . 199 12.3 Kapazität einfacher Anordnungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 200 12.4 Parallel- und Reihenschaltung von Kapazitäten . . . . . . . . . . . . . . 209 12.5 Kapazitäten in Mehrleitersystemen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 210 12.5.1 Maxwellsche Potenzial- und Kapazitätskoeffizienten . . . . 210 12.5.2 Definition und Messung von Teilkapazitäten . . . . . . . . . . 211 12.5.3 Teilkapazit¨ aten und Form des elektrischen Feldes . . . . . . 214 12.5.4 Berechnung von Teilkapazit¨ aten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 216 13 Energie in der Elektrostatik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 225 14 Mechanische Kr¨ afte in der Elektrostatik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 229 14.1 Kr¨ afte an Leiteroberfl¨ achen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 229 14.2 Mechanische Spannungen im elektrischen Feld . . . . . . . . . . . . . . . 231 14.3 Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen zwischen Nichtleitern . . . . . . . . . . . . . . . 233 14.4 Berechnung der Feldkr¨ afte aus der Kapazität . . . . . . . . . . . . . . . . 235 14.5 Einwirkung elektrischer Felder auf Elektronenbahnen: Elektronenoptik (Internet) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 238

Teil IV Das elektrische Str¨ omungsfeld 15 Grundgleichungen des elektrischen Str¨ omungsfeldes . . . . . . . 241 16 Einige elementare Betrachtungen zum elektrischen Str¨ omungsfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 247 16.1 Experimentelle Betrachtungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 247 16.2 Das station¨ are Str¨ omungsfeld und Widerstandsnetzwerke . . . . . 251 16.3 Zusammenhang zwischen Kapazit¨ at und Widerstand . . . . . . . . . 257 17 Beispiele von elektrischen Str¨ omungsfeldern . . . . . . . . . . . . . . . 261 17.1 Punktquelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 261 17.2 Spiegelung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 269 17.3 Linienquelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 271

Teil V Das station¨ are Magnetfeld 18 Grundgleichungen des station¨ aren Magnetfeldes . . . . . . . . . . . 279 19 Elementare Betrachtungen zum station¨ aren Magnetfeld . . . 287 19.1 Magnetische Kraftwirkungen und das B-Feldes . . . . . . . . . . . . . . 287 19.2 Beispiele f¨ ur magnetische Kraftwirkungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 292 19.3 Das Durchflutungsgesetz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 296

XVIII Inhaltsverzeichnis

19.4 Der magnetische Dipol . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 300 20 Materialgesetze im station¨ aren Magnetfeld . . . . . . . . . . . . . . . . 303 20.1 Diamagnetismus und Paramagnetismus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 303 20.2 Messung der Permeabilit¨ at . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 306 20.3 Ferromagnetismus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 307 20.4 Magnetische Werkstoffe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 315 20.5 Magnetische Anisotropie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 318 21 L¨ osungsverfahren f¨ ur die Vektor-Poissongleichung . . . . . . . . . 321 21.1 Ableitung der Vektor-Poissongleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 321 21.2 Das vektorielle Kirchhoff-Integral . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 323 21.2.1 Kirchhoff-Integral f¨ ur Stromdichteverteilungen . . . . . . . . 323 21.2.2 Kirchhoff-Integral f¨ ur Stromfäden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 325 21.3 Das Biot-Savart-Integral . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 329 21.4 Die Multipolmethode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 331 21.5 Das skalare magnetische Potenzial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 333 22 Beispiele f¨ ur station¨ are Magnetfelder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 343 22.1 Anwendungen der Laplaceschen Formel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 343 22.2 Anwendung des magnetischen Potenzials . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 345 22.3 Der magnetische Kreis: Elektro- und Dauermagnete . . . . . . . . . . 350 22.3.1 Grundgleichungen des magnetischen Kreises . . . . . . . . . . 350 22.3.2 Angen¨ aherte Berechnung von Elektromagneten . . . . . . . . 351 22.3.3 Scherung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 356 22.3.4 Berechnung von Dauermagneten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 357 22.3.5 Theorie der Kompassnadel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 362 23 Induktionskoeffizienten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 365 23.1 Der Induktivit¨ atsbegriff . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 365 23.2 Induktivit¨ aten einfacher Anordnungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 366 23.2.1 Induktivit¨ at einer Ringspule . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 366 23.2.2 Induktivit¨ at einer Zylinderspule . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 367 23.2.3 Induktivit¨ at einer Doppelleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 368 23.2.4 Induktivit¨ at eines Drahtringes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 368 23.2.5 Induktivit¨ at von Dr¨ ahten beliebiger Form . . . . . . . . . . . . 369 23.2.6 Induktivit¨ at bei beliebigen magnetischen Kreisen . . . . . . 369 23.3 Gegeninduktion und Gegeninduktivitäten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 371 24 Energie im station¨ aren Magnetfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 377 25 Kr¨ afte im station¨ aren Magnetfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 387 25.1 Kr¨ afte zwischen Stromleitern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 387 25.2 Methode der virtuellen Verschiebung zur Kraftberechnung . . . . 390 25.3 Kr¨ afte zwischen Stromleitern und magnetischen Stoffen . . . . . . 391 achen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 392 25.4 Kräfte an Grenzfl¨

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XIX

Teil VI Das quasistation¨ are elektromagnetische Feld 26 Grundgleichungen des quasistation¨ aren Feldes . . . . . . . . . . . . . 399 26.1 Elektrisches und magnetisches Feld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 399 26.2 Das Induktionsgesetz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 400 26.3 Die Grundgleichungen mit Induktionsgesetz . . . . . . . . . . . . . . . . . 403 26.4 Das Induktionsgesetz und die Kontinuitätsgleichung . . . . . . . . . 405 26.5 Die Grundgleichungen des quasistationären elektromagnetischen Feldes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 407 27 Elementare Betrachtungen zur Induktionswirkung . . . . . . . . . 411 28 L¨ osungsverfahren f¨ ur Diffusionsgleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . 429 29 Anwendungen des quasistation¨ aren Feldes . . . . . . . . . . . . . . . . . 433 29.1 Wirbelstr¨ ome und Skineffekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 433 29.1.1 Stromverdr¨ angung im zylindrischen Leiter . . . . . . . . . . . . 434 29.1.2 Ebene Wirbelfelder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 439 29.1.3 Einseitige Stromverdr¨ angung in Ankerleitern und in Spulen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 444 29.1.4 Wirbelstr¨ ome in Eisenblechkernen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 448 29.1.5 Abschirmung von Hochfrequenzfeldern . . . . . . . . . . . . . . . 454 29.1.6 Triebstr¨ ome eines Wechselstromzählers . . . . . . . . . . . . . . . 455 29.2 Die Ummagnetisierungsverluste in ferromagnetischen Werkstoffen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 456 29.3 Der Transformator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 465 29.3.1 Allgemeine Beziehungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 465 29.3.2 Streuungs-Ersatzbild . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 468 29.3.3 Die Streuung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 469 ¨ 29.3.4 Der lineare Ubertrager . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 472 ¨ 29.3.5 Kopplungs-Ersatzbilder des linearen Ubertragers . . . . . . 476 29.4 Elektrisch-mechanische Energiewandlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 478 29.4.1 Allgemeines . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 478 29.4.2 Die Grundgleichungen der elektrischen Maschine . . . . . . 479 29.4.3 Die Gleichstrommaschine . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 480 29.4.4 Die Synchronmaschine . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 484 29.4.5 Die Asynchronmaschine . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 490 29.4.6 Lineare elektrisch-mechanische Systeme . . . . . . . . . . . . . . 496 30 Der Verschiebungsstrom im quasistation¨ aren Feld . . . . . . . . . 503

XX

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31 Bewegte Leiter und das Induktionsgesetz . . . . . . . . . . . . . . . . . . 509 31.1 Bewegte Leiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 509 31.2 Bewegte nichtleitende K¨ orper . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 512 31.3 Weitere Bewegungseffekte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 513

Teil VII Das instation¨ are elektromagnetische Feld 32 Die Maxwellsche Theorie des elektromagnetisches Feldes . . 519 32.1 Die Maxwellsche Erg¨ anzung und Wellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 519 32.2 Die Maxwellschen Gleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 521 33 Elementare Betrachtungen zum instation¨ aren elektromagnetischen Feld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 525 34 Elektromagnetische Wellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 535 34.1 Elementarform der elektromagnetischen Welle . . . . . . . . . . . . . . . 535 34.1.1 Nahfeld der schwingenden Ladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 541 34.1.2 Fernfeld der schwingenden Ladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 541 34.1.3 Energiefluss in der Elementarwelle und der Strahlungswiderstand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 542 34.2 Energiedichte des elektromagnetischen Feldes . . . . . . . . . . . . . . . 548 34.3 Ebene Welle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 551 34.4 Empfangsantennen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 561 34.5 Elektromagnetische Schirme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 563 35 TEM-Wellen auf Doppel- und Mehrfachleitungen . . . . . . . . . . 567 35.1 Vorbemerkungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 567 35.2 Verlustfreie Doppelleitungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 569 35.2.1 Feldtheoretische Beschreibung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 569 35.2.2 Leitungsgleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 580 35.2.3 Konstruktion von Leitungsmodellen mit Differenzenformeln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 594 35.2.4 Ausblick: Mehrfachleitungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 598 35.2.5 Schlußbemerkung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 600 35.3 Verlustbehaftete Doppelleitungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 600 35.3.1 Doppelleitungen mit verlustbehaftetem Dielektrikum . . . 600 35.3.2 Doppelleitungen mit verlustbehaftetem Dielektrikum und verlustbehafteten Leitern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 603 35.4 L¨ osung der Leitungsgleichungen im Zeitbereich . . . . . . . . . . . . . . 606 35.4.1 Wellenausbreitung auf verlustlosen Doppelleitungen . . . . 606 35.4.2 Leitungsmodelle zur Netzwerkanalyse im Zeitbereich . . . 619 35.5 L¨ osung der Leitungsgleichungen im Frequenzbereich . . . . . . . . . 628 35.5.1 Sinusf¨ ormig eingeschwungene Lösungen der Leitungsgleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 629

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35.5.2 Leitungsmodelle f¨ ur die Netzwerkanalyse im Frequenzbereich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 635 35.5.3 Eigenschaften der L¨ osungen der Leitungsgleichungen im Frequenzbereich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 638 36 Hohlleiter und Hohlraumresonatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 647 Teil VIII Das elektromagnetische Feld in elektronischen Bauelementen 37 Mechanismen der Stromleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1 Stromleitung in Gasen: Grundbegriffe (Internet) . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.1 Stoßionisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.2 Elektronenausl¨ osung an der Kathode . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.3 Anlaufspannung. Durchschlag in Gasen . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.4 Koronaentladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.5 Kurzzeitige Gasentladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.6 Bogenentladung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.7 Bogenentladung an Kontakten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.1.8 Die Kapazit¨ at bei Feldern mit Raumladungen . . . . . . . . . 661 37.1.9 Der Durchschlag von Isolierstoffen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 661 37.2 Stromleitung in festen K¨ orpern und Fl¨ ussigkeiten . . . . . . . . . . . . 662 37.2.1 Atomstruktur der Leiter und Leitungsmechanismen . . . . 662 37.2.2 Metallische Leiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 663 37.2.3 Ionenleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 668 37.2.4 Schwankungserscheinungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 669 37.2.5 Das Wesen der Spannungsquellen - Quellenspannung . . . 671 37.3 Stromleitung in Halbleitern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 672 37.3.1 Siliziumkristall . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 672 37.3.2 B¨ andermodell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 674 37.3.3 Eigenleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 675 37.3.4 St¨ orstellenleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 677 37.3.5 Feldstrom und Diffusionsstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 680 37.3.6 Diffusion von Minorit¨ atstr¨ ager . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 683 37.3.7 Diffusion von L¨ ochern aus einer p-Zone in eine n-Zone. Diffusionsspannung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 687 37.3.8 Thermoeffekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 691 37.3.9 Photoeffekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 691 38 Elektronenr¨ ohren (Internet) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694 38.1 Die Raumladungsgleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694 38.2 Elektronenemission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694 38.3 Thermische Elektronenemission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694 38.4 Photoemission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694

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38.5 38.6 38.7 38.8

Das Raumladungsgesetz bei Elektronenröhren . . . . . . . . . . . . . . . 694 Kennlinien von Hochvakuumtrioden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694 Charakteristische Gr¨ oßen von Hochvakuumtrioden . . . . . . . . . . . 694 Raumladung in leitenden Stoffen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 694

39 Halbleiterbauelemente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 695 ¨ 39.1 Der pn-Ubergang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 695 ¨ 39.1.1 Der pn-Ubergang im stromlosen Zustand . . . . . . . . . . . . . 695 ¨ 39.1.2 pn-Ubergang im Durchlassbereich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 699 ¨ 39.1.3 pn-Ubergang im Sperrbereich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 704 ¨ 39.1.4 Kapazit¨ at des pn-Uberganges . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 704 39.2 Der bipolare npn-Transistor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 709 39.2.1 Der Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 711 39.2.2 Die Ersatzschaltung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 711 39.3 Der MOSFET . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 718 40 Schaltungen und Netzwerke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 723 40.1 Grundbegriffe der Schaltungstechnik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 723 40.2 Der Bipolartransistor und seine Grundschaltungen . . . . . . . . . . . 726 40.2.1 Die Basisschaltung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 726 40.2.2 Die Emitterschaltung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 730 40.2.3 Die Kollektorschaltung (Emitterfolger) . . . . . . . . . . . . . . . 733 40.3 Grundaufbau von Operationsverst¨ arkern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 735 40.4 Systeme mit R¨ uckkopplung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 738 40.4.1 Stabilit¨ atsbedingungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 738 40.4.2 Negativer Widerstand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 740 40.4.3 Die beiden Typen von negativen Widerständen . . . . . . . . 744 40.4.4 R¨ uckkopplung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 748 40.4.5 Erzeugung von Schwingungen in Oszillatoren . . . . . . . . . 751 A

Mathematische Felder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 758 A.1 Differentialoperatoren und Rechenregeln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 758 A.2 Das Satz von Helmholtz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 764

B

Der Laplace-Operator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 766 B.1 Skalare Felder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 766 B.2 Vektorielle Felder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 767

Literatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 771 Index . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 785

Teil I

Was ist Theoretische Elektrotechnik?

1 Die elektrotechnischen Disziplinen

Viele technische Aufgaben k¨ onnen im Prinzip durch Probieren gelöst werden, z. B. der Bau eines Elektromotors oder einer Verstärkerröhre oder einer Fernsprechverbindung. Beim Bau eines Transistors oder einer mikro- oder gar nanoelektronischen Schaltung in integrierter Technologie ist das jedoch nicht mehr so einfach und kann bei fehlerhaften Ergebnissen hohe Kosten verursachen. Wendet man die Probiermethode“ an und erf¨ ullt das erste Gerät ” nicht die gew¨ unschten Bedingungen, ist z. B. die Leistung des Elektromotors nicht ausreichend oder zeigen sich irgendwelche anderen Mängel, dann wird man ein zweites Ger¨ at herstellen und versuchen, durch Abänderungen diese M¨ angel zu beseitigen, und es ist wahrscheinlich, dass man bei Verwertung der dabei gemachten Erfahrungen nach einer gewissen Anzahl von Versuchen schließlich zu einem brauchbaren Ger¨ at kommen wird. Dieses empirische Verfahren ist in der Tat das Verfahren, das in der Technik, besonders in der Anfangszeit neuer Zweige der Technik, h¨ aufig angewendet wurde und noch angewendet wird. Heute wird in der Entwurfsphase meistens keine praktische Realisierung mehr durchgef¨ uhrt, sondern die Systemeigenschaften werden mit Hilfe von Rechnersimulationen optimiert. Offensichtlich erfordert es aber zumindest große Aufwendungen an Hilfsmitteln und an Zeit. Sie lassen sich um so mehr verringern, je genauer man die Vorg¨ ange kennt, die sich in der betreffenden Einrichtung abspielen. Diese Kenntnis kann zwar grundsätzlich nur durch Erfahrung ermittelt werden; es ist jedoch möglich, auch ohne dass Erfahrungen mit der besonderen Einrichtung vorliegen, um deren Herstellung es sich handelt, Voraussagen u ¨ber ihre Eigenschaften zu machen. Dazu dient die Theorie. Die Theorie bildet die Zusammenfassung der jeweils vorliegenden, durch Beobachtung und Messung gewonnenen Gesamterfahrungen, so dass diese auf m¨ oglichst viele F¨ alle u onnen. ¨bertragen werden k¨ Diese unseren heutigen Vorstellungen entsprechende Definition unterscheidet sich grunds¨ atzlich von der alten Bedeutung dieses Wortes, wie sie Goethe im Faust“ meint, wenn er von der grauen“ Theorie spricht. Jene Theorie“ ” ” ”

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ging nicht von der Erkenntnis der Naturvorgänge aus, sondern beruhte auf einer dogmatischen Weltbetrachtung. Zur L¨ osung einer technischen Aufgabe stehen also grundsätzlich Versuch und Theorie zur Verf¨ ugung, wobei die Theorie die bereits fr¨ uher gemachten Versuche und Erfahrungen ber¨ ucksichtigt. Daher sind zur Lösung einer technischen Aufgabe im allgemeinen drei Arten von Aufwendungen erforderlich: 1. Gedankenarbeit zur Verwertung der theoretischen Erkenntnisse. 2. Mittel zur Ausf¨ uhrung von Versuchen (Rohstoffe, Werkstoffe, Bauelemente, Herstellungskosten der Versuchseinrichtungen, Betriebskosten). 3. Man braucht Zeit, wobei zur L¨ osung ein und derselben Aufgabe mehr Entw¨ urfe, Versuche und Versuchseinrichtungen erforderlich sind, wenn man von den theoretischen Erkenntnissen weniger Gebrauch macht. An materiellem Aufwand kann gespart werden, wenn mehr geistige Arbeit bei der L¨ osung des Problems aufgewendet wird. Dazu kommt noch, dass das empirische Verfahren unvergleichlich mehr Zeit und Gesamtarbeit erfordert als bei Anwendung der theoretischen Erkenntnisse notwendig ist. Hierin liegen die Erfolge des wissenschaftlichen Verfahrens der Bearbeitung technischer Aufgaben, das den Gegensatz zum empirischen Verfahren bildet, und dessen Einf¨ uhrung die raschen Fortschritte der Technik in den letzten Jahrzehnten erm¨ oglicht hat. Die theoretischen Erkenntnisse sind allerdings gegenwärtig – und das galt nicht nur in der Zeit K¨ upfm¨ ullers, sondern aufgrund des ständigen Technologiewandels gilt diese Aussage in jeder Epoche – noch weit von dem idealen Zustand entfernt, dass man jede technische Aufgabe rein durch Gedankenarbeit l¨ osen k¨ onnte, dass also die zweite Art von Aufwendungen vollst¨ andig durch die erste ersetzt werden k¨ onnte; um so wichtiger ist es daher, mit der Auswertung des Vorhandenen so weit zu gehen wie irgend möglich. Jede technische Aufgabe ist l¨ osbar. H¨ aufig erfordert die Lösung große Aufwendungen an Mitteln und an Zeit; sie k¨ onnen in dem Maße vermindert werden, in dem es m¨ oglich ist, theoretische Erkenntnisse anzuwenden. Gew¨ ohnlich gibt es zur L¨ osung einer technischen Aufgabe viele verschiedene Wege oder verschiedene Arten der Ausf¨ uhrung, die alle die gestellten Bedinaßige und daher richtige Lösung ist dann gungen an sich erf¨ ullen. Die zweckm¨ immer diejenige, die den geringsten Gesamtaufwand erfordert. Es können z. B. die Herstellungskosten der verschiedenen Ausf¨ uhrungen verschieden sein oder der Materialbedarf, der Bedarf an besonders wertvollen Rohstoffen oder der Raumbedarf; es k¨ onnen aber auch die Betriebskosten oder diejenigen Kosten verschieden sein, die f¨ ur die Instandhaltung der betreffenden Einrichtung und die Sicherstellung des Betriebes laufend erforderlich sein werden. Daher ist es in vielen F¨ allen schwierig, die zweckm¨ aßigste Lösung zu finden. Es geh¨ ort aber grunds¨ atzlich zur L¨ osung einer technischen Aufgabe, dass sie die gestellten Bedingungen mit einem Minimum an Gesamtaufwand erf¨ ullt. Je genauer man die Eigenschaften der herzustellenden Einrichtung im voraus ermitteln kann, um so sicherer wird dies zu erreichen sein. Auch in dieser Beziehung ergeben sich daher wichtige Anwendungen der theoretischen Erkenntnisse.


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Es ist nicht m¨ oglich, dass jeder Einzelne alle Erfahrungen, die im Laufe der Zeit gemacht worden sind, in der gleichen Reihenfolge und Vollständigkeit sammelt, besonders wegen der F¨ ulle des Erfahrungsmaterials, die ungeheuer groß ist im Vergleich zu dem was ein Mensch während seines Lebens auf diese Weise aufnehmen k¨ onnte. Daher ist es nötig, die Erfahrungen in eine m¨ oglichst konzentrierte Form zu bringen und in dieser Form zu verbreiten. Ein Hilfsmittel dazu stellt die Mathematik dar, die, vom Standpunkt der Anwendung aus betrachtet, einerseits eine Art Kurzschrift zur Zusammenfassung der Erkenntnisse bildet und andrerseits Anweisungen f¨ ur die Auswertung dieser Erkenntnisse gibt. Aus diesem Grunde sind mathematische Kenntnisse eine unentbehrliche Voraussetzung zum Verst¨ andnis der Ingenieurwissenschaften. Die mathematischen Verfahren erm¨ oglichen es, viel kompliziertere Zusammenh¨ ange zu erfassen, als es mit bloßem Nachdenken möglich wäre; sie können Denkprozesse ersetzen, die u ahigkeit des menschlichen Gehirns weit ¨ber die F¨ hinausgehen. Gewisse Erfindungen konnten sogar nur auf dem Weg u ¨ber ma¨ thematische Uberlegungen entstehen; ein Beispiel daf¨ ur bilden die Wellenfilter. Allerdings sind dies seltene F¨ alle. F¨ ur den wissenschaftlich arbeitenden Ingenieur gilt die Grundforderung, dass er sich eine klare Vorstellung von dem Wesen der Naturvorg¨ ange erwirbt, mit denen er es zu tun hat. Darunter ist zu verstehen, dass mit dem Ablauf dieser Vorgänge bestimmte Ideen verbunden werden, die die Erscheinungen auf wenige allgemeine Gesetzmäßigkeiten zur¨ uckf¨ uhren. Zu jeder Technik geh¨ ort eine ganz bestimmte Vorstellungswelt, die durch die Theorie vermittelt wird. Die Fortschritte der Technik gehen jeweils von dieser Vorstellungswelt aus. Jede Erweiterung der theoretischen Vorstellungen gibt daher die M¨ oglichkeit weiterer Fortschritte. Diese Vorstellungen aber k¨ onnen in vollem Umfang nur mit Hilfe der Mathematik erworben werden.1 Der Computer ist dabei ein m¨ achtiges Werkzeug besonders zur Auflösung sehr großer linearer Gleichungssysteme, zur Wurzelbestimmung von Polynomen h¨ oheren Grades, zur automatischen Durchf¨ uhrung der Fouriertransformation beim Wechsel von Zeit- und Frequenzbetrachtung, und nat¨ urlich zur Feldberechnung, die mit Hilfe verschiedener Diskretisierungsmethoden ihrerseits wieder auf die Aufl¨ osung linearer Gleichungssysteme zur¨ uckgef¨ uhrt werden kann. Rechnung und Simulation ganzer Systeme erhöhen insbesondere u ¨ber eine graphische Ausgabe der Ergebnisse die Anschaulichkeit. Unentbehrlich f¨ ur eine wissenschaftliche Tätigkeit auf dem Gebiete der Elektrotechnik sind aber nach wie vor die Elemente der Differential- und Integralrechnung, die Lehre von den Potenzreihen und den Fourierschen Reihen, ferner das Rechnen mit komplexen Zahlen und die Elemente der Vektorrechnung und Vektoranalysis; es ist nicht im geringsten ausreichend, diese Gebiete 1

Weitere interessante Ausf¨ uhrungen u ¨ber die Philosophie des Schaltungsentwurfs ¨ und des Schaltungsdesigners findet man bei O’Dell [207]. Uber den Sinn und Zweck von Theorie in den Ingenieurwissenschaften findet man Lesenswertes bei Mathis [173].

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der Mathematik zu kennen, sondern es geh¨ ort dazu die Fähigkeit, die in diesen Gebieten gelehrten Regeln anzuwenden. Diese Fähigkeit kann man durch ein noch so ausgedehntes Studium der Formeln nicht erwerben, sondern nur dadurch, dass man spezielle Aufgaben in hinreichend großer Zahl selbst löst. Die Vorstellungen von dem Wesen der Naturerscheinungen werden durch die Physik geschaffen. Die allgemeine Aufgabe der Physik besteht darin, unsere Erkenntnisse von den Naturvorg¨ angen zu erweitern. Die physikalischen Gesetze fassen die beobachteten Naturerscheinungen quantitativ zusammen und bilden damit auch die theoretischen Grundlagen der technischen Anwendungsgebiete. Neue physikalische Entdeckungen f¨ uhren immer auch zu neuen technischen Anwendungen. Die physikalische Forschung, die eine ständige Verbesserung der physikalischen Vorstellungen und die Entdeckung neuer Zusammenh¨ ange anstrebt, bestimmt daher, u ¨ber lange Zeiten gesehen, grundsätzlich die Schnelligkeit aller technischen Fortschritte. Dabei f¨ ordern sich die Fortschritte der Physik und die der technischen Anwendungen in einem fortgesetzten Kreislauf. Neue technische Produkte, neue technische Ideen und Erfindungen f¨ uhren bei der Durcharbeitung in der Regel auf neue physikalische Fragestellungen, sei es, dass die Genauigkeit der vorhandenen Kenntnis bestimmter physikalischer Zusammenhänge nicht ausreicht, sei es, dass physikalische Effekte als Störungen auftreten, die noch nicht n¨ aher untersucht worden sind, sei es, dass die Ursachen irgendwelcher Erscheinungen noch unbekannt sind. Daher kommt es, dass ein großer Teil der physikalischen Erkenntnisse aus der Entwicklung technischer Erzeugnisse stammt. Beispiele daf¨ ur bilden die Entwicklung der Akustik, die Entwicklung der Elektronenoptik oder die Entwicklung der Festkörperphysik und Halbleiterphysik in den letzten Jahrzehnten. Neue technische Aufgaben, f¨ ur die noch keine brauchbare L¨ osung vorliegt, stellen vielfach Aufgaben f¨ ur die physikalische Forschung und regen diese zum Aufsuchen neuer Erkenntnisse an. Aus solchen Arbeiten entstehen andererseits nicht selten technische Anwendungen f¨ ur ganz andere Zwecke; Beispiele daf¨ ur aus der neuesten Zeit bilden die Legierungen und Stoffe f¨ ur Dauermagnete und Magnetkerne oder die Halbleiter f¨ ur Gleichrichter und Verst¨ arker. Man kann das Ineinandergreifen von Physik und Technik beim Werdegang der technischen Produkte etwa durch die folgende Reihe veranschaulichen: • Die Physikalische Forschung umfasst Entdeckungen, Versuche und Messungen und f¨ uhrt zu physikalischen Erkenntnissen, Gesetzen und Theorien, auf deren Basis sich Erfindungen und Verbesserungsideen entwickeln k¨ onnen. Anschließend folgt die Modellierung und Simulation und/oder es m¨ ussen Versuchsgeräte und Modelle erstellt werden, um Versuche und Messungen auszuf¨ uhren. • Die Technische Entwicklung baut auf den Entdeckungen der physikalischen Forschung auf und nutzt deren Erkenntnisse, Gesetze und Theorien, um zu Erfindungen und Verbesserungsideen zu kommen, die mit Hilfe von Simulationen und messtechnischen Versuchen weiterentwickelt werden. Zur


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Produktentwicklung f¨ uhrt die Konstruktion und Projektierung auf der Grundlage von Berechnungen und es folgen Fertigungsversuche und Fertigungsmuster. Am Ende steht die technische Erprobung und schließlich die Fertigung. • Betriebsentwicklung umfasst Anwendungsforschung und Betriebsversuche. Jedes Stadium hat die vorhergehenden zur Voraussetzung; ein wesentlicher Vorgang ist jedoch der, dass sich aus allen diesen Stadien laufend Fragestellungen nach r¨ uckw¨ arts ergeben, die wieder zu neuen Wegen, Erkenntnissen und Verbesserungen f¨ uhren, so dass das Fortschreiten der gesamten Entwicklung mit vielfachen R¨ uckkopplungen“ vor sich geht. Daher kann auch die ” Grenze zwischen der Forschung und der technischen Entwicklung nicht scharf gezogen werden, ebensowenig wie die zwischen der technischen Entwicklung und der Erforschung der Anwendungsm¨ oglichkeiten technischer Erzeugnisse. Das letztgenannte Gebiet ist in der Aufstellung durch den Begriff Betriebs” entwicklung“ gekennzeichnet; dazu geh¨ oren z.B. die Anwendungen der Automatisierung in Verwaltungs- und B¨ urobetrieben. Unter der Bezeichnung Elektrotechnik werden alle technischen Aufgaben und Anwendungen zusammengefasst, bei denen elektrische Vorgänge wesentlich sind, die also auf der Ausn¨ utzung der Wirkungen elektrischer Ströme oder Spannungen beruhen. Die Elektrotechnik ist daher kein eigenes technisches Aufgabengebiet, sondern fasst verschiedenartige technische Aufgaben unter einem physikalischen Gesichtspunkt zusammen. Zwei technische Aufgabengebiete sind besonders eng mit der Elektrotechnik verbunden: die Energietechnik und die Nachrichtentechnik. ¨ Die Energietechnik befasst sich mit der Umwandlung und der Ubertragung von Energie. F¨ ur den Anteil der Elektrotechnik an diesem Aufgabengebiet ist die Bezeichnung Starkstromtechnik gebr¨ auchlich. Die Aufgabe der Starkstrom¨ technik besteht in der Erzeugung, Umwandlung, Ubertragung, Verteilung und Speicherung elektrischer Energie. ¨ Die Aufgabe der Nachrichtentechnik ist die Ubertragung, Verteilung, Verarbeitung und Speicherung von Nachrichten (Information). Der zur Elektrotechnik geh¨ orige Teil wird als elektrische Nachrichtentechnik bezeichnet. Hier werden gew¨ ohnlich die beiden Hauptgebiete Nachrichten¨ ubertragung und Nachrichtenverarbeitung (Informationsverarbeitung, Datenverarbeitung) unterschieden. Die Messtechnik kann nach diesen Definitionen als Teil der Nachrichtentechnik angesehen werden, da der Zweck jeder Messung die Gewinnung oder Umwandlung von Information ist. Gew¨ ohnlich wird die Messtechnik als Sondergebiet der Technik betrachtet. Die elektrische Messtechnik befasst sich mit der Messung von elektrischen und nichtelektrischen physikalischen Größen mit elektrotechnischen Hilfsmitteln. Ebenso wird die Steuerungs- und Regelungstechnik als ein Sondergebiet betrachtet, da sie Energietechnik und Nachrichtentechnik miteinander ver-

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kn¨ upft: Jede Steuerung kann als die Einwirkung einer Nachricht auf einen Energiefluss oder einen Transportvorgang aufgefasst werden. Unter Elektronik wird die Schaffung und Anwendung elektronischer Bauelemente und Schaltungen verstanden. Dies sind solche Bauelemente und Systeme, bei denen keine mechanischen Bewegungen vorkommen (z.B. Verstärkerr¨ ohren, Braunsche R¨ ohren, Halbleiter- und R¨ ohrengleichrichter, Transistoren, fr¨ uher magnetische Speicherkerne und inzwischen integrierte mikroelektronische und nanoelektronische Schaltungen (Chips) oder ähnliches); einen aktu¨ ellen Uberblick u ¨ber nanoelektronische Systeme gibt Goser et al. [84]. Die Bezeichnung theoretische Elektrotechnik“ soll alle diejenigen physika” lischen Gesetzmäßigkeiten und mathematischen Verfahren umfassen, die bei der L¨ osung von Aufgaben der Elektrotechnik n¨ utzlich sein können. Es gibt jedoch keine eigentliche Abgrenzung zwischen diesen theoretischen Grundlagen der Elektrotechnik und der Physik und der Mathematik. Bei neuen technischen Problemen m¨ ussen oft neue mathematische und physikalische Hilfsmittel herangezogen werden. Dieses Buch soll so weit in die verschiedenen f¨ ur die Elektrotechnik wichtigen Theorien einf¨ uhren, dass ein Spezialstudium und das Verständnis f¨ ur schwierigere Zusammenh¨ ange dadurch erleichtert werden. Bei der Auswahl und Anordnung des Stoffes wurde versucht, von Leichterem zu Schwierigerem fortzuschreiten, so dass durch das Studium des Vorhergehenden das jeweils Folgende leichter verst¨ andlich wird. Die in den Text des Buches eingestreuten Zahlenbeispiele sollen eine Vorstellung von den Gr¨ oßenverh¨ altnissen der besprochenen Zusammenhänge geben. Es ist zweckm¨ aßig, beim Studium m¨ oglichst viele von diesen und ähnlichen Zahlenbeispielen selbst durchzurechnen, da man auf diese Weise ein Gef¨ uhl f¨ ur die Bedeutung der Gr¨ oßen erh¨ alt. F¨ ur ein weitergehendes Studium wurden zahlreiche Literaturhinweise eingef¨ ugt, anhand derer spezielle Aspekte der dargestellten Theorie vertieft werden k¨ onnen.

2 Systemtheoretische Grundlagen

In der Einleitung zu diesem Buch wurde zunächst einmal versucht, die Gegenst¨ ande etwas n¨ aher zu charakterisierten, die im folgenden betrachten werden sollen. Jedoch hat Ludwig [162] bereits im ersten Band seiner Einf¨ uhrung in die Theoretische Physik darauf hingewiesen, dass es zumindest schwierig wenn nicht gar unm¨ oglich ist, eine Wissenschaft und insbesondere die Theoretische Physik – wir k¨ onnen das wohl letztlich auch auf die Theoretische Elektrotechnik u ¨bertragen – inhaltlich zu charakterisieren, ohne dasjenige detailliert zu schildern, was diejenigen wirklich tun, welche in der Disziplin arbeiten. Dem ist kaum etwas hinzuzuf¨ ugen, denn auch K¨ upfm¨ uller hat bei der Konzeption der ersten Ausgabe seines Buches Eine Einf¨ uhrung in die Theoretische ” Elektrotechnik“ mit Hilfe von Motivationen, theoretischen Ausf¨ uhrungen und vorgerechneten Beispielen gezeigt, wie ein theoretischer Elektrotechniker arbeitet. Er hat die Theoretische Elektrotechnik“ zwar nicht erfunden, denn ” Vorlesungen und Lehrst¨ uhle dieser Art gab es schon lange (z.B. vertrat W. Kohlrausch an der TH Hannover ab 1886 das Lehrgebiet Grundz¨ uge der Elektrotechnik und Theoretischen Elektrotechnik und H. Hertz hielt an der TH Karlsruhe im Studienjahr 1885/86 eine Vorlesung Theoretische Grundlagen azisiert, was Theoretische Elekder Elektrotechnik1 ), aber er hat genauer pr¨ ” trotechnik“ bei sich wandelnder Technologie bedeutet. Im Unterschied zur Theoretischen Physik h¨ angen die Inhalte der Theoretischen Elektrotechnik und somit auch das was theoretische Elektrotechniker tun ganz wesentlich von den technologischen M¨ oglichkeiten der jeweiligen Epoche ab. K¨ upfm¨ uller hat aber nicht nur f¨ ur die Entwicklung der Theoretischen Elektrotechnik eine maßgebliche Rolle gespielt. Noch weit wichtiger war er f¨ ur das Entstehen einer neuen technischen Disziplin, der Systemtheorie“, welche – ” zun¨ achst als N¨ aherungstheorie zur Charakterisierung komplexer technischer und insbesondere nachrichtentechnischer Systeme gedacht – zu einer völlig neuen Sichtweise bei der Beschreibung von Natur und Technik gef¨ uhrt hat. 1

Fridericiana - Zeitschr. der Universit¨ at Karlsruhe (TH), Heft 52: 100 Jahre Elektrotechnik and der Universit¨ at Karlsruhe

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Der signaltheoretische Hintergrund der linearen Systemtheorie wird in dem Aufsatz von Mathis [174] sehr ausf¨ uhrlich geschildert; siehe auch Krabs [143]. Diese Entwicklung ist, wie Wunsch [294] in seiner Geschichte der Sys” temtheorie“ dargelegt hat, auch noch keineswegs beendet, sondern erfasst immer weitere Bereiche der Wissenschaft. So hat Wunsch vor einigen Jahren, aufbauend auf einer Vielzahl von Grundkonzepten aus der Systemtheorie (Mesarovic, Klir, Pichler, Willems etc.) und der Physik und der entsprechenden Basisdisziplin Mathematik die Grundz¨ uge einer allgemeinen Theorie der Prozesse entworfen. Besonders interessant sind Bestrebungen, auch die Möglichkeiten, welche heutige Computer und Programmsysteme bieten, mit in die Betrachtungen einzubeziehen und zu einer Computer-Aided Systems Theory (CAST) zu kommen, wie es Pichler [214] vorschlug. Während die Physik viele Jahrzehnte lang wichtige Grundelemente“ f¨ ur den Aufbau theoretischer ” Fundamente technischer Disziplinen lieferte, zeigen neueste Entwicklungen wie Quantencomputing und Quanteninformationsverarbeitung (siehe u. a. Leuchs, Beth et al. [155]), dass es inzwischen zur R¨ uckwirkung“ von der Technik in ” die Physik gekommen ist. Eine Quanten-Systemtheorie könnte die klassische Systemtheorie in Zukunft erg¨ anzen. Man spricht nun auch in der Physik von Systemen und Modellen im engeren Sinne, wie es zunächst nur in der Technik u urfen, ob es zu einer vereinheitlichten ¨blich war. Man wird gespannt sein d¨ System- oder Prozesstheorie kommt, die als gemeinsame Sprache f¨ ur Naturwissenschaften und Technik dienen kann; vgl. Wunsch [296], Willems [288] und Polderman, Willems [215]. K¨ upfm¨ uller hat sich in seinen ersten Arbeiten zur Systemtheorie auf eine kleinere Klasse von Systemen beschr¨ ankt, obwohl er auch schon damals an eine Erweiterung seiner Betrachtungsweise auf allgemeinere technische und sogar an nichttechnische Systeme dachte. Die Bezeichnung Systemtheorie“ f¨ uhrte ” er u ¨brigens erst im Jahre 1949 im Titel seiner Monographie Die Systemtheorie ” der elektrischen Nachrichtentechnik“[146] ein. Der Kerngedanke der Systemtheorie linearer zeitinvarianter Systeme (LTISysteme) besteht darin, deren Systemverhalten durch eine einzige Funktion zu charakterisieren. Dazu verwendet man die Systemantwort auf ein spezielles Eingangssignal – die sogenannte Impulsantwort. Der Gedanke ist eigentlich nicht neu, denn sowohl in der Theorie linearer Differentialgleichungen als auch bei der L¨ osung der Feldgleichungen f¨ ur elektromagnetische Felder hatte man diesen Gedanken implizit bereits benutzt. Auch in der Praxis liegt es nahe, das Verhalten eines physikalischen Systems möglichst nur durch eine einzige Antwort“ zu charakterisieren. So schl¨ agt ein Glockengießer mit einem Ham” mer seine neue Glocke an, um anhand des sich ergebenden Klangs die G¨ ute seiner Arbeit zu ermitteln. Eine mathematische Formalisierung dieses Geupfm¨ uller hat diese dankens war in vielen Arbeiten bereits enthalten, aber K¨ Konzepte systematisch weiterentwickelt und eine vereinheitlichte Sprache entwickelt. Insbesondere konnte er zeigen, dass es in vielen Fällen g¨ unstiger ist, die Systemantwort eines LTI-Systems nicht aus den Grundgleichungen abzuleiten, sondern nur die wesentlichen Aspekte zu modellieren. Auf diese Weise


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gelang es, f¨ ur die Anwendungen hinreichend genaue Systembeschreibungen zu ermitteln, die jedoch die f¨ ur den Entwurf von Systemen notwendige Einfachheit besitzen. Auch wenn sich die K¨ upfm¨ ullersche Systemtheorie später als zu eng erwiesen hat, war diese neuartige Sichtweise, als deren Begr¨ under K¨ upfm¨ uller zusammen mit Nyquist gelten muss (vgl. Bissell [29]), f¨ ur die Analyse als auch den Entwurf technischer Systeme kaum zu unterschätzen. Auch in der Theorie elektromagnetischer Felder ist der systemtheoretische Standpunkt als Ordnungsprinzip sehr hilfreich und wir werden daher immer wieder auf systemtheoretische Konzepte zur¨ uckgreifen. Um das mathematische Konzept der Impulsantwort“ zu verdeutlichen, ” soll eine kurze Betrachtung u ¨ber die Verwendung der Methode der Greenschen Funktion zur L¨ osung von gew¨ ohnlichen linearen Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten und Inhomogenität folgen. Diese Vorgehensweise entspricht weitgehend der Impulsantwort in der Systemtheorie. M¨ ochte man die Menge aller L¨ osungen linearer inhomogener Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten ermitteln, dann kann man davon ausgehen, dass sich die L¨ osungsmenge aus s¨ amtlichen Lösungen der zugehörigen homogenen Differentialgleichungen und einer speziellen oder partikulären L¨ osung der inhomogenen Differentialgleichungen in additiver Weise zusammensetzt2 . Diese recht allgemeine mathematische Aussage hängt u ¨brigens nicht davon ab, ob es sich um algebraische Gleichungen oder gewöhnliche oder partielle Differentialgleichungen handelt. Daher notieren wir lineare inhomogene Gleichungen in Operatorform3 L[x] = f,

(2.1)

wobei der Operator L[·] ein algebraischer oder ein Differentialoperator sein kann. Ein Differentialoperator kann sich aus gewöhnlichen oder partiellen Ableitungen zusammensetzen und soll konstante Koeffizienten besitzen, so dass er gegen Verschiebungen der unabh¨ angigen Variablen invariant ist. Der Einfachheit halber beschr¨ anken wir uns an dieser Stelle auf Ableitungen nach der Zeit t. Dann l¨ asst sich L[·] in folgender Weise darstellen L[x] :=

an

dn (·) d(n−1) (·) d(·) + a + a + · · · + a (·) x = f, n−1 1 0 dtn dt dt(n−1)

(2.2)

wobei die Koeffizienten ai konstant sind und die Funktion x in t hinreichend oft differenzierbar ist. Auch wenn sich die allgemeine L¨ osung der Operatorgleichung (2.1) aus zwei Anteilen zusammensetzt, ist man h¨ aufig nur an einer partikulären Lösung interessiert. Sie ist in bestimmten F¨ allen sogar eindeutig. Andernfalls ist eine 2 3

Eine solche Menge wird auch affiner Raum genannt [129] Auf eine mathematische Pr¨ azisierung des Operatorkonzepts im Sinne der Funktionalanalysis soll in diesem Buch, das in seiner Anlage eher physikalisch orientiert ist, verzichtet werden

12


solche partikul¨ are L¨ osung eindeutig bis auf eine additiv hinzugef¨ ugte Lösung der zugeh¨ origen homogenen Gleichung4 L[x] = 0, die an dieser Stelle nicht weiter interessieren soll. Die Bedeutung einer solchen Eindeutigkeitsaussage liegt darin, dass jede Methode, die zu einer Lösung f¨ uhrt, angewandt werden kann. Dabei spielt es keine Rolle, ob die Methode mathematisch gerechtfertigt werden kann, da ein Ergebnis durch Einsetzen daraufhin u uft werden ¨berpr¨ kann, ob es sich um eine L¨ osung handelt. Die im folgenden skizzierte Methode der Greenschen Funktion (siehe z. B. [101]) arbeitet mit der sogenannten Delta-Funktion δ(t), die keine Funktion im Sinne der gewöhnlichen Analysis ist (z. B. J¨ anich [125]), aber dennoch eine partikuläre Lösung f¨ ur die Gl. (2.1) liefert. Man geht davon aus, dass sich alle praktisch“ vorkommenden reellwerti” gen Funktionen f (t) mit Hilfe der δ-Funktion darstellen lassen, d.h. f (τ )δ(t − τ ) dτ. (2.3) f (t) = R

Weiterhin geht man davon aus, dass die Greensche Funktion G(t) eine Lösung der folgenden Differentialgleichung mit der δ-Funktion als rechter Seite ist L[G] = δ(t).

(2.4)

Diese Greensche Funktion wird auch Impulsantwort des durch Gleichung ((2.1)) festgelegten Operators L genannt. Nach einer Verschiebung“ des Arguments t in Gl. (2.4) um τ , einer ska” laren Multiplikation mit f (τ ) und der Integration bez¨ uglich der Variablen τ erh¨ alt man f (τ )L[G(t − τ )] dτ = f (τ )δ(t − τ ) dτ = f (t). (2.5) R

R

Mit der Beziehung Gl. (2.3) und der Vertauschbarkeit des linearen Operators L[·] mit der skalaren Multiplikation und der Integration bez¨ uglich τ ergibt sich schließlich L R

f (τ )G(t − τ ) dτ = f (t).

(2.6)

Wenn wir Gl.(2.1) mit Gl.(2.6) vergleichen, dann erhalten wir eine Darstellung der L¨ osung von Gl.(2.1) f (τ )G(t − τ ) dτ. (2.7) x(t) = R

In vielen F¨ allen kann man zur Bestimmung von G die Fouriertransformaˆ tion verwenden. Geht man n¨ amlich von der Fouriertransformierten G(jω) von G(t) aus, die man wie folgt darstellen kann 4

¨ In der Mathematik kann man an dieser Stelle zu Aquivalenzklassen“ u ¨bergehen ”


G(t) =

1 2π

13

ˆ G(jω) ejωt dω,

(2.8)

R

und verwendet die Fouriertransformierte“ der δ-Funktion ” 1 δ(t) = ejωt dω, 2π R

(2.9)

so ergibt sich L [G(t)] = L

1 2π

R

1 ˆ G(jω) ejωt dω = ejωt dω. 2π R

(2.10)

Da der Differentialoperator L [·] nur auf Funktionen in t angewendet wird, ist eine Vertauschung mit der Integration m¨ oglich jωt 1 1 ˆ G(jω) L e dω = ejωt dω. (2.11) L [G(t)] = 2π R 2π R Vergleicht man die beiden letzten Integranden in Gl. (2.11), so erhält man eine Beziehung f¨ ur die Fouriertransformierte der gesuchten Greenschen Funktion ˆ G(jω) =

ejωt . L [ejωt ]

(2.12)

ˆ ¨ In der Systemtheorie wird G(jω) auch Ubertragungsfunktion genannt. Zweifellos ist die genannte Vorgehensweise f¨ ur Operatorgleichungen des Typs (2.1) sehr zweckm¨ aßig, aber es hat sich gezeigt, dass weitere Schwierig¨ keiten mit der Interpretation der Ubertragungsfunktion auftreten, wenn die ˜ ] rechte Seite der Gl. (2.1) nicht einfach eine Funktion f sondern ihr Bild L[f ˜ bez¨ uglich eines Differentialoperators L[·] ist. Dieses Problem, das mit den Anfangsvorgaben der Differentialoperatoren zusammenh¨ angt, hat Wunsch [293] schon sehr fr¨ uh erkannt und ausf¨ uhrlich diskutiert. Mit Hilfe eines neuartigen Operatorkalk¨ uls zeigte Mathis [170], dass ˆ ¨ die Ubertragungsfunktion G(jω) auch bei Differentialgleichungen der Form ˜ L[x] = L[f ] immer unabh¨ angig von den genannten Anfangsvorgaben ist; einen Beweis mit klassischen Techniken lieferte Wunsch bereits in seiner Arbeit [293] aus dem Jahre 1962. Die genannten Schwierigkeiten konnten von Kalmann Anfang der 1960er Jahre durch Einf¨ uhrung des Konzepts der sogenannten Zustands- und Beobachtungsgleichungen wenigstens teilweise u ¨berwunden werden. Dabei wurden neben den Eingangs- und Ausgangsgr¨ oßen auch noch Zustandsgrößen eingef¨ uhrt, die das innere“ Verhalten eines Systems beschreiben. Dieser Stand” punkt war keineswegs neu, denn in der Physik hat man schon die Newtonschen Bewegungsgleichungen mechanischer Systeme in dieser Weise formuliert. In der Elektrotechnik und insbesondere der Nachrichtentechnik sowie der daraus entstandenen Regelungstechnik ist man andere Wege gegangen,

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¨ da man h¨ aufig nur an dem Ubertragungsverhalten eines Systems interessiert war. Lineare zeitinvariante Systeme (LTI) werden im Sinne der Theorie der Zustandsgleichungen in folgender Form dargestellt x˙ = A x + B u, y = C x + D u,

(2.13) (2.14)

wobei u der Vektor der (zeitabh¨ angigen) Eingangsgrößen, y der Vektor der Ausgangsgr¨ oßen und x der Vektor der Zustandsgrößen ist; die Koeffizientenmatrizen A, B, C, D sind konstant. Die erste Gl. (2.13) wird Zustandsgleichung und die zweite Gl. (2.14) Beobachtungsgleichung genannt. Die Eigenwerte der Matrix A bestimmen die Stabilit¨ at des Systems; vgl. z. B. Kisacanin und Agarwal [136], Mathis [170]. Auch bei dieser Systembeschreibung ist es möglich und häufig auch sinnvoll, die Zustands- und Beobachtungsgleichungen nicht aus den fundamentalen Beziehungen f¨ ur die Teilsysteme und den Gleichungen f¨ ur deren Verbindungen abzuleiten, sondern durch vereinfachte Modelle zu beschreiben. Somit kann man neben den im Rahmen des gew¨ ahlten Modellansatzes exakt g¨ ultigen Gleichungen auch hier gen¨ aherte Beschreibungsgleichungen verwenden, die f¨ ur ¨ die urspr¨ ungliche Ubertragungstheorie nach K¨ upfm¨ uller und Nyquist charakteristisch war. Es handelt sich also bei den Zustands- und Beobachtungsgleichungen um eine konsequente Erweiterung der Theorie von K¨ upfm¨ uller und Nyquist. Wir werden den Gedanken der Zerlegung der Beschreibungsgleichungen in Zustands- und Beobachtungsgleichungen auch im Rahmen der Theorie elektromagnetischer Felder aufgreifen und seine N¨ utzlichkeit bei der Interpretation der Theorie erl¨ autern.

3 Grundlegende Aspekte physikalischer Systeme

3.1 Verteilte physikalische Systeme In der Physik gibt es zahlreiche Systeme, deren Verhalten im Ortsraum bzw. Konfigurationsraum als lokalisiert“ angesehen werden kann, wobei sich der ” Ortsraum eines solchen Systems nur in einfachen Fällen durch einen dreiasentieren l¨ asst; vgl. auch Anhang A.1. Das dimensionalen Punktraum1 repr¨ Verhalten solcher Systeme l¨ asst sich dann f¨ ur jeden Zeitpunkt in sehr guter N¨ aherung durch einen Punkt im zugeh¨ origen Orts- und Konfigurationsraum darstellen. Das wichtigste Beispiel ist die Newtonsche Punktmechanik, im Rahmen derer man die Bewegung von Punktmassen unter dem Einfluss von Kr¨ aften diskutieren kann. Dabei wird die Dynamik im Raum durch Ortsund Geschwindigkeitsgr¨ oßen charakterisiert; zusammengenommen handelt es sich um die Zustandsgr¨ oßen der Newtonschen Mechanik – auch klassische Mechanik genannt. Solche Punktmassensysteme sind offensichtlich im obengenannten Sinne lokalisiert. Sie dienten als Vorbild f¨ ur viele andere physikalische Systeme. Die Dynamik elektrischer Netzwerke, die durch Ströme und Spannungen beschrieben werden, ist ein weiteres Beispiel daf¨ ur, dass der Konfigurationsraum i. a. eine Dimension h¨ oher als drei besitzt. Daneben gibt es in der Physik auch solche Systeme, deren Eigenschaften r¨ aumlich nicht lokalisiert sind, d. h. man muss die beschreibenden Zustandsgr¨ oßen in einem ganzen Gebiet des Ortsraumes kennen, um das zuk¨ unftige Systemverhalten zu bestimmen. Beispielhaft sei die Kontinuumsmechanik und die Hydrodynamik genannt, wo erst die Kenntnis der mechanischen Spannungen bzw. der Geschwindigkeiten in einem Raumgebiet2 das Systemverhalten charakterisiert. Wir sprechen von einem (r¨ aumlich) verteilten oder nichtlo1

2

Eigentlich sollte f¨ ur den Orts- oder Konfigurationsraum ein affiner Raum (siehe z. B. J¨ anich [126]) zugrunde gelegt werden, aber u ¨blicherweise wird ein geeigneter Rn verwendet. In diesen Theorien wie bei elektromagnetischen Feldern gen¨ ugt ein 3dimensionaler Ortsraum, so dass wir einfach von Raum“ sprechen k¨ onnen. ”

16


kalisierten System; elektromagnetische Felder sind ein weiteres Beispiel f¨ ur ein nichtlokalisiertes System. Dort werden die elektrischen oder magnetischen Kraftwirkungen auf nicht bewegte oder bewegte Ladungen durch gewisse Feldgr¨ oßen repr¨ asentiert, die in einem Raumgebiet bekannt sein m¨ ussen, um das elektromagnetische System vollst¨ andig zu beschreiben. Im Unterschied zur Kontinuumsmechanik und Hydrodynamik besitzen diese Feldgrößen zunächst keine unmittelbar anschauliche Interpretation wie ein Geschwindigkeitsfeld zur Charakterisierung einer hydrodynamischen Strömung. Allerdings können mechanische Spannungen (Kraft pro Fl¨ ache) eines Materials auch nicht direkt beobachtet werden, aber durch messtechnische Hilfsmittel der Optik gelingt es, wenigstens den Spannungszustand transparenter Materialien sichtbar zu machen. In der fehlenden direkten Anschauung liegt sicherlich eine besondere Schwierigkeit der Theorie elektromagnetischer Felder begr¨ undet. Erst mit Hilfe des Zusammenspiels von Theorie und experimenteller Erfahrung sowie der rechnerischen Analyse von Beispielen gelingt es, tiefere Einblicke in das Gebiet elektromagnetischer Felder zu gewinnen. Auch im Hinblick auf die Dynamik verteilter Systeme können ähnliche Ausf¨ uhrungen angef¨ ugt werden. Anstatt mit einem modifizierten Kraftbegriff zu arbeiten, ist es oft g¨ unstiger, die Dynamik verteilter Systeme als EnergieImpuls-Transporte aufzufassen, wie es vor allem in der Elementarteilchenphysik u alt bereits die Newtonsche Mechanik mit dem ¨blich ist. Allerdings enth¨ Kraftkonzept ein nicht lokalisierbares Element, das mathematisch mit einem vektoriellem Feld beschrieben wird (vgl. Anhang A). Darauf wird in den klassischen Darstellungen leider nur selten hingewiesen. Auf diese Weise könnte n¨ amlich die begrifflich durchaus schwierige Einf¨ uhrung physikalischer und mathematischer Felder erheblich erleichtert werden, was u. a. auch damit zu tun hat, dass man physikalische und mathematische Felder nicht klar unterscheidet. In diesem Buch wird zumindest in den einf¨ uhrenden Abschnitten auf eine solche Unterscheidung geachtet. W¨ ahrend die physikalischen Felder zur Charakterisierung der qualitativen Eigenschaften eines physikalischen Systems herangezogen werden, benötigt man zur quantitativen Beschreibung mathematische Hilfsmittel, mit denen man die physikalischen Felder modellieren kann. Beispielsweise ist ein räumliches Temperaturfeld ungerichtet; mathematisch beschreibt man ein solches physikalisches Feld mit einer skalarwertigen oder in diesem Fall reellwertigen Abbildung u ¨ber dem R3 , der den Ortsraum in den meisten Feldtheorien modelliert. Man nennt solche Abbildungen auch skalares (mathematisches) Feld oder Skalarfeld und definiert es in folgender Weise ϕ : R3 → R,

ϕ : r → ϕ(r).

(3.1)

Der Definition ist zu entnehmen, dass jedem Raumpunkt r eine Zahl ϕ(r) – in diesem Fall ein positiver Temperaturwert – zugeordnet wird. Es ist sehr zweckm¨ aßig das physikalische Temperaturfeld und das mathematische skalare Feld ϕ, das zur physikalischen Modellierung verwendet wird,

3.2 Mechanik und Energie-Impuls-Transporte

17

auseinander zu halten. Ein wesentlicher Grund daf¨ ur ist, dass die Modellgleichungen, die das skalare Feld ϕ erf¨ ullt, je nach Genauigkeit der Beschreibung unterschiedlich sein k¨ onnen. Dabei ¨ andert sich nat¨ urlich nur das Feldmodell ϕ, ¨ w¨ ahrend das physikalische Feld keiner Anderung unterliegt. Diese Unterscheidung ist beim hierarchischen Aufbau der Theorie elektromagnetischer Felder ausgehend von Grundexperimenten f¨ ur das Verständnis außerordentlich wichtig. Außer den skalaren Feldern, die jedem Raumpunkt eine Zahl zuordnen und die zur Beschreibung ungerichteter physikalischer Felder benötigt werden, werden auch mathematische Beschreibungshilfsmittel f¨ ur gerichtete nichtlokalisierte physikalische Eigenschaften gebraucht. Das schon erwähnte Geschwindigkeitsfeld einer inhomogen sich bewegenden Fl¨ ussigkeit wäre ein Beispiel daf¨ ur. Dazu verwendet man vektorielle mathematische Felder oder auch Vektorfelder, die in folgender Weise definiert sind v : R3 → R3 ,

v : r → v(r).

(3.2)

Auf diese Weise wird jedem Raumpunkt r ein Vektor v(r) zugeordnet. Fasst man den R3 als Vektorraum auf, wobei der Nullpunkt der ausgezeichnete Punkt ist, dann kann man jedem Punkt des Ortsraumes einen vom Nullpunkt ausgehenden Ortsvektor zuordnen. Im Gegensatz dazu ist der Vektor v(r) an den Punkt r angeheftet“ und wird erst durch die Abbildung v spezifiziert. ” Die Menge aller solcher Vektoren im Punkt r wird als Tangentialraum in r bezeichnet. Da es sich bei den genannten mathematischen Feldern um Abbildungen handelt, lassen sie sich in Klassen einteilen (stetige, differenzierbare, usw. Abbildungen). Eine wichtige Teilklasse der unendlich oft differenzierbaren Vektorfelder v wird dadurch charakterisiert, dass v zusammen mit seinen Ableitungen im Unendlichen verschwindet. Nach dem Satz von Helmholtz (vgl. Anhang A.2) lassen sich diese Vektorfelder v bis auf ein konstantes Vektorfeld mit Hilfe der Rotation rotv und der Divergenz divv eindeutig festlegen. Der Satz von Helmholtz wird beim hierarchischen Aufbau der Theorie elektromagnetischer Felder eine wichtige Rolle spielen. Schließlich wird auch deutlich, dass man in der Mathematik die Freiheit hat, auch andere mathematische Objekte wie Matrizen, Flächen, Differentialgleichungen und dergleichen an die Punkte des Ortsraumes R3 anzuheften. Damit wird noch einmal deutlich, dass zwischen dem physikalischen und dem mathematischen Feldbegriff ein grunds¨ atzlicher Unterschied besteht, der beim Aufbau einer physikalischen Theorie auf keinen Fall verwischt werden sollte.

3.2 Mechanik und Energie-Impuls-Transporte In der Newtonschen Theorie der Bewegung mechanischer Körper unterscheidet man Kinematik und Dynamik. Die Kinematik bezieht sich auf die mathematische Beschreibung der mechanischen Bewegung durch Bahnen oder

18


Trajektorien, die man als L¨ osungen von Differentialgleichungen interpretiert. Dazu muss man voraussetzen, dass die Ausdehnung der Körper in einem gewissen Sinne physikalisch lokalisiert sind. Geht man etwa von der Menge aller m¨ oglichen Orte eines K¨ orpers aus - oft Ortsraum des Körpers genannt - und wird dieser Ortsraum als R3 modelliert, dann lässt sich die Ausdehnung eines K¨ orpers mit Hilfe eines geeigneten Abstandsbegriffes quantifizieren. Da es physikalisch nicht sinnvoll ist, irgendeinen Punkt im Ortsraum auszuzeichnen, sollte der R3 als affiner Raum oder lineare Mannigfaltigkeit angesehen werden, der nur lineare Verschiebungen als zusätzliche Struktur enthält. Das Modell der Punktmasse kann bei einem starren ausgedehnten Körper mit der Lage des Schwerpunktes identifiziert werden. Ver¨ anderungen eines Punktes im Ortsraum werden mit Hilfe einer reellen Gr¨ oße t parametrisiert; t wird Zeit genannt. Man geht davon aus, dass eine Folge von Ver¨ anderungen als mit der Zeit parametrisierte Bahnen r(t) im Ortsraum repr¨ asentiert werden k¨ onnen. Entsprechend den auf Experimenten basierenden Vorstellungen von Galilei und Newton (vgl. Longair [161]) werden f¨ ur den Aufbau der kinematischen Mechanik die erste und die zweite Zeitableitung von r(t), d.h. die Geschwindigkeit r˙ (t) und die Beschleunigung ¨r(t) ben¨ otigt. Nach Newton wird die physikalische Bewegung eines Massenpunktes in der Mechanik mit einer von null verschiedenen Geschwindigkeit bzw. Beschleunigung in Verbindung gebracht. Nach Galilei wird ein mechanischer K¨ orper ohne Wechselwirkung mit seiner Umgebung als beschleunigungsfrei interpretiert und mit Hilfe von ¨r = 0 mathematische charakterisiert. Demzufolge wird ein wechselwirkender K¨ orper nach Newton durch eine Kraftfunktion F(r) definiert, d.h. es gilt die Newtonsche Bewegungsgleichung m¨r = F(r),

(3.3)

der Einfluß auf die Beschleunigung des K¨ orpers noch umgekehrt proportionaler Weise von der Masse m des K¨ orpers abh¨ angt. An dieser Stelle soll darauf hingewiesen werden, dass die Kraftfunktion im Gegensatz zu den bisher betrachteten mechanischen K¨ orpern ein nichtlokalisiertes physikalisches System modelliert. In solchen F¨ allen spricht man von einem physikalischen Feld, das durch ein mathematisches vektorielles Feld beschrieben wird. So hat Newaher ton mit dem Gravitationskraftfeld ein erstes Beispiel angegeben und n¨ untersucht. Hat man es mit mehreren Massen zu tun, dann lassen sich diese Betrachtungen ohne Schwierigkeiten verallgemeinern, wobei der 3-dimensionale Ortsraum durch einen 3n-dimensionalen R3n ersetzt wird. Im Zusammenhang mit der Einf¨ uhrung einer Kraftfunktion und der Masse spricht man u ¨brigens auch von klassischer Newtonscher Mechanik. Erst im Zusammenhang mit der Entwicklung der Prinzipien der klassischen Mechanik (vgl. z. B. Goldstein [83]; siehe aber auch F¨ oppl [78]) traten Erhaltungsgrößen wie Energie, linearer“ Impuls und Drehimpuls in den Mittelpunkt des Inter” esses. Insbesondere die sogenannte Hamiltonsche Form der klassischen Mechanik bildet die Grundlage der Quantenmechanik, so dass die Dynamik der

3.2 Mechanik und Energie-Impuls-Transporte

19

Elementarteilchen auf Erhaltungss¨ atzen begr¨ undet wird. Man beachte, dass Energie und linearer“ Impuls im folgenden keine abgeleiteten Größen wie ” in der Newtonschen Mechanik sind sondern Fundamentalgrößen des entsprechenden Dynamikkonzepts. Daher ist es zweckmäßig, auch die Dynamik der elementaren Mechanik auf der Basis von Erhaltungsgrößen aufzubauen. Es zeigt sich, dass dieser Zugang eine sehr durchsichtige Darstellung der Dynamik geladener K¨ orper und der eng damit zusammenhängenden Theorie elektromagnetischer Felder gestattet, die mit Hilfe physikalisch nicht lokalisierter Feldgr¨ oßen formuliert wird. Eine erste ausf¨ uhrliche Darstellung einzelner Aspekte einer solchen Darstellung findet man bei Falk [73], [74] sowie Falk und Ruppel [72]. Im folgenden sollen die wichtigsten Elemente dieser Theorie zusammengestellt werden. Um die Diskussion zu vereinfachen, betrachten wir nur solche Situationen, wo Energie E und linearer“ Impuls p die einzigen Erhaltungsgrößen sind und f¨ ur ” die im Ortsraum eine das zu untersuchende physikalische System charakterisierende Energiefunktion E(p, r) existiert. F¨ ur den Aufbau der zugehörigen Dynamik wird nach Falk das totale Differential der Energie betrachtet3 dE =

∂E ∂E dp + dr, ∂p ∂r

(3.4)

wobei die Ableitungen nach p und r die entsprechenden Gradienten sind. Ein Zusammenhang mit den kinematischen Gr¨ oßen Geschwindigkeit v und Kraft F kann wie folgt hergestellt werden v :=

∂E , ∂p

−F :=

∂E . ∂r

(3.5)

¨ Damit k¨ onnen mit den zeitlichen Anderungen von p und r die verallgemeinerten dynamischen Gleichungen eines mechanischen Systems formuliert werden dr = v, dt

dp = F. dt

(3.6)

Die Vorgabe der charakteristischen Energiefunktion eines mechanischen Systems legt somit dessen verallgemeinerte dynamische Gleichungen fest. An dieser Stelle soll darauf hingewiesen werden, dass diese Betrachtungsweise auf der Formulierung der theoretischen Mechanik nach Hamilton – die Hamiltonmechanik – beruht; vgl. Goldstein et al. [83]. Anhand der Geschwindigkeits- und der Kraftfunktionen lassen sich noch spezielle Klassen mechanischer Systeme angeben. Hängt nämlich die Kraftfunktion F(p, r) nur vom Ort ab, dann kann man leicht zeigen, dass die Geschwindigkeit v(p, r) nur vom linearen Impuls abhängt; auch die Umkehrung gilt. Wenn also F(p, r) nur vom Ort r und somit v(p, r) nur vom Impuls 3

Die Ableitung von skalaren Feldern nach Vektoren entspricht dem GradientenOperator

20


p abh¨ angt, dann spricht man von Kr¨ aften 1. Art andernfalls von Kräften 2. Art. Die nach Newton benannte Gravitionskraft ist eine Zentralkraft und ist nur vom Ort r abh¨ angig; es handelt sich demnach um eine Kraft 1. Art. Wir werden im Abschnitt Elektrostatik“ kennenlernen, dass die von Coulomb in ” Analogie mit der Gravitationskraft formulierte elektrostatische Kraft ebenfalls eine Kraft 1. Art ist. Im Gegensatz dazu wird sich erweisen, dass die magnetischen Kr¨ afte nicht von 1. Art sind. Sie erf¨ ullen auch nicht die sogenannte Newtonsche Relation p = mv, die nur f¨ ur Kräfte 1. Art gilt. Mit dieser Relation lassen sich die verallgemeinerten dynamischen Gleichungen (3.6) auch auf die Newtonschen Bewegungsgleichungen (3.3) reduzieren.

Teil II

Theorie elektrischer Netzwerke

4 Grundgleichungen und Analysemethoden elektrischer Netzwerke

4.1 Netzwerkmodellierung und Widerstandsnetzwerke Elektrische und elektronische Schaltungen gehören zu den wichtigsten physikalischen Systemen, die auf elektromagnetischen Eigenschaften basieren und daher grunds¨ atzlich mit der Theorie elektromagnetischer Felder behandelt werden m¨ ussten. Eine mathematische Modellierung und Beschreibung mit Hilfe elektromagnetischer Felder ist jedoch aufgrund der hohen Komplexität solcher Schaltungen – d. h. der großen Anzahl von Bauelementen – und der damit zusammenh¨ angenden komplizierten geometrischen Struktur zumeist ausserordentlich schwierig, wenn nicht gar unm¨ oglich. Außerdem wird häufig die vollst¨ andige Kenntnis der elektromagnetischen Felder gar nicht benötigt, da fast alle Messgeräte, mit denen man elektrische und elektronische Schaltungen untersucht, nur bestimmte Aspekte und integrale Größen dieser Felder ermitteln. Es ist daher sehr zweckm¨ aßig, eine eigenständige Theorie f¨ ur solche Schaltungen zu entwickeln, die von Anfang an auf diesen integralen Größen aufbaut. Tats¨ achlich ist man physikhistorisch gesehen auf diese Weise vorgegangen. Noch lange bevor eine vollst¨ andige physikalische Theorie elektromagnetischer Felder existierte, haben Ohm und Kirchhoff sowie Helmholtz und andere eine eigenst¨ andige Theorie linearer Widerstandsnetzwerke entwickelt, die man als Modelltheorie f¨ ur elektrische Schaltungen aus metallischen Drahtleitern verwenden kann. Ausgangspunkt war die Suche von Ohm nach geeigneten physikalischen Gr¨ oßen zur Beschreibung solcher physikalischen Systeme. Auch wenn u ¨ber Spannung und Strom auch schon vor Ohm gewisse Vorstellungen existierten, so ist es doch allein sein Verdienst, die Bedeutung dieser Größen f¨ ur die Charakterisierung elektrischer Schaltungen1 bestehend aus metallischen Drahtleitern und galvanischen Elementen“ erkannt zu haben; vgl. z. B. Wunsch [294], ” Mathis [170]. Nach umfassenden Untersuchungen u ¨ber die physikalischen Gesetzm¨ aßigkeiten von Str¨ omen und Spannungen in elektrischen Schaltungen hat 1

Solche Anordnungen sind damals als galvanische Kette“ bezeichnet worden ”

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Ohm in seiner im Jahre 1827 erschienen Monographie Die galvanische Kette – ” mathematisch bearbeitet“ [208] die heute als Kirchhoffsche Gesetze bekannten Beziehungen in verbaler Form angegeben. Eine mathematische Formulierung in der uns bekannten Form wurde allerdings erst von Kirchhoff in seiner ersten Ver¨ offentlichung von 1845 publiziert. Nachdem Ohm die Größen Spannung und Strom als zentrale physikalische Gr¨ oßen zur Beschreibung von elektrischen Schaltungen aus metallischen Drahtleitern erkannt hatte und gleichzeitig physikalische Messger¨ ate zur Messung dieser Gr¨ oßen vorschlug, war es nat¨ urlich eine einfache Aufgabe, den Zusammenhang zwischen Spannung und Strom an metallischen Drahtleitern zu bestimmen, der bis heute als Ohmsches Gesetz bezeichnet wird. An dieser Stelle soll aber noch einmal betont werden, dass nicht die Ermittlung des Ohmschen Gesetzes sondern die Modellierung von Schaltungen aus metallischen Drahtleitern die eigentliche Leistung Ohms gewesen ist. Leider wird dieser Umstand – h¨ aufig aus didaktischen Gr¨ unden – nicht immer in der notwendigen Klarheit hervorgehoben. Im folgenden wollen wir die Modellierung und mathematische Beschreibungsmethoden von Schaltungen aus Widerst¨ anden sowie unabhängigen Spannungs- und Stromquellen im Sinne der Theorie von Ohm und Kirchhoff diskutieren. Dazu gehen wir so vor, dass zun¨ achst die Bauelemente modelliert werden, aus denen sich solche Schaltungen zusammensetzen. Das gesamte Modellsystem wird auch als elektrisches Netzwerk bezeichnet, obwohl inzwischen der Ausdruck Netzwerk“ anders als bis in die 1960er Jahre hinein in ganz ” vielf¨ altiger Weise verwendet wird (Computernetzwerke, Energieversorgungsnetzwerke, neuronale Netzwerke, etc.). Daher wird häufig auch der Begriff elektrische Schaltung“ verwendet, wobei zwischen der realen Schaltung und ” dem Modell einer Schaltung unterschieden werden muss. Im folgenden werden wir jedoch an der Bezeichnung Netzwerk“ festhalten. Als physikalische ” Gr¨ oßen zur Beschreibung von Netzwerken werden ausschließlich Spannungen und Str¨ ome oder aus ihnen abgeleitete Gr¨ oßen verwendet, die nicht nur einen numerischen Wert sondern auch eine Richtung aufweisen, was in einfacher Weise anhand von messtechnischen Experimenten bestätigt werden kann. Mikroskopisch gesehen, handelt es sich beim elektrischen Strom um den Transport von elektrischen Ladungen, den man sich ganz analog zu den fließenden Wasserteilchen eines Wasserstromes vorstellen kann. Mikroskopisch liegt die Richtung des Transports von Wasserteilchen – die Flussrichtung – liegt eindeutig fest. Da bekanntlich positive und negative Ladungen existieren (vgl. Abschnitt 6), gibt es aus mikroskopischer Sicht beim elektrischen Strom I eine Flussrichtung der positiven und eine Flussrichtung der negativen Ladungstr¨ ager. Man spricht auch von den physikalischen Stromrichtungen“. In ” der Netzwerktheorie, die das mikroskopische Geschehen nicht in ihre Betrachtungen einbezieht, werden die Bezugsrichtungen oder Z¨ ahlpfeile f¨ ur die Ströme urlich festgelegt und durch einen Pfeil kenngezeichnet. Der Grund daf¨ ur willk¨ ist, dass f¨ ur den elektrischen Strom ebenso wie f¨ ur inkompressible Fl¨ ussigkeiten (z. B. Wasser) eine Erhaltungsgleichung existiert (vgl. weiter unten: das Kirchhoffsche Stromgesetz) und somit eine Umkehrung der Bezugsrichtungen

4.1 Netzwerkmodellierung und Widerstandsnetzwerke

25

der Str¨ ome keinen Einfluss auf das Ergebnis einer Analyse der Ströme hat. Die Z¨ ahlpfeile f¨ ur die Str¨ ome m¨ ussen, nachdem sie festgelegt sind, nur konsequent verwendet werden, um auf die richtigen Werte f¨ ur die gesuchten Größen zu kommen. Es ergeben sich nur Vorzeichenwechsel in Bezug auf die festgelegten Bezugsrichtungen. Wir wollen noch anmerken, dass eine bestimmte Art der Festlegung gelegentlich noch als technische Stromrichtung“ genannt wird, was aber nur ” aus der geschichtlichen Entwicklung der Elektrizitätslehre zu begreifen ist, da sie lange vor der Entdeckung des Elektrons erfolgte. Im allgemeinen ist die technische Stromrichtung der tats¨ achlichen Bewegung der negativ geladenen Elektronen, welche Tr¨ ager des Stromes in metallischen Leitern sind, entgegengerichtet. Auch bei der Spannung soll eine kurze Motivation auf der Grundlage einer mikroskopischen Betrachtung vorangestellt werden, wobei wir uns wiederum der Analogie der elektrischen Ladungen mit den Wasserteilchen bedienen. Besitzen n¨ amlich die Wasserteilchen eines Sees in Bezug auf einen tiefer liegenden Teil des Gew¨ assers eine h¨ ohere potenzielle Energie und betrachten wir einen ¨ abrupten Ubergang zwischen beiden Teilen des Sees ( Wasserfall“), dann ge” hen die Wasserteilchen vom Ort h¨ oherer potenzieller Energie zu einem Ort geringerer potenzieller Energie u ¨ber; es kommt zum Fließen des Wassers. In Analogie dazu kommt es zum einem elektrischen Strom ( fließende La” dungen“) von einer Klemme a mit hohem Potenzial Va zur Klemme b mit niedrigerem Potenzial Vb . Die Potenzialdifferenz entspricht einem Gefälle in der hydrodynamischen Analogie und die Richtung der Potenzialdifferenz gibt die Richtung des Gef¨ alles“ an, in welcher der Strom transportiert wird. Da” mit das Wasser auch bergauf fließen“ kann, wird im hydrodynamischen Bild ” eine Kolbenpumpe zum Pumpen des Wassers benötigt. Eine Ladungspumpe“ ” wird in der Theorie elektrischer Netzwerke als Stromquelle bezeichnet. Wie wir in einem sp¨ ateren Abschnitt 13 ausf¨ uhrlicher diskutieren werden, hat eine Ladung Q in einem Punkt a eine bestimmte elektrische Energie Wa , die proportional zur Ladung ist; der Proportionalitätsfaktor wird Potenzial Va genannt. Das Potenzial Vq = Wa /Q ist demnach die auf die Ladung Q bezogene elektrische Energie Wa einer Ladung. Weiterhin sei Vb das Potenzial in einem weiteren Punkt b. Das elektrische Potenzial wird in der Elektrostatik mit dem Buchstaben ϕ bezeichnet wird; siehe Abschnitt 18. Die elektrische Spannung zwischen den Punkten a und b ist gleich der Potenzialdifferenz (4.1) Uab := Va − Vb . Die Orientierung einer Spannung wird in der Theorie elektrischer Netzwerke durch einen Z¨ ahlpfeil markiert, so dass eine Richtungsangabe durch Indizes a, b nicht mehr nötig ist und daher in Zukunft entfällt. Bei realen Bauelementen mit zwei Klemmen gibt es einen Zusammenhang des Stromes, der durch das Bauelement fließt, und der Spannung, die an dem Bauelement anliegt. Die Spannungen und Str¨ ome, die i. a. zeitabhängig sind,

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4 Grundgleichungen und Analysemethoden elektrischer Netzwerke i u

Abbildung 4.1. Symbol eines nichtlinearen Widerstandes

bezeichnen wir mit kleinen Buchstaben u bzw. i. Sind diese Größen zeitunabh¨ angig, sprechen wir von Gleichspannungen und Gleichströmen (konstante Funktionen!), wobei große Buchstaben U bzw. I verwendet werden. Modellm¨ aßig kann ein Zusammenhang von Spannung u und Strom i eines Bauelementes häufig in funktionaler Weise erfolgen, d. h. er wird mit Hilfe einer Funktion2 i = i(u) oder u = u(i) charakterisieren und durch das in Abbildung 4.1 gezeigte Symbol darstellen, wobei das Symbol als Netzwerkelement bezeichnet wird. Dabei kann i = i(u) eine komplizierte Funktion – wie beispielsweise bei pn-Dioden; vgl. Abschnitt 39.1. Dabei werden die Momentanwerte von Spannung u(t) und Strom i(t) in jedem Zeitpunkt t miteinander in Beziehung gesetzt. Spannungs-Strom-Relationen der genannten Art werden in der Netzwerktheorie als (nichtlinearer) Widerstand bezeichnet, wobei die Richtungen von Spannung und Strom, wie in Abbildung 4.1 gezeigt, einem zweipoligen Symbol – Netzwerkelement – zugeordnet sind. Bei zweipoligen Widerst¨ anden werden, wenn nichts anders gesagt wird, die Zählpfeile f¨ ur Spannung und Strom immer als gleichgerichtet angenommen. Bei vielen Materialien, besonders bei metallischen Leitern, ergibt das Experiment aber einen linearen Zusammenhang zwischen Spannung und Strom, der in Abb. 4.2 gezeigt wird und den Ohm bereits 1827 [208] aufgrund der von ihm durchgef¨ uhrten Experimente angegeben hat. Der Strom durch einen Leiter ist also der anliegenden Spannung u proportional und die Proportionalit¨ atskonstante wird sein Leitwert G genannt. Das ist der Inhalt des Ohmschen Gesetzes i = Gu. (4.2) Gleichbedeutend damit ist die Aussage: Fließt durch einen Leiter ein Strom i, so f¨ allt an ihm eine Spannung u ab, wobei u proportional zu i ist. Die Proportionalit¨ atskonstante wird Widerstand R des Leiters benannt. Dann lautet das Ohmsche Gesetz u = Ri. (4.3) Der Leiter kann also v¨ ollig gleichberechtigt durch seinen Leitwert G oder durch seinen Widerstand R gekennzeichnet werden. Es ist immer 2

Wie in der Technik u ¨blich, werden wir den Funktionswert und die Funktion in diesem Buch h¨ aufig nicht unterscheiden, wenn aus dem Zusammenhang klar ist, was gemeint ist. Zus¨ atzlich wird im folgenden vielfach die abh¨ angige Variable auch als Bezeichnung des entsprechenden Funktionssymbols verwendet.


27

i u

Abbildung 4.2. Symbol eines linearen Widerstandes

R=

1 . G

(4.4)

In Abb. 4.2 wird das Symbol f¨ ur das Netzwerkelement Linearer Widerstand“ ” mit Z¨ ahlpfeilen f¨ ur Spannung und Strom gezeigt. Bemerkung: Im deutschen Sprachgebrauch wird das Netzwerkelement selbst kurz Widerstand“ genannt, im Englischen wird die Eigenschaft mit resistan” ” ce“, das Element selbst mit resistor“ bezeichnet. Die Bezeichnung Ohmscher ” ” Widerstand“ wird verwendet, wenn die lineare u − i-Abhängigkeit besonders betont werden soll. Die Berechnung des Widerstandswertes wird besonders einfach, wenn es sich um homogene drahtf¨ ormige Leiter handelt. Sind die Querschnittsabmessungen der Dr¨ ahte sehr klein gegen die Drahtlänge, dann f¨ ullt der elektrische Strom den Querschnitt der Leiter gleichm¨ aßig aus, und es gelten f¨ ur den Widerstand eines Drahtes von der L¨ ange l und dem Querschnitt A die folgenden Formeln A l oder G = κ . (4.5) R=ρ A l Die Gr¨ oßen ρ und κ werden spezifischer elektrischer Widerstand und elektrische Leitf¨ ahigkeit genannt. Aus Gl. (4.5) geht hervor, dass als Einheit f¨ ur den spezifischen Widerstand z. B. 1 Ωm, als Einheit f¨ ur die spezifische Leitf¨ ahigkeit z. B. 1 S/m gew¨ ahlt werden kann (S (Siemens): 1 S = 1/Ω). Eine praktisch häufig verwendete Einheit f¨ ur den spezifischen Widerstand ist auch 1 Ωmm2 /m. In dem Nachschlagewerk H¨ utte“ [119] findet man die ” ur Werte des spezifischen Widerstandes und der Leitfähigkeit bei ϑ = 20◦ C f¨ zahlreiche Stoffe, ferner der Temperaturkoeffizient α bei dieser Temperatur, der definiert ist durch die Gleichung R(ϑ) = R20 (1 + αϑ).

(4.6)

Als einfachste Quelle stelle man sich einen Bleiakkumulator (z. B. Autobatterie) vor. Trotz komplizierter elektrochemischer Vorgänge in seinem Inneren kann seine Klemmenspannung u in guter N¨ aherung mit einem hochohmigen Voltmeter gemessen werden. Die Spannung hängt nur in geringerem Maße von dem durch das Messger¨ at fließenden Strom i ab, weshalb diese Quelle den Namen Spannungsquelle f¨ uhrt. Im Idealfall, dass die Spannung der Quelle vom durchfließenden Strom v¨ ollig unabh¨ angig ist, spricht man von einer

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eingepr¨ agten Spannung, da in diesem Fall die Spannung in dem betreffenden Zweig festliegt. In der ¨ alteren Literatur nennt man diese Spannung auch Urspannung oder EMK3 . Das Symbol einer (idealen) Spannungsquelle und deren Spannungs-Stromrelation wird in Abb. 4.3, Teil a gezeigt, wobei die eingepr¨ agte Spannung mit U0 bezeichnet wird. In Abb. Abb. 4.3, Teil b findet man das Symbol sowie die Spannungs-Stromrelation einer idealen Stromquelangig von der Zweigspannung einen festen le, bei welcher I0 des Zweiges unabh¨ Wert besitzt und man von einem eingepr¨ agten Strom sprechen kann. In beiden F¨ allen werden entgegen gerichtete Z¨ ahlpfeile f¨ ur die Spannungen und Ströme verwendet. Diese in praktischen Rechnungen durchaus zweckmäßige Konvention wird jedoch im Zusammenhang mit der später folgenden systematischen Behandlung der Kirchhoffschen Gesetze aufgegeben. Dort werden die Bezugsrichtungen f¨ ur Spannung und Strom in allen Zweigen – also auch den Zweigen mit unabh¨ angigen Quellen – gleich gew¨ ahlt.

Abbildung 4.3. Ideale Quellen: a) Spannungsquelle, b) Stromquelle

Der in Wirklichkeit bei einem fließenden Strom immer auftretende Abfall der Klemmenspannung u = u(i) l¨ asst sich durch Einf¨ uhrung eines Innenwiderstandes Ri der Quelle, der in Reihe zu einer idealen Spannungsquelle mit der eingepr¨ agten Spannung U0 geschaltet ist, näherungsweise ber¨ ucksichtigen. So entsteht ein verbessertes Modell f¨ ur eine reale Quelle. Im Fall einer realen Spannungsquelle verwendet man die Ersatzschaltung mit einem Innenwiderstand Ri in Reihe, wobei Ri klein“ sein sollte. In diesem Fall kann man ” Klemmenspannung U und Klemmenstrom I offensichtlich in folgender Weise in Zusammenhang bringen U = U0 − IRi .

(4.7)

Die Ersatzschaltung f¨ ur eine reale Stromquelle mit dem eingepr¨ agten Strom I0 , der in der ¨ alteren Literatur auch als Urstrom“ bezeichnet wurde, erhält ” man wie folgt (4.8) I = I0 − Gi U. 3

Sehr treffende Bemerkungen zu der etwas ungl¨ ucklichen Bezeichnung EMK (elektromotorische Kraft) findet man bei Klein [138], [140]


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Außerdem sieht man unter Ber¨ ucksichtigung der Beziehungen Gi = 1/Ri und I0 = U0 /Ri , das sich sowohl die Beziehung (4.7) als auch die Beziehung (4.8) als Modell f¨ ur eine reale Spannungsquelle bzw. eine reale Stromquelle verwenden l¨ asst. In diesem Fall sollte der Leitwert Gi groß sein. Es ist offensichtlich, dass sich die Leerlaufsspannung im ersten Fall bei ur U = 0 zu I = 0 zu U = U0 und der Kurzschlussstrom im zweiten Fall f¨ I = I0 ergibt. Durch Zusammenf¨ ugen von Netzwerkelementen (Widerständen und Quellen) entsteht ein elektrisches Netzwerk, wobei es sich um ein Modell f¨ ur eine elektrische Schaltung handelt. Die einzelnen Netzwerkelemente eines solchen Netzwerkes sind in den Knoten miteinander verbunden. Sieht man davon ab, um welches Netzwerkelement es sich handelt, dann sprechen wir auch von Zweigen des Netzwerkes. Geht man von irgend einem Knotenpunkt aus und bewegt“ sich l¨ angs der elektrischen Leiter, so kann man bei vielen Netzwer” ken auf mindestens einem Wege zu dem Ausgangspunkt zur¨ uckkehren, ohne dass ein Zweig mehrmals durchlaufen wird. Einen solchen geschlossenen Weg nennt man eine Masche eines Netzwerkes. Ein Netzwerk ist hinsichtlich seiner Verbindungsstruktur durch Knoten, Zweige und Maschen charakterisiert, w¨ ahrend die physikalischen Eigenschaften eines Netzwerkes durch die speziellen Netzwerkelemente in den Zweigen festgelegt sind. Ordnet man den Zweigen Strom- und Spannungsz¨ ahlpfeile zu, dann lassen sich die Grundgesetze der Verbindungsstruktur mathematisch formulieren. Das Kirchhoffsche Stromgesetz Dieses auf die Arbeiten von Ohm zur¨ uckgehende Gesetz bezieht sich auf die Knoten des Netzwerkes. Es bringt die Erfahrungstatsache zum Ausdruck, dass sich der elektrische Strom an der Verzweigungsstelle wie eine inkompressible Fl¨ ussigkeit verh¨ alt und daher eine Erhaltungssatz gilt. Mikroskopisch gesehen wird von der Verzweigungsstelle in jedem Zeitelement die gleiche Ladung wegfließen, die ihr zugef¨ uhrt wird. Man kann daher das Kirchhoffsche Stromgesetz mikroskopisch auch als eine Formulierung des Gesetzes von der Erhaltung der Ladung bezeichnen. Bei der netzwerktheoretischen Untersuchung elektrischer Netzwerke gen¨ ugt es jedoch, den elektrischen Strom als Fundamentalgr¨ oße aufzufassen, ohne auf die mikroskopische Interpretation zur¨ uckzugreifen. Dabei muss man eine Wahl hinsichtlich der Zählpfeile der Str¨ ome vornehmen. Wir betrachten zun¨ achst einen beliebigen Knoten eines Netzwerkes. Diesem Knoten wird eine Orientierung zugeordnet, wobei es zwei Möglichkeiten gibt: a) Die Knotenorientierung zeigt zum Knoten und b) die Knotenorientierung zeigt vom Knoten weg. Grunds¨ atzlich kann bei jedem Knoten eine andere Knotenorientierung gew¨ ahlt werden. Es empfiehlt sich bei praktischen Rech-

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nungen f¨ ur alle Knoten die gleiche Knotenorientierung auszuwählen4 . Wir w¨ ahlen im folgenden eine Knotenorientierung, die vom Knoten weg gerichtet ist. ahlpfeil zum Knoten mit einer Wichtung Werden alle Str¨ ome Iν mit dem Z¨ ome Iν , deren Zählpfeil vom Knoten αν = −1 und dementsprechend alle Str¨ weg zeigt, mit einer Wichtung αν = +1 versehen, dann erhält man die folgende Stromsumme f¨ ur einen ausgew¨ ahlten Knoten αν Iν = 0. (4.9) ν

Das soll f¨ ur s¨ amtliche k Knoten eines Netzwerkes gelten. Auf der Grundlage der Theorie orientierter Graphen kann man zeigen, dass die Anzahl der unabh¨ angigen Gleichungen gleich k − 1 ist; vgl. z. B. [15]. Bringt man die Summe aller negativ gewichteten Ströme auf die rechte Seite der Gleichung, dann kann man auch sagen: Die Summe der einem ” Knoten abfließenden Str¨ ome ist gleich der Summe aller zufließenden Str¨ ome des Knotens“. ome aller Zweige eines Netzwerkes Wenn man im Vektor I ∈ Rb die Str¨ zusammenfasst ⎛ ⎞ I1 ⎜ I2 ⎟ ⎜ ⎟ (4.10) I = ⎜ . ⎟, ⎝ .. ⎠ Ib wobei b die Anzahl der Zweige ist, dann ergibt sich aufgrund des Kirchhoffschen Stromgesetzes bei einem Netzwerk mit k Knoten ein homogenes lineares Gleichungssystem AI = 0; (4.11) dabei besitzen die Koeffizienten der k × b-Matrix A nach Gl. (4.9) die Werte ±1, wenn die Str¨ ome den entsprechenden Knoten ber¨ uhren und ansonsten den Wert 0. Dieses zun¨ achst f¨ ur Gleichstr¨ ome formulierte Kirchhoffsche Stromgesetz kann nat¨ urlich sofort auf zeitabh¨ angige Str¨ ome u ¨bertragen werden, wobei die Stromsummen f¨ ur die Momentanwerte iν (t) f¨ ur beliebige Zeitpunkte t gilt, so dass das Argument t entfallen kann. Die Gln. (4.10) und (4.11) muss dementsprechend auch mit den Str¨ omen i1 , . . . , ib und i notiert werden. Das Kirchhoffsche Spannungsgesetz 4

Beispielsweise kann man die Knotenorientierung ebenso orientieren wie die Normalen einer H¨ ullfl¨ ache, aus der Str¨ ome hinein und heraus fließen. Im Zusammenhang mit dem Gaußschen Integralsatz ist es u ¨blich, die Normalenvektoren auf einer geschlossenen Fl¨ ache nach außen zu orientieren.


31

Das Kirchhoffsche Spannungsgesetz bezieht sich auf die Maschen des Netzwerkes. Mikroskopisch gesehen ist die Aussage des Kirchhoffsche Spannungsgesetzes eine spezielle Form des Energiesatzes. Bringt man die Ladung Q von einem Punkt 2 mit der elektrischen Energie W2 = QV2 zu einem Punkt 1 mit der elektrischen Energie W1 = QV1 , so muss man die Arbeit W12 := W1 − W2 = Q(V1 − V2 ) = QU12

(4.12)

aufwenden. Beim Umlauf um die ganze Masche kommt man auf die gleiche potentielle Energie zur¨ uck. Bei der netzwerktheoretischen Untersuchung elektrischer Netzwerke gen¨ ugt es jedoch, die Spannung als Fundamentalgr¨ oße aufzufassen, ohne auf die mikroskopische Interpretation zur¨ uckzugreifen. Dabei muss man zunächst eine Wahl hinsichtlich der Z¨ ahlpfeile der Spannungen vornehmen. Wir betrachten zun¨ achst eine beliebige Masche eines Netzwerkes, die sich aus einem geschlossenen Pfad von Zweigen zusammensetzt. Dieser Masche wird eine Orientierung zugeordnet, wobei es zwei Möglichkeiten gibt. Grunds¨ atzlich kann bei jeder Masche eine andere Maschenorientierung gewählt werden. Wir w¨ ahlen im folgenden eine der beiden Maschenorientierungen. Durchlaufen wir die Masche, dann erhalten alle Spannungen, deren Zählpfeile in der gewählten Orientierung gerichtet sind, eine positive Wichtung ahrend die anderen eine negative Wichtung αν = −1 bekommen. αν = +1, w¨ Die Maschensumme aller dieser Spannungen l¨ angs einer Masche ist Null, d. h. αν Uν = 0. (4.13) ν

Das soll f¨ ur s¨ amtliche m Maschen des Netzwerkes gelten. Auf der Grundlage der Theorie orientierter Graphen kann man zeigen, dass die Anzahl der linear unabh¨ angigen Gleichungen ist gleich b − k + 1, wenn das Netzwerk b Zweige und k Knoten besitzt; vgl. z. B. [15]. Bringt man die Summe aller negativ gewichteten Spannungen auf die rechte Seite der Gleichung, dann kann man auch sagen: Die Summe der in einer ” Masche positiv gewichteten Spannungen ist gleich der Summe aller negativ gewichteten Spannungen“. Sind im Vektor U ∈ Rb alle Zweigspannungen enthalten, d. h. ⎛ ⎞ U1 ⎜ U2 ⎟ ⎜ ⎟ (4.14) U = ⎜ . ⎟, ⎝ .. ⎠ Ub wobei b die Anzahl der Zweige ist, dann bilden die m Maschengleichungen eines Netzwerkes ein homogenes lineares Gleichungssystem BU = 0;

(4.15)

32


dabei besitzen die Koeffizienten der m×b-Matrix B entsprechenden der obengenannten Vorschriften die Werte ±1, wenn die Spannungen an der entsprechenden Masche beteiligt ist und ansonsten den Wert 0. Dieses zun¨ achst f¨ ur Gleichspannungen formulierte Kirchhoffsche Spannungsgesetz kann nat¨ urlich sofort auf zeitabhängige Spannungen u ¨bertragen ur beliewerden, wobei die Spannungssummen f¨ ur die Momentanwerte uν (t) f¨ bige Zeitpunkte t gilt, so dass das Argument t entfallen kann. Die Gln. (4.14) und (4.15) muss dementsprechend auch mit den Spannungen u1 , . . . , ub und u notiert werden. Man kann zeigen, dass f¨ ur beliebige Netzwerke die Beziehungen ABT = 0 und Rang(A) + Rang(B) = b gilt; vgl. z. B. Kuh und Rohrer [148]. Sehr h¨ aufig werden die beiden Kirchhoffschen Gesetze kurz als Knotenregel und Maschenregel bezeichnet. Sie stehen im engen Zusammenhang mit den Erhaltungss¨ atzen von Ladung und Energie und sind sehr allgemein g¨ ultig. Sie gelten daher f¨ ur jede Schaltung unabh¨ angig davon ob sie linear oder nichtlinear ist. Weiter unten werden sie zur Charakterisierung von Kirchhoffschen Verbindungselementen verwendet. Es sei noch angemerkt, dass man schon bei Kirchhoff [135] erste Beweise u ¨ber die Anzahl der linear unabhängigen Maschen- und Knotengleichungen findet. Weiterhin leitet Kirchhoff seine kombinatorischen Regeln her, die – bis auf die Bezeichnungen – auch das Baumund Cobaum-Konzept enthalten. Die Gleichungen (4.11) und (4.15) k¨ onnen beim Aufbau einer axiomatischen Theorie linearer Widerstandsnetzwerke in sehr unterschiedlicher Weise interpretiert werden. Am h¨ aufigsten wird wohl die bereits auf Kirchhoff zur¨ uckgehende Vorgehensweise mit gerichteten Netzwerkgraphen verwendet. Dabei wird dem elektrischen Netzwerk ein orientierter Graph – Netzwerkgraph –zugeordnet, und die Matrizen A und B als Knoten-Zweig- bzw. MaschenZweig-Inzidenzmatrizen gedeutet. Wir wollen an dieser Stelle nicht weiter auf diese Vorgehensweise eingehen und stattdessen auf die umfassende Literatur verweisen, z. B. Balabanian, Bickart und Seshu [15], Kuh und Rohrer [148], Vlach und Singhal [273]. Mit Hilfe des Konzepts der dualen“ Netzwerkgra” phen kann man beispielsweise mit Hilfe der Lösungsmenge eines Netzwerkes auf die L¨ osungsmenge des dualen Netzwerkes schließen. Konstruktionsvorschriften f¨ ur den dualen Netzwerkgraphen findet man z. B. bei Desoer und Kuh ([59], S. 448ff). Besonders einfache F¨ alle dualer Netzwerke sind die sogenannten widerstandsreziproken Netzwerke, bei denen man die Impedanz- und Admittanzformeln mit Hilfe bestimmter Regeln u ¨bertragen kann; vgl. Cauer [44] [45], Feldtkeller [75]. Ein Nachteil der Verwendung von Netzwerkgraphen ist, dass nicht immer ein dualer Netzwerkgraph existiert; erste Hinweise findet man bereits bei Cau¨ er [43]. Erst mit Hilfe idealer Ubertrager (vgl. auch Abschnitt 29.3.1) können duale Netzwerke angegeben werden (siehe Bloch [30]).


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Einen Ausweg bieten verallgemeinerte Konzepte, die Graphen als Spezialf¨ alle enthalten. Reibiger hat auf der Grundlage der Arbeiten von Minty [187] das Konzept der graphoidaler Netzwerke entwickelt. Zugleich hat er in [227] mit R¨ uckgriff auf Cauer [44] und Belevitch [20] eine widerspruchsfreie netzwerktheoretische Interpretation der Bondgraphen-Terminologie geliefert. Alternativ dazu griffen Mathis und Marten [171] Ideen von Ghenzi, Bloch und Belevitch [20] auf und entwickelten ein Konzept verallgemeinerter Verbindungselemente, wobei sie nach Ghenzi einige Bezeichnungen der algebraischen Topologie verwendeten; die entsprechende Literatur findet man in der Monographie von Mathis [170]. Dementsprechend gibt es auch mehrere Formulierungen f¨ ur den Existenzund Eindeutigkeitssatz Kirchhoffscher Netzwerke, deren Spannungen und Str¨ ome auf den Kirchhoffschen Gesetzen basieren und die Ohmsche Widerst¨ ande mit positiven Werten sowie unabh¨ angige Quellen enthalten. Bereits Kirchhoff [135] hat einen solchen Satz angegeben. Da das Konzept von Netzwerken mit Kirchhoffschen Verbindungselementen ohne große Vorbereitung mit Hilfe der Matrizen A und B formuliert werden kann, sollen die Grundz¨ uge dargestellt werden. Das neue Netzwerkelement, das wir Kirchhoffsches Verbindungselement (siehe Mathis [170]) nennen, wird durch zwei reelle Matrizen A ∈ Rk×b und ullen B ∈ Rm×b definiert, welche die folgende Exaktheitsbedingungen erf¨ • ABT = 0, • Rang(A) + Rang(B) = b. Zwei Matrizen, die diese Bedingungen erf¨ ullen, nennen wir exaktes Matrizenpaar. Die verallgemeinerten Kirchhoffschen Gleichungen lassen sich nun mit einem solchen exakten Matrizenpaar formulieren BU = 0,

AI = 0.

(4.16)

Nach Belevitch [20] kann jedes Kirchhoffsche Verbindungselement mit Hilfe ¨ eines idealen Mehrtor-Ubertragers realisiert werden. Vertauscht man die Matrizen in den Gln. (4.16), dann erh¨ alt man das bez¨ uglich der Ströme und Spannungen duale Netzwerk nach Bloch, dessen Verbindungselement auch ideale ¨ Ubertrager enthalten kann (siehe Mathis, Marten [171]). Mit Hilfe dieser Eigenschaften kann auch eine kompaktere Form der Gleichungen zur Analyse von Netzwerken ermittelt werden; vgl. z. B. Mathis [170]. Zusammen mit den Zweigbeziehungen der Ohmschen Widerstände und unabh¨ angigen Quellen k¨ onnen alle linearen Widerstandsnetzwerke beschrieben werden. Das Joulesche Gesetz Aufgrund umfangreicher Messungen hat Joule im Jahre 1840 festgestellt (siehe Schreier [243]), dass in einem Leiter mit dem Widerstand R, der vom

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Strom I durchflossen wird, Energie pro Zeit – also Leistung – in Wärme umgesetzt wird. Quantitativ ermittelte er f¨ ur diese Leistung die folgende Beziehung P = I 2 R.

(4.17)

Mit Hilfe des Ohmschen Gesetzes (4.3) k¨ onnen alternativ auch die folgenden Formulierungen verwendet werden: P = U I oder P = U 2 /R. Die bisherigen Betrachtungen in linearen Widerstandsnetzwerken lassen sich mathematisch weitgehend mit Hilfe des Vektorraumkonzepts formuliert; siehe z. B. Reibiger et al. [227], [228]. Eine Ausnahme bildete das Joulesche Gesetz f¨ ur einen Ohmschen Widerstand, das u. a. mit Hilfe des Produkts von Spannung und Strom formuliert werden kann. Der folgende Satz von WeylTellegen verkn¨ upft die Leistungsprodukte aller Zweige eines Widerstandsnetzwerks und ist sogar f¨ ur beliebige Netzwerke g¨ ultig, da der Beweis nur auf den Kirchhoffschen Gesetzen basiert. F¨ ur eine kompakte Formulierung dieses Satzes ist es zweckm¨ aßig, neben dem Vektorraumkonzept ein Skalarprodukt einzuf¨ uhren, so dass die mathematische Basis der Netzwerktheorie auf euklidische R¨ aume erweitert wird. Wir verwendet dazu das nat¨ urliche innere (oder Skalar-)Produkt (x|y) von Vektoren x, y ∈ Rb . Satz von Weyl-Tellegen: F¨ ur alle Spannungen U und Ströme I, welche die verallgemeinerten Kirchhoffschen Gleichungen erf¨ ullen, gilt (U|I) =

b

Uk Ik = 0.

(4.18)

k=1

Dieser Satz kann so interpretiert werden, dass die Summe der in den Zweigen umgesetzten Leistungen verschwindet. Dieser Satz hat in der Netzwerktheorie vielfältige Anwendungen. Neben der Ableitung von Beschreibungsgleichungen und Leistungsaspekten (z. B. Desoer und Kuh [59]) dient er auch zur Formulierung von Empfindlichkeitsund Reziprozit¨ atsaussagen (u. a. Penfield et al. [212], Mathis und Pauli [179]). Zum Nachweis des Satzes von Weyl-Tellegen verwendet man die expliziten L¨ osungen der verallgemeinerten Kirchhoffschen Gleichungen (4.16). Man kann zeigen, dass die L¨ osungen der beiden linearen homogenen Gleichungssysteme (4.16) mit Hilfe der Transponierten der Matrizen A und B bestimmt werden k¨ onnen (4.19) U = AT V, I = BT J, wobei die Elemente der Vektoren V und J Knotenpotenziale bzw. Maschenstr¨ ome genannt werden; die Koeffizientenmatrizen sind ein exaktes Matrizenpaar, das ein verallgemeinertes Kirchhoffsches Verbindungselement charakte¨ risiert, und daher auch ideale Ubertrager enthalten kann. In speziellen Fällen kann man dieses Verbindungselement auch mit Hilfe eines Netzwerkgraphen darstellen, wobei das Matrizenpaar die Inzidenzmatrizen des Graphen bildet.


35

Einen Beweis f¨ ur die L¨ osungsformeln (4.19) findet man bei Mathis ([170], Anhang). Danach kann der Satz von Weyl-Tellegen mit den Rechenregeln f¨ ur innere Produkte und lineare Abbildungen sowie den Beziehungen in (4.19) sehr leicht bewiesen werden (U|I) = (AT V|BT J) = (V|A BT J) = 0,

(4.20)

ucksichtigt. wenn man die ersten Exaktheitsbedingung A BT = 0 ber¨ ¨ Auf der Grundlage der bisherigen Uberlegungen können nun die Knotenpotenzialgleichungen und die Maschenstromgleichungen f¨ ur eine bestimmte Klasse linearer Widerstandsnetzwerke einfach abgeleitet werden. Dazu wird angenommen, dass jeder Zweig eines Netzwerk in einer sogenannten Standardform vorliegt, d. h. es gilt die sogenannte Leitwertform Ik = Gk Uk + I0k − Gk U0k

(4.21)

f¨ ur alle k Zweige, oder es gilt die sogenannte Widerstandsform Uk = Rk Ik + U0k − Rk I0k

(4.22)

f¨ ur alle k Zweige. Verwendet man die Leitwert- und Widerstandsform in Matrizenschreibweise und benutzt die L¨ osungen der verallgemeinerten Kirchhoffgleichungen, dann erh¨ alt man I = YAT V + I0 − YU0 ,

(4.23)

wobei die Leitwertmatrix Y eine Diagonalmatrix mit den Leitwerten Gk auf der Hauptdiagonalen ist, bzw. U = ZBT J + U0 − ZI0 ,

(4.24)

wobei die Widerstandsmatrix Z eine Diagonalmatrix mit den Widerständen Rk auf der Hauptdiagonalen ist. Multipliziert man die Gln. (4.23) und (4.24) mit A bzw. mit B 0 = AI = AYAT V + A(I0 − YU0 ), 0 = BU = BZBT J + B(U0 − ZI0 ),

(4.25) (4.26)

dann erhalten wir daraus die verallgemeinerten Knotenpotenzial- bzw. Maschenstromgleichungen AYAT V = −A(I0 − YU0 ), BZBT J = −B(U0 − ZI0 ),

(4.27) (4.28)

die in die gew¨ ohnlichen Knotenpotenzial- bzw. Maschenstromgleichungen u ¨bergehen, wenn die Matrizen A und B Inzidenzmatrizen eines Netzwerkgraphen sind. Die Knotenleitwertmatrix AYAT und die Maschenwiderstandsmatrix BZBT sind nicht notwendigerweise regulär und daher haben diese

36


Gleichungssysteme nicht unbedingt eine eindeutige Lösung V und J, so dass es in beiden F¨ allen der Bezeichnung Potenzial“ f¨ ur diese Größen gerechtfer” tigt w¨ are. Eindeutigkeit der L¨ osungen kann erreicht werden, wenn A und B als Inzidenzmatrizen eines Netzwerkgraphen gedeutet werden können und geeignete Gleichungen gestrichen werden bzw. bestimmte Komponenten von V und J auf feste Werte (z. B. auf null) gesetzt werden; im Fall der Knotengleichungen entspricht diese mathematische Vorgehensweise der Festlegung der sogenannten Masse eines Netzwerkes. Außer den Ohmschen Widerständen, i u

u 1

c )

i

u 2

i1

d )

i2

u

Abbildung 4.4. Gesteuerte Quellen: a) VCVS, b) CCVS, c) VCCS, d) CCCS

die Strom und Spannungen in einem Zweig eines Netzwerkes in Beziehung setzen, gibt es auch sogenannte gesteuerte Quellen, die Ströme und Spannungen in verschiedenen Zweigen koppeln. Die entsprechenden Symbole dieser Quellen sind in Abb. 4.4 abgebildet, wobei die gesteuerte Größe als Quadrat dargestellt wird. Beschr¨ anken wir uns auf lineare Relationen zwischen der steuernden und der gesteuerten Gr¨ oße, dann repräsentieren die Symbole die folgenden mathematischen Relationen, wobei es sich beim linken Zweig um die steuernde und beim rechten Zweig um die gesteuerte Größe handelt: • a) VCVS: Eine lineare spannungsgesteuerte Spannungsquelle (Voltage Controlled Voltage Source) stellt die Relation u2 = v u1 dar, wobei der Parameter v als Spannungsverst¨ arkung interpretiert werden kann. • b) CCVS: Eine lineare stromgesteuerte Spannungsquelle (Current Controlled Voltage Source) stellt die Relation u = r i dar, wobei der Parameter r ¨ als Ubertragungswiderstand interpretiert werden kann. • c) VCCS: Eine lineare spannungsgesteuerte Stromquelle (Voltage Controlled Current Source) stellt die Relation i = g u dar, wobei der Parameter g ¨ als Ubertragungsleitwert oder Steilheit interpretiert werden kann. • d) CCCS: Eine lineare stromgesteuerte Stromquelle (Current Controlled Current Source) stellt die Relation i2 = βi1 dar, wobei der Parameter β als Stromverst¨ arkung interpretiert werden kann.


37

Gesteuerte Quellen kann man auch als spezielle 2-Toren auffassen; siehe Abschnitt 4.5. Nichtlineare gesteuerte Quellen werden bei Chua, Desoer und Kuh [54] behandelt. Dort wird auch beschrieben (Abschnitt 2.1), wie man nichtlineare gesteuerte Quellen mit Hilfe linearer gesteuerter Quellen und nichtlinearen Spannungs-Strom-Relationen darstellen kann. W¨ ahrend sich die beiden zuerst genannten Arten gesteuerter Quellen weder in die Knotenpotenzial- noch in die Maschenstromgleichungen einbringen lassen, k¨ onnen stromgesteuerte Spannungsquellen in die Maschenstromgleichungen und spannungsgesteuerte Stromquellen in die Knotenpotenzialgleichungen eingef¨ ugt werden. Steuert beispielsweise die Spannung U2 den Strom I1 , d. h. I1 = gU2 , so kann man dieses Netzwerkelement in die Leitwertmatrix Y als Nichtdiagonalelement einbringen. Die u ¨blicherweise als gesteuerte Quelle bezeichneten Teilnetzwerke werden noch durch zusätzliche Beziehungen erg¨ anzt; vgl. Mathis [170], Vlach und Singhal [273]. Netzwerke können somit aus zusammengeschalteten Admittanzzweigen und spannungsgesteuerten Stromquellen mit Hilfe von Knotenstromgleichungen beschrieben werden. Entsprechend k¨ onnen Netzwerke aus zusammengeschalteten Impedanzzweigen und stromgesteuerten Spannungsquellen mit Hilfe von Maschenstromgleichungen beschrieben werden. Neben diesen Grundgleichungen linearer Widerstandsnetzwerke gibt es zahlreiche andere M¨ oglichkeiten f¨ ur Beschreibungsgleichungen, die in speziellen Situationen vorteilhaft sind. In einige dieser Beschreibungsgleichungen lassen sich auch lineare stromgesteuerte Stromquelle und spannungsgesteuerte Spannungsquellen einf¨ ugen. Diese Beschreibungsgleichungen sind zwar f¨ ur die Anwendungen und insbesondere f¨ ur die Konstruktion von Schaltkreissimulatoren (SPICE, siehe Vlach, Singhal [273], Kielkowski [133]) von wesentlicher Bedeutung, aber es ergeben sich daraus keine grundsätzlich neuen Einsichten, so dass wir den interessierten Leser auf die Literatur verweisen; ausf¨ uhrlich wird die Aufstellung von Netzwerkgleichungen auch bei Reinschke und Schwarz [234] diskutiert. Allgemeine nichtlineare Widerstandsnetzwerke können ebenfalls mit Hilfe eines Kirchhoffschen Verbindungselementes dargestellt werden, das mit linearen und nichtlinearen Zweipol-Widerst¨ anden sowie gesteuerten und unabh¨ angigen Quellen beschaltet ist. Gelingt es beispielsweise, die konstitutiven Relationen s¨ amtlicher Netzwerkelemente in einer nichtlinearen Standardform zu beschreiben, so dass sie folgendermaßen repräsentiert werden können I = f (U − U0 ) + I0 ,

(4.29)

dann kann man in der obengenannten Weise mit Gl. (4.19) die Beschreibungsgleichungen solcher nichtlinearen Widerstandsnetzwerke ableiten Af (AT V − U0 ) = −AI0 .

(4.30)

Da sich die nichtlinearen Elemente nur in Ausnahmefällen in der Standardform (4.29) formulieren lassen, k¨ onnen die allgemeinen Beschreibungsgleichungen nichtlinearer Widerstandsnetzwerke nur in der allgemeineren Form

38


fN L (U, I) = 0, BU = 0, AI = 0

(4.31) (4.32)

notiert werden, wobei fN L die nichtlinearen Widerstände beschreibt. Geometrisch gesehen handelt es sich um die Nullstellenmenge von fN L bzw. die L¨ osungen der nichtlinearen Gleichungen (4.31), die mit der Lösungsmenge der homogenen linearen Gleichungen (4.32) in der Menge Rb ×Rb aller Ströme und Spannungen geschnitten werden; L¨ osungsmengen homogener linearer Gleichungen tragen stets eine Vektorraumstruktur. Diese Schnittmenge kann auch Zustandsraum eines (nichtlinearen) Widerstandsnetzwerkes genannt werden (siehe Mathis [170]); die Elemente eines Zustandsraumes werden Arbeitspunkte genannt. Bei linearen Netzwerkelementen ist die Nullstellenmenge eine lineare Mannigfaltigkeit, die im Fall eines echten (transversalen) Schnittes“ eben” falls eine lineare Mannigfaltigkeit ist, die im Falle einer eindeutigen Lösung des Netzwerkes die Dimension null hat, d. h. zu einer einelementigen Menge entartet. Dann besteht der Zustandsraum genau aus einem Arbeitspunkt. Das Arbeitspunktproblem bei linearen Widerstandsnetzwerken kann auf die L¨ osung linearer Gleichungen zur¨ uckgef¨ uhrt werden und ist daher gut verstanden und auch f¨ ur die numerische L¨ osung stehen verschiedene Algorithmen zur Verf¨ ugung (siehe z.B. Vlach und Singhal [273]). Dagegen kann man das Arbeitspunktproblem nur f¨ ur wenige Klassen nichtlinearer Widerstandsnetzwerken analytisch behandeln. So gibt es wichtige Schaltungsklassen, die Netzwerkmodelle mit mehreren Arbeitspunkten erfordern; beispielsweise zwei (stabile) Arbeitspunkte von Flip-Flop-Schaltungen, die in SRAM-Speichern eingesetzt werden. Eine Reihe von Ergebnissen u ¨ber die Anzahl von Arbeitspunkten sind f¨ ur nichtlineare Widerstandsnetzwerke aus Ohmschen Widerständen und unabh¨ angigen Quellen sowie aus Halbleiterdioden und Bipolartransistoren verf¨ ugbar. Wie in Abschnitt 39 n¨ aher ausgef¨ uhrt wird, werden f¨ ur die Ersatzschaltungen dieser Halbleiterbauelemente, die das Gleichstromverhalten ¨ modellieren, gesteuerte Quellen verwendet. Einen Uberblick u ¨ber die Ergebnisse solcher Netzwerke findet man bei Willson [289], Hasler, Neirynck [97], Mathis [170]. Interessante neue Resultate sind in der Arbeit von Reibiger, Mathis et al. enthalten [228], die auf einer Idee von Kronenberg, Mathis und Trajkovic basiert [144].

4.2 Elektrischen Netzwerke mit dynamischen Elementen Im vorangegangenen Abschnitt 4.1 haben wir uns auf Schaltungen beschränkt, die keine dynamischen Netzwerkelemente enthalten. Im Rahmen der Theorie elektromagnetischer Felder werden wir sehen, dass die Spannungen und Str¨ ome dynamischer Netzwerkelemente u ¨ber differentielle und integrale Beziehungen zusammenh¨ angen und somit der bisherige netzwerktheoretische Rahmen erweitert werden muss. In Abschnitt 12 wird gezeigt, dass Leiteranordnungen, die sich auf unterschiedlichen Potenzialen befinden, mit Hilfe

4.2 Elektrischen Netzwerke mit dynamischen Elementen

39

des Kapazit¨ atsbegriffs in integraler Form beschreiben lassen. In der Schaltungstechnik werden solche Anordnungen als Kondensatoren bezeichnet, so dass man auf der Ebene der Spannungen und Ströme das folgende einfache Netzwerkmodell definieren kann C

du = i, dt

(4.33)

welches Kapazit¨ at genannt wird. Dabei muss wie bei den Widerstandsnetzwerken nicht auf den feldtheoretischen Hintergrund zur¨ uckgegriffen werden; vgl. Abschnitt 12.1. In ¨ ahnlicher Weise kann man das magnetische Feld in stromdurchflossenen Leiteranordnungen mit Hilfe des Begriffs der Selbst- oder Gegeninduktivität in integraler Form beschreiben, so dass solche Anordnungen, die man in der Schaltungstechnik als Spulen bezeichnet, mit Hilfe des folgenden einfachen Netzwerkmodells beschreiben kann L

di = u, dt

(4.34)

welches Induktivit¨ at genannt wird; vgl. Abschnitt 23. Bemerkung: Ebenso wie beim Widerstand werden die Bauelemente, die feldtheoretischen Kenngr¨ oßen und die Netzwerkmodelle hinsichtlich ihrer Bezeichnung in der deutschsprachigen Literatur nicht unbedingt unterschieden, so dass man dem inhaltlichen Ausf¨ uhrungen entnehmen muss, was gemeint ist. Fasst man die Gleichungen s¨ amtlicher Kapazitäten und Induktivitäten in jeweils einer vektoriellen Form zusammen C

duC = iC , dt

L

diL = uL , dt

(4.35)

wobei C die (diagonale) Kapazit¨ atsmatrix und L die (diagonale) Induktivit¨ atsmatrix sind, die bei kapazitiven bzw. induktiven Kopplungen auch Nichtdiagonalelemente enthalten k¨ onnen, dann k¨ onnen die Beschreibungsgleichungen nichtlinearer RLC-Netzwerke mit Hilfe der Gleichungen (4.31) und (4.32) in folgender Weise beschrieben werden fN L (iR , uR ) = 0, Ai = 0, C

duC = iC , dt

Bu = 0, diL = uL . L dt

(4.36) (4.37) (4.38)

Dabei werden die dynamischen Netzwerkelemente mit Hilfe derjenigen Strömen und Spannungen des Kirchhoffschen Verbindungselements beschrieben, an denen diese Netzwerkelemente angeschaltet sind. Sie werden mit iR , uR , iC , uC , iL und uL bezeichnet und in den Vektoren aller Ströme i bzw. aller Spannungen

40


u enthalten. Die Kapazit¨ atsmatrix kann auch von den Kapazitätsspannungen atsmatrix von den Induktivitätsströmen abhängen; vgl. uC und die Induktivit¨ Abschnitt 23.2.6. Die Beschreibungsgleichungen allgemeiner nichtlinearer RLC-Netzwerke k¨ onnen in der Form B(x)

dx = f (y), dt 0 = g(x, y)

(4.39) (4.40)

notiert werden, die man als Algebro-Differentialgleichungen5 bezeichnet. Offensichtlich bestehen sie aus einem System nichtlinearer oder linearer Differentialgleichungen und algebraischer Gleichungen, die selbst wiederum linear oder nichtlinear sein k¨ onnen. Diese Gleichungen lassen sich nur in speziel˜˙ = F(˜ len F¨ allen in die kompaktere Form x x) bringen. Dazu m¨ usste man Gl. (4.40) (global) nach y aufl¨ osen, diese Gr¨ oße in Gl. (4.39) eliminieren und die Matrix B(x) (global) invertieren. Algebro-Differentialgleichungen besitzen unter bestimmten Umst¨ anden L¨ osungen, die explizite Differentialgleichungen der Form x˙ = f (x) nicht besitzen und m¨ ussen daher gesondert klassifiziert (Indexbegriff, Differentialalgebra) und analytisch behandelt werden, wobei sich die Dimension des Zustandsraumes i. a. reduziert. Auch bei der numerischen Analyse m¨ ussen Besonderheiten beachtet werden. Bez¨ uglich der Einzelheiten ¨ verweisen wir auf die Literatur: einen Uberblick geben z. B. Mathis [172] und Deuflhard [61]. Wenn die dynamischen Netzwerke nur lineare Widerstände, Kapazitäten und Induktivit¨ aten sowie gesteuerte und unabhängige Quellen enthalten, dann kann man diese Netzwerke, bei denen Eingangs- und Ausgangsgrößen gesondert bezeichnet sind, in bestimmten F¨ allen, den sogenannten Index1-Systemen (siehe z. B. Hairer und Wanner [96], Ascher und Petzold [10], Kunkel und Mehrmann[149]), mit Hilfe der obengenannten Zustandsgleichungen (2.14) x˙ = A x + B u,

(4.41)

y = Cx + Du

(4.42)

beschrieben, wobei die Gr¨ oßen x, u und y geeignete Ströme und Spannungen allen kann man auf die analytischen Lösungsdes Netzwerkes sind. In diesen F¨ verfahren der Theorie linearer Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten zur¨ uckgreifen; siehe z. B. J¨ anich [125]. Die allgemeine Lösung der Zustandsgleichung (4.41) lautet bei vorgegebenen Anfangswerten x(0) = x0 (f¨ ur t0 = 0) t x(t) = eAt x0 + eA(t−τ ) Bu(τ ) dτ = eAt x0 + eAt Bu(t), (4.43) 0

wobei exp(At) die allgemeine L¨ osung von 5

Die englische Bezeichnung lautet: Differential-Algebraic Equations (DAE)

4.2 Elektrischen Netzwerke mit dynamischen Elementen

x˙ = A x

41

(4.44)

und das zugeh¨ orige Faltungsprodukt ist, das f¨ ur geeignete Funktionen a, b : R+ → R durch t (a b)(t) := a(t − τ ) b(τ ) dτ (4.45) 0

definiert ist. Die Ausgangsgr¨ oße y l¨ asst sich danach in einfacher Weise bestimmen. Weitere Einzelheiten zur L¨ osung expliziter linearer Vektordifferentialgleichungen findet man in der Literatur; vgl. z. B. Kisacanin, Agarwal [136], Mathis [170]. In Abschnitt 5 wollen wir jedoch auf beispielhafte Anwendungen eingehen. Wir wollen nur darauf hinweisen, dass man lineare Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten und insbesondere die Zustandsgleichungen auch mit Hilfe der Laplace-Transformation und den sogenannten Operatormethoden l¨ osen kann. Das liegt vor allem daran, dass der Lösungsraum solcher Gleichungssysteme (4.44) grunds¨ atzlich ein endlich dimensionaler Funktionenvektorraum ist und somit das Problem auch explizit algebraisch formuliert werden kann. Wie in Gl. (4.43) zu ersehen ist, kann man die spezielle L¨ osung der Zustandsgleichung mit Hilfe eines Faltungsintegral formulieren. F¨ uhrt man die Faltung als Produkt in den entsprechenden Funktionenvektorraum ein, dann kann in dieser Algebra auch Lösungen des Differentialgleichungssystems ausrechnen. Eine sehr zweckm¨ aßige Methode geht von dem sogenannten Mikusinski-Kalk¨ ul f¨ ur Distributionen aus und reduziert die Menge der verf¨ ugbaren Distributionen auf sogenannte Hyperfunktionen (vgl. Yosida [298]). In Anwendung auf die System- und Netzwerktheorie, in der die Klasse der Algebro-Differentialgleichungen im Vordergrund steht, gelangt man zu dem eleganten, von Mathis und Marten (siehe z. B. Mathis [170]) entwickelten HY-Kalk¨ ul, bei dem es sich um eine erweiterte Fassung des Heaviside-Kalk¨ uls (vgl. Courant, Hilbert [55]) handelt. Auf analytische, beweistechnisch aber sehr viel kompliziertere Art und Weise erh¨ alt man die Ergebnisse des HYKalk¨ uls auch mit Hilfe der Laplace-Transformation, deren Anwendbarkeit darauf beruht, dass man das Faltungsprodukt im Urbildraum als Produkt komplexwertiger Funktionen im Bildraum dieser Transformation schreiben kann. Hinsichtlich weiterer Einzelheiten verweisen wir auf die Literatur; z. B. Kisacanin, Agarwal [136], Ziemer, Tranter, Fannin [302]. Bei vielen Anwendungen derartiger Methoden geht es insbesondere darum, die spezielle L¨ osung einer linearen Differentialgleichung mit konstanten Koeffizienten ermitteln, die man nach Gl. (4.43) mit Hilfe eines Faltungsproduktes darstellen kann. Ist die Impulsantwort eines Systems h mit dem Eingang x und dem Ausgang y bekannt, dann erh¨ alt man im Zeitbereich die folgende Beziehung y = h x, (4.46)

42


wenn das Symbol das Faltungsprodukt bezeichnet. Dabei soll darauf hingewiesen werden, dass nach Abschnitt 2 ein enger Zusammenhang zwischen der Impulsantwort und der Greenschen Funktion besteht. ¨ Im Bildbereich der Laplace-Transformation kann man das Ubertragungsverhalten eines LTI-Systems in Produktform Y = H(s) X

(4.47)

ausdr¨ ucken, wenn s die komplexe Frequenz sowie Y, H und X die Laplace¨ Transformierten von y, h und x sind. Die Ubertragungsfunktion H(s) ist eine komplexwertige Funktion, die auch als Quotient Y /X definiert werden kann. In Abschnitt 5 werden die genannten Verfahren anhand einiger Beispiele illustriert.

4.3 Die Wechselstromrechnung: AC-Kalku ¨l In diesem Abschnitt beschr¨ anken wir uns auf lineare zeitinvariante Netzwerke mit sinusf¨ ormiger Anregung, die durch lineare Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten und sinusf¨ ormiger Inhomogenität beschrieben werden. Sinusf¨ ormige Zeitfunktionen sind Funktionen, die sich mit einer vorgegebenen Kreisfrequenz ω ≥ 0 und reellen Koeffizienten γ, ϕ, ψ ∈ R f¨ ur alle t ∈ R wahlweise durch Terme der Form γ cos(ωt + ϕ) oder γ sin(ωt + ψ)

(4.48)

darstellen lassen. Wegen der f¨ ur alle ϑ g¨ ultigen Identität sin ϑ = cos(ϑ − π/2) kann man sich ohne Einschr¨ ankung der Allgemeinheit auf Terme der ersten Form beschr¨ anken. Bezeichnet Fω die Menge aller sinusförmigen Zeitfunktionen mit der Kreisfrequenz ω, so gilt Fω = {γ cos(ωt + ϕ) | γ, ϕ ∈ R} .

(4.49)

Wegen cos(η + ϑ) = cos η cos ϑ − sin η sin θ erhält man mit α := γ cos ϕ und β := −γ sin ϕ die Beziehung γ cos(ωt + ϕ) = α cos ωt + β sin ωt. Folglich gilt auch Fω = {α cos ωt + β sin ωt | α, β ∈ R} . (4.50) Aus (4.50) folgt sofort, dass sowohl die f¨ ur alle t punktweise definierten definierten Produkte reeller Zahlen mit Zeitfunktionen aus Fω als auch die gleichfalls punktweise definierten endlichen Summen solcher Zeitfunktionen oren. Zusammen mit diesen Operationen bildet die Menge wieder zu Fω geh¨ uft, sind die durch die Fω einen reellen Vektorraum. Wie man leicht nachpr¨ Terme cos ωt und sin ωt definierten Zeitfunktionen linear unabhängig. Also ist Fω ein zweidimensionaler reeller Vektorraum und die durch diese Terme definierten Zeitfunktionen liefern eine Basis dieses Vektorraums.

4.3 Die Wechselstromrechnung: AC-Kalk¨ ul

43

Betrachtet werde nun ein Netzwerk, das ausser einer unabhängigen Spannungs- oder Stromquelle mit einer sinusf¨ ormigen eingeprägten Größe keine weiteren unabh¨ angigen Quellen enth¨ alt. Interessieren wir uns lediglich f¨ ur eine Netzwerkvariable x, dann reduzieren sich die Beschreibungsgleichungen auf eine Differentialgleichung der Form an

dn x dn−1 x d2 x dx + a0 x = f, + a + · · · + a + a1 n−1 2 dtn dtn−1 dt2 dt

f ∈ Fω

(4.51)

¨ Bei der Ubertragung der in diesem Abschnitt diskutierten Methoden auf Netzwerke mit mehreren Eingangsquellen und Ausgangsgrößen muss man auf Systeme inhomogener linearer Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten zur¨ uckgreifen, was jedoch zu keinen neuen Einsichten f¨ uhrt. Daher verweisen wir an dieser Stelle auf die Literatur; vgl. Mathis [170]. Ist man ausschließlich an L¨ osungen x ∈ Fω von Gl. (4.51) interessiert, dann k¨ onnen spezielle Rechenmethoden entwickelt werden, die wir unter dem Schlagwort Methoden der Wechselstromrechnung zusammenfassen wollen. Alle Methoden der Wechselstromrechnung laufen letztlich darauf hinaus, dass das unbequeme Arbeiten mit Sinus- und Kosinus-Funktionen und den dazu notwendigen Additionstheoremen durch das Arbeiten mit einer einzigen Basisfunktion ersetzt wird. Man ist also bestrebt, den 2-dimensionalen durch einen 1-dimensionalen Vektorraum von Funktionen zu ersetzen, obwohl das in expliziter Weise in praktisch allen Darstellungen der Wechselstromrechnung, die man in den elektrotechnischen Lehrb¨ uchern findet, u ¨berhaupt nicht zum Ausdruck kommt. Erste Ans¨ atze f¨ ur solche Methoden wurden bereits von Helmholtz und Rayleigh um 1880 (und sicher auch vorher) benutzt (siehe Marten, Mathis [169]), aber erst durch Steinmetz und Kennelly wurde im Jahre 1893 ein systematisches Verfahren entwickelt und zun¨ achst auf Probleme der elektrischen Energietechnik angewendet; siehe Steinmetz [253], [254]. Wenig später wurde auch das Konzept der komplexen Leistung durch Janet (vgl. Breisig [40]) eingef¨ uhrt. Um 1910 war die Methode der Wechselstromrechnung schon vollst¨ andig etabliert und es gab zahlreiche Darstellungen der symbolischen ” Methode“, wie sie schon von Rayleigh genannt wurde, obwohl die Einf¨ uhrung komplexer Str¨ ome und Spannungen f¨ ur viele Elektroingenieure auch noch nach 1930 eine erhebliche H¨ urde darstellte; siehe z. B. das Vorwort der Monographie von Landolt aus dem Jahre 1936 [152]. Eine mathematisch befriedigende Darstellung der Methode zur L¨ osung der obengenannten Klasse von Differentialgleichungen existierte jedoch lange nicht. Erst im Jahre 1937 hat Quade [222] die vielfach angewendete Methode in eine mathematische Form gebracht. Allerdings hielt er an den komplexen Str¨ omen und Spannungen fest, welche von vielen Ingenieuren, die an reellwertige Funktionen f¨ ur physikalische Größen gew¨ ohnt waren, mit zum Teil erheblicher Skepsis betrachtet wurden. Mathis und Marten haben im Jahre 1986 eine alternative und mathematisch fundierte Darstellung der Wechselstromrechnung präsentiert, die auf die Einf¨ uhrung komplexwertiger Zeitfunktionen f¨ ur Spannungen und Ströme ver-

44


zichtet und komplexe Zahlen ausschließlich zur mathematischen Darstellung von Differential- und Integraloperatoren verwendet; siehe u. a. Mathis [170], Marten und Mathis [169]. Die Darstellung greift auf gängige Hilfsmittel der linearen Algebra zur¨ uck und wird damit sogar mit Hilfe der Schulmathematik verst¨ andlich. Ein besonderer Vorteil dieser alternativen Methode zur Lösung von Wechselstromaufgaben kann auch darin gesehen werden, dass sich die komplexe Leistung in mathematisch sehr durchsichtiger Weise einf¨ uhren lässt. Im folgenden soll zun¨ achst auf die Grundlagen dieser Darstellung eingegangen werden, da es keine kompakte mathematische Darstellungen der klassischen Darstellung der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly gibt. Erst danach werden wir kurz skizzieren, wie man die klassische Darstellung einordnen muss. Ausgangspunkt der Darstellung der Wechselstromrechnung nach Mathis und Marten, die wir im folgenden AC-Kalk¨ ul nennen wollen, ist die Tatsache, ur alle x ∈ Fω durch dass der Differentialoperator Dω , der f¨ Dω (x) :=

1 dx ω dt

(4.52)

definiert ist, die bemerkenswerte Eigenschaft Dω ◦ Dω = −idFω

(4.53)

besitzt, wobei ◦ die Verkettung von Operatoren und idFω die Identität auf Fω ist. Offensichtlich ist die Inverse von Dω der Operator6 −Dω . Zum Nachweis dieser Aussagen mache man sich klar, dass Dω auch auf die hier gewählten Basisfunktionen cos ωt und sin ωt angewendet werden kann, woraus sich die Beziehungen (4.54) Dω cos ωt = − sin ωt, Dω sin ωt = cos ωt ergeben. Daraus folgt f¨ ur die Basisfunktionen sofort die Beziehung (4.53), die dann offensichtlich auch auf beliebige Linearkombinationen erweitert oder linear fortgesetzt werden kann. Wenn auf einem 2-dimensionalen reellen Vektorraum eine lineare Abbildung mit der in Gl. (4.53) genannten Eigenschaft existiert, die auch als komplexe Struktur bezeichnet wird (vgl. Nomizu [205], Mathis [170]), dann kann die reelle skalare Multiplikation dieses Vektorraumes auf eine solche Weise zu einer komplexen skalaren Multiplikation erweitert werden, dass die Tr¨ agermenge dieses Vektorraumes – also die sinusf¨ ormigen Funktionen ohne weitere operationale Struktur – zusammen mit dieser komplexen skalaren Multiplikation und einer Addition seiner Vektoren, die von der Struktur des urspr¨ unglichen reellen Vektorraumes unver¨ andert u ¨bernommen wird, nunmehr einen komplexen Vektorraum bildet. 6

Man beachte, dass neben dem durch Gl. (4.52) definierten Differentialoperator ˆ ω := −Dω definierte Operator eine zu Gl. (4.53) analoge Dω auch der durch D Eigenschaft besitzt.


45

Auf Fω kann eine solche komplexe skalare Multiplikation durch (α + jβ) f := α · f + β · Dω (f ),

(4.55)

definiert werden7 .Um diese komplexe skalare Multiplikation von der gleichfalls auf Fω definierten reellen skalaren Multiplikation zu unterscheiden, soll ihre Bezeichnung durch das Symbol im Folgenden konsequent beibehalten werden. Wie bei skalaren Multiplikationen u ¨blich kann das Symbol aus Gr¨ unden der Bequemlichkeit weggelassen werden. Definitionsgemäß entspricht also der Multiplikation von f mit j bez¨ uglich die Anwendung des Differentialoperators Dω auf die Funktion f . ¨ Ubersetzt man die Beziehungen in Gl. (4.54) mit Hilfe von , so erhält man j cos ωt = − sin ωt, j sin ωt = cos ωt. (4.56) Das bedeutet aber, dass die durch die Terme cos ωt und sin ωt definierten Zeitfunktionen, die beide zusammen in dem urspr¨ unglich mit einer reellen skalaren Multiplikation versehenen Raum Fω eine Basis bildeten, in dem mit der komplexen skalaren Multiplikation ausgestatteten Raum Fω linear abhängig sind. Folglich ist der mit versehene Raum der sinusförmigen Zeitfunktionen nunmehr ein eindimensionaler komplexer Vektorraum. Als Basen dieses komplexen Vektorraums kann man sowohl die durch cos ωt oder die durch sin ωt definierte Zeitfunktion, aber auch jede nichttriviale Linearkombination dieser Funktionen verwenden. F¨ ur die Anwendungen ist gerade diese Wahlfreiheit ein weiterer Vorteil des AC-Kalk¨ uls. In den Anwendungen ist die mit ϕ ∈ R f¨ ur alle t ∈ R durch cϕ (t) := cos(ωt + ϕ)

(4.57)

definierte Basis vorteilhaft. Dann gilt mit fest vorgegebenem Wertvon ϕ Fω = {γ cϕ | γ ∈ C}.

(4.58)

Man beachte den grundlegenden Unterschied zwischen den Darstellungen von ahrend in Gl. (4.49) die Größen Fω in den Gleichungen (4.49) und (4.58). W¨ γ und ϕ beliebige reelle Zahlen bezeichnen, ist γ in (4.58) eine zwar eine beliebige, aber komplexe Zahl und ϕ eine fest vorgegebene reelle Zahl. An dieser Stelle sei nochmals explizit darauf hingewiesen, dass gemäß Gl. (4.55) stets die Beziehung (α + jβ) cϕ = αcϕ + βDω cϕ = αcϕ − βsϕ .

(4.59)

gilt, d.h. dass die Elemente der mit der komplexen skalaren Multiplikation ormigen Zeitfunktionen nach wie vor reellwerversehenen Menge Fω der sinusf¨ tige Zeitfunktionen sind. 7

In der Elektrotechnik wird die imagin¨ are Einheit meistens mit j bezeichnet, da Symbol i f¨ ur den Strom vergeben ist.

46


Selbstverst¨ andlich h¨ atte man an Stelle von cϕ auch die durch sϕ (t) := sin(ωt + ϕ) definierte Zeitfunktion als Basis der als komplexen Vektorraum onnen. angesehenen Menge Fω verwenden k¨ Erweitern wir die rechte Seite von Gl. (4.59)mit α2 + β 2 und para metrisieren die Quotienten α/ α2 + β 2 und β/ α2 + β 2 mit dem Winkel ψ := arctan(β/α)8

α α2 + β 2

= cos ψ,

β α2 + β 2

= sin ψ,

(4.60)

dann ergibt sich mit (4.59) (α + jβ) cϕ =

α2 + β 2 (cos ψ cϕ − sin ψ sϕ ).

(4.61)

Mit Hilfe eines Additionstheorems erh¨ alt man schließlich mit der Definition in Gl. (4.57) die n¨ utzliche Beziehung (α + jβ) cϕ = α2 + β 2 (cos(ωt + (ϕ + ψ)) = α2 + β 2 cϕ+ψ . (4.62) Sucht man nun eine sinusf¨ ormige L¨ osung x einer Differentialgleichung9 vom Typ (4.51), deren Eindeutigkeit man zeigen kann, dann lassen sich die Differentialoperatoren dk /dtk durch einfaches Erweitern mit ω k (k = 1, . . . , n) uhren. Anschließend kann man die Differentialgleiin Potenzen von Dω u ¨berf¨ chung (4.51) mit Hilfe von formulieren an ω n j n + an−1 ωn−1 j n−1 + · · · + a2 ω 2 j 2 + a1 j + a0 x = f. (4.63) Entsprechend den Rechenregeln der imagin¨ aren Einheit j können nun die ungeraden Potenzen von j auf ±j und die geraden Potenzen von j auf ±1 reduziert werden, so dass sich die Klammer in Gl. (4.63) als komplexe Zahl A + jB schreiben l¨ asst (A + jB) x = f, (4.64) wobei A und B von den Koeffizienten a0 , a1 , . . . , an−1 , an und der Frequenz ω abh¨ angen. Gilt A + jB = 0 (keine Resonanz), dann kann man die Lösung in folgender Form x= 8

9

1 f (A + jB)

(4.65)

Eine geometrische Deutung erh¨ alt man, in dem man die komplexe Zahl α + jβ in der komplexen Ebene C betrachtet. Dabei ist ψ das Argument der komplexen Zahl. Die hier und im folgenden verwendete Beschreibung des Arguments von (α + jβ) mit der arctan-Funktion ist zun¨ achst nur im ersten Quadranten der komplexen Ebene C g¨ ultig. In den anderen Quadranten sind bekanntlich Modifikationen notwendig; vgl. z. B. Merziger und Wirth ([188], S. 94f). Man kann zeigen, dass eine solche Differentialgleichung i. a. eine eindeutige L¨ osung besitzt; ein entsprechendes Kriterium wird weiter unten angegeben.


47

notiert werden. F¨ ur A + jB = 0 und f = 0 hat die Differentialgleichung (4.51) keine ur A + jB = 0 und f = 0 ist jedes Element von Fω eine L¨ osung in Fω . F¨ L¨ osung der Differentialgleichung (4.51). Der komplexe Faktor 1/(A+jB) wird in der Netzwerk- und Systemtheorie ¨ als Ubertragungsfunktion H(jω) von f nach x interpretiert. Mit Hilfe der Fundamentalbeziehung (4.55) des AC-Kalk¨ uls kann man nun die Lösung x nach Umwandlung des komplexen Faktors in die Form (α + jβ) auch explizit im Zeitbereich ausdr¨ ucken. In den Anwendungen der Netzwerk- und Systemtheorie gen¨ ugt es jedoch h¨ aufig, den Einfluss von 1/(A + jB) auf die sinusförmige Anregungsfunktion f zu ermitteln. Dazu ist es zweckmäßig, die Lösung in der obengenannten Basis (4.57) zu betrachten. Beide Vorgehensweisen sollen zun¨ achst in allgemeiner Form erl¨ autert werden. Später folgt ein illustratives Beispiel. Der Nenner des komplexen Faktors von f in (4.65) kann reell gemacht werden und das Ergebnis mit Hilfe der Definition (4.55) in eine Linearkombination von f und der Zeitableitung von f umgewandelt werden x=

A B 1 df b(A − jB) f = f− 2 . (A2 + B 2 ) (A2 + B 2 ) (A + B 2 ) ω dt

(4.66)

Insbesondere Gl. (4.66) zeigt, dass im Rahmen der Darstellung der Wechselstromrechnung nach Mathis und Marten die komplexen Zahlen zur Darstel¨ lung von Differentialoperatoren dienen, wobei komplexe Aquivalente f¨ ur die Funktionen f und die L¨ osungen x u ussig sind. ¨berfl¨ Soll der Einfluss auf die Anregungsfunktion f mit dem AC-Kalk¨ ul ermittelt werden, ist die Darstellung der L¨ osung in Gl. (4.66) ung¨ unstig, da sie i. a. eine Superposition aus Sinus- und Kosinustermen enthält. Häufig ist man daran interessiert, die durch ein Netzwerk oder System verursachte Amplituden- und Phasen¨ anderung zu berechnen. F¨ ur eine direkte Bestimmung dieser Größen ist es zweckm¨ aßig, die Basis cϕ zu verwenden, um umständliche Umformungen zu vermeiden. Man geht von der Darstellung der L¨ osung in (4.65) aus und stellt die sinusf¨ ormige Anregungsfunktion f bez¨ uglich cϕ dar, wobei zweckmäßigerweise der Winkel ϕ entsprechend f gew¨ ahlt wird, d. h. es gilt f = fˆ cϕ , wobei fˆ die Amplitude ist. Weiterhin stellt man auch die ebenfalls sinusförmige Lösung ˆ und der unbekannx bez¨ uglich cϕ dar, wobei die unbekannte Amplitude x ˆ cϕ+ϕx . Der Faktor te (zus¨ atzliche) Winkel ϕx auftritt, d. h. es gilt x = x 1/(A + jB) charakterisiert den Systemoperator, der auf die Anregungsfunktion wirkt. Um die sich daraus ergebende Amplituden- und Phasenänderung zu √ bestimmen, bildet man Betrag und Phase von (A + jB) und erhält A2 + B 2 bzw. arctan(B/A). Die Amplituden- und Phasenänderung bez¨ uglich cϕ und alt man dann unter Ber¨ ucksichtung der Inversenbildung damit x ˆ und ϕx erh¨ fˆ x= √ c(ϕ−arctan(B/A)) . 2 A + B2

(4.67)

48


¨ Die Ubertragungsfunktion in Gl. (4.65) kann als rationale Funktion H(jω) ¨ in jω dargestellt werden. Die in Abschnitt 4.2 eingef¨ uhrte Ubertragungsfunktion H(s) kann durch analytische Fortsetzung von H(jω) in die komplexe Ebene C gewonnen werden (vgl. z. B. J¨ anich [125]). Auf verschiedene Darstel¨ lungen von Ubertragungsfunktionen kommen wir noch einmal in Abschnitt 4.4 zur¨ uck. Bisher haben wir den AC-Kalk¨ ul in allgemeiner Form formuliert, um damit eine sinusf¨ ormige L¨ osung von inhomogenen Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten und sinusf¨ ormiger Anregung zu ermitteln. Wir wollen im folgenden annehmen, dass es sich bei den betrachteten sinusf¨ ormigen Funktionen um Spannungen und Ströme handelt. Insbesondere seien u und i die sinusf¨ ormige Spannung bzw. der Strom eines Zweiges in einem Netzwerk, dann ist die zugeordnete Wirkleistung P in folgender Weise definiert (T := 2π/ω) 1 T u(t)i(t)dt. (4.68) P := T 0 Die rechte Seite kann als inneres Produkt oder Skalarprodukt (u|i) im Raum der sinusf¨ ormigen Funktionen Fω gedeutet werden. Die Basisfunktionen c0 (t) = uglich (u|i) orthogonal, d. h. es gilt cos ωt und s0 (t) = sin ωt sind bez¨ (s0 |c0 ) = 0. Bildet man die inneren Produkte der Basisfunktionen unter) = 1/2 und (s0 |s0 ) = 1/2. einander, so ergeben sich die Beziehungen (c0 |c0√ Erst nach einer Multiplikation mit dem Faktor 1/ 2 erhält man orthonormale Basisfunktionen mit √ √ √ √ (4.69) ((1/ 2)c0 |(1/ 2)c0 ) = 1, ((1/ 2)s0 |(1/ 2)s0 ) = 1; √ √ das innere Produkt ((1/ 2)c0 |(1/ 2)s0 ) verschwindet. Es fragt sich nun, ob und in welcher Weise sich dieses innere Produkt (u|i) uhrt. In ver¨ andert, wenn man die neue skalare Multiplikation in Fω einf¨ einem komplexen Vektorraum muss ein inneres Produkt u|i Hermitesch sein; siehe z. B. Alt [4]). Ein solches inneres Produkt ist nicht mehr symmetrisch bez¨ uglich der Vertauschung von u und i; vielmehr gilt u|i = i|u∗ . Weiterhin ist ein solches inneres Produkt | entweder bez¨ uglich des ersten oder zweiten Arguments linear, d. h. gelten f¨ ur λ ∈ C die Beziehungen λu|i = λ u|i und

u|λi = λ∗ u|i oder λu|i = λ∗ u|i und u|λi = λ u|i. Mathis und Marten konnten zeigen [169], dass unter der Voraussetzung, dass der Realteil des Hermiteschen inneren Produkts u|i gleich dem reellen inneren Produkt (u|i) ist, der zugeh¨ orige Imaginärteil bis auf das Vorzeichen10 eindeutig festgelegt ist. Man erh¨ alt

u|i := (u|i) ± j(u|Dω (i)).

(4.70)

Die Eigenschaften dieses inneren Produkts werden klar, wenn man die möglichen Produkte der Basisfunktionen cos ωt und sin ωt berechnet. 10

Das entspricht den beiden M¨ oglichkeiten einer komplexen Struktur ±Dω , welche ullen. offensichtlich die Beziehung Dω2 = −idFω erf¨


49

Das Hermitesche innere Produkt u|i wird – nach Festlegung des Vorzeichens – komplexe Leistung und der Imagin¨ arteil Blindleistung genannt; den Betrag | u|i| bezeichnet man als Scheinleistung. Eine interessante physikalische Interpretation dieser Leistungsgr¨ oßen findet man Desoer und Kuh ([59], S. 396ff), wobei auch das Weyl-Tellegen-Theorem verwendet wird. Wir nehmen nun an, dass u und i bez¨ uglich einer willk¨ urlich ausgewählten Basisfunktion e ∈ Fω (mit e|e = 1) durch komplexe Zahlen U und I dargestellt werden, d. h. es gilt u := U e und i := I e. Dann kann mit den Rechenregeln des Hermiteschen Skalarprodukts nachrechnen, dass sich die komplexe Leistung u|i in Bezug auf e durch das Produkt U I ∗ darstellen l¨ asst. u|i ist n¨ amlich linear bez¨ uglich u, so dass der Koeffizient I konjugiert komplex aus u|i herausgezogen wird. Eine Beispielrechnung mit dem AC-Kalk¨ ul findet man am Ende dieses Unterabschnitts. Wir weisen jedoch darauf hin, dass man weitere mit dem AC-Kalk¨ ul durchgerechnete Beispiele in [169] und auf den Internetseiten des vorliegenden Buches (vgl. Vorwort) findet. Nach der Darstellung des AC-Kalk¨ uls soll noch kurz skizziert werden, wie die Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly – die Methode der komplexen Amplitude – eingef¨ uhrt wird; vgl. z. B. Bosse III [36]. Dabei geht man von einer allgemeinen sinusf¨ ormigen Gr¨ oße in folgender Form aus x(t) = x ˆ cos(ωt + ϕ),

(4.71)

wobei x ˆ der Scheitelwert und ϕ der Phasenwinkel ist, und ergänzt x im Sinne der Eulerschen Formel exp z = cos z + j sin z mit einem Imaginärteil x ˜(t) = x ˆ cos(ωt + ϕ) + j x ˆ sin(ωt + ϕ) = x êj(ωt+ϕ) .

(4.72)

Zerlegt man exp(j(ωt + ϕ)) in ein Produkt, dann ist x ˜ vollständig durch den zeitunabh¨ angigen Teil X := x ˆ exp(jϕ) – die komplexe Amplitude – festgelegt11 . Diese komplexe Amplitude ergibt sich u ul, indem man ¨brigens im AC-Kalk¨ ˆ cos(ωt + ϕ) bez¨ uglich der BaSpannungen und Str¨ ome der Form x ˆ cϕ (t) = x alt dann sisfunktion c0 (t) = cos ωt darstellt. Man erh¨ jϕ c0 . x ˆ cϕ = x ê (4.73) Die Methode der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly geht von x ˜ nach Gl. (4.72) aus. Da der zeitabhängige Anteil exp(jωt) f¨ ur alle komplex erweiterten sinusf¨ ormigen Zeitfunktionen mit derselben Frequenz ω identisch ist, was bei linearen Netzwerken mit konstanten Netzwerkparametern– LTI-Systeme nach Abschnitt 2 – immer der Fall ist, da nur Additionen, skalare Multiplikationen, Zeitableitungen und Integrationen auftreten, braucht 11

In vielen Darstellungen der Wechselstromrechnung werden die komplexen Gr¨ oßen nicht mit dem Scheitelwert sondern mit dem Effektivwert definiert.

50


dieser zeitabh¨ angige Faktor bei der Durchf¨ uhrung der Rechnungen nicht beachtet werden. Man arbeitet also zun¨ achst mit der komplexen Amplitude X und erst wenn man auf reelle Zeitfunktionen u ¨bergehen will, wird der Faktor exp(jωt) wieder hinzugef¨ ugt und der Imaginärteil abgetrennt. Diese Vorgehensweise kann zwar hinsichtlich der rechentechnischen Grundidee durchaus in heuristischer Weise gegeben werden (z. B. Bosse [36]), aber bei einer Rekonstruktion der mathematischen Struktur w¨ urden unnötige Komplikationen auftreten (z. B. eine Komplexifizierung aller Größen; siehe Arnold [6]), die bei der Darstellung nach Mathis und Marten vermieden werden. Mit Ausnahme der bereits erw¨ ahnten Arbeit von Quade [222] wird in der Literatur kein Versuch unternommen, eine solche Begr¨ undung zu liefern. Der eigentliche Vorteil der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly, n¨ amlich die algebraische Durchf¨ uhrung von Zeitableitungen und Integrationen nach der Zeit, wird in klassischen Darstellungen wie folgt pr¨ asentiert. Bildet man die Zeitableitung von x ˜ und trennt wiederum den zeitabh¨ angigen Anteil exp(jωt) ab, dann kann diese Ableitung von x ˜ auch durch Multiplikation des zeitunabh¨ angigen Teils X von x ˜ mit jω in der Form j(ωt+ϕ) jϕ d x ê d˜ x(t) = jωX (4.74) = → jω x ê dt dt dargestellt werden. Die zeitliche Integration von x ˜ lässt in analoger Weise durchf¨ uhren und f¨ uhrt auf die Multiplikation mit 1/(jω). Auch bei der Darstellung der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly wird also die Ableitung (bis auf ω) durch eine Multiplikation mit j repräsentiert, aber gleichzeitig m¨ ussen alle Zeitfunktionen durch eine komplexe Größe ersetzt werden. Somit wird der eigentliche Grund f¨ ur die Einf¨ uhrung komplexer Zahlen in die Wechselstromrechnung, n¨ amlich eine alternative algebraische Behandlung von Differential- und Integraloperatoren in der Menge der sinusförmigen Zeitfunktionen zu gestatten, eher verdeckt als explizit herausgearbeitet. Beide Darstellungen der Wechselstromrechnung f¨ uhren zu den gleichen Ergebnissen. Bei der praktischen Anwendung des AC-Kalk¨ uls geht man nicht so vor, dass man zun¨ achst die Differentialgleichungen zur mathematischen Beschreibung einer Schaltung aufstellt und sie danach in den AC-Kalk¨ ul u ¨bersetzt. Vielmehr werden lediglich Differentialgleichungen zur Modellierung von Kondensatoren und Spulen in den AC-Kalk¨ ul u ¨bersetzt. Man erhält dann wiederum Spannungs-Strom-Relationen, die jedoch mit der komplexen Größe jω formuliert werden. Daher spricht man dann nicht mehr von Widerständen oder Leitwerten sondern von Impedanzen und Admittanzen. Die beiden Größen sind wie Widerstand und Leitwert Kehrwerte voneinander. Aus der konstitutiven Differentialgleichung f¨ ur die Kapazität C

du =i dt

(4.75)

erh¨ alt man mit dem AC-Kalk¨ ul die Gleichung jωC u = i mit der Admittanz YC (jω) := jωC f¨ ur die Kapazit¨ at. Deren Kehrwert 1/YC ist die Impedanz ZC


51

mit u = ZC i ist. Man erh¨ alt damit eine verallgemeinertes Ohmsches Gesetz f¨ ur Kapazit¨ aten. In entsprechender Weise kann mit dem AC-Kalk¨ ul L

di =u dt

(4.76)

in die Beziehung jωL i = u u ¨bersetzen. Die Größe ZL (jω) := jωL kann dann als Impedanz der Induktivit¨ at bzw. deren Kehrwert als Admittanz der Induktivit¨ at definiert werden. Mit ZL kann ebenfalls ein verallgemeinertes Ohmsches Gesetz f¨ ur Induktivit¨ aten formuliert werden. Nutzt man Impedanzen und Admittanzen im Rahmen des AC-Kalk¨ uls, dann kann man die grundlegenden Verfahren f¨ ur die Netzwerkanalyseverfahren von Gleichstromschaltungen, wie sie in Abschnitt 4.1 diskutiert wurden, ohne Probleme auf Wechselstromschaltungen u ¨bertragen. Anstatt der reellen Widerst¨ ande erscheinen dann in der Leitwertmatrix Y bzw. der Widerstandsmatrix Z Admittanzen und Impedanzen. An der Form der Gleichungen ändert sich nichts, was anhand der Analyse eines komplexen Spannungsteilers illustriert werden soll. Beispiel: F¨ ur den in Abb. 4.5 abgebildeten Spannungsteiler aus den Impedanzen Z1 und Z2 soll die Beziehung u = H(jω) u0 ermittelt werden.

i Z

u 0

1

M

Z 2

u

Abbildung 4.5. Komplexer Spannungsteiler

Wie bei einem Spannungsteiler aus Ohmschen Widerständen verwendet man die Maschensumme der Masche M , d. h. −u0 + Z1 (jω) i + Z2 (jω) i = 0

(4.77)

und die Impedanzbeziehung u = Z2 (jω) i und erhält nach Elimination von i und kurzer Rechnung die gew¨ unschte Beziehung u = H(jω) u0 =

Z2 (jω) u0 . Z1 (jω) + Z2 (jω)

(4.78)

52


¨ Nach Zerlegung des komplexen Ubertragungsfaktors H(jω) in Real- und Imagin¨ arteil kann man die Zeitfunktion u(t) mit Hilfe der Definition von in (4.55) explizit darstellen. Noch weniger systematisch als die Rechenmethoden zur Lösung von Wechselstromaufgaben werden in der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly die verschiedenen, obengenannten Leistungsgrößen begr¨ undet. Wir wollen an dieser Stelle auf eine ausf¨ uhrliche Darstellung verzichten und diesbez¨ uglich auf die Literatur verweisen (z. B. Bosse [36]). Grundsätzlich ergibt sich folgendes: Sind U und I die komplexen und zeitunabhängigen Anteile der komplex erweiterten Zeitfunktionen u ˜(t) und ˜i(t), dann entspricht die komplexe Leistung P dem folgenden Produkt 1 (4.79) S = P + jQ = U I ∗ . 2 Den Faktor 1/2 kann man eliminieren, indem man √ auf orthonormale Basisfunktionen (Multiplikation mit dem Faktor 1/ 2) u ¨bergeht und damit auf Effektivwerte anstatt der Scheitelwerte; vgl. (4.69). Weiter oben haben wir bei der Einf¨ uhrung der komplexen Leistung im AC-Kalk¨ ul mit Hilfe eines Hermiteschen inneren Produkts bereits eine Begr¨ undung daf¨ ur geliefert, weshalb die komplexe Leistung in der klassischen uhrt werden Darstellung der Wechselstromrechnung als Produkt U I ∗ eingef¨ muss. In der Literatur findet man dazu meistens umständliche, manchmal sogar undurchsichtige Diskussionen, auf deren Wiedergabe oder Kritik hier verzichtet werden soll. Beispiel: Zur Illustration des AC-Kalk¨ uls betrachten wir nun das in Abb. ˆ c0 4.6 gezeigt RCL-Netzwerk mit sinusf¨ ormigen Spannungsquellen u01 = u und u02 = u ˆ c−π/4 . Es soll der Strom i im Querzweig und die Leistungen im Widerstand R und in der Kapazit¨ at C ermittelt werden. Wir verwenden das oben erw¨ ahnte Impedanz-Admittanz-Konzept, so dass die Relationen f¨ ur die Impedanzen der Induktivit¨ aten L1 und L2 und der Kapazität C wie folgt notiert werden können 1 uC = i. jωL1 i1 = uL1 , jωL2 i2 = uL2 , (4.80) jωC Die Maschengleichungen f¨ ur die linke und rechte Masche ergeben sich zu ωL1 j i1 = u01 − uC − Ri,

(4.81)

ωL2 j i2 = u02 − uC − Ri.

(4.82)

Desweiteren k¨ onnen wir die folgende Knotengleichung notieren i = i1 + i2 .

(4.83)

Wir weisen noch einmal darauf hin, dass alle Ströme und Spannungen im Gegensatz zur klassischen Darstellung der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly reellwertige Funktionen sind und nur die Differentialoperatoren in komplexer Form repr¨ asentiert werden. Wenn man die beiden Gln.


53

Abbildung 4.6. RCL-Netzwerk zur Illustration des AC-Kalk¨ uls

(4.81) und (4.82) addiert und Gl. (4.83) nutzt, dann lassen sich die Ströme i1 und i2 durch den Strom i ersetzen, wenn man sich auf den Fall L := L1 = L2 beschr¨ ankt. Verwendet man weiterhin die Relation jωC uC = i, erhält man nach einer Umformung die Gleichung ωL 1 1 + (4.84) R+j − i = (u01 + u02 ) , ωC 2 2 die anschließend nach dem Strom i(t) aufgel¨ ost werden kann ωL 1 1 R − j 2 − ωC i= 2 (u01 + u02 ) . ωL 2 R2 + − 1 2

(4.85)

ωC

Der komplexe skalare Faktor zeigt nun an, wie sich die sinusförmige Funktion u01 + u02 in Bezug auf die Ausgangsgr¨ oße“ i nach Betrag und Phase ” andert, wobei an dieser Stelle noch nicht festgelegt werden muss, auf wel¨ che Basisfunktion u01 und u02 bezogen werden. Im Gegensatz dazu beziehen sich die Rechnungen in der klassischen Darstellung der Wechselstromrechnung nach Konstruktion grunds¨ atzlich auf cos ωt, während man im AC-Kalk¨ ul die M¨ oglichkeit hat, die Eigenschaften des Netzwerkes auf irgendeine Funktion aus Fω zu beziehen. Vom Standpunkt der linearen Algebra muss man in dem 1-dimensionalen komplexen Vektorraum Fω einen problemangepassten Basisvektor ausw¨ ahlen. Dieser Schritt ist immer dann erforderlich, wenn man in Vektorr¨ aumen arbeitet (lineare Algebra, lineare gewöhnliche und partielle Differentialgleichungen mit konstanten Koeffizienten, usw.), da keine ausgezeichnete Basis existiert. Eine sinnvolle Basisauswahl kann erst in Bezug auf eine konkrete Problemstellung erfolgen. Das ist zumindest vom Standpunkt der Systemtheorie ein sinnvoller Standpunkt, aber der neue Freiheitsgrad bietet auch f¨ ur die praktische Rechnung Vorteile. Um die klassische Darstellung der Wechselstromrechnung zu rekonstruieren, beziehen wir in diesem Beispiel die Spannungsquellen u01 und u02 auf c0 (t) = cos ωt ∈ Fω und erhalten wir mit Gl. (4.73) ˆ c0 , u01 = u

u ˆ u02 = u ˆ c−π/4 = u ˆ e−jπ/4 c0 = √ (1 − j) c0 . 2

Daraus ergibt sich die Summe

(4.86)

54


u ˆ √ u01 + u02 = √ ( 2 + 1) − j c0 . 2

(4.87)

Zusammen mit Gl. (4.85) kann man nun einen komplexen Faktor definie¨ ren, der die Ubertragungseigenschaften des RLC-Netzwerkes und die spezielle Wahl der Basis in Fω zusammenfasst √ 1 ( 2 + 1) − j u ˆ R − j ωL 2 − ωC i= √ c0 =: I(jω) c0 . (4.88) 1 2 2 2 R2 + ωL 2 − ωC Die explizite Darstellung von i(t) kann mit Hilfe des komplexen Vorfaktors I(jω) durch Betrags- und Phasenbildung ermittelt werden. Es ergibt sich i(t) = î cos(ωt + ϕ(ω)) mit

î(ω) = |I(jω)| = u ˆ

(4.89)

√ 2+ 2 2 2 , 4R2 + ωC − ωL

{I(jω)}

{I(jω)} ωL 1 2 − √ − arctan = − arctan R 1+ 2

(4.90)

ϕ(ω) = arctan

1 ωC

.

(4.91)

Die Spannungen u ¨ber dem Widerstand und u ¨ber der Kapazität können mit Hilfe von i(t) ermittelt werden zu uR = Ri = R · I(jω) c0 , jI(jω) 1 ji=− c0 . uC = − ωC ωC

(4.92) (4.93)

Zur Berechnung der komplexen Leistungen des Widerstandes und der Kapazit¨ at sind die Hermiteschen inneren Produkte uR |i und uC |i auszuwerten, ucksichtigen ist. F¨ ur die komplexe Leistung des wobei c0 |c0 = 1/2 zu ber¨ Widerstandes ergibt sich SR = uR |i = RI(jω) c0 |I(jω) c0 R = RI(jω)I ∗ (jω) c0 |c0 = |I(jω)|2 , 2

(4.94)

w¨ ahrend man f¨ ur die komplexe Leistung der Kapazität 1 jI(jω) c0 |I(jω) c0 ωC 1 1 jI(jω)I ∗ (jω) c0 |c0 = −j |I(jω)|2 =− ωC 2ωC

SC = uC |i = −

(4.95)

¨ 4.4 Darstellungen von Ubertragungsfunktionen

55

erh¨ alt. Die entsprechenden Wirkleistungen bzw. Blindleistungen ergeben sich durch Bildung des Real- bzw. Imagin¨ arteilbildung. Man erhält PR =

R |I(jω)|2 , 2

PC = 0,

(4.96)

bzw.

1 |I(jω)|2 . (4.97) 2ωC Die 90◦ -Phasenverschiebung von Strom und Spannung an einer Kapazität f¨ uhrt dazu, dass diese Gr¨ oßen bez¨ uglich des (reellen) inneren Produkts (u|i) orthogonal sind und damit die Wirkleistung der Kapazität gleich null ist. QR = 0,

QC = −

Trotz der ohne weiteres erkennbaren begrifflichen Vorteile des AC-Kalk¨ uls werden wir in den folgenden Abschnitten des Buches und damit auch bei den in Abschnitt 5 behandelten Beispielen zur Wechselstromrechnung fast ausschließlich die Darstellung nach Steinmetz und Kennelly verwenden. Mit dem AC-Kalk¨ ul wurde eine neue Methode zur Analyse von Wechselstromnetzwerken ausf¨ uhrlich vorgestellt, die mit Hilfe einiger Kenntnisse aus der linearen Algebra in systematischer Weise entwickelt und angewendet werden kann. Damit erf¨ ullt diese Methode alle Bedingungen, die Quade von L¨ osungsverfahren f¨ ur beschreibende Differentialgleichungen von Wechselstromnetzwerken schon vor vielen Jahren gefordert hat. Weiterhin wurde gezeigt, wie sich die Methode der komplexen Amplituden – die Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Heaviside – in das Konzept des AC-Kalk¨ uls einordnet, so dass sich auch ein grundlegendes Verständnis f¨ ur das klassische Konzept er¨ offnet. Im folgenden Abschnitt 4.4 wird gezeigt, dass wichtige Techniken der klassischen Wechselstromrechnung – wie Zeigerdiagramme und Ortskurven – im Rahmen des AC-Kalk¨ uls ihren Wert zumindest behalten. Da sich jedoch die zu berechnenden komplexen Gr¨ oßen H(jω), Z(jω), Y (jω) usw. ¨ auf das Ubertragungsverhalten eines Netzwerkes oder Systems beziehen und die Gr¨ oßen im Sinne -Produkts direkt auf Zeitfunktionen wirken, wird ihre Bedeutung noch klarer herausgearbeitet. Das ist aus unserer Sicht ein durchaus interessanter Gesichtspunkt, der ebenfalls begriffliche Vorteile bringt.

¨ 4.4 Darstellungen von Ubertragungsfunktionen ¨ Bei den bereits erw¨ ahnten Ubertragungsfunktionen H(jω) handelt es sich um Abbildungen der Form H : jR → C mit H : jω → H(jω). Da es sich um gebrochen rationale Funktionen in jω handelt, kann man H(jω) unter Ber¨ ucksichtigung der Pole in die geschlossene komplexe Ebene C fortzusetzen und man erh¨ alt eine komplexwertige Funktion H : C → C (C := C∪{∞}) mit H : s → H(s), deren Funktion mit dem gleichen Buchstaben bezeichnet wird; vgl. z. B. Behnke und Sommer [22]. Benutzt man die Laplace-Transformation

56


zur L¨ osung der Beschreibungsgleichungen elektrischer Netzwerke, wird H(s) direkt ermittelt; vgl. z. B. Wunsch [293]. F¨ ur graphische Darstellungen von H(s) ist offensichtlich eine Dimensionsreduktion um mindestens eine Dimension notwendig. Im Rahmen der komplexen Wechselstromrechnung hatte man das schon fr¨ uh erkannt und sogenannte ¨ Ortskurven eingef¨ uhrt. Bei dieser Art der graphischen Darstellung von Ubertragungsfunktionen H(jω) beschr¨ ankt man sich auf die Abbildung der imagin¨ aren Achse jR in C. Das Bild ist nat¨ urlich ebenfalls eine Kurve in C. Da der Definitionsbereich der Funktionen H(jω) klar ist, kann man auf seine graphische Darstellung verzichten und stellt nur die mit der Frequenz bezifferten Kurven in der komplexen Ebene C dar. Auf einige wichtige Aspekte solcher Ortskurven soll im folgenden eingegangen werden. In Verallgemeinerung dazu kann man auch weitere Abhängigkeiten einer Wechselstromgröße von einer reellen Ver¨ anderlichen – Widerstand R, Kapazit¨ at C, etc. – als Ortskurve dargestellt werden. Eine Ortskurve gibt den geometrischen Ort der Zahlen – im folgenden auch Zeiger genannt – in der komplexen Ebene an. Insbesondere kann man auch jω als komplexen (imaginären) Parameter w¨ ahlen. Die Impedanz einer Kapazit¨ at – ein Modell f¨ ur einen Kondensator mit sehr kleinen Verlusten – wurde bereits weiter oben in der Form Z(jω) =

j 1 =− jωC ωC

(4.98)

angegeben. Diese Impedanz l¨ asst sich f¨ ur eine feste Frequenz ω in der komple-

Abbildung 4.7. Ortskurve der Impedanz einer Kapazit¨ at

xen Z-Ebene durch einen Zeiger darstellen, der auf der negativen imaginären Achse liegt, Abb. 4.7, und die L¨ ange 1/ωC hat. Beim Verändern der Frequenz oder des Kapazit¨ atswertes wandert die Spitze des Zeigers auf dieser Achse, so dass die imagin¨ are Achse die Ortskurve f¨ ur die Impedanz der Kapazität bildet. Die Reihenschaltung von Widerstand und Kapazität, die zur Modellierung eines verlustbehafteten Kondensators verwendet werden kann, besitzt die Impedanz 1 . (4.99) Z(jω) = R + jωC


57

Die Ortskurve bez¨ uglich der variablen Frequenz ω ist eine Parallele zur imagin¨ aren Achse, Abb. 4.8, mit dem Abstand R. Auf dieser Linie kann eine Skala der Frequenzen angebracht werden, welche man auch Bezifferung nennt.

Abbildung 4.8. Ortskurve der Impedanz einer Kapazit¨ at mit Reihenwiderstand

Aus der Impedanz ergibt sich die Admittanz Y (jω) =

1 . Z(jω)

(4.100)

Zerlegt man Z in Betrag und Phase Z(jω) = r(ω)ejϕ(ω) ,

(4.101)

so erkennt man, dass Y (jω) =

1 −jϕ(ω) e = r (ω)ejϕ (ω) ; r(ω)

(4.102)

L¨ ange und Phase des zugeh¨ origen Zeigers ergeben sich also aus r (ω) =

1 ,; r(ω)

ϕ (ω) = −ϕ(ω).

(4.103)

Sollen Admittanz und Impedanz in das gleiche Bild eingezeichnet werden, so kann man die Richtung der imagin¨ aren Achse f¨ ur die Admittanzen um¨ kehren. Dann bleibt beim Ubergang von der Impedanz zur Admittanz der Winkel gegen die reelle Achse der gleiche, und es ändert sich lediglich die L¨ ange des Zeigers entsprechend dem Kehrwert. Man nennt die Bildung des Admittanzzeigers aus dem Impedanzzeiger in dieser Form auch Spiegelung am Einheitskreis oder Inversion. Beim Rechnen mit Ortskurven ist nun der Satz wichtig, dass durch Spiegelung eines Kreises wieder ein Kreis entsteht. Auf eine Ableitung dieses Satzes soll hier verzichtet werden. Wir verweisen den interessierten Leser stattdessen auf die mathematische Literatur u ¨ber komplexwertiger Funktionen, die auch auch Funktionentheorie genannt wird, und die dort behandelten M¨ obiustransformationen; vgl. z. B. Jänich [125], Henrici [108], Behnke und Sommer [22], J¨ anich [125]. Wie dort gezeigt wird, bildet jede M¨ obiustransformation eine in der komplexen Ebene liegende Kreislinie wie in Abb. 4.9 wieder auf einen solche Kreislinie ab. Dabei werden Geraden wie in Abb. 4.10 als Kreislinien mit unendlichem Radius interpretiert.

58


Abbildung 4.9. Allgemeiner Kreis in C

Abbildung 4.10. Allgemeine Gerade in C

Die Elemente einer (gleichfalls dort beschriebenen, f¨ ur die Anwendungen in der Netzwerktheorie und der Theorie ebener Felder) wichtigen Klasse von M¨ obiustransformationen lassen sich außerdem als Drehungen der Riemannschen Zahlenkugel interpretieren. Eines dieser Beispiele ist die f¨ ur die Ortskurventheorie wichtige Inversion, d.h. die durch die Zuordnung z → 1/z mit z ∈ C (z = 0), 0 → ∞, ∞ → 0 definierte bijektive Abbildung der geschlossenen komplexen Ebene in sich. Zur Veranschaulichung ihrer Eigenschaften ist es zweckm¨ aßig, die komplexe Ebene mit der auf den Nordpol“ der Riemann” schen Zahlenkugel bezogenen stereographischen Projektion auf die Oberfläche der Riemannsche Zahlenkugel abzubilden. Dabei werden Kreislinien aus der Zahlenebene auf geschlossene Kurven abgebildet, die auf der Zahlenkugel liegen. Danach wird die Zahlenkugel um eine Achse, die durch ihren Mittelpunkt geht, parallel zur reellen Achse der komplexen Ebene gerichtet ist und gleichgerichtet zur reellen Achse der Zahlenebene orientiert ist, im Rechtsschraubensinn um 180 gedreht. Dabei werden Nordpol“ und S¨ uddpol“ der ” ” Zahlenkugel miteinander vertauscht und die Oberfläche der Zahlenkugel von dem neuen Nordpol“ mit der stereographischen Projektion auf die Zahlene” bene abgebildet. Beispiele: 1. Die in Abb. 4.11 dargestellten Ortskurven f¨ ur veränderliche Kreisfrequenz ω k¨ onnen aufgrund einer einfachen Netzwerkanalyse und teilweise sogar mit Hilfe graphischer Methoden der Funktionentheorie – also ohne Rechnung – ermittelt werden. 2. Es werde die Parallelschaltung von Widerstand R mit Kapazität C und Induktivit¨ at L betrachtet. Die Admittanz dieses Schwingkreises ist


Abbildung 4.11. Beispiele von Ortskurven

59

60


Y (jω) =

1 1 + jωC + . R jωL

(4.104)

¨ Bei Anderung der Frequenz ergibt sich als Ortskurve eine Gerade mit dem

Abbildung 4.12. Ortskurve der Impedanz eines Schwingkreises

Abstand 1/R von der imagin¨ aren Achse, Abb. 4.12 Die Frequenzen können auf dieser Ortskurve angegeben werden. Die Impedanz Z entsteht hieraus durch Spiegelung; seine Ortskurve ist nach dem obengenannten Satz ein Kreis, der durch den Nullpunkt geht und dessen Durchmesser R ist. Im Punkt A hat die Impedanz seinen Maximalwert R (Resonanz). Die zugehörige Frequenz ist die Resonanzfrequenz ω, f¨ ur die ωC = 1/ωL ist. 3. In Abb. 4.13 seien L1 , L2 , L3 und die sinusförmige Spannungsquelle u0 mit Frequenz ω bekannt. Gesucht ist die Admittanz Y mit i = Y u0 , wobei i der Strom durch den ver¨ anderlichen Widerstand R ist. Die Rechnung ergibt Y (jω) =

jωL3 . jω(L1 + L3 )R − ω 2 (L1 L2 + L1 L3 + L2 L3 )

(4.105)

Wir beziehen nun i und u0 auf c0 (t) = cos ωt, d. h. es gilt i = I c0 und u0 = U0 c0 , wobei U0 der Effektivwert der sinusförmigen Spannung u0 ist. Dann erh¨ alt man i = I c0 = Y u0 = Y U0 c0 oder I(jω) = Y (jω) U0 . L

u

L 1

I 2

R L 0

3

Abbildung 4.13. Netzwerk mit einer kreisf¨ ormigen Ortskurve

I ist nach Gl. (4.105) in Bezug auf den Widerstand R eine lineare gebrochene Funktion in der Form W=

1 + c, a0 + a1 f (x)

(4.106)


61

Abbildung 4.14. Ortskurve f¨ ur den Strom I bei variablem R

oder W=

b0 + b1 f (x) . a0 + a1 f (x)

(4.107)

Die Ortskurve von I(R) f¨ ur ver¨ anderliches R ist daher immer ein Kreis. Legt man U0 in die reelle Achse, so ergibt sich die Abb. 4.14. Der Kreis wird leicht gefunden, wenn man zun¨ achst die Punkte A und B f¨ ur R = 0 und R = ∞ einzeichnet und beachtet, dass I – nach einer kleinen Umformung – die Form b/(R + ja) mit a, b ∈ R besitzt. Die Ortskurve f¨ ur R + ja ist bei variablem R eine waagrechte Gerade im Abstand a von der reellen Achse. Der Kehrwert ist daher ein Halbkreis u ¨ber der Strecke AB. 4. Die Impedanz Z1 (jω) mit u1 = Z1 i1 einer Wechselstrominduktionsmaschine nach Abb. 4.15 kann bestimmt werden zu ¨2 R2 u2 Lσ2 + u jωLh1 jω¨ s Z1 (jω) = R1 + jωLσ1 + (4.108) ¨2 R , 2 jω Lh1 + u ¨2 Lσ2 + u s ¨ wobei u altnis ist. ¨ das Ubersetzungsverh¨

Abbildung 4.15. Ersatzbild der Wechselstrominduktionsmaschine

Man kann zeigen, dass die Ortskurve der Impedanz Z1 bei variablem ur den Ständerstrom Schlupf s ein Kreis ist. Die Ortskurve f¨ ur Y1 und damit f¨ ormiger St¨ anderspannung ist das Spiegelbild davon, I1 bei konstanter sinusf¨ also ebenfalls ein Kreis. So ergibt sich die Ortskurve – das Kreisdiagramm – der Wechselstrominduktionsmaschine; vgl. auch Abschnitt 29.4.5.

62


Abbildung 4.16. Bodediagramm eines Tiefpasses

¨ Eine weitere wichtige Darstellungsform komplexer Ubertragungsfunktionen H(jω) ist das sogenannte Bodediagramm, bei dem Betrag |H(jω)| und Phase arg(H(jω)) von H(jω) u ¨ber der Frequenz ω mit logarithmischem Maßstab aufgetragen werden. Beispielhaft wird in Abbildung 4.16 das Bodedia¨ gramm der Ubertragungsfunktion des dort abgebildeten Tiefpasses gezeigt. Schließlich soll auch noch auf die Betragsfl¨ ache von |H(s)| hingewiesen werden, wobei s die komplexe Frequenz ist. Die Betragsfläche kann qualitativ sehr ¨ einfach konstruiert werden, wenn man die Pole und Nullstellen einer Ubertragungsfunktion kennt. Mit Hilfe der Vorstellung eines Gummituches12“ erhält ” man eine qualitative Vorstellung von der zugehörigen Betragsfläche |H(s)|, wenn man die Pole und Nullstellen von H in C kennt und das Gummituch“ ” an den Nullstellen auf der C-Ebene festheftet“ und an den Polstellen an sehr ” hohen Masten befestigt. Kennt man die Betragsfl¨ ache, so kann man qualitativ auf den Betrag einer ¨ Ubertragungsfunktion schließen. In Abbildung 4.17 wird die Betragsfläche der ¨ Ubertragungsfunktion 12

Diese sehr suggestive Vorstellung u achen wurde von Eduard Schwarz ¨ber Betragsfl¨ – Professor an der TU Braunschweig bis zu seinem fr¨ uhe Tod 1984 und Lehrer des Autors W.M. – gebraucht und soll hier auch zum Andenken an ihn wiedergegeben werden. Solche Darstellungen findet man aber auch in ¨ alteren Auflagen der Monographie von Simonyi [247].

4.5 Zweitore und Vierpole

H(s) =

H0 , 1 + sT

H0 , T ∈ R+

63

(4.109)

illustriert.

¨ Abbildung 4.17. Betragsfl¨ ache einer Ubertragungsfunktion mit einem reellen Pol

4.5 Zweitore und Vierpole Unter einem Zweitor“, in der a ¨lteren Literatur meistens als Vierpol“ be” ” zeichnet, versteht man ein Netzwerk, das zwei Eingangs- und zwei Ausgangs¨ klemmen besitzt und zur Ubertragung von Energie und/oder Signalen dient. Die Klemmenpaare werden jeweils durch hinein- und herausfließende Ströme und eine Spannung beschrieben. Die Torbedingung ist erf¨ ullt, wenn die beiden Str¨ ome eines Tores einander gleich sind. Bei echten“ Vierpolen werden ” diese Einschr¨ ankungen nicht verlangt, so dass man Vierpole und Zweitore tats¨ achlich unterscheiden sollte. Die Bezeichnung Vierpol“ stammt u ¨brigens ” von Breisig. In seiner 1921 erschienenen Arbeit charakterisierte er erstmals be¨ stimmte nachrichtentechnische Ubertragungssysteme mit zwei Klemmenpaaren am Eingang und Ausgang in dieser Weise; vgl. Wunsch [294]. Kurze Zeit sp¨ ater benutzen Strecker und Feldtkeller [256] die damals noch neue Matrizenrechnung, um Vierpole (eigentlich Zweitore) mathematisch zu kennzeichnen und die Vierpolmatrizen verschiedener Zusammenschaltungen von Vierpolen wie bei Zweipolwiderst¨ anden mit Hilfe von Matrizenoperationen zu ermitteln. Will man besonders kennzeichnen, dass in einem Zweitor keine Energiequellen vorhanden sind, so spricht man von einem passiven Zweitor. Ist das Zweitor aus linearen Elementen aufgebaut, so nennt man es ein lineares Zweitor. Bei linearen Zweitoren gelten eine Reihe allgemeiner Beziehungen, die im Rahmen der Zweitortheorie (fr¨ uher: Vierpoltheorie) behandelt werden. Abb.

64


Abbildung 4.18. Bezeichnung von Spannungen und Str¨ omen bei einem Zweitor

4.18 stelle ein beliebiges lineares Zweitor mit den Eingangsklemmen 1, 2 und den Ausgangsklemmen 3, 4 dar. Diese Klemmen stehen im Innern des Zweitors miteinander durch beliebige Anordnungen von linearen Elementen, z.B. Wi¨ derst¨ anden, Leitungen, Spulen, Kondensatoren, Ubertrager in Verbindung. Da die Energie¨ ubertragung durch das Zweitor vor sich gehen soll, so muss der bei 2 austretende Strom gleich dem bei 1 eintretenden und der bei 3 austretende Strom gleich dem bei 4 eintretenden Strom sein. Dies ist die bereits erwähnte Torbedingung, die eine wesentliche Voraussetzung der Zweitortheorie ist. Die Bezugsrichtungen der Spannungen und Ströme seien durch Abb. 4.18 ¨ festgelegt (symmetrische Bepfeilung). Alle Größen sind komplex, der Ubersichtlichkeit wegen aber nicht unterstrichen. Die Beziehungen zwischen den Eingangs- und Ausgangsströmen I1 und I2 und den Eingangs- und Ausgangsspannungen U1 und U2 findet man, wenn man die Maschengleichungen anschreibt; vgl. Abschnitt 4.1. Bei n voneinander unabh¨ angigen Maschen sind dies n Gleichungen Z11 I1 + Z12 I2 + Z13 I3 + · · · + Z1n In = U1 ,

(4.110)

Z21 I1 + Z22 I2 + Z23 I3 + · · · + Z2n In = U2 , Z31 I1 + Z32 I2 + Z33 I3 + · · · + Z3n In = 0, .. .. .=.

(4.111) (4.112)

Zn1 I1 + Zn2 I2 + Zn3 I3 + · · · + Znn In = 0.

(4.113) (4.114)

Die beiden ersten Maschen schließen die Spannungsquellen U1 und U2 ein13 . Mit Hilfe der Cramerschen Regel k¨ onnen wir die Lösungen f¨ ur I1 und I2 formulieren D11 U1 + D D12 I2 = U1 + D

I1 =

D21 U2 , D D22 U2 , D

(4.115) (4.116)

wobei D die Determinante der Koeffizientenmatrix des Gleichungsssystems und die Dij die folgenden Unterdeterminanten sind 13

Das bedeutet, es wird ausdr¨ ucklich ausgeschlossen, dass die Spannungsquellen U1 und U2 selbst eine Masche bilden.


D11

D12

Z22 Z32 = + . .. Zn2 Z21 Z31 = + . .. Zn1

Z23 . . . Z33 . . . .. . . . . Zn3 . . . Z23 Z33 .. .

... ... .. .

Zn3 . . .

Z12 Z13 Z2n Z32 Z33 Z3n .. , D21 = − .. .. . . . Zn2 Zn3 Znn Z11 Z13 Z2n Z31 Z33 Z3n .. , D22 = + .. .. . . . Zn1 Zn3 Znn

... ... .. . ... ... ... .. . ...

Z1n Z3n .. . Znn Z1n Z3n .. . Znn

65

(4.117)

(4.118)

Die Beziehungen zwischen Spannungen und Strömen an dem passiven Zweitor haben also entsprechend den Gln. (4.115) und (4.116) allgemein die Form I1 = y11 U1 + y12 U2 ,

(4.119)

I2 = y21 U1 + y22 U2 .

(4.120)

In Matrizenschreibweise erh¨ alt man I1 y11 y12 U1 = oder I = YU. I2 y21 y22 U2

(4.121)

Die yij haben die Dimension von Leitwerten und daher nennt man diese Gleichungen auch die Zweitorgleichungen in Leitwertform, wenn es das Zweitor nur Ohmsche Widerst¨ ande enth¨ alt und Admittanzform oder Y-Matrixform, wenn das Zweitor allgemeine Admittanzen enthält. Es sind zwei lineare Gleichungen mit vier Koeffizienten. Sie gelten f¨ ur beliebige lineare Zweitore. Unter der eingangs gemachten Voraussetzung u ¨ber den Aufbau des Zweitors aus Zweipol-Elementen reduzieren sich nun diese Koeffizienten auf drei wegen der Gleichheit der Kopplungswiderst¨ ande zik = zki .

(4.122)

D12 = D21 .

(4.123)

Es ist n¨ amlich Dies erkennt man, wenn man die eine dieser beiden Determinanten nach der ersten Zeile, die andere nach der ersten Spalte in die Unterdeterminanten entwickelt und dieses Verfahren bei den Unterdeterminanten fortsetzt. Es gilt daher (4.124) y12 = y21 . Ein Zweitor, bei dem diese Beziehung gilt, nennt man kopplungssymmetrisch oder reziprok. Beim Anlegen einer Spannung an das eine Klemmenpaar und Kurzschluss des anderen Klemmenpaares ergibt sich dort ein Strom, der unabh¨ angig davon ist, welches Klemmenpaar als Eingang gew¨ ahlt wird, Abb. 4.19. Aus den Gln. (4.119) und (4.120) folgt I2 I1 =− . (4.125) U2 U1 =0 U1 U2 =0

66


Abbildung 4.19. Umkehrungssatz

Die symmetrische Bepfeilung hat den Vorteil, dass bez¨ uglich der Vorzeichen beide Tore gleich behandelt sind. Sie f¨ uhrt allerdings dazu, dass z. B. bei einem Zweitor, das eine kurze Leitung repr¨ asentiert, der Ausgangsstrom dem Eingangsstrom entgegengesetzt gleich wird. Deswegen wird manchmal auch eine Kettenbepfeilung mit umgekehrter Z¨ ahlrichtung von I2 benutzt. Wegen der Vorteile der symmetrischen Bepfeilung, insbesondere bei Schaltungen mit mehr als zwei Toren, empfehlen die Normen nur noch diese. Die Bedeutung der Gr¨ oße y11 erkennt man, wenn man U2 = 0 setzt: y11 ist der Eingangsadmittanz des Zweitors bei Kurzschluss am Ausgang. Setzt man U1 = 0, so folgt I2 . (4.126) y22 = U2 y22 ist die Admittanz an den Ausgangsklemmen und daher die Ausgangsadmittanz, wenn die Eingangsklemmen kurzgeschlossen sind.

Abbildung 4.20. Darstellung des Zweitors durch eine Dreiecksschaltung

Die Vierpolgleichungen in der Admittanzform können bei der betrachteten Gruppe von passiven Zweitoren durch eine Dreieckschaltung (eine sogenannte Π-Schaltung) mit drei Admittanzen veranschaulicht werden, Abb. 4.20. Nach dem oben Ausgef¨ uhrten gilt Y1 + y3 = y11 ,

Y2 + Y3 = y22 ,

Y1 = y11 + y21 ,

Y2 = y22 + y21 ,

Y3 = −y21 ,

(4.127)

also Y3 = −y21 .

(4.128)

Beispiel: Bei einer Π-Schaltung aus drei Ohmschen Widerständen R1 , R2 , R3 wird y11 =

1 1 + , R1 R3

y21 = y12 = −

1 1 1 , y22 = + . R3 R2 R3

(4.129)


67

Man beachte, dass bei allgemeinen Admittanzen die Dreieckschaltung das Zweitor nur f¨ ur eine feste Frequenz, nachbildet. Grunds¨ atzlich gibt es auch andere M¨ oglichkeiten der Darstellung von Zweitor-Gleichungen. Das wird besonders deutlich, wenn man nach Belevitch [19] (wir nennen diese Form auch Belevitch-Form f¨ ur Zweitore) die Gln. (4.119) und (4.120) in folgender Weise umformt ⎛ ⎞ ⎛ ⎞ 0 I1 ⎟ ⎜ ⎟ I 1 0 −y11 −y12 ⎜ ⎜ 2 ⎟ = ⎜0⎟. (4.130) 0 1 −y21 −y22 ⎝ U1 ⎠ ⎝ 0 ⎠ U2 0 Im Rahmen der Darstellungstheorie von Zweitoren nach Belevitch wird deutlich, dass es sich bei den verschiedenen Darstellungen von Zweitoren um spezielle Koordinatendarstellungen handelt. Insgesamt gibt es 6 verschiedene M¨ oglichkeiten der Aufl¨ osung nach zwei der vier Variablen eines Zweitors. Dabei muss beachtet werden, dass diese Umrechnungen gewissen Einschränkungen unterliegen. So kann man nicht jede Y-Matrixform eines Zweitors in eine Z-Matrixform umgewandelt werden, die man nach Inversion der Y-Matrix in Gl. (4.121) erh¨ alt z11 z12 I1 U1 = oder U = ZI. (4.131) U2 z21 z22 I2 Dabei k¨ onnen die Koeffizienten zij in folgender Weise berechnet werden y22 −y12 , z12 = , y11 y22 − y12 y21 y11 y22 − y12 y21 −y21 y11 = , z22 = . y11 y22 − y12 y21 y11 y22 − y12 y21

z11 =

(4.132)

z21

(4.133)

Anhand des Nenners y11 y22 − y12 y21 , d. h. der Determinante der Y-Matrix, lassen sich sofort Beispiele finden, wo die Y-Matrix nicht verschwindet aber die Z-Koeffizienten nicht existieren; in diesen Punkten ist die Y-Matrix nicht invertierbar. Ein einfaches Beispiel ist der Fall eines Zweitors, bei dem die Klemmen 1,3 in Abb. 4.18 mit der Admittanz Y verbunden und die Klemmen 2,4 kurzgeschlossen sind. Die Koeffizientenmatrix ist offensichtlich singulär. Entsprechendes gilt auch f¨ ur einige andere Darstellungen von Zweitoren; solche Koordinatenwechsel sind im Rahmen der klassischen Zweitortheorie unzul¨ assig. Die Eigenschaften von Zweitoren und Mehrtoren werden in einem Beitrag von Mathis und Pauli [179] ausf¨ uhrlich diskutiert, wobei auch Koordinatenwechsel bzw. Darstellungswechsel ber¨ ucksichtigt werden. Von einem allgemeineren mathematischen Standpunkt hat Pauli [210] das Problem der Darstellungen von Zweitoren aufgegriffen. In weiteren Arbeiten (vgl. z. B. [211]) zeigt Pauli, dass die angesprochenen Schwierigkeiten mit

68


singul¨ aren“ Koordinatenwechseln vermieden werden können, wenn man all” gemeinere mathematische Konzepte f¨ ur Beschreibungsräume von Zweitoren – ¨ er spricht von Betriebsr¨ aumen – verwendet. Diese Uberlegungen gehen allerdings u uhrende Darstellung hinaus. ¨ber diese einf¨ Die Kopplungssymmetrie oder Reziprozit¨ at u ¨berträgt sich sinngemäß auf die Z-Koeffizienten (4.134) z12 = z21 . Die Z-Darstellung l¨ asst sich am besten durch eine Stern- oder T-Schaltung veranschaulichen. Auch das gilt nur f¨ ur eine feste Frequenz. Im Zusammenhang mit der H-Matrix-Darstellung zeigen wir, wie man eine allgemeinere 2-Tor-Darstellung auf der Basis von Netzwerkelementen mit Hilfe gesteuerter Quellen durchf¨ uhren kann. Zweitore sind im allgemeinen Fall l¨ angsunsymmetrisch. Ein l¨ angssymmetrisches Zweitor ist dadurch definiert, dass man Eingang und Ausgang vertauschen darf, ohne dass sich an den Spannungen und Strömen etwas a¨ndert. Vertauscht man in Gl. (4.131) U1 und U2 sowie I1 und I2 , so erkennt man, dass f¨ ur das (l¨ angs-)symmetrische allgemeine Zweitor folgende Beziehungen gelten (4.135) z22 = z11 , z21 = z12 . Das symmetrische Zweitor ist durch zwei Koeffizienten vollständig bestimmt. L¨ ost man die Belevitch-Form (4.130) nach U1 und I1 auf, so erhält man die Kettenform der Zweitorgleichungen oder A-Matrixform. In dieser Form wird u ¨blicherweise die Stromrichtung von I2 umgekehrt, d. h. man verwendet (−I2 ) als Variable; es ergibt sich U1 a11 a12 U2 (4.136) oder V1 = AV2 , = I1 a21 a22 (−I2 ) wobei V1 = (U1 , I1 )T und V2 = (U2 , −I2 )T . Während die äußere Form der Reziprozit¨ atsbedingung bei der Y- und Z-Matrixform von Zweitoren gleich ¨ sind, transformiert sie sich beim Ubergang auf die A-Matrixform in eine andersartige Bedingungsgleichung det A = a11 a22 − a12 a21 = 1.

(4.137)

Eine detaillierte Diskussion u ¨ber einen Reziprozitätsbegriff, der unabhängig von der Darstellung eines Zweitors ist, findet man bei Mathis [170]. Bemerkung: Die Bezeichnung Kettenform r¨ uhrt daher, dass diese Darstellung f¨ ur Zweitore zweckm¨ aßig verwendet wird, wenn mehrere Zweitore kettenartig aneinander geschaltet werden, so dass die Ausgangsgrößen des einen Zweitors identisch sind mit den Eingangsgr¨ oßen des folgenden Zweitors. Deswegen steht in den Kettengleichungen (4.136) auch (−I2 ), denn dieser Strom ist bei der Kettenschaltung gleich dem Eingangsstrom des nachfolgenden Zweitors.


69

Eine weitere wichtige Darstellung f¨ ur Zweitore ist die Hybridform oder H-Matrixform h11 h12 I1 U1 (4.138) = oder W1 = HW2 , I2 h21 h22 U2 mit W1 = (U1 , I2 )T und W2 = (I1 , U2 )T , die insbesondere bei der Beschreibung von Transistor-Ersatzschaltungen eingesetzt werden. Die H-MatrixDarstellung l¨ asst sich nach Abschnitt 4.1 mit Hilfe gesteuerter Quellen als Ersatznetzwerk repr¨ asentieren; vgl. Abb. 4.21. I1

U

h

I2

h

1 1

2 2

1

h

1 2

h

U 2

2 1

Abbildung 4.21. Ersatznetzwerk f¨ ur die H-Matrix-Darstellung

Neben den Zweitor-Darstellungen, die sich durch eine passende Permutation aus den Netzwerkvariablen U1 , I1 , U2 , I2 ergeben, kann man durch Superposition dieser Gr¨ oßen noch weitere Darstellungen ableiten. Die wichtigste Darstellung aus dieser Gruppe ist die sogenannte S-Matrix-Darstellung. Sie wurde im Jahre 1943 von Heisenberg in die Quantenfeldtheorie eingef¨ uhrt. Am Ende des 2. Weltkrieges wurde die S-Matrixbeschreibung von Kernphysikern (C. G. Montgomery, R. H. Dicke, und E. M. Purcell) auch in der Mikrowellentechnik verwendet; siehe Davis und Overstreet [58]. In der Netzwerktheorie hatte Campbell eine bestimmte Form der S-Matrix bereits in einer Arbeit aus dem Jahre 1922 benutzt. In allgemeiner Form wurde sie aber erst von Belevitch um 1946 in die Netzwerktheorie eingef¨ uhrt und sehr erfolgreich bei der damals sehr wichtigen Synthese klassischer LC-Filter angewendet. F¨ ur die Mikrowellentechnik ist die S-Matrix nach wie vor eine wichtiges Verfahren zur Beschreibung von Mikrowellenschaltungen, da Spannungen und Ströme zwar definiert werden k¨ onnen, vgl. Brand [38], aber messtechnisch nur Leistungsgr¨ oßen bestimmt werden k¨ onnen; vgl. z. B. Schiek [241], Pozar [216]. Zur Motivation alternativer physikalischer Größen, mit denen man das Klemmenverhalten von Ein-, Zwei- oder Mehrtoren beschreiben kann, betrachten wir zun¨ achst Zweipole bzw. 1-Tore. Versucht man z. B. Kurzschluss und Leerlauf mit Hilfe von Strom und Spannung zu beschreiben, dann ist man offensichtlich bei einer funktionalen Charakterisierung an bestimmte Art der Beschreibung gebunden. Ein Kurzschluß kann nur durch die Nullfunktion im u-i-Koordinatensystem beschrieben werden, während ein Leerlauf durch eine

70


Nullfunktion im i-u-Koordinatensystem repräsentiert werden muss. Soll ein idealer Schalter mathematisch charakterisiert werden, dann ist weder das eine noch das andere Koordinatensystem zu Beschreibung geeignet. Ein Ausweg bietet sich an, wenn man zu einer Leistungsbetrachtung u ¨bergeht. Grunds¨ atzlich kann man die Gr¨ oßen u und i durch geeignete Linearkombinationen ersetzen, wobei unter Umst¨ anden zusätzliche Normierungen vorgenommen werden k¨ onnen. Ein typisches Beispiel dieser Art ist die insbesondere in der HF-Technik gebr¨ auchliche Streuparameter-Darstellung; vgl. z. B. Heuermann [110], Hoffmann [116], Davis und Overstreet [58]. Dabei geht man von der Definition der Wirkleistung aus P = u · i,

(4.139)

wobei P positive oder negative Werte annehmen kann. Da sich jede reelle Zahl auch als Differenz zweier positiver Gr¨ oßen ausgedr¨ ucken lässt, kann man P in folgender Weise darstellen u · i = P = a2 − b2 = (a + b)(a − b),

(4.140)

wobei a und b ebenfalls reelle Gr¨ oßen sind. Gl. (4.140) ist mit K = 0 äquivalent zu u · i = (a + b)(K K −1 )(a − b) = {K(a + b)}{K −1 (a − b)}.

(4.141)

Daraus erh¨ alt man folgende Beziehungen erhalten K −1 u = a + b,

(4.142)

K i = a − b,

(4.143)

die auch nach den Gr¨ oßen a und b aufgel¨ ost werden können u + K 2i , 2K 2 u−K i b= . 2K

a=

(4.144) (4.145)

Nach Einf¨ uhrung des sogenannten Bezugswiderstands Z0 := K 2 > 0 erhält man schließlich u − Z0 i u + Z0 i , b= √ . (4.146) a= √ 2 Z0 2 Z0 Diese Variablentransformation wird Heaviside-Transformation genannt. Ein idealer Schalter kann damit durch b = S a mit S := ∓1 charakterisiert werden, wobei −1 f¨ ur den offenen Schalter und +1 f¨ ur den geschlossenen Schalter steht. Eine solche Variablentransformation kann auch bei Mehrtoren durchgef¨ uhrt werden. Im Fall eines 2-Tores werden von den Variablen U1 , I1 , U2 , I2


71

ausgehend die Eingangs- und Ausgangsvariablen jeweils einer HeavisideTransformation unterzogen; man erh¨ alt die neuen Netzwerkvariablen a1 :=

U1 + Z01 I1 U1 − Z01 I1 , b1 := , 1 2 Z0 2 Z01

(4.147)

a2 :=

U2 + Z02 I2 U2 − Z02 I2 , b := , 2 2 Z02 2 Z02

(4.148)

wobei Z01,2 die frei w¨ ahlbare reelle Konstanten der beiden Tore sind. Die Gr¨ oßen a1 , b1 , a2 , b2 , die man traditionell mit Hilfe kleiner Buchstaben bezeichnet, werden im Hinblick auf ihre urspr¨ ungliche Verwendung Wellengr¨ oßen oder Streuvariablen genannt. Mit Hilfe dieser Größen kann man die alternative S-Matrixform f¨ ur Zweitore formulieren s11 s12 a1 b1 = oder b = S a. (4.149) b2 s21 s22 a2 Die S-Matrix – auch Streumatrix genannt – setzt die in das Zweitor eingestreuten und die vom Zweitor reflektierten Wellengrößen a bzw. b miteinander in Beziehung. Dementsprechend lassen sich die Elemente der S-Matrix interpretieren. Insbesondere die s11 und s22 sind unter bestimmten Voraussetzungen als Reflektionskoeffizienten interpretierbar; z. B. b1 s11 = (4.150) a1 a2 =0 als Eingangsreflektionskoeffizient, wenn das Ausgangstor mit ZL = Z0 abgeschlossen wird (folgt direkt aus a2 = 0 und der Definition von a2 ). Die S-Matrix-Koeffizienten k¨ onnen auch mit Hilfe der Koeffizienten anderer Darstellungen ermittelt werden. Beispielsweise kann S aus Z in folgender Weise bestimmt werden −1 −1/2 −1/2 −1/2 −1/2 S = Z0 ZZ0 − 1 Z0 ZZ0 +1

mit 1/2 Z0

:=

Z01 0 Z02 0

(4.151)

.

(4.152)

Sind die beiden Tor-Konstanten gleich Z0 , dann kann man die S-Matrix˜ := [˜ Koeffizienten aus den Koeffizienten der normierten Z-Matrix Z zij ] := Z/Z0 = [zij /Z0 ] mit folgenden Formeln berechnen

72


z22 + 1) − z˜12 z˜21 (˜ z11 − 1)(˜ , (˜ z11 + 1)(˜ z22 + 1) − z˜12 z˜21 2˜ z12 = , (˜ z11 + 1)(˜ z22 + 1) − z˜12 z˜21 2˜ z21 = , (˜ z11 + 1)(˜ z22 + 1) − z˜12 z˜21 z22 − 1) − z˜12 z˜21 (˜ z11 + 1)(˜ = . (˜ z11 + 1)(˜ z22 + 1) − z˜12 z˜21

s11 =

(4.153)

s12

(4.154)

s21 s22

(4.155) (4.156)

˜ := Z−1/2 ZZ−1/2 falls sie Umgekehrt kann man die normierte Z-Matrix Z 0 0 existiert, auch bei bekannter S-Matrix S ermitteln ˜ = (1 − S)−1 (1 + S). Z

(4.157)

Die S-Matrixform von Zweitoren ist besonders interessant, weil sie in engem Zusammenhang mit Leistungsbegriffen von Zweitoren steht. Weiterhin kann man Stabilit¨ atseigenschaften von Zweitoren mit den S-Parametern besonders gut ausdr¨ ucken. Weitere Einzelheiten dazu findet man z. B. bei Pozar [216]. Verlustlose Zweitore werden beispielsweise durch unitäre Matrizen mit der Eigenschaft SS† = 1 beschrieben, wobei S† die konjugiert-komplexe und transponierte Matrix von S ist. Die Hintereinanderschaltung von 2-Toren lässt sich nicht direkt mit SMatrizen beschreiben, da die Streuvariablen nach hinaus und heraus gestreuten Gr¨ oßen a und b und nicht torweise sortiert sind. Mit Hilfe einer einfachen Permutationstransformation lassen sich die Streuvariablen so umordnen, dass sich eine Matrixbeschreibung ergibt, bei der die Streuvariablen die gew¨ unschte Ordnung besitzen und damit auch eine Beschreibung einer Kaskadierung m¨ oglich wird; vgl. z. B. Heuermann [110], Hoffmann [116] (dort wird eine andere Art der Permutationstransformation verwendet). Die entsprechenden Gleichungen k¨ onnen mit der sogenannten Transmissionsmatrix T formuliert werden t11 t12 b2 a1 (4.158) = oder t1 = T t2 . b1 t21 t22 a2 mit t1 = (a1 , b1 )T und t2 = (b2 , a2 )T . Die Umrechnungsvorschriften von S in T und umgekehrt lauten 1 1 1 −s22 t21 det T T= , S= (4.159) 1 −t12 S21 s11 − det S t11 mit det T = t11 t22 − t12 t21 . Die Transmissionsmatrix T einer Hintereinanderschaltung aus den 2-Toren T1 und T2 ergibt sich dann mit Hilfe des Matrizenprodukts (4.160) T = T1 · T2 . Wir wollen nun auf wichtige Anwendungen der verschiedenen Darstellungen von Zweitoren hinweisen. Schon in der ersten Arbeit u ¨ber Zweitormatrizen


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haben Strecker und Feldtkeller [256] gezeigt, dass man die verschiedenen Arten der Zusammenschaltungen von Zweitoren mit Verkn¨ upfungen bestimmter Matrizen in Verbindung bringen kann. So eignet sich die Y-Matrix, um am Eingang und Ausgang parallel geschaltete Zweitore zu beschreiben; man addiert die entsprechenden Y-Matrizen. Die Reihenschaltung von Zweitoren wird durch die Addition der Z-Matrizen beschrieben und auch bei den Mischformen Reihen-Parallelschaltungen sowie Parallel-Reihenschaltung kann man geeignete Matrizen addieren. Diese M¨ oglichkeiten der Zusammenschaltung werden in der elektronischen Schaltungstechnik sehr h¨ aufig verwendet; vgl. u. a. Davidse [57] und Tietze, Schenk [261] und Abschnitt 40. Leider wird nur selten darauf hingewiesen, dass dabei auch nach der Zusammenschaltung die Torbedingung ( jedes Klemmenpaar wird durch eine ” Spannung und einen Strom festgelegt“) f¨ ur jedes Tor (Klemmenpaar) erf¨ ullt sein m¨ ussen. Das ist insbesondere bei sehr einfachen Zweitoren nicht der Fall und dann kann man die Zweitormatrix der zusammengeschalteten Zweitore auch nicht mehr mit Hilfe der obengenannten Matrizenoperationen berechnen. Es sind zwar schon seit langer Zeit Kriterien bekannt, mit denen man u ufen kann, ob die Matrizenoperationen f¨ ur die Berechnung der zusam¨berpr¨ mengesetzten Zweitore eingesetzt werden k¨ onnen, aber sie werden nur selten angegeben; Ausnahmen sind Baerwald [12], Cauer [44], Bosse [36]. Die einzige Art der Zusammenschaltung, die uneingeschr¨ ankt mit einer Matrizenoperation in Verbindung gebracht werden kann, ist die Kettenschaltung. In diesem Fall sind die Torbedingungen offensichtlich immer erf¨ ullt und die gesamte AMatrix erh¨ alt man durch Multiplikation der A-Matrizen der einzelnen Zweitore. Entsprechendes gilt auch f¨ ur die S-Matrix.

5 Einfache elektrische Grundschaltungen

¨ 5.1 Einfu ¨ hrende Uberlegungen Im Rahmen dieses Abschnittes soll auf einige grundlegende elektrische Schaltungen eingegangen werden. Zun¨ achst behandeln wir Schaltungen aus Kondensatoren bzw. Spulen und Widerst¨ anden, wobei wir deren Verhalten nicht nur mit den Methoden der Theorie elektrischer Netzwerke aus dem letzten Abschnitt 4 analysieren wollen, sondern auch das zugrundeliegende physikalische Verhalten im Sinne der Theorie elektromagnetischer Felder betrachten. Man beachte, dass die im Rahmen der Netzwerktheorie verwendeten Begriffe Strom, Spannungen, elektrische Leistung, usw. eine solche physikalische Interpretation nicht ben¨ otigen, sondern sie werden dort axiomatisch eingef¨ uhrt werden. Das f¨ uhrt zu einer abgeschlossenen mathematischen Theorie f¨ ur elektrische Schaltungen, die aber die r¨ aumliche Ausdehnung der Bauelemente und der gesamten Schaltung vernachl¨ assigt. Auch wenn die Netzwerktheorie in vielen Situationen sehr erfolgreich angewendet werden kann, handelt es sich um eine N¨ aherungstheorie, deren Grenzen f¨ ur den Anwender sichtbar bleiben m¨ ussen, um keine unn¨ otig großen Fehler zu machen. Insbesondere bei der Modellierung integrierter Schaltungen, die im GHz-Bereich arbeiten und bei denen nanostrukturierte Bauelemente eingesetzt werden, ist inzwischen die r¨ aumliche Dimension der Teilschaltungen und Leitbahnen nicht mehr zu vernachl¨ assigen; vgl. Mathis [177]. Wenn gr¨ oßere Fehler zu erwarten sind, muss man bei der Modellierung auf die umfassenderen Theoriekonzepte f¨ ur elektromagnetische Felder zur¨ uckgreifen, die Hauptgegenstand der weiteren Abschnitte dieses Buches sind. Auf der anderen Seite ist es f¨ ur diejenigen, die sich mit dem Studium elektrischer Schaltungen erstmals auseinandersetzen, recht ungewohnt, die räumliche Dimension der Bauelemente und Schaltungen außer acht zu lassen, so dass eine allgemeinere Sichtweise angemessen ist. Man sollte sich ohnehin von vornherein dar¨ uber klar sein, dass physikalisch-technische Systeme meistens mit Hilfe einer Hierarchie theoretischer Konzepte betrachtet werden m¨ ussen, ¨ um eine vollst¨ andige Ubersicht u ¨ber deren Verhalten zu gewinnen. Beim Er-

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lernen dieses Theoriegeb¨ audes muss irgendwo begonnen werden, wobei man sich i. a. zun¨ achst derjenigen Theorie widmet, die begrifflich am einfachsten ist oder historisch am Anfang der Theorieentwicklung gestanden hat. Beide zuletzt genannten Gr¨ unde sprechen daf¨ ur, mit der Netzwerktheorie zu beginnen, die in der ersten H¨ alfte des 19. Jahrhunderts von Ohm und Kirchhoff sowie sp¨ ater von Helmholtz und Maxwell aufgebaut wurde. Wenn wir die Vorg¨ ange in einfachen elektrischen Schaltungen auch vom Standpunkt der Theorie elektromagnetischer Felder betrachten, dann greifen wir zunächst auf die elementaren Vorstellungen u uck, wie ¨ber elektromagnetische Felder zur¨ man sie in einem Grundkurs der Physik dargelegt bekommt. Im Rahmen des vorliegenden Buches wird auf solche Betrachtungsweisen noch einmal in den Abschnitten 7 (Elektrostatik), 16.1 (elektrisches Strömungsfeld) und 19 (station¨ ares Magnetfeld) eingegangen. In diesem Abschnitt reicht es aus, wenn man davon ausgeht, dass sich in der Umgebung zweier idealer Leiter, zwischen denen ein Potenzialunterschied (elektrische Spannung) besteht, ein elektrisches Feld ausbildet. Dieses Feld kann auch Energie speichern. Andererseits umgibt sich ein elektrischer Strom, der beispielsweise in einem leitenden Draht gef¨ uhrt wird, mit einem station¨ aren Magnetfeld, das ebenfalls Energie speichern kann. Ein elektrischer Strom kann sich in jedem Material ausbilden, in dem eine von null verschiedene Leitf¨ ahigkeit vorliegt. Bei den Rechnungen werden i. a. die grundlegenden Beziehungen aus der Netzwerktheorie aus Abschnitt 4 verwendet. Nur bei der Berechnung der Energie wird auf Formeln aus späteren Abschnitten zur¨ uckgegriffen. Es sollte noch darauf hingewiesen werden, dass wir, wie bereits im Abschnitt 4 erwähnt, Bauelemente und Netzwerkmodelle unterscheiden. So wird das Bauelement Spule“, deren Verhalten vom Standpunkt des magne” tischen Feldes interpretiert werden kann, im Rahmen der Netzwerktheorie im einfachsten Fall mit Hilfe des Netzwerkelements Induktivität“ modelliert, ” w¨ ahrend die Modellierung des Bauelementes Kondensator“ mit einer Kapa” zit¨ at erfolgen kann. Bez¨ uglich des Widerstandes kann eine solche Unterscheidung verbal nicht gemacht werden, da Bauelement als auch Netzwerkmodell als Widerstand“ bezeichnet werden. Insbesondere in den folgenden Unterab” schnitten ist diese Unterscheidung wichtig, damit man erkennt, wenn man vom netzwerktheoretischen auf den feldtheoretischen Standpunkt wechselt (und umgekehrt). In den Unterabschnitten 5.2 und 5.3 werden einfache Schaltungen aus einem Widerstand, einem Kondensator bzw. einer Spule und deren Modellierung behandelt. Im Unterabschnitt 5.4 wird auf Dreiphasennetzwerke vom Standpunkt der Netzwerktheorie eingegangen, während der sogenannte Gyrator in Unterabschnitt 5.5 physikalisch als auch netzwerktheoretisch diskutiert wird.

5.2 Einfache Schaltungen aus Spulen und Widerst¨ anden

77

5.2 Einfache Schaltungen aus Spulen und Widerst¨ anden 5.2.1 Lade- und Entladevorgang eines RC-Gliedes Im folgenden soll das zeitliche Verhalten einer einfachen Schaltung behandelt werden, die aus einem Kondensator und einem Ohmschen Widerstand besteht; wir sprechen auch von einem RC-Glied. In ersten Fall wird in einem bestimmten Zeitpunkt (t = 0) eine ideale Spannungsquelle und ein dazu in Reihe geschalteter Widerstand u ¨ber einen Schalter parallel mit der ungeladenen Kondensator verbunden. Im zweiten Fall ist der Kondensator elektrisch geladen und im Zeitpunkt t = 0 wird ein Widerstand parallel geschaltet. Infolge der im elektrischen Feld des Kondensators gespeicherten Energie (vgl. Abschnitt 13) ist zu dessen Aufbau mit endlicher Stromstärke Zeit erforderlich. Man kann diese Verz¨ ogerung des Feldaufbaues auch so deuten, dass der Zufluss von Ladungen einem Strom entspricht, der in den Widerständen des Stromkreises einen Spannungsabfall zur Folge hat. Dieser Spannungsabfall kann h¨ ochstens bis zum Betrag der Quellenspannung im Stromkreis wachsen, da sonst die treibende Spannung fehlen w¨ urde; dadurch ist die Stromstärke und damit die Schnelligkeit des Feldaufbaues begrenzt. Dieser Strom tritt an der einen Elektrode in den Kondensator ein und verl¨ asst ihn an der anderen wieder. Im Sinne der Theorie des quasistationären Feldes in Abschnitt 30 kann er als Verschiebungsstrom“ durch das nichtlei” tende Dielektrikum interpretiert werden. In einem Stromkreis, Abb. 5.1, der aus einer Kapazität C, einem Widerstand R und einer abhängigen Spannungsat auf quelle U0 besteht, fließt der Strom dann bei der Aufladung der Kapazit¨ einem geschlossenen wie in einem metallischen Stromkreis. Feldtheoretisch gesehen kann daher die Ladung des Kondensators nur so rasch zunehmen wie es die Spannung am Kondensator erlaubt. Die größte Ladungszunahme tritt unmittelbar nach dem Einlegen des Schalters auf. Die Quellenspannung U0 deckt die Spannung u an der Kapazit¨ at und den Spannungsabfall iR an dem Widerstand R, in dem auch der Innenwiderstand der Quelle enthalten sei. In jedem Zeitpunkt ist damit die f¨ ur den Spannungsabfall im Widerstand R zur Verf¨ ugung stehende Spannung U0 − u.

Abbildung 5.1. Stromkreis mit Kapazit¨ at

Eine netzwerktheoretische Analyse dieses Vorganges geht von der konstitutiven Relation einer Kapazit¨ at in Gl. (4.33) aus, die als Modellbeschreibung

78


f¨ ur den Kondensator verwendet wird. Der entsprechende Strom und die Ableitung der Spannung k¨ onnen in folgender Weise in Beziehung gesetzt werden i=C

du . dt

(5.1)

Mit Hilfe einer Maschengleichung kann damit die folgende Differentialgleichung abgeleitet werden U0 = u + iR = u + CR

du . dt

(5.2)

War der Kondensator im Zeitpunkt t = 0 ungeladen, so gilt f¨ ur das Kapazit¨ atsmodell u = 0 (f¨ ur t = 0) und Gl. (5.2) vereinfacht sich f¨ ur kleine Zeiten CR

du ≈ U0 dt

oder

u(t) ≈

U0 t. RC

(5.3)

Die Spannung nimmt also anfangs proportional mit der Zeit t zu, und zwar um so rascher, je kleiner das Produkt aus Widerstand und Kapazität ist. Man bezeichnet dieses Produkt als Zeitkonstante oder Abklingzeit RC =: τ.

(5.4)

Man kann in der Netzwerktheorie auch eine Ladungsvariable“ q := Cu f¨ ur ” das Kapazit¨ atsmodell einf¨ uhren, die nur formal mit der Formel f¨ ur die Ladung eines Kondensators u ¨berein stimmt. Unmittelbar nach dem Einschalten gilt somit U0 U0 C t= t. (5.5) q(t) ≈ τ R Auch wenn eine physikalische Interpretation von q im Rahmen der Netzwerktheorie nicht ben¨ otigt wird, kann man das Verhalten dieser Größe im Sinne einer Ladungsver¨ anderung im Kondensator physikalisch deuten. In dem Maße n¨ amlich, in dem infolge der Ladungszunahme die Spannung u am Kondensator w¨ achst, wird die f¨ ur den Spannungsabfall am Widerstand zur Verf¨ ugung stehende Spannung kleiner und die Ladung nimmt langsamer zu. Die Gl. (5.2) l¨ asst sich mit der sogenannten Methode der Trennung der Ver¨ anderlichen schreiben dt du = . (5.6) U0 − u τ Durch Integration ergibt sich hieraus − ln

U0 − u t = , k τ

(5.7)

wobei k eine Integrationskonstante ist, und schließlich u(t) = U0 − ke−t/τ .

(5.8)


79

Soll u = 0 f¨ ur t = 0 sein, so gilt 0 = U0 − ke0 oder k = U0 , und es wird (5.9) u(t) = U0 1 − e−t/τ . F¨ ur den Strom folgt du(t) U0 −t/τ = e . (5.10) dt R Er hat im ersten Augenblick nach dem Einschalten den gleichen Wert I = at kurzgeschlossen wäre; man sagt daher, die KaU0 /R, als ob die Kapazit¨ pazit¨ at verhalte sich im ersten Augenblick nach dem Einschalten so wie ein Kurzschluss. F¨ ur den Wert der Ladungsvariablen q ergibt sich i(t) = C

Abbildung 5.2. Aufladung einer Kapazit¨ at

q(t) = U0 C 1 − e−t/τ = Q 1 − e−t/τ

(5.11)

mit Q := U0 C. Der zeitliche Verlauf dieser Gr¨ oßen ist in Abb. 5.2 dargestellt. Die Spannung n¨ ahert sich allm¨ ahlich ihrem Endwert U0 , der Strom nimmt im gleichen Maße allm¨ ahlich ab. Der Vorgang der Aufladung dauert streng genommen unendlich lang; praktisch ist aber schon nach einer bestimmten endlichen Zeit kein Unterschied mehr gegen¨ uber dem Endzustand wahrzunehmen. Mit Hilfe eines Taschenrechners lassen sich rasch einige Zahlenwerte der beiden Zeitfunktionen bestimmen. Je nach der Genauigkeit, mit der die Spannungen und Str¨ ome gemessen werden k¨ onnen, wird man im allgemeinen als Dauer des Aufladungsvorganges eine Zeit zwischen 4τ und 8τ anzusehen haben. ¨ Unter der Voraussetzung von verh¨ altnism¨ aßig langsamen zeitlichen Anderungen, die im Abschnitt 33 noch genauer definiert wird, ändern sich feldtheoretisch gesehen die Feldgr¨ oßen, also z. B. die elektrische Feldstärke, u ¨berall im ganzen Feld gleichzeitig mit der Spannung u; ihr zeitlicher Verlauf stimmt also mit dem Verlauf von u u ¨berein. Die bei der Aufladung aufgewendete Energie ist ∞ ∞ U0 i(t)dt = U0 i(t)dt = U0 Q = CU02 . (5.12) 0

0

Sie ist zur H¨ alfte (1/2)CU02 im elektrischen Feld gespeichert; vgl. Abschnitt 13. Die andere Hälfte wird bei der Aufladung im Widerstand R in Wärme umgesetzt.

80


Abbildung 5.3. Entladung einer Kapazit¨ at

¨ Ganz a gelten auch f¨ ur die Entladung eines Kon¨hnliche Uberlegungen densators. Ein Kondensator wird entladen, indem man seine Elektroden u ¨ber einen angeschalteten Widerstand miteinander verbindet. In einem praktischen Experiment stellt der Isolationswiderstand des Kondensators bereits bei offenen Klemmen eine Verbindung mit geringer Leitfähigkeit her. Auch in diesem Fall wird ein Netzwerkmodell aus Kapazität und Widerstand zur mathematischen Beschreibung des Entladevorganges verwendet. Im Modell wird die Kapazit¨ at mit einem idealen Schalter an einen Ohmschen Widerstand geschaltet (Abb. 5.3). Der Spannungsabfall iR am Widerstand muss hier in jedem Augenblick die Spannung u an der Kapazität zu Null ergänzen; es gilt gem¨ aß Gl. (5.2) du = 0. (5.13) u+τ dt Durch Integration ergibt sich u(t) = U e−t/τ ,

(5.14)

wobei der Anfangswert f¨ ur t = 0 mit U bezeichnet ist. Der Strom wird nach Gl. (5.1) und (5.4) U (5.15) i(t) = − e−t/τ . R Er hat die entgegengesetzte Richtung und den gleichen zeitlichen Verlauf wie bei der Aufladung. Die bei der Entladung durch den Widerstand R fließende Ladungsmenge Q kann im Rahmen des station¨ aren Str¨ omungsfeldes mit Hilfe des Integrals u ¨ber den Strom ermittelt werden. Nehmen wir den mit dem Netzwerkmodell errechneten Strom i(t), dann erhalten wir ∞ Q= i(t)dt = U C. (5.16) 0

Nach den Formeln (5.10) und (5.15) w¨ urde der Strom im ersten Augenblick nach dem Einschalten unendlich groß werden, wenn der Widerstand Null wäre. Abgesehen davon, dass dieser Fall nicht realisierbar ist, ergibt sich in Wirklichkeit immer ein endlicher Wert der Stromstärke wegen der Wirkung der gleichzeitig mit dem Strom auftretenden magnetischen Felder, die hier nicht ber¨ ucksichtigt worden sind (siehe Abschnitt 17). Zwischen dem Isolationswiderstand Ri und der Kapazität C eines Kondensators besteht nach Gl. (16.29) die Beziehung


Ri C =

ε , κ

81

(5.17)

wenn mit κ die Leitf¨ ahigkeit des Isolierstoffes bezeichnet wird. Die Zeitkonstante f¨ ur die Selbstentladung eines Kondensators ist daher ε τ= , (5.18) κ

Zahlenbeispiele: 1. Wird eine Kapazit¨ at C = 1μF u ¨ber einen Widerstand von R = 1000Ω durch eine Spannung von 220V aufgeladen, so hat die Stromstärke im ersten Augenblick nach dem Einlegen des Schalters den Wert I = U0 /R = 220V /1000Ω = 0, 22A. die Zeitkonstante beträgt τ = CR = 10−6 · 1000F Ω10−3 = 1 ms. Nach einer Zeit von 3ms hat daher die Ladung 95% , nach 4ms 98% ihres Endwertes Q = U0 C = 220 · 104 V F = 2, 2 · 10−4 As erreicht. Der Strom ist nach 4ms auf i = 0, 22 · 0, 0183A = 4mA abgeklungen. 2. Hat der Kondensator einen Isolationswiderstand von 100M Ω, so entlädt er sich nach Unterbrechen des Stromkreises mit einer Zeitkonstante von τ = 10−6 · 108 F = 100s. Die Spannung ist nach einer Zeit von 400s = 6, 7min auf 1,83% ihres Anfangswertes, also auf 4V gesunken. Nach der doppelten Zeit betr¨ agt die Spannung noch 0, 000335 · 220V = 0, 074V . 3. Die M¨ oglichkeit, bei der Entladung eines Kondensators die ganze ihm zugef¨ uhrte Elektrizit¨ atsmenge wieder zu gewinnen, kann z. B. zur Messung der Frequenz von Wechselstr¨ omen ben¨ utzt werden. Dazu wird u ¨ber ein von dem Wechselstrom gespeistes Relais A, Abb. 5.4, ein Kondensator C in jeder Periode des Wechselstromes einmal auf eine bestimmte Spannung U aufgeladen und u ¨ber ein Gleichstrommessinstrument entladen. Ist f die Frequenz“ (Zahl der Perioden geteilt durch Zeit), dann ist die durch ” das Instrument pro Zeiteinheit fließende Ladungsmenge nach Gl. (5.16) bestimmt durch f CU , wobei die Zeiteinheit T durch die Frequenz f = 1/T bestimmt wird. Die Ladungs¨ anderung pro Zeiteinheit f CU ist gleich der Stromst¨ arke I im Instrument. Sie ist proportional der Frequenz f . Voraussetzung f¨ ur diesen einfachen Zusammenhang ist, dass während der Schließungszeiten T der Kontakte die Ladungen bzw. die Entladungen praktisch v¨ ollig beendet sind. Ist z. B. C = 1μF, U = 100V , so ergibt sich bei 50Hz ein Strom I = f U C = 50 · 10−6 100s−1 F V = 5mA.

(5.19)

Der Widerstand R des Instrumentes muss so klein sein, dass die Zeitkonstante CR kleiner als etwa 1/6 der Periodendauer 1/f wird, d. h. R < 1/(6f C). Der Instrumentenwiderstand darf danach in dem Zahlenbeispiel nicht gr¨ oßer als 3000Ω sein. Auch der Vorwiderstand im Ladestromkreis darf diesen Betrag nicht u ¨berschreiten.

82


Abbildung 5.4. Frequenzmesser

4. Die Schnelligkeit, mit der die Selbstentladung vor sich geht, ist nach Gl. (5.17) unabh¨ angig von Form und Gr¨ oße des Kondensators und nur durch die Eigenschaften des Isolierstoffs bestimmt, gute Isolierung der Zuleitungen vorausgesetzt. Ist z. B. εr = 4, κ = 10−13 S/m, so wird τ=

4 · 8, 86 · 10−12 F m εr ε 0 = = 354s ≈ 6min. κ 10−13 Sm

(5.20)

5.2.2 Ein einfacher Wechselstromkreis mit Kondensator Praktisch besonders wichtig ist das Verhalten der Nichtleiter in elektrischen Feldern, wenn sich die Feldgr¨ oßen zeitlich sinusförmig a¨ndern. Das elektrische Feld kann der Einfachheit halber durch zwei Platten (Plattenkondensator) erzeugt werden, die auf unterschiedlichem, sinusförmig sich a¨nderndem Potenzial liegen. Diese Anordnung kann nach Abschnitt 12.1 durch den Kapazit¨ atswert C charakterisiert werden. Um die zugehörigen Wechselspannungen und -ströme mathematisch darzustellen, ist es erforderlich, positive Richtungen willk¨ urlich festzulegen. Wir kennzeichnen die positive Richtung des Stromes in einem Leiter durch einen Stromzählpfeil auf dem Leiter und setzen fest, dass die Spannung zwischen zwei Punkten des Leiters als positiv bezeichnet werden soll. Wenn der Spannungszählpfeil vom höheren zum niedrigeren Potenzial weist, Abb. 5.5. Gibt man beiden Zählpfeilen die gleiche Richtung (Verbraucherz¨ ahlpfeilsystem), so gilt f¨ ur den Ladestrom iC in einem Kondensator mit der Kapazit¨ at C die Beziehung

Abbildung 5.5. Wechselstromkreis mit Kapazit¨ at

iC = C

du . dt

(5.21)


83

Eine zeitlich sinusf¨ ormige Spannung stellen wir dar durch √ u(t) = U 2 sin ωt = u ˆ sin ωt, (5.22) √ wobei U den Effektivwert, U 2 = u ˆ den Scheitelwert, ω die Kreisfrequenz, ω = 2πf,

(5.23)

und f die Frequenz der Wechselspannung bezeichnen; f ist die Zahl der Perioden geteilt durch die Zeit; als Einheit der Frequenz wird 1 Hertz = 1Hz = 1 P er/s gebraucht. Die Periodendauer ist T =

1 . f

(5.24)

¨ Andert sich die Spannung zwischen den beiden Elektroden einer Kapazität gem¨ aß (5.22), so wird der Ladestrom nach Gl. (5.21) √ 1 1 ˆ sin ω t + T . ˆ sin ω t + T = ωC u iC (t) = ωCU 2 cos ωt = ωC u 4 4 (5.25) Das elektrische Feld in einem Kondensator ist ein Wechselfeld, f¨ ur das die

Abbildung 5.6. Zeitlicher Verlauf von Spannung und Strom bei einer Kapazit¨ at

gleichen Gesetze gelten wie f¨ ur ein elektrostatisches Feld. Der Ladestrom des Kapazit¨ atsmodells erreicht entsprechende Werte um 1/4 Periode fr¨ uher als die Spannung, Abb. 5.6; er eilt also der Spannung um 1/4 Periode voraus. Sein Effektivwert ist (5.26) IC = U ωC. Indem man die Periode T in 360 Grad einteilt, sagt man auch: Der Strom iC ” eilt der Spannung u um 90◦ voraus“. Diese Aussage hat nur dann einen Sinn, wenn die positiven Richtungen so wie oben definiert werden. Hat der Nichtleiter zwischen den Platten des Kondensators eine endliche Leitf¨ ahigkeit σ, so entsteht an jeder Stelle unter der Einwirkung der elektrischen E-Feldst¨ arke ein Strom von der Dichte κE. Da die elektrische

84


Feldst¨ arke in jedem Augenblick proportional der Spannung zwischen den Elektroden ist, also mit ihr in Phase“ schwingt, so ist auch der Leitungsstrom ” Phase mit der Spannung. Bezeichnen wir diesen Strom mit iR , so gilt daher iR (t) =

U√ u(t) = 2 sin ωt, R R

(5.27)

wobei R den Isolationswiderstand f¨ ur Wechselstrom von der Frequenz f darstellt. Der gesamte Strom ist in jedem Augenblick i = iC + iR .

(5.28)

Er eilt der Spannung um einen Phasenwinkel zwischen 0◦ und 90◦ vor, und

Abbildung 5.7. Ersatzbild eines verlustbehafteten Kondensators

man kann auf Grund dieses Zusammenhanges f¨ ur den Kondensator das in Abb. 5.7 dargestellte Ersatzschema aufstellen, in dem man sich den Kondensator zerlegt denkt in einen Kondensator mit vollkommener Isolierung, der durch eine Kapazit¨ at modelliert werden kann, und in einen Widerstand, der den Isolationsstrom f¨ uhrt. Die elektrische Arbeit, die dieses Zweipol-Netzwerk während einer Periode aufnimmt, ist nach Gl. (4.68) P T = W1 =

T

u(t)i(t)dt.

(5.29)

0

Durch Einsetzen von u und i und Ausf¨ uhren der Integration erhält man W1 =

U2 T. R

(5.30)

Diese Arbeit ist unabh¨ angig vom Kapazit¨ atswert und nur bestimmt durch den Widerstand R. Der Strom zeigt lediglich ein Hin- und Herpendeln von Ladungen an, wobei in jeder Periode die w¨ ahrend der Zeitabschnitte mit gleichen Vorzeichen von u und i aufgenommene Arbeit während der anderen Zeitabschnitte vom Kondensator wieder abgegeben wird. Die elektrische Arbeit wird w¨ ahrend der ersten Zeitabschnitte im elektrischen Feld als elektrische Energie aufgespeichert. Im Sinne einer elektrostatischen Betrachtung (vgl. Abschnitt 13) gilt in jedem Zeitpunkt t


W =

1 2 Cu . 2

85

(5.31)

Die aufgespeicherte Energie erreicht den Maximalwert Wm =

1 2 Cu ˆ = CU 2 , 2

(5.32)

wenn die Spannung ihren positiven oder negativen Maximalwert hat. Nimmt dann die Spannung ab, so verringert sich die aufgespeicherte Energie entsprechend, und es wird Energie aus dem elektrischen Feld zur Stromquelle zur¨ uckgeliefert. Nur infolge des Leitungsstromes entstehen elektrische Verluste. Nach Abschnitt 16.2 zeigt die endliche Leitfähigkeit des Isolierstoffes eine Umsetzung elektrischer Energie in W¨ arme an. Die während einer Periode des Wechselstroms entwickelte W¨ armemenge ist W1 Gl. (5.30). Die Rate des W¨ armeumsatzes ist daher U2 W1 = = P. (5.33) T R Dies ist die elektrische Leistung P , die dem Kondensator im Mittel zufließt. Durch Messen dieser Leistung kann man die Größe R bestimmen. Derartige Messungen zeigen nun, dass bei wirklichen Isolierstoffen der so ermittelte Wert von R im allgemeinen nicht dem Isolationswiderstand entspricht, den man mit Gleichstrom feststellen kann; er ist vielmehr meist erheblich kleiner. Um auszudr¨ ucken, dass es sich hier nicht um den Gleichstromisolationswiderstand handelt, ist es u uhren ¨blich, den reziproken Wert von R, den Leitwert G, einzuf¨ und diese Gr¨ oße zu definieren durch die vom Kondensator aufgenommene Leistung zur Deckung der dielektrischen Verluste, P = U 2 G.

(5.34)

G wird als die Ableitung des Kondensators bezeichnet. F¨ ur den Effektivwert des Leitungsstromes gilt IR = GU. (5.35) Zur Veranschaulichung von sinusf¨ ormigen Str¨ omen und Spannungen kann man im Sinne der Darstellung der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly ein Zeigerdiagramm verwenden, ohne dass man komplexe Ströme und Spannungen explizit verwendet. Dazu ben¨ otigt man lediglich einige geometrische Regeln f¨ ur Spannungs- und Stromzeiger, die aus der Wechselstromrechnung u onnen. Die Konstruktion erfolgt dann mit ¨bernommen werden k¨ Vektoren in der Ebene. Ein solches Zeigerdiagramm ist f¨ ur den hier betrachteten Fall des Netzwerkes in Abb. 5.8 aufgezeichnet. Die Wechselstromgrößen werden durch Zeiger dargestellt, deren L¨ ange in einem willk¨ urlich gewählten Maßstab gleich dem Effektivwert gemacht wird; sie bilden Winkel miteinander, die gleich den in Graden ausgedr¨ uckten zeitlichen Verschiebungen sind, wobei eine Voreilung einer Drehung links herum entsprechen soll. Die Projektionen dieser Zeiger

86


auf eine im Uhrzeigersinn mit der Winkelgeschwindigkeit ω rotierende Zeit√ ” linie“ Z geben, mit 2 multipliziert, die Augenblickswerte der Spannungen und Str¨ ome an. Oft wird f¨ ur die Zeigerl¨ ange auch der Scheitelwert ben¨ utzt, so dass die Zeigerprojektionen auf die Zeitlinie direkt die Augenblickswerte ergeben. Die Zeitlinie wird ebenfalls mit einem Pfeil versehen und dadurch in eine positive und negative H¨ alfte geteilt. Die Augenblickswerte gelten als positiv, wenn die Projektionen auf der positiven Hälfte der Zeitlinie liegen, im anderen Falle als negativ. Der Ladestrom IC = U ωG eilt der Spannung U ahrend der Leitungsstrom IR = U G in Phase mit U liegt. um 90◦ vor, w¨

Abbildung 5.8. Zeigerdiagramm f¨ ur den verlustbehafteten Kondensator

F¨ ur die Wechselstromzeiger gelten die geometrischen Additionsgesetze der Vektoren; man bezeichnet sie daher manchmal – vor allem in der a¨lteren Literatur – als Vektoren. Wie aus Abb. 5.8 ersichtlich ist, gilt bei geometrischer ur die Projektionen auf die Zeitlinie Addition von IR und IC f¨ OA = OB + OC

oder

i = iC + iR ,

(5.36)

wie es nach Gl. (5.30) sein soll. Der Zeiger des Gesamtstromes ergibt sich also durch geometrische Addition der die Teilstr¨ ome darstellenden Zeiger. Die Winkel zwischen den Zeigern bilden ein Maß f¨ ur die zeitliche Verschiebung der Wechselgr¨ oßen. Man bezeichnet sie auch als Phasenwinkel. Als Maß f¨ ur die dielektrischen Verluste kann man den Winkel δ ben¨ utzen, um den der Gesamtstrom dem Ladestrom nacheilt. Man bezeichnet diesen Winkel als den Verlustwinkel des Kondensators, da sich durch ihn die Verlustleistung ausdr¨ ucken l¨ asst. Es ist tan δ =

G IR . = IC ωC

(5.37)

Der Verlustwinkel stellt eine Stoffkonstante dar, da das Verhältnis G/C nach Gl. (16.29) unabh¨ angig von den Abmessungen ist. Häufig wird auch der Verlustfaktor tan δ als Maß f¨ ur die Verluste ben¨ utzt; bei kleinen Verlustwinkeln ist tan δ ≈ δ. Die in W¨ arme umgesetzte Leistung wird

5.3 Netzwerke aus Spulen und Widerst¨ anden

P = U 2 G = U IR = U I sin δ = U I cos ϕ. F¨ ur den Gesamtstrom l¨ asst sich aus Abb. 5.8 die Beziehung ablesen I = U G2 + (ωC)2 .

87

(5.38)

(5.39)

Statt die Zeitlinie im Uhrzeigersinn rotieren zu lassen, kann man auch eine festliegende Zeitlinie annehmen und das ganze Zeigerdiagramm entgegengesetzt umlaufen lassen. Im Sinne der Darstellung der Wechselstromrechnung nach Steinmetz und Kennelly ( Methode der komplexen Amplitude“) – vgl. Abschn. 4.3 – kann ” die obenstehende Rechnung im Fall sinusf¨ ormiger Anregungen mit komplexen Gr¨ oßen ausgef¨ uhrt werden. Wird der AC-Kalk¨ ul – vgl. Abschn. 4.3 – verwendet, dann kann man nach Abschnitt 4.4 ein Zeigerdiagramm direkt f¨ ur das ¨ Ubertragungsverhalten der Schaltung zwischen zwei ausgewählten Größen (z. B. u und i) angeben, wobei auf die Einf¨ uhrung komplexer Amplituden f¨ ur die Spannungen und Str¨ ome verzichtet wird. Das Zeigerdiagramm charakterisiert demnach die Antwortfunktion der Schaltung auf eine vorgegebene Größe, die im Zeigerdiagramm der komplexen Amplituden von Spannungen und Strömen in Abb. 5.8 indirekt auch enthalten ist.

5.3 Netzwerke aus Spulen und Widerst¨ anden 5.3.1 Aufladevorgang eines LR-Gliedes Die Spannung der Selbstinduktion sucht nach dem oben besagten den Stromanderungen entgegenzuwirken. Wird an eine Spule eine Gleichspannung ge¨ legt, so bildet sich daher mit dem Anwachsen des Stromes eine der treibenden Spannung entgegenwirkende Spannung. Der Strom kann nur so rasch ansteigen wie es die zur Verf¨ ugung stehende Spannung zulässt. In dem Stromkreis Abb. 5.9 gilt nach dem Einlegen des Schalters

Abbildung 5.9. Schalten einer Spule

U0 = Ri + uL , oder

(5.40)

88


di ; dt hieraus folgt (nach Trennung der Ver¨ anderlichen) U0 = Ri + L

dt =

Ldi , U0 − iR

(5.41)

(5.42)

und man findet durch Integration i(t) =

U0 + ke−(R/L)t . R

(5.43)

War die Spule vor dem Einschalten stromlos, so muss i = 0 f¨ ur t = 0 sein, uhrt man noch die Zeitkonstante also k = −U0 /R. F¨ τ := ein, so wird i(t) =

L R

U0 1 − e−t/τ . R

(5.44)

(5.45)

¨ Ahnlich wie die Spannung bei der Aufladung eines Kondensators nähert sich

Abbildung 5.10. Stromanstieg in der Spule

der Strom in der Spule allm¨ ahlich seinem durch das Ohmsche Gesetz bestimmten Endwert, Abb. 5.10. Die Zeit, die verstreicht, bis der stationäre Gleichstrom erreicht ist, betr¨ agt etwa 4 · · · 8τ . Als Ursache f¨ ur die Verzögerung des Stromanstieges kann wie im elektrischen Feld die Speicherung von Feldenergie angesehen werden. Multipliziert man auf beiden Seiten der Gl. (5.41) mit idt, so wird (5.46) U0 idt = i2 Rdt + Lidi. Links steht die in irgendeinem Zeitpunkt w¨ ahrend des Zeitabschnittes dt von der Stromquelle gelieferte Arbeit. Das erste Glied rechts gibt die während dieses Zeitabschnittes entwickelte W¨ armemenge an. Der Rest der gelieferten Arbeit wird in der Spule gespeichert, und zwar kann man ähnlich wie beim elektrischen Feld das ganze magnetische Feld selbst als Sitz der gespeicherten Energie ansehen; vgl. Abschnitt 24. Die während des Zeitabschnittes dt aufgenommene Energie ist nach Gl. (5.46)


dW = Lidi.

89

(5.47)

Die zu einem beliebigen Zeitpunkt im Feld gespeicherte Energie, die man als die magnetische Energie des Feldes bezeichnet, ergibt sich durch Integration: W =

1 2 Li . 2

(5.48)

Abb. 5.11 zeigt den zeitlichen Verlauf der von der Stromquelle gelieferten

Abbildung 5.11. Energieaufnahme der Spule

Leistung U0 i sowie der in W¨ arme umgewandelten Leistung i2 R. Die schraffierte Fl¨ ache zwischen den beiden Kurven gibt die gespeicherte Energie an. Diese kann beim Abbau des Feldes wiedergewonnen werden. Verbindet man die beiden Enden der Spule miteinander, so gilt di ; dt

(5.49)

i(t) = Ia e−t/τ ,

(5.50)

0 = iR + L daraus folgt

wenn mit Ia der Strom im Moment des Kurzschlusses bezeichnet wird. W¨ ahrend der Strom gem¨ aß dieser Funktion allmählich auf Null abfällt, wird die im Feld gespeicherte Energie an den Stromkreis abgegeben und in Wärme umgewandelt. Bei einer pl¨ otzlichen Unterbrechung eines Stromkreises, der eine Spule mit hoher Induktivit¨ at enth¨ alt, muss sich die in der Spule aufgespeicherte Energie in sehr kurzer Zeit umsetzen; es ergibt sich daher eine sehr hohe Selbstinduktionsspannung, die einen Funken oder Lichtbogen an der Unterbrechungsstelle zur Folge hat, wobei die magnetische Energie in Wärme umgewandelt wird. Um derartig hohe Spannungen, die f¨ ur die Isolation der Wicklung gefährlich werden k¨ onnen, zu vermeiden, verbindet man bei großen Spulen vor dem Abschalten der Stromquelle die beiden Wicklungsenden durch einen Widerstand R1 . Die Spannung an der Spule wird dann nach dem Abschalten der Stromquelle (5.51) u(t) = i(t)R1 = Ia R1 e−t/τ ,

90


wobei τ=

L ; R + R1

(5.52)

sie springt also beim Abschalten auf den Wert Ua = Ia R1 = U0

R1 . R

(5.53)

Zahlenbeispiel: Es sei L = 0, 2H, R = 10Ω, U0 = 100V . Die Zeitkonstante wird 0, 2H L = = 0, 02s. (5.54) τ= R 10Ω Der Aufbau des magnetischen Feldes ist in etwa 0,1 Sekunden beendet. Dann ist die Stromst¨ arke 100V I= = 10A. (5.55) 10Ω die in der Spule aufgespeicherte Energie W =

1 2 1 LI = 0, 2 · 100HA2 = 10W s. 2 2

(5.56)

Bei gegebenem Wickelraum, F¨ ullfaktor und magnetischem Widerstand ist die Zeitkonstante einer Spule unabh¨ angig von der Windungszahl, da nach Gl. (23.23) und (22.31) sowohl der Widerstand als auch die Induktivität proportional dem Quadrat der Windungszahl ist. 5.3.2 Ein einfacher Wechselstromkreis mit Spule Magnetische Wechselfelder werden durch Wechselstrom erzeugt. Fließt in einer Spule mit der Induktivit¨ at L ein Strom √ (5.57) i(t) = I 2 sin ωt = Im sin ωt, so entsteht nach Gl. (4.34) eine Selbstinduktionsspannung uL (t) = L

di(t) = ωLIm cos ωt. dt

(5.58)

Dabei gilt die Spannung dann als positiv, wenn sie einem Potenzialgefälle in Richtung des Stromz¨ ahlpfeiles entspricht. Aus Gl. (5.58) geht hervor, dass die Selbstinduktionsspannung dem Strom um 90◦ voreilt. Ferner ist ersichtlich, dass der Effektivwert der Selbstinduktionsspannung UL = ωLI betr¨ agt.

(5.59)


91

Infolge des Widerstandes R der Spule entsteht nach dem Ohmschen Gesetz eine Spannung (5.60) uR (t) = Ri(t) = RIm sin ωt, die in Phase mit dem Strom schwingt und deren Effektivwert UR = RI

(5.61)

betr¨ agt. Man bezeichnet UR auch als Ohmschen Spannungsabfall, UL als induktiven Spannungsabfall. Die gesamte Spannung u an der Spule ergibt sich in jedem Zeitpunkt als Summe der beiden Spannungen uR und uL u = uR + uL .

(5.62)

Im Zeigerdiagramm, Abb. 5.12, m¨ ussen daher die beiden Zeiger UR und UL

Abbildung 5.12. Zeigerdiagramm einer Spule

geometrisch addiert werden. Aus dem rechtwinkligen Dreieck folgt f¨ ur den Effektivwert der Gesamtspannung an der Spule U = UR2 + UL2 = I R2 + (ωL)2 . (5.63) Zs (ω) =

R2 + (ωL)2 .

(5.64)

ist die Impedanz der Spule. Umgekehrt folgt bei gegebener Spannung die Stromstärke aus der Gl. (5.63). Der Strom in der Spule eilen der Spannung an der Spule um einen Winkel ϕ nach, der zwischen 0◦ und 90◦ liegt, und der berechnet werden kann aus ωL . (5.65) tan ϕ = R Die Spule nimmt in jedem Zeitelement dt die elektrische Arbeit uidt auf. Die der Spule zufließende Leistung ist daher in jedem Zeitpunkt t Pt = ui = uR i + uL i.

(5.66)

Setzt man hier uR , uL und i nach Gl. (5.57), (5.58) und (5.60) ein und ber¨ ucksichtigt, dass

92


2 sin2 ωt = 1 − cos 2ωt;

2 sin ωt cos ωt = sin 2ωt,

(5.67)

so ergibt sich unter Verwendung von Effektivwerten Pt (t) = I 2 R − I 2 R cos 2ωt + I 2 ωL sin 2ωt.

(5.68)

Die Leistung schwankt zeitlich mit der doppelten Frequenz des Wechselstromes. Der Mittelwert zeigt die in der Spule entstehenden Verluste durch Stromw¨ arme an. Er betr¨ agt 1 T u(t)i(t)dt = I 2 R. (5.69) P = T 0 Dies ist der erste Summand in Gl. (5.68). Der zweite Summand stellt eine

Abbildung 5.13. Augenblicksleistung Pt bei einer Spule

Schwankung mit dem gleich großen Scheitelwert dar. Der Augenblickswert der Leistung in dem ohmschen Widerstand R ist immer dann Null, wenn der Strom durch Null geht, er hat den Maximalwert 2I 2 R, wenn der Strom ein positives oder negatives Maximum durchl¨ auft. Abb. 5.13 zeigt den zeitlichen Verlauf der vom ohmschen Widerstand R aufgenommenen Leistung PRt . Der dritte Summand in Gl. (5.68) stellt ebenfalls eine Leistungsschwankung mit der doppelten Frequenz des Wechselstromes dar, aber mit dem Mittelwert Null. Der Scheitelwert der Schwankung ist I 2 ωL, Abb. 5.68. Diese Leistung PLt ist immer dann Null, wenn der Strom i oder die Spannung uL durch Null gehen. Dazwischen liegen die Maximal- und Minimalwerte. Diese schwankende Leistung zeigt die im magnetischen Feld gespeicherte Energie an. Jeweils w¨ ahrend einer Viertelperiode des Stromes (+) wird Energie in das magnetische Feld geliefert und w¨ ahrend der darauffolgenden Viertelperiode (−) fließt diese Energie wieder zur Stromquelle zur¨ uck. Der Scheitelwert dieser Leistung ist auch (5.70) I 2 ωL = IUL . Die maximal im magnetischen Feld gespeicherte Energie ergibt sich durch Integration u ¨ber eine Viertelperiode


T /4

PLt (t)dt = I 2 ωL

Wm = 0

93

T /4

sin 2ωtdt = I 2 L.

(5.71)

0

Dies ¨berein mit Gl. (5.47), wenn dort der Scheitelwert des Stromes √ stimmt u I 2 f¨ ur den betrachteten Zeitpunkt T /4 eingesetzt wird. Der aus der gemessenen Verlustleistung nach Gl. (5.69) berechnete Wert von R ist im allgemeinen gr¨ oßer als der mit Gleichstrom gemessene Widerstand. Man bezeichnet daher den aus Gl. (5.69) definierten Widerstand als den Wirkwiderstand der Spule; der Unterschied gegen¨ uber dem Gleichstromwiderstand ist bedingt durch die im magnetischen Wechselfeld auftretenden Verluste, die sich aus verschiedenen Anteilen zusammensetzen (siehe Abschnitt 29.1 und 29.3). ωL wird auch als Blindwiderstand bezeichnet, da die mittlere Leistung nur durch den Spannungsabfall IR bestimmt ist und der Spannungsabfall IωL zur mittleren Leistung nichts beitr¨ agt. Bemerkung: Auch wenn Induktivit¨ aten erst im Rahmen der Theorie des station¨ aren Magnetfeldes n¨ aher betrachtet werden, f¨ ugen wir schon hier einige Bemerkungen an. Die verwendeten Begriffe des magnetischen Feldes muss der Leser gegebenenfalls in Abschnitt 18 nachlesen. Wenn nämlich der magnetische Kreis im wesentlichen aus Eisen besteht und hohe B-Feldstärken vorkommen, so dass die nichtlinearen Effekte eine wesentliche Rolle spielen, vermeidet man den Begriff der Induktivit¨ at und berechnet die Selbstinduktionsspannung unmittelbar aus dem durch die Wicklung mit N Windungen hindurchgehenden B¨ undelfluss Φ. Ist Φm der Scheitelwert dieses Flusses, so ist der Augenblickswert (5.72) Φ(t) = Φm sin ωt. Die Selbstinduktionsspannung wird nach dem Induktionsgesetz uL (t) = N

dΦ(t) = N ωΦm cos ωt. dt

(5.73)

Sie eilt gegen¨ uber dem Fluss danach um 90◦ vor. Der Effektivwert der Selbstinduktionsspannung wird 1 UL = √ N ωΦm = 4, 44N f Φm 2

(5.74)

In manchen F¨ allen ist die hierin enthaltene Voraussetzung, dass der B¨ undeloße mit allen Windungen verkettet ist, nicht zulässig. fluss Φm in voller Gr¨ uckt dies durch die Der Gesamtfluss Φgm ist verschieden von N Φgm . Man dr¨ Beziehung aus (5.75) Φgm = ξN Φm und nennt ξ den Wicklungsfaktor. Dann gilt also allgemein UL = 4, 44ξN f Φgm .

(5.76)

94


H¨ aufig ist bei Spulen mit Eisenkern der ohmsche Spannungsabfall klein gegen den induktiven Spannungsabfall. Dann stimmt die Selbstinduktionsspannung ahert mit der Gesamtspannung U an der Spule u UL , angen¨ ¨berein. Durch eine an der Spule wirkende Wechselspannung U ist nach Gl. (5.76) der Scheitelwert des magnetischen Flusses Φm im Eisenkern zwangsläufig und unabhängig von den Eigenschaften des Eisenkerns bestimmt Φgm ≈

U . 4, 44ξN f

(5.77)

Er eilt gegen¨ uber der Spannung U angen¨ ahert um 90◦ nach. Aus dem Scheitelwert Φm des Induktionsflusses folgt der Scheitelwert die magnetische BFeldst¨ arke Bm durch Division mit dem wirksamen Eisenquerschnitt. Auch die magnetische Induktion verl¨ auft zeitlich sinusförmig und eilt gegen¨ uber der Spannung U um 90◦ nach. Die magnetische Induktion bestimmt nun in jedem Zeitpunkt gem¨ aß der Magnetisierungskurve des Eisens die magnetische Feldst¨ arke und damit Durchflutung und Strom in der Spule. Wegen der Kr¨ ummung der Magnetisierungskurve verl¨ auft der Strom bei sinusförmiger Spannung daher nicht sinusf¨ ormig (siehe Abschnitt 33). Zahlenbeispiel: An einer Spule mit der Induktivität 1H und dem Wirkwiderstand 10Ω liegt eine Wechselspannung mit dem Effektivwert U = 220V und der Frequenz f = 50Hz. Der Blindwiderstand der Spule wird ωL = 314 Ω. Der Scheinwiderstand der Spule wird Zs = 102 + 3142 Ω ≈ 314Ω.

(5.78)

(5.79)

Der Effektivwert der Stromst¨ arke wird I=

220V U = 0, 7A. = Zs 314Ω

(5.80)

Die von der Spule aufgenommene Leistung ist P = I 2 R = 490W.

(5.81)

Die komplexe Wechselstromrechnung l¨ asst sich nur anwenden, wenn die Induktivit¨ at als konstant angesehen werden kann. Dabei werden UL , I, UR und Z als komplexe Gr¨ oßen angenommen, ohne sie besonders zu kennzeichnen. Dann gilt f¨ ur die Selbstinduktionsspannung UL = IjωL.

(5.82)

5.4 Dreiphasennetzwerke

95

Man kann Z = jωL

(5.83)

als die der Induktivit¨ at L entsprechende komplexe Impedanz auffassen. Der Ohmsche Spannungsabfall ist UR = IR,

(5.84)

U = UR + UL = I(R + jωL).

(5.85)

und es gilt Die Gr¨ oße R + jωL stellt den komplexen Widerstand oder Impedanz der Induktivit¨ at mit Verlustwiderstand dar, wobei R ist der Widerstand und ωL der Blindwiderstand ist. N¨ aheres u ¨ber die komplexe Wechselstromrechnung siehe in Abschnitt 4.3.

5.4 Dreiphasennetzwerke Beim symmetrischen Dreiphasensystem haben die drei Sternspannungen (Spannung zwischen Außenleiter und Sternpunkt) untereinander gleiche Effektivwerte und Phasenverschiebungen von je 2π/3 = 120◦ , Abb. 5.14. Ohne weitere Kennzeichnung werden s¨ amtliche Spannungen, Ströme, Impedanzen, und Faktoren als komplex angenommen. Nennt man die drei Sternspannungen U1 , U2 , U3 , die drei Dreiecksspannungen U12 , U23 , U31 , so gilt

Abbildung 5.14. Zeigerdiagramm der Dreiphasenspannungen

U2 = kU1 ,

U3 = kU2 = k 2 U1 ,

(5.86)

wobei ◦

k = ej120 = cos 120◦ + j sin 120◦ = −0, 5 + j0, 866, 2

j240◦

3

j360◦

k =e k =e

bedeuten. Ferner ist

(5.87)

= −0, 5 − j0, 866,

(5.88)

=1

(5.89)

96


U12 = U1 − U2 = U1 (1 − k) = U1 (1, 5 − j0, 866) = U23 = U2 − U3 = kU1 − k 2 U1 = kU12 ,

√ −j30◦ 3e U1 , (5.90) (5.91)

U31 = U3 − U1 = k 2 U1 − U1 = k 2 U12 .

(5.92)

Bei beliebiger unsymmetrischer Belastung des Netzes erhält man die Ströme durch Anwenden der Kirchhoffschen Gesetze.

Abbildung 5.15. Dreiphasensystem ohne Sternpunktleiter

Mit Hilfe der Dreiecksternumwandlung kann bei Systemen ohne Sternpunktleiter jeder Belastungsfall auf das Schema der Abb. 5.15 zur¨ uckgef¨ uhrt werden. Der Sternpunkt des Verbrauchers nimmt hier im allgemeinen Falle uber dem Sternpunkt des Netzes an. F¨ ur die drei eine Spannung U0 gegen¨ Str¨ ome gilt U1 − U0 , Z1 U2 − U0 I2 = , Z2 U3 − U0 . I3 = Z3

I1 =

(5.93) (5.94) (5.95)

Da die Summe dieser drei Str¨ ome gleich 0 sein muss, folgt I1 + I2 + I3 =

U1 − U0 U2 − U0 U3 − U0 + + =0 Z1 Z2 Z3

(5.96)

und hieraus ergibt sich U0 = Zp

U1 U2 U3 + + Z1 Z2 Z3

,

(5.97)

wobei zur Abk¨ urzung Zp den Ersatzwiderstand der drei parallel geschalteten Verbraucherwiderst¨ ande bezeichnet 1 1 1 1 = + + . Zp Z1 Z2 Z3 Damit k¨ onnen die drei Außenleiterstr¨ ome berechnet werden.

(5.98)


97

Abbildung 5.16. Dreiphasensystem mit Sternpunktleiter

F¨ ur Systeme mit Sternpunktleiter ist das allgemeine Schema durch Abb. 5.16 gegeben. Hier ist (5.99) U0 = I0 Z0 und die Summe der drei Leiterstr¨ ome gleich dem Sternpunktleiterstrom I0 also U1 − U0 U2 − U0 U3 − U0 U0 + + = . Z1 Z2 Z3 Z0 Daraus ergibt sich Z0 Zp U0 = Z0 + Zp

U1 U2 U3 + + Z1 Z2 Z3

(5.100)

.

(5.101)

Das Zeigerdiagramm ist f¨ ur den Fall von symmetrischen Dreiphasenspannun-

Abbildung 5.17. Symmetrisches Dreiphasennetz mit unsymmetrischer Belastung

gen in Abb. 5.17 gezeigt. Die Lage des Sternpunktes 0 der Verbraucher unterscheidet sich im allgemeinen um die Spannung U0 von 0. Die Verbindungsstrecken zwischen 0 und den drei Eckpunkten des Dreiecks geben die Zeiger der Spannungen an den drei Verbraucherstr¨ angen; z. B. ist 0 1 = U1 − U0 = I1 Z1 die Spannung am Verbraucherwiderstand Z1 . Beispiele: 1. Bei der in Abb. 5.18 dargestellten Anordnung zur Feststellung der Phasenfolge bei Dreiphasenspannungen, bestehend aus den beiden Gl¨ uhlampenwiderst¨ anden R und dem Kondensator mit der Kapazität C, ist Z1 = Z2 = R,

Z3 =

1 . jωC

(5.102)

98


Abbildung 5.18. Phasenfolgezeiger

Hieraus

1 2 + jωC = Zp R

und U0 = U1

1 + k + k 2 jωCR . 2 + jωCR

(5.103)

(5.104)

Daher wird U1 U1 − U0 = (1 + jωRC − k − k 2 jωRC) R R(2 + jωCR)

(5.105)

U1 kU1 − U0 = (k + kjωRC − 1 − k 2 jωRC) R R(2 + jωCR)

(5.106)

I1 = und I2 =

Durch Einsetzen von k und k 2 ergibt sich √ I 1 − 3ωRC + (ωRC)2 1 √ = I2 1 + 3ωRC + (ωRC)2

(5.107)

Dieser Quotient ist f¨ ur alle Werte von ωCR > 0 kleiner als 1. Die heller brennende Lampe zeigt daher die der dunklen Lampe zeitlich folgende Spannung an.

Abbildung 5.19. Zeigerdiagramm f¨ ur Beispiel 1.

F¨ ur die Anordnung der Abb. 5.18 gilt das Zeigerdiagramm Abb. 5.19. Die Summe der beiden Zeiger 0 1 und 0 2 ist O A = (I1 + I2 )R und somit ein


99

Maß f¨ ur die Summe der beiden Str¨ ome, die entgegengesetzt gleich I3 sein muss. Der Zeiger der Spannung 0 3 am Kondensator muss daher gegen O A um 90◦ voreilen. Daraus folgt die in der Abb. 5.19 angedeutete Konstruktion. B halbiert die Strecke 12. Der Punkt 0 liegt auf dem Halbkreis u ¨ber B3. 2. Wenn in einem Dreiphasennetz ohne Sternpunktleiter Erdschluss eines Außenleiters z. B. des Leiters 3, eintritt, so fließt zwischen diesem Außenleiter und Erde ein Strom, der sich u ¨ber die Erdkapazität der anderen Leiter schließt. Bezeichnet man die Teil-Erdkapazit¨ at eines Leiters mit C, so ist im Erdschlussfall 1 1 1 , = jωC + , (5.108) Z1 = Z2 = jωC Z3 R3 wenn mit R3 der als klein angenommene Erd¨ ubergangswiderstand bezeichnet wird. Daraus folgt 1 1 = j3ωC + , (5.109) Zp R3 und nach Gl. (5.97) U0 =

1 3jωC + 1/R3

U1 jωC + U2 jωC +

U3 + U3 jωC R3

=

U3 . 1 + 3jωR3 (5.110)

Der Strom in Z3 wird also U3 − U0 U3 U3 (1 + jωCR3 ) (1 + jωCR3 ) = + U3 jωC − = R3 R3 (1 + 3jωCR3 )R3 1 + jωCR3 . (5.111) = 3jωCR3 1 + 3jωCR3

I3 =

Angen¨ ahert folgt hieraus I3 = 3jωCU3 , also f¨ ur den Effektivwert |I3 | = 3ωC|U3 | = 3ωC|U1 |. Ist z.B. |U1 | = 100kV, ω = 314s−1 und bei 100km Leitungslänge C = 0, 7μF , so wird |I3 | = 66A. Ein Lichtbogen zwischen Leiter und Erde kann also einen Strom bis zu dieser St¨ arke f¨ uhren. 3. Man senkt die bei Erdschluss einer Leitung entstehende Stromstärke durch die Erdschlussspule (W. Petersen 1913). Diese Spule wird zwischen den Sternpunkt der Stromquelle und Erde eingeschaltet. Bei Erdschluss der Leitung 3 ergibt sich dann ein Stromkreis wie in Abb. 5.16 mit Z1 = Z2 =

1 , jωC

1 1 = + jωC, Z3 R3

Z0 = jωL,

(5.112)

wenn L die Induktivit¨ at der Erdschlussspule bezeichnet. Damit folgt 1 1 = 3jωC + Zp R3 und nach Gl. (5.101)

(5.113)

100


U0 =

1 jωL

1 + 3jωC +

= 1 + R3

1 R3

U1 jωC + U2 jωC +

U3 1 jωL

U3 + U3 jωC R3

.

= (5.114)

+ 3jωC

Nach Gl. (5.94) ergibt sich I3 =

U3 − U0 ≈ U3 Z3

1 + 3jωC jωL

(5.115)

und f¨ ur den Effektivwert angen¨ ahert |I3 | = |U1 |3ωC 1 −

1 3ω 2 LC

.

(5.116)

Dieser Ausdruck verschwindet, wenn die Induktivität so gewählt wird, dass 3ωLC = 1. Im Zahlenbeispiel 2. muss also L=

1 ω2 C

=

1 3 · 9, 83 ·

104

· 0, 7 · 10−6

H = 4, 84H

(5.117)

gemacht werden. In diesem Fall ist |U0 | = |U3 |, und der u ¨ber die Erdschlussspule fließende Strom |U3 |/(ωL) hat die gleiche Stärke wie der gesamte kapazitive Strom des Netzes, aber entgegengesetzte Phase, so dass der Erdschlussstrom kompensiert wird. Im unsymmetrischen Dreiphasensystem, bei dem die drei Sternspannungen U1 , U2 , U3 beliebige Werte und Phasen sowie einen von Null verschiedenen Summenwert haben k¨ onnen, sind auch die Dreieckspannungen U12 = U1 − U2 ,

U23 = U2 − U3 ,

U31 = U3 − U1

(5.118)

im allgemeinen voneinander verschieden und ungleich gegeneinander phasenverschoben; ihre Summe ist jedoch immer Null. F¨ ur die Berechnung der Leiterstr¨ ome gilt grunds¨ atzlich das gleiche wie im symmetrischen Dreiphasensystem; es gelten also auch hier die Gl. (5.94), (5.97) und (5.101), durch die alle F¨ alle beliebiger Unsymmetrien und Belastungen erfasst sind. Ein besonderes Verfahren, das häufig mit Vorteil anwendbar ist, bildet die Zerlegung in symmetrische Komponenten. Dieses Verfahren zerlegt ein beliebiges System von drei unsymmetrischen Sternspannungen in eine Summe aus 1. einem System von drei symmetrischen Sternspannungen mit positivem Umlaufsinn ( Hauptsystem“ oder Mitsystem“) ” ” (1)

U1 ,

(1)

U2

(1)

= kU1 ,

(1)

U3

(1)

= k 2 U1 ,

(5.119)

2. einem System von drei symmetrischen Sternspannungen mit negativem Umlaufsinn ( Nebensystem“ oder Gegensystem“) ” ”

5.5 Der Gyrator (2)

(2)

U1 ,

U2

(2)

(2)

= kU1 ,

U3

(2)

= k 2 U1 ,

101

(5.120)

3. einem System von drei gleichphasigen Sternspannungen ( Gleichpha” sensystem“ oder Nullsystem“) ” (0)

U1

(0)

(0)

= U2

= U3 .

(5.121)

(1)

(2)

+ U1 ,

(5.122)

(2) U2 (2) U3

(3) U2 , (3) U3 .

(5.123)

Man setzt also U1 = U1 U2 = U3 =

(1) U2 (1) U3

+ U1 + +

(3)

+ +

(5.124)

Durch Aufl¨ osen nach den drei Komponenten erhält man (0)

U1

(1)

U1

(2)

U1

1 (U1 + U2 + U3 ) , 3 1 U1 + k 2 U2 + kU3 , = 3 1 U1 + kU2 + k 2 U3 . = 3 =

(5.125) (5.126) (5.127)

Mit diesen Gleichungen k¨ onnen die Komponenten leicht berechnet oder graphisch bestimmt werden. Die Berechnung der Leiterströme lässt sich dann f¨ ur die drei Komponenten einzeln durchf¨ uhren wie bei den symmetrischen Spannungssystemen. Die wirklichen Str¨ ome ergeben sich durch Summieren der drei Komponenten.

5.5 Der Gyrator Ein interessantes Beispiel f¨ ur ein Zweitor ist der Gyrator. Wir haben in Abschnitt 4.5 ausf¨ uhrlich erl¨ autert, dass der Umkehrungssatz gemäß der obigen Ableitung bei jedem passiven linearen Zweitor gilt, das beliebig aus Widerst¨ anden, Kondensatoren, Spulen mit und ohne magnetische Kopplungen und aus Leitungen zusammengesetzt ist. Solche Zweitore nennt man auch kopplungssymmetrische oder reziproke Zweitore. Es gibt jedoch eine Gruppe von passiven linearen Zweitoren, f¨ ur die der Umkehrungssatz nicht gilt. Ein Beispiel bildet ein elektrodynamischer Lautsprecher, der auf ein Kondensatormikrofon einwirkt. Werden die Klemmen des Lautsprechers als Eingangsklemmen, die Klemmen des Mikrophons als Ausgangsklemmen betrachtet, so liegt ein lineares Zweitor vor, f¨ ur den z. B. die Z-Matrixform existiert. Es lässt sich aber zeigen, dass die Reziprozit¨ atsbedingung hier nicht gilt, sondern Z21 = −Z12 .

(5.128)

102


Abbildung 5.20. Feldberechnung bei einem Dipol

Gegen¨ uber dem kopplungssymmetrischen Zweitor kehrt sich die Richtung der Spannung am leerlaufenden Ende beim Vertauschen von Eingang und Ausgang um. Einen solches Zweitor nennt man einen Gyrator; er lässt sich nicht durch eine Stern- oder Dreieckschaltung von Widerständen darstellen. Ein anderes Beispiel liefert der Hall-Effekt; siehe Abschnitt 27. In Abb. 5.20 seien 1 - 2 und 3 - 4 die vier Anschlussklemmen eines d¨ unnen Plättchens aus einem geeigneten Hall-Effekt-Leiter; es befinde sich entsprechend Abb. 27.5 in einem konstanten B-Feld B. Die Klemmen 1 - 2 seien nun die Eingangsklemmen, die Klemmen 3 - 4 die Ausgangsklemmen eines Zweitors mit den Bezugsrichtungen f¨ ur die Spannungen wie in Abb. 4.18. Die ZweitorGleichungen lassen sich dann in der Z-Matrixform (vgl. (4.131)) schreiben R1 −r I1 U1 = . (5.129) U2 I2 r R2 Dabei bezeichnen R1 und R2 die zwischen den Klemmen 1 - 2 bzw. 3 - 4 gemessenen Ohmschen Widerst¨ ande (f¨ ur B = 0), r ergibt sich aus den auf in Abschnitt 27 erl¨ auterten Beziehungen zu Rh /d. Es zeigt sich also, dass auch hier die Gl. (5.128) gilt und nicht der Umkehrungssatz. Der ideale Gyrator entsteht, wenn die Widerst¨ ande R1 und R2 vernachlässigbar klein gegen den Gyratorwiderstand“ r sind. Er wurde im Jahre 1948 von Tellegen [258] ” eingef¨ uhrt. Die Zweitor-Gleichungen des idealen Gyrators lauten in der ZMatrixform 0 −r I1 U1 = . (5.130) U2 I2 r 0 Die Kettenmatrix oder A-Matrix des idealen Gyrators ist nach Gl. (29.221) 0 r AGyrator = . (5.131) 1/r 0 ¨ Der ideale Gyrator bildet danach ein Gegenst¨ uck zum idealen Ubertrager, dessen Kettenform oder A-Matrixform lautet u ¨ 0 ; (5.132) A ¨ = 0 1/¨ idealerU u vgl. auch (4.136). Die Vorzeichenumkehr im Kopplungswiderstand nach Gl. (5.128) hat merkw¨ urdige und praktisch wichtige Konsequenzen:

5.5 Der Gyrator

103

¨ Abbildung 5.21. Gyrator mit Uberbr¨ uckung

¨ 1. Wird der Ausgang eines idealen Ubertragers mit einer beliebigen komplexen Impedanz Z2 abgeschlossen, so erscheint zwischen den Eingangsklemmen die damit proportionale transformierte Impedanz u ¨2 Z2 , was mit Hilfe der Kettenmatrix (5.132) leicht ermittelt werden kann. Wird dagegen der Ausgang des idealen Gyrators mit Z2 abgeschlossen, so folgt aus der Kettenmatrix f¨ ur den Eingangswiderstand Z1 =

U1 r2 = . I1 Z2

(5.133)

D. h. der Scheinwiderstand zwischen den Eingangsklemmen ist umgekehrt proportional dem Abschlusswiderstand. Wird der ideale Gyrator mit einer Kapazit¨ at abgeschlossen, so wirkt er am Eingang wie eine Induktivität. Der ideale Gyrator transformiert eine Impedanz in seine widerstandsre” ziproke“ oder duale Impedanz; siehe z. B. Feldtkeller [75]. 2. Besondere Effekte ergeben sich ferner, wenn der Ausgang des Gyrators u ande mit dem Eingang verbunden wird. Die ¨ber irgendwelche Widerst¨ Abb. 5.21 soll ein einfaches Beispiel veranschaulichen. Nach Gl. (5.130) gilt f¨ ur den idealen Gyrator G U1 = −rI2 , ferner ist

I1 = I1 + I1 ,

U2 = rI1 ; I2 = I2 + I2 ,

(5.134) (5.135)

sowie

1 (U1 − U2 ). 2R Daraus folgt f¨ ur das gesamte Zweitor 1 1 1 I1 = U1 + − U2 , 2R r 2R 1 1 1 + U2 . −I2 = − r 2R 2R I1 = −I2 =

(5.136)

(5.137) (5.138)

In dieser Leitwertform der Zweitor-Gleichungen kann man Y12 = 0 erhalten, indem man 2R = r w¨ ahlt. Dann wird aus Gln. (5.137), (5.138)

104


U1 = rI1 , U2 = 2U1 − rI2 .

(5.139) (5.140)

Der Eingangswiderstand wird also gleich r, unabhängig vom Abschlusswiderstand des Ausgangs; das Zweitor sperrt in der Richtung vom Ausgang zum Eingang. Die Ausgangsspannung U2 ergibt sich, indem von der doppelten Eingangsspannung 2U1 ein Spannungsabfall rI2 abgezogen wird. F¨ ur das Zweitor gilt also das in Abb. 5.22 gezeigte Ersatzbild, wobei eine gesteuerte Spannungsquelle auftritt. Das Zweitor liefert in einen Abschlusswiderstand Z2 = r die volle, dem Eingang zufließende Leistung. Ein solches Zweitor bezeichnet man als ideales Trennzweitor. Praktisch verwendete Trennzweitore ben¨ utzen die Drehung der Polarisationsebene in Ferritmaterial (Faraday-Effekt, siehe Abschnitt 20.1). Diese Drehung f¨ uhrt ¨ ahnlich wie die Ablenkung der Ladungsträger beim Hall-Effekt zu einer Gyrator-Wirkung.

Abbildung 5.22. Ersatzbild des idealen Trennzweitors

Teil III

Das elektrostatische Feld

6 Die Grundgleichungen des elektrostatischen Feldes

Elektrostatische Anziehungskr¨ afte eines mit einem Wolltuch geriebenen Bernsteins (griech. electron) waren bereits den Griechen bekannt waren (Thales von Milet; 626 - 547 v. Chr.), aber erst Benjamin Franklin schlug die Bezeichnungen negativ“ und positiv“ f¨ ur die beiden elektrischen Fluida“ vor, ” ” ” mit denen K¨ orper bestimmter Art – beispielsweise auch Metalle – beaufschlagt werden k¨ onnen. Man wusste auch, dass sich K¨ orper mit unterschiedlichen elektrischen Fluida anziehen, w¨ ahrend sie sich bei gleichartigen Fluida abstoßen. Zwischen 1771 und 1789 entdeckten Henry Cavendish und Charles Augustin de Coulomb (vgl. Spektrum der Wissenschaft-Biographie von Maxwell [252]) die Gesetzm¨ aßigkeit dieser Anziehungs- und Abstoßungskräfte. Einzelheiten zur Fr¨ uhgeschichte der Elektrizit¨ at findet man in dem 1772 erschienenen Werk von Priestley [220] und u. a. auch bei Simonyi [248]. Sie fanden heraus, dass der Betrag der Kraft umgekehrt proportional mit dem Quadrat des Abstands abnimmt und proportional zu den Ladungen der beiden K¨ orper ansteigt. Die Richtung der Kraft liegt auf der Verbindungsgerade der Schwerpunkte der beiden K¨ orper. Es zeigte sich also, dass die Form des elektrischen Kraftgesetzes dem des Gravitationsgesetzes von Newton entspricht. Das elektrische Kraftfeld kann also im Rahmen der Experimente von Cavendish und Coulomb mit Hilfe des folgenden (mathematischen) Vektorfeldes modelliert werden F12 (r) = −

1 Q1 Q2 r , 4πε r2 r

(6.1)

wobei Q1 , Q2 die Ladungen der K¨ orper 1 und 2 sind, die ihren zugehörigen Schwerpunkten zugeordnet sind. Dieses nach Coulomb benannte Kraftfeld hat bei r = 0 zwar eine Singularit¨ at, aber es verschwindet im Unendlichen zusammen mit seinen Ableitungen. Damit kann F12 in einfach zusammenhängenden Gebieten, die den Ursprung r = 0 nicht enthalten, mit Hilfe seiner Rotation und Divergenz (bis auf eine Konstante) eindeutig festgelegt werden. Das besagt der Satz von Helmholtz, auf den wir weiter unten eingehen. Man kann

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leicht zeigen, dass der rotationsfreie Anteil von F12 verschwindet, d.h. es gilt1 rot F12 = 0. Die Kraft h¨ angt nur vom Ort ab, so dass nach Abschnitt 3.2 die Newtonsche Relation gilt und somit f¨ ur die beiden geladenen Körper die Newtonschen Bewegungsgleichungen q1 q2 r1 − r2 1 , 4πε r1 − r2 2 r1 − r2 q2 q1 r2 − r1 1 m2 ¨r2 = . 2 4πε r2 − r1 r2 − r1 m1 ¨r1 =

(6.2) (6.3)

aufgestellt werden k¨ onnen. Bereits die L¨ osung dieses einfachen dynamischen Problems f¨ ur das elektrische Kraftfeld kann nicht analytisch ermittelt werden, da die Bewegungsgleichungen nichtlinear sind. Man kann jedoch auf die L¨ osung des Zwei-K¨ orper-Problems der Gravitationstheorie zur¨ uckgreifen und die entsprechende L¨ osung anpassen (vgl. Goldstein [83]); diese Lösung kann nur bis auf ein elliptisches Integral bestimmt werden. Daher ist es offensichtlich, dass es auch f¨ ur allgemeinere Probleme keine analytische Lösung gibt. An dieser Stelle wollen wir noch darauf hinweisen, dass Ladungen zwar immer an massebehaftete K¨ orper gebunden sind, aber die Gravitationskraft gegen¨ uber der elektrostatischen Kraft vernachl¨ assigt werden kann, da die Gravitationskraft um viele Zehnerpotenzen schw¨ acher ist als die elektrostatische Kraft. Anstatt die dynamischen Gleichungen mit der Coulomb-Wechselwirkung zu l¨ osen, stellt man sich in der statischen Theorie des elektrischen Feldes – kurz auch Elektrostatik genannt – zun¨ achst einmal die Aufgabe, das Kraftfeld f¨ ur beliebig vorgegebene Ladungsverteilungen zu ermitteln. Das berechnete Kraftfeld k¨ onnte dann auch Ausgangspunkt f¨ ur dynamische Betrachtungen sein, die ggf. numerisch durchgef¨ uhrt werden m¨ ussen. Wir wollen an dieser Stelle noch einmal darauf hinweisen, dass mathematische Vektorfelder als Modelle f¨ ur physikalische Felder genutzt werden. Wie in anderen F¨ allen d¨ urfen Modell und Realit¨ at keinesfalls verwechselt werden. Wir kommen im folgenden auf diesen wichtigen Punkt immer wieder einmal zur¨ uck. Da sich das elektrische Kraftfeld beim Einbringen einer ausgedehnten Ladungsverteilungen in ein vorhandenes Kraftfeld verändert, gehen wir davon aus, dass der geladene K¨ orper mit der Ladung q wenig“ ausgedehnt ist und ” und die Ladung q klein“ ist, so dass das elektrische Kraftfeld des anderen ” K¨ orpers mit der Ladung Q kaum“ gest¨ ort wird; den kleinen Körper nennt ” orper. Daher wird das Kraftfeld auf die Ladung des Probekörpers man Probek¨ normiert und definieren wir auf diese Weise das elektrische Feld oder E-Feld E(r) := 1

F(r) , q

(6.4)

F12 wird somit nur seine Divergenz bestimmt, die jedoch ebenfalls verschwindet wie man anhand der Beziehung divU (r)r = 3U (r) + rU (r) leicht ermittelt.


109

wobei es sich nat¨ urlich um das mathematische Modell des physikalischen elektrischen Feldes handelt. Das als elektrisches Feld eingef¨ uhrte physikalische Feld repr¨ asentiert im Sinne der Grundexperimente von Cavendish und Coulomb die Kraftwirkung, die von einem K¨ orper mit der Ladung Q auf einen geladenen Probek¨ orper ausge¨ ubt wird. Da das E-Feld proportional zur Coulombschen Kraft F ist, erbt“ das E-Feld auch einige Eigenschaften von F. ” Insbesondere gilt rot E = 0. Das Coulombsche Kraftgesetz wirkt wie das Gravitationsfeld im Sinne einer Fernwirkung. Der dazwischenliegende Raum sowie die Art und Geschwindigkeit der Ausbreitung der Kraftwirkung wird in diesem Modell nicht ber¨ ucksichtigt. Da die Zeit in das Kraftgesetz nicht eingeht, breitet sich die Kraftwirkung mit unendlich großer Geschwindigkeit aus. Wir werden später sehen, dass das nur n¨ aherungsweise g¨ ultig ist. Daher sollte man das physikalische elektrische Feld und sein mathematisches Modell klar unterscheiden. Obwohl in der Folge des Newtonschen Gravitationsgesetzes alle Kraftfelder im Sinne einer Fernwirkung formuliert worden sind, stellte sich diese Auffassung beim Aufbau der Theorie des elektromagnetischen Feldes als bedeutendes Hindernis heraus. Maxwell ging davon aus, dass Ursache und Wirkung am gleichen Ort stattfinden sollten. Grunds¨ atzlich handelt es sich allerdings um ein philosophisches Prinzip, das seit Maxwell und Einstein beim Aufbau sämtlicher physikalischer Theorien beachtet wird. Eigentlich ist es im Fall statischer oder station¨ arer Theorien, in denen keine explizite Zeitabhängigkeit auftritt, entbehrlich. Dennoch werden wir das Nahwirkungsprinzip schon beim Aufbau der Theorie des elektrostatischen Feldes beachten und auch beim Ausbau der Theorie wird dieses Prinzip beachtet. Um die Fernwirkung des mit der Ladung Q geladenen Körpers auf den Probek¨ orper zu eliminieren, wird zun¨ achst die Ladung durch ein gerichtetes Feld in ¨ aquivalenter Weise ersetzt. Mathematisch gehen wir dabei vom Helmholtzschen Satz aus, der besagt, dass ein Vektorfeld, das im Unendlichen mitsamt seinen Ableitungen verschwindet, bis auf ein konstantes Feld durch den divergenzfreien und rotationsfreien Anteil festgelegt ist; vgl. Anhang A.2. Ausgehend von der Erfahrungstatsache, dass sich gleichnamige Ladungen aufsummieren lassen und ungleichnamige Ladungen subtrahieren, können verteilte Ladungen mit Hilfe einer Ladungsverteilungsdichte feldmäßig repräsentiert werden (r)dV, (6.5) Q= V

wobei : R → R gilt. Die elektrische Erregung in der Umgebung des Körper mit der Ladung Q wird durch ein weiteres (mathematisches) Vektorfeld D(r) repr¨ asentiert, dass im Unendlichen verschwinden soll. Da die Ladungsverteilungsdichte ein skalares Feld ist, liegt es nahe, die Divergenz von D mit in Zusammenhang zu bringen; man setzt 3

divD := .

(6.6)

110


Die elektrische Erregung wird auch dielektrische Verschiebungsdichte oder einfach D-Feld genannt. Um die Rotation dieses D-Feldes D festzulegen, wird nunmehr ein Materialgesetz D = D(E, r) herangezogen. Bei vielen Materialien ist die Materialbeziehung nicht richtungsabh¨ angig (isotrop) und häufig gen¨ ugt ein linearer Ansatz D = ε(r) E f¨ ur das Materialgesetz. Ist das Material auch noch homogen, dann ist ε konstant und die Eigenschaft rotE = 0 kann auf das D-Feld u ¨bertragen werden. Wir wollen ausdr¨ ucklich noch einmal darauf hinweisen, dass die Begriffe Ladung und D-Feld nur alternativ verwendet werden d¨ urfen. Eine Formulierung etwa wie die Ladung Q erzeugt das D-Feld“ w¨ urde wiederum eine ” Interpretation im Sinne der Fernwirkungstheorie sein und keine neue begriffliche Grundlage im Sinne der Nahwirkungstheorie schaffen. Somit gehört der Ladungsbegriff zum Fernwirkungsprinzip, w¨ ahrend das D-Feld dem Nahwirkungsprinzip zugeordnet werden muss. Bei dieser Einf¨ uhrung der beiden mathematischen Felder in der elektrostatischen Theorie des elektrischen Feldes wird auch deutlich, dass das E-Feld und das D-Feld physikalisch gesehen völlig unterschiedliche Eigenschaften dieses physikalischen Systems repräsentieren. Vielfach wird in der Literatur diese Problematik unklar oder sogar falsch dargelegt. Auf dieser Basis k¨ onnen nun die Grundgleichungen der Elektrostatik mit Hilfe des E- und des D-Feldes f¨ ur den Fall linearer, isotroper, homogener Materialien formuliert werden rot E = 0,

D = εE,

div D = .

(6.7)

Mit Hilfe dieser Gleichungen lassen sich zusammen mit den vorgegebenen Randbedingungen die Felder E und D bei vorgegebener Ladungsverteilung berechnen. Allerdings handelt es sich um gemischte algebraische und partielle Differentialgleichungen, die f¨ ur eine direkte Lösung etwas unbequem sind. Man kann jedoch aus diesen Beziehungen in einfacher Weise eine mathematisch handlichere Grundgleichung ableiten, wenn man sich auf einfach zusammenh¨ angende Raumgebiete beschr¨ anken2 . Dazu nutzt man die bekannte Vektoridentität rotgrad = 0. Die homogene partielle Differentialgleichung f¨ ur das E-Feld in Gl. (6.7) kann mit Hilfe dieser Identität explizit gelöst werden, wenn man ein (zweimal differenzierbares) Skalarfeld ϕ verwendet. Wenn man den Gradienten dieses Skalarfeldes, das elektrisches Potenzial ϕ genannt wird, Darstellung des E-Feldes verwendet E = −grad ϕ,

(6.8)

dann erh¨ alt man offensichtlich eine L¨ osung der homogenen Gleichung rot E = 0, die nat¨ urlich nicht eindeutig sein kann, da ϕ noch nicht festgelegt ist. Setzt man die Beziehung (6.8) unter Verwendung des (linearen) Materialgesetzes in die Divergenz des D-Feldes ein, so erhält man schließlich mit Gl. 2

der Fall mehrfach zusammenh¨ angender Gebiete muss gesondert betrachtet werden


111

(6.7) die folgende partielle Differentialgleichung ϕ = − , ε

(6.9)

wobei der Laplaceoperator := divgrad verwendet wird. Im Fall linearer inhomogener Materialien erh¨ alt man eine allgemeinere partielle Differentialgleichungen (PDgln.), die in Abschnitt 8 abgeleitet wird. Die Gleichung (6.9) ist vom Typ einer sogenannten Poisson-PDgl., die zur Klasse der linearen partiellen Differentialgleichungen 2. Ordnung gehört. In kartesischen x, y, z-Koordinaten kann der Laplaceoperator folgendermaßen notiert werden ∂2ϕ ∂2ϕ ∂2ϕ ϕ = + + . (6.10) ∂x2 ∂y 2 ∂z 2 Auch in allgemeineren Koordinatensystemen bleibt die Ordnung der Differentialgleichung erhalten, wobei die Koeffizienten der Differentialoperatoren bez¨ uglich der einzelnen Koordinaten nicht notwendigerweise konstant sein m¨ ussen. In Anhang B.1 findet man Darstellungen des Laplaceoperators in den wichtigsten Koordinatensystemen. Im Sinne der Theorie der Zustandsgleichungen nach Abschnitt 2 kann man die Gleichung (6.9) als Zustandsgleichung des elektrischen Feldes interpretieren, wobei (6.8) und die Materialgleichung als Beobachtungsgleichungen erscheinen, mit denen ggf. die beobachtbaren E- und D-Felder ermittelt werden k¨ onnen. Im Mittelpunkt der Analysen im Rahmen der Elektrostatik steht aber die Poisson-PDgl. (6.9). Im Abschnitt 11 wird auf einige grundlegenden analytische und numerische L¨ osungsverfahren eingegangen. Neben der differentiellen Form der Grundgleichungen der Elektrostatik (6.7) gibt es noch eine integrale Formulierung, die mit Hilfe der Vektoranalysis und den dort zur Verf¨ ugung stehenden Integral-Sätzen leicht ermittelt werden kann. Mit dem Integralsatz von Stokes erh¨ alt man E · dr = 0 f¨ ur rot E = 0, (6.11) C

w¨ ahrend der Gaußsche Satz angewendet werden muss, um den folgenden Darstellungswechsel zu ermitteln dV f¨ ur div D = . (6.12) D · dA = V

O

Schließlich kann man auch eine integrale Formulierung f¨ ur die Definitionsgleichung des elektrischen Potenzials (6.8) angeben r0 E(˜r) · d˜r + ϕ(r0 ). (6.13) ϕ(r) = r

Mit Hilfe der Definition des Potenzials kann man damit auch eine Potenzialdifferenz einf¨ uhren

112


ϕ(r1 ) − ϕ(r2 ) =

r2

r1

E(˜r) · d˜r,

(6.14)

die man als elektrische Spannung bezeichnet. An dieser Stelle soll darauf hingewiesen werden, dass die in den integralen Formulierungen auftretenden Linien- und Flächenintegrale nur symbolischen Charakter haben. Zur Ausf¨ uhrung konkreter Rechnungen m¨ ussen einige Vorbereitungen (z. B. die Parametrisierung der entsprechenden Flächen und Kurven) getroffen werden, auf die z. B. in dem sehr empfehlenswerten Repetitorium von Merziger und Wirths [188] ausf¨ uhrlich eingegangen wird; eine umfassende Darstellung der mathematischen Theorie findet man in dem Monographie von Jänich [127].

7 Elementare Betrachtungen zur Elektrostatik

Eine wesentliche Grundlage f¨ ur den Aufbau einer Theorie des statischen elektrischen Feldes war die in Abschnitt 6 n¨ aher betrachtete elektrostatische Kraftwirkung, die man schon seit langer Zeit kannte. Wir sagen demnach, dass die Umgebung einer Ladung mit einem elektrischen Feld erf¨ ullt ist. Die auf eine Punktladung im elektrischen Feld ausge¨ ubte Kraft ist nach Gl. (6.1) und (6.4) F = QE. (7.1) Dabei bedeutet E das urspr¨ unglich am Ort der Punktladung vorhandene EFeld. Die Kraft, die zwischen zwei Punktladungen Q1 und Q2 im Abstand a auftritt, l¨ asst sich danach in folgender Weise berechnen. Wäre nur die Punkturde sich am Ort der anderen Punktladung nach ladung Q1 vorhanden, so w¨ Gl. (6.4) ein E-Feld mit dem Betrag E =

Q1 4πεa2

(7.2)

einstellen. F¨ ur den Betrag der Kraft gilt daher (Coulomb 1785) F =

Q1 Q2 ; 4πεa2

(7.3)

sie sucht Ladungen gleichen Vorzeichens voneinander zu entfernen, Ladungen entgegengesetztes Vorzeichens einander zu n¨ ahern. Von diesem durch Coulomb experimentell entdeckten Gesetz hat die Elektrizitätslehre ihren Ausgang genommen; ihre geschichtliche Entwicklung ging gegen¨ uber dem hier Dargestellten den umgekehrten Weg. Das Coulombsche Gesetz gab die Möglichkeit, Elektrizit¨ atsmengen zu messen; damit konnte man aufgrund der Gl.(6.14) das E-Feld und die elektrische Spannung definieren. Weiterhin wurden im letzten Abschnitt darauf basierend die Grundlagen der Theorie des statischen elektrischen Feldes entwickelt. Setzt man die G¨ ultigkeit des Nahwirkungsprinzips voraus, dann werden zwei mathematische

114


Vektorfelder, n¨ amlich das E-Feld und das D-Feld benötigt, um alle physikalischen Aspekte des elektrischen Feldes zu beschreiben. Auch wenn sich diese Vektorfelder zur Beschreibung der physikalischen Zusammenhänge gut eignen, ist es f¨ ur die Analyse komplexer Probleme der Elektrostatik zweckmäßig, bei der Ableitung entsprechender Verfahren von der Poisson-PDgl. auszugehen. Diese Differentialgleichung f¨ ur das elektrische Potenzial kann als Zustandsgleichung der Elektrostatik aufgefasst werden. Zuvor wollen wir anhand einiger ¨ elementarer Uberlegungen u ¨ber die Vektorfelder E und D und das elektrische Potenzial ϕ zur Veranschaulichung dieser Gr¨ oßen beitragen. Dazu geht man besser vom elektrischen Potenzial aus; das E-Feld kann dann nach (6.8) durch Bildung des Gradienten ermittelt werden. Das Potenzial ist ein Skalarfeld und kann durch Niveauflächen veranschaulicht werden, die Richtung des E-Feldes durch Feldlinien oder Kraftlinien“. Sie gehen vom ” Leiter mit dem h¨ oheren Potenzial zum Leiter mit dem niedrigeren Potenzial und geben u afte an, die im elektrischen Feld auf ¨berall die Richtung der Kr¨ positive elektrische Ladungen (Elektrizit¨ atsmengen) ausge¨ ubt werden. Geometrisch zeigt das E-Feld die Abnahme des Potenzials längs einer kleinen “ ” Strecke mit der st¨ arksten Abnahme geteilt durch diese Strecke an. Das E-Feld ist punktweise also ein Vektor, der senkrecht auf der Niveaufläche steht und in die Richtung abnehmenden Potenzials zeigt. Um f¨ ur einen beliebigen Punkt eines Potenzialfeldes das E-Feld zu bestimmen, denke man sich durch den betrachteten Punkt die Niveaufl¨ ache gelegt, Abb. 7.1, und errichte die Senk-

Abbildung 7.1. Berechnung der E-Feldst¨ arke

rechte auf dieser Niveaufl¨ ache. Man schreite dann längs dieser Senkrechten um ein kleines St¨ uck dn1 in Richtung abnehmenden Potenzials fort und bestimme die Abnahme dϕ des Potenzials auf diesem Weg. Dann ist der Betrag des E-Feldes dϕ (7.4) E := E = . dn Diese Ableitung ist gerade der Betrag des Gradienten des Potenzials, wobei noch eine Richtung f¨ ur das vektorielle E-Feld ausgezeichnet werden muss. 1

wir benutzen hin und wieder die Bezeichnung ds oder ds etc. als skalare oder vektorielle differenzielle“ Wegelemente, die man sich im Sinne des linearen Terms ” einer Taylorreihe von f als endliche Differenzen denken kann. Im skalaren Fall gilt: x0 f (x) := f (x) − f (x0 ) ≈ f (x0 )(x − x0 ) = f (x0 )x0 x =: dx0 f (x); Die Indizes oße x0 x wird mit dx bezeichnet. x0 werden u ¨blicherweise weggelassen und die Gr¨


115

Entsprechend (6.8) verwendet man im Sinne einer Konvention den negativen Gradienten. Zeichnet man das Niveaulinienbild so, dass benachbarten Niveaulinien immer die gleiche Potenzialdifferenz entspricht, so liegen die Niveaulinien um so dichter nebeneinander, je gr¨ oßer der Betrag des E-Feldes ist. Die Potenzialdifferenz zwischen zwei beliebigen Punkten a und b im Potenzialfeld l¨ asst sich mit Hilfe des Wegintegrals in (6.11) berechnen, wobei statt geschlossenen Weges irgendein Weg von a nach b in Abb. 7.2 verwendet

Abbildung 7.2. Berechnung der Spannung aus der E-Feldst¨ arke

wird; vgl. (6.14). Wir betrachten einen kleinen Abschnitt ds des Weges. Die Potenziale der Endpunkte des Wegelements ds seien ϕ und ϕ − dϕ. Das EFeld steht senkrecht zu den Niveaufl¨ achen; sie bilden einen Winkel α mit dem Wegelement ds. Der Abstand dn der beiden Niveauflächen ist daher dn = ds cos α,

(7.5)

dϕ = Edn = Eds cos α.

(7.6)

und nach Gl. (7.4) gilt

Zerlegt man andererseits den Vektor des E-Feldes in die Komponenten in Richtung des Wegelements ds und senkrecht dazu, so ist der Betrag der erstgenannten Komponenten (7.7) Es = E cos α. Es gilt daher f¨ ur die Potenzialunterschied der Endpunkte des Wegelementes auch dϕ = Es ds. (7.8) Die ganze Potenzialdifferenz zwischen den Punkten a und b ergibt sich durch Summierung dieser einzelnen Beitr¨ age u ¨ber den ganzen Weg b Es ds = ϕa − ϕb . (7.9) a

116


Es ist positiv einzusetzen, wenn Es in die Integrationsrichtung fällt, negativ bei entgegengesetzter Richtung, Es gilt daher

b

a

Es ds = − a

Es ds.

(7.10)

b

Das nach Gl. (7.9) gebildete Integral ist das Linienintegral des E-Feldes. In einem Potenzialfeld der betrachteten Art ist das Linienintegral des E-Feldes unabh¨ angig vom Weg gleich der Differenz der Potenziale zwischen Anfangsund Endpunkt des Integrationsweges. Im Sinne der Vektoranalysis kann man auch das Wegelement ds als Vektor ds auffassen, dessen Richtung durch eine willk¨ urlich als positiv angenommene Wegrichtung, z.B. die Richtung des +Pfeils in Abb. 5.8, bestimmt ist. Die Potenzialdifferenz zwischen Anfangs- und Endpunkt des Wegelements ist dann das skalare Produkt der beiden Vektoren E und ds, also dϕ = E · ds.

(7.11)

F¨ ur die Potenzialdifferenz zwischen einem Ausgangspunkt und einem auf der positiven Wegrichtung zu erreichenden Endpunkt eines beliebigen Weges gilt daher b

E · ds = ϕa − ϕb .

(7.12)

a

F¨ uhrt man hier die Darstellung des E-Feldes durch den Gradienten ein, Gl. (6.8), so folgt noch (negatives Vorzeichen des Gradienten wird auf der rechten Seite ber¨ ucksichtigt) b gradϕ · ds = ϕb − ϕa . (7.13) a

Im Rahmen dieses Buches soll die Theorie elektromagnetischer Felder im wesentlichen als Kontinuumstheorie entwickelt werden; das gilt auch f¨ ur die Ladungen und Ladungsverteilungen. Allerdings wird es gelegentlich nötig sein, auch auf den atomistischen Hintergrund der Ladungen hinzuweisen. In der Festk¨ orperphysik wird gezeigt, dass elektrische Ladungen in bestimmten Materialien – sogenannten Leitern – eine gewisse Beweglichkeit besitzen. In metallischen Leitern sind das haupts¨ achlich negativ geladene Elektronen. In der statischen N¨ aherung des elektrischen Feldes ist innerhalb des leitenden Elektrodenmaterials die Feldst¨ arke null, da sonst aufgrund der Kraftwirkung des Feldes auf die Ladungen eine Verschiebung stattfinden w¨ urde; es w¨ urde ein Strom fließen. Daher gilt: Die Oberfl¨ achen leitender Elektroden sind im elektrischen Feld Niveaufl¨ achen. Die elektrischen Feldlinien m¨ unden senkrecht auf den Leiteroberflächen; sie entspringen oder endigen dort; es gilt also f¨ ur die tangentiale Komponente des E-Feldes Etang = 0.

(7.14)


117

W¨ ahrend bei den elektrischen Leitern einzelne Elektronen eine gewisse Bewegungsfreiheit haben, werden in den Nichtleitern alle Elektronen durch die Atomkr¨ afte im Atomverband oder im Molek¨ ul festgehalten. Befindet sich daher in dem Raum zwischen den Elektroden ein nichtleitender Stoff, so entsteht unter der Einwirkung der elektrischen Feldkräfte auf die positiv und negativ elektrischen Bestandteile der Atome und Molek¨ ule lediglich eine elastische Verschiebung dieser Bestandteile; im Gleichgewichtszustand halten die außeren Feldkr¨ afte den inneren Atomkr¨ aften die Waage. Man nennt diese ¨ Erscheinung die Polarisation des Nichtleiters. Die Herstellung des Gleichgewichtszustandes geht mit einer Verschiebung von Elektrizitätsmengen längs der Feldlinien einher, d.h. mit dem Auftreten eines kurzzeitigen elektrischen Stromes in dieser Richtung. Dieser Strom wird bei der Herstellung des elektrischen Feldes als Ladestrom beobachtet, der der einen Elektrode zufließt und von der anderen abgenommen wird. Die Ladung einer Elektrode ist gleich der gesamten Elektrizit¨ atsmenge, die durch den Ladestrom transportiert wird. Wird das elektrische Feld so hergestellt, dass an zwei isolierten Elektroden die beiden Pole einer Spannungsquelle gelegt werden, so m¨ ussen die beiden Ladungen wegen der Kontinuit¨ at des elektrischen Stromes entgegengesetzt gleich sein. Entfernt man die Spannungsquelle von den Elektroden, so bleibt der hergestellte Zustand erhalten, da die aufgebrachten Ladungen sich nicht u onnen. Die Elektroden behalten ihre ¨ber den isolierten Raum ausgleichen k¨ Ladung und damit auch ihren Potenzialunterschied bei. Da im Innern der leitenden Elektroden kein Potenzialgefälle besteht und die ¨ außeren Feldkr¨ afte nur an der Oberfl¨ ache der Elektroden angreifen, so ist die Oberfl¨ ache der Leiter als Sitz der Ladungen aufzufassen. Die Ladung Q einer Elektrode verteilt sich in bestimmter Weise u ¨ber die Oberfläche. Man kann daher eine Ladungsdichte definieren als die in einem Flächenelement der Leiteroberfl¨ ache vorhandene Ladung geteilt durch das Flächenelement. Befindet sich in einem kleinen Fl¨ achenelement A der Leiteroberfläche eine Ladung Q, so ist σ := limA→0 Q/A die Flächenladungsdichte (z.B. 0, 1 As/cm2 ). Veranschaulicht man die Richtung des E-Feldes an jeder Stelle des Raumes durch die Feldlinien, die von der positiv geladenen Elektrode zur negativ geladenen u ¨bergeht, so kann man die Menge der Ladungen dadurch darstellen, dass man die Feldlinien an den Leiteroberfl¨ achen um so dichter zeichnet, je gr¨ oßer die Ladungsdichte an der betreffenden Stelle ist (M. Faraday 1831). Die Anzahl der Linien, die von einer Elektrode ausgehen, gibt dann ein Maß f¨ ur die gesamte Ladung der Elektrode an. Wir nennen diese Gesamtheit der Linien den Verschiebungsfluss oder den elektrischen Fluss und bestimmen: Der von einer Elektrode ausgehende elektrische Fluss ist gleich der Ladung der Elektrode. Die gezeichneten Linien werden Fluss- oder D-Feldlinien genannt. Die Dichte der Verschiebungslinien wird als Verschiebungsdichte, elektrische Erregung oder einfach als D-Feld bezeichnet. Der Betrag des D-Feldes ist gleich dem Verschiebungsfluss geteilt durch die Querschnittsfläche und dessen Richtung ist durch die Richtung der Verschiebungslinien gegeben. Bezeichnet

118


A das Fl¨ achenelement einer Niveaufl¨ ache, in ist Q der elektrische Fluss, der durch das Flächenelement hindurchgehen, so gilt also f¨ ur den Betrag des D-Feldes an der betrachteten Stelle D = D = lim Q/A. A→0

(7.15)

Der elektrische Fluss, der durch eine beliebige Fläche A hindurchgeht, ergibt sich, wenn man das D-Feld in jedem Fl¨ achenelement in die normale und die tangentiale Komponente zerlegt, wobei die letztere nicht zum Fluss beiträgt. Der elektrische Fluss kann man in folgender Weise definiert werden D · dA. (7.16) A

Anschaulich kann man den Fluss durch ein B¨ undel von Flusslinien darstellen, das definitionsgem¨ aß gleich der Ladung ist, von der das B¨ undel ausgeht oder auf der das B¨ undel endigt. Legt man in das elektrische Feld in elektrostatischer Näherung eine beliebige H¨ ullfl¨ ache O, die eine leitende Elektrode umgibt, so ist der durch diese Fl¨ ache tretende Verschiebungsfluss gleich der Ladung Q der Elektrode (7.17) D · dA = Q. O

Legt man die H¨ ullfl¨ ache so, dass sie keine Ladungen umschließt, so gilt (7.18) D · dA = 0. O

In Gl.(6.12) haben wir gesehen, dass man die integrale Beziehung zwischen DFeld und Ladungsdichte auch mit Hilfe einer partiellen Differentialgleichung formulieren kann. Dazu wird der Divergenz-Operator benötigt, der mit Hilfe einer Grenzwertbildung in folgender Weise gebildet werden kann. Es werde ein beliebiges elektrisches Feld betrachtet mit einer Anzahl von Elektroden, deren Zwischenraum durch nichtleitende Stoffe ausgef¨ ullt ist. In einem nichtleitenden Raum k¨ onnen im allgemeinen freie Elektrizitätsmengen, Elektronen oder Ionen, vorhanden sein; man spricht in diesem Fall von einer Raumladung des Nichtleiters. Grenzen wir irgendeinen kleinen Raumteil V beliebiger Form, z.B. einen W¨ urfel, in dem Nichtleiter ab, so kann daher in diesem Raumteil im allgemeinen Fall eine bestimmte Raumladung Q(V ) enthalten sein. Durch Division mit dem Volumen V des Raumteiles erhält man die auf das Volumen bezogene Ladung. Dieser Quotient n¨ ahert sich einem Grenzwert, wenn man den Raumausschnitt kleiner und kleiner werden lässt, vorausgesetzt, dass seine Abmessungen noch groß sind gegen die Abstände der Elektronen oder Ionen. Es sei darauf hingewiesen, dass man die Existenz eines Grenzwertes


119

in physikalischer Weise motiviert anstatt durch bestimmte Eigenschaften der mathematischen Funktion Q(V )/V . Den auf diese Weise erhaltenen Grenzwert nennen wir die Raumladungsdichte := lim

V →0

Q(V ) , V

(7.19)

die in Abschnitt 6 bei der feldm¨ aßigen Darstellung von Ladungen Q eingef¨ uhrt wurde. Es ist dies eine positive oder negative Größe, die man z.B. in As/m3 messen kann. Bei gegebener (konstanter) Raumladungsdichte folgt f¨ ur die Ladung des sehr kleinen Raumteiles Q(V ) = V.

(7.20)

Nach (7.17) kann man nun diese Ladung auch darstellen durch das Flächenintegral des D-Feldes u ache O des Raumausschnittes V und der ¨ber die Oberfl¨ Grenzwert (7.19) 1 = lim (7.21) D · dA. V →0 V O

Diese Beziehung kann folgendermaßen gedeutet werden. Ist an jeder Stelle des elektrischen Feldes das D-Feld gegeben und bildet man das Flächenintegral des D-Feldes u ache eines kleinen Raumteiles, so nähert sich der ¨ber die Oberfl¨ Quotient des Integrals zum Volumen des Raumteiles bei abnehmendem Volumen einer festen Grenze, n¨ amlich der Raumladungsdichte. Man bezeichnet die Operation, mit der man aus dem Vektor des D-Feldes diesen Grenzwert erh¨ alt, als die Bildung der Divergenz des D-Feldes 1 divD := lim (7.22) D · dA. V →0 V O

Die Existenz dieses Grenzwertes fordert man nicht nur beim D-Feld, sondern auch f¨ ur mathematische vektorielle Felder, die verwandte physikalische Eigenschaften beschreiben wie z.B. die elektrische Stromdichte oder das B-Feld oder die Geschwindigkeit einer Fl¨ ussigkeitsstr¨ omung. Die Divergenz bestimmt den je Raumeinheit entspringenden Fluss. Insgesamt erhält man mit Gl. (7.19) und Gl. (7.22) die Beziehung divD = .

(7.23)

Die Divergenz des D-Feldes ist gleich der Raumladungsdichte. Wenn keine Raumladungen vorhanden sind, dann gilt divD = 0.

(7.24)

Die in einem beliebigen Raum vorhandene Gesamtladung Q ist Q= dV = divD dV, V

V

(7.25)

120


wobei das Integral u ¨ber den ganzen Raum zu erstrecken ist. Andererseits gilt Q = D · dA, (7.26) O

wobei das Fl¨ achenintegral u ¨ber die den Raumteil begrenzende Fläche zu bilden ist. Durch Vergleich dieser beiden Beziehungen ergibt sich der unter bestimmten Voraussetzungen auch f¨ ur beliebige mathematische vektorielle Felder g¨ ultige Satz von Gauß dV = divD dV = D · dA. (7.27) V

V

O

Zum Abschluss dieses Abschnittes sollte noch einmal darauf hingewiesen ¨ werden, dass diese Uberlegungen zur Illustration der mathematischen Felder des elektrischen Feldes in elektrostatischer N¨ aherung dienen sollen. Besonders bei der anschaulichen Einf¨ uhrung des D-Feldes wurde deutlich, dass eine wirkliche Begr¨ undung f¨ ur ein zus¨ atzliches Feld in der Elektrostatik nicht gegeben werden kann. Erst mit der Unterscheidung von Fernwirkungs- und Nahwirkungskonzept kann die Einf¨ uhrung des D-Feldes sinnvoll gerechtfertigt wer¨ den. Dennoch sind diese Uberlegungen f¨ ur eine begriffliche Diskussion auch in der Elektrostatik durchaus n¨ utzlich.

8 Materialgesetze in der Elektrostatik

Im vorangegangenen Abschnitt haben wir gesehen, dass der Fluss des D-Feldes gleich der Ladung der Elektroden ist. Somit kann das Verhältnis des D-Feldes zum E-Feld experimentell untersucht werden. Hierzu kann z.B. eine Anordnung nach Abb. 8.1 dienen. Zwei ebene parallele Metallplatten stehen sich mit der Fl¨ ache A in einem kleinen Abstand d gegen¨ uber. Im Zwischenraum befindet sich der zu untersuchende Nichtleiter. An die beiden Elektroden kann mit Hilfe eines Schalters S eine Spannungsquelle gelegt werden; sie erzeugt an den Elektroden eine Potenzialdifferenz U , die durch das Voltmeter V angezeigt wird. Der Strom fließt dabei durch ein ballistisches Galvanometer G, dessen Maximalausschlag anzeigt, wie groß die Elektrizitätsmenge Q ist, die die Platten aufgenommen haben. Diese Elektrizit¨ atsmenge ist gleich dem Fluss des D-Feldes zwischen den Platten. Wenn der Abstand d der beiden Platten sehr

Abbildung 8.1. Experimentelle Untersuchung des Zusammenhanges zwischen Eund D-Feld

klein gegen die gegen die Fl¨ achenabmessungen ist, so geht der Fluss des DFeldes praktisch vollst¨ andig in dem Zwischenraum von einer Platte zu anderen u ¨ber. Das Feld zwischen den beiden Platten ist homogen. Alle Niveauflächen sind parallele Ebenen. Das E-Feld steht senkrecht auf diesen Ebenen; es hat u ¨berall den Betrag U E = . (8.1) d

122


Der Verschiebungsfluss mit dem Wert Q verteilt sich gleichmäßig auf die ganze Fl¨ ache A. Das D-Feld hat daher u ¨berall den Betrag D =

Q . A

(8.2)

Die Messung der Potenzialdifferenz liefert also bezogen auf den Plattenabstand d den Betrag des E-Feldes, w¨ ahrend man aus der Ablesung am ballistischen Galvanometer den Betrag des D-Feldes berechnen kann. F¨ uhrt man derartige Messungen bei verschiedenen Potenzialdifferenzen aus, so findet man, dass bei den u ¨blichen Isolierstoffen in einem weiten Bereich des E-Feldes das D-Feld proportional zum E-Feld ist, so dass man unter Ber¨ ucksichtigung der Richtung dieser Gr¨ oßen schreiben kann D = εE.

(8.3)

Man spricht von einem linearen Materialgesetz in der Elektrostatik. Die Größe ε ist eine Materialkonstante; sie wird Dielektrizit¨ atskonstante oder Permittivit¨ at des betreffenden Stoffes genannt. Es ist ε=

D Qd = . E UA

(8.4)

Setzt man Q in As, U in V , d in m und die Fläche in m2 ein, d.h. arbeitet man mit SI-Einheiten, so erh¨ alt man als Einheit f¨ ur ε 1

As F =: 1 , Vm m

(8.5)

wenn man die Abk¨ urzung Farad F := As/V verwendet. Auch wenn sich kein materieller Nichtleiter zwischen den beiden Platten befindet, zeigt das Galvanometer G eine Aufladung der Elektroden an, die proportional der Potenzialdifferenz U ist. Nat¨ urlich kann auch im leeren Raum die Ladung Q im Sinne einer Nahwirkungstheorie feldmäßig durch ein D-Feld beschrieben werden und man erh¨ alt eine entsprechende Dielektrizitätskonstante, die mit ε0 bezeichnet wird. In anderen Einheitensystemen als dem internationalen System (SI) kann diese Gr¨ oße auf den Wert Eins normiert werden, was hinsichtlich der Unterscheidung von E- und D-Feld gelegentlich zu Problemen f¨ uhrt. An dieser Stelle soll noch einmal auf die ganz unterschiedlichen Gr¨ unde der Einf¨ uhrung dieser beiden Felder hingewiesen werden. Der Wert von ε0 kann messtechnisch ermittelt werden oder – wie man sp¨ ater in Abschnitt 34.1 sehen wird – mit anderen Naturkonstanten in Zusammenhang gebracht werden. Es gilt nach Gl.(34.12) ε0 = 1/(μ0 c20 ), wobei μ0 die magnetische Feldkonstante oder Permeabilität des freien Raumes (vgl. Abschnitt 20). Es ergibt sich folgender Wert ε0 = 8, 85418782

pF . m

(8.6)


123

Es ist zweckm¨ aßig die Dielektrizit¨ atskonstante anderer Materialien mit ε0 ins Verh¨ altnis zu setzen; man erh¨ alt dann die relative Dielektrizitätskonstante (auch Permittivitätszahl genannt) der betreffenden Materialien εr :=

ε . ε0

(8.7)

Diese Zahl ist f¨ ur Luft und gasf¨ ormige Stoffe fast genau gleich Eins. F¨ ur weitere Isolierstoffe der Elektrotechnik sind die entsprechenden Werte der Dielektrizit¨ atskonstante in der Literatur zu finden; z. B. in der H¨ utte [119]. Auch wenn wir die Theorie des elektrischen Feldes grundsätzlich als Kontinuumstheorie auffassen, ist es gelegentlich n¨ utzlich, die Verhältnisse mit Hilfe einer mikroskopischen Deutung zu illustrieren. Daher soll auf einige, teilwei¨ se auf Maxwell zur¨ uckgehende Uberlegungen hinzugef¨ ugt werden. Allerdings soll eine Ausweitung auf aktuelle festk¨ orperphysikalischen Vorstellungen nicht vorgenommen werden, da sonst der gesteckte Rahmen dieses Lehrbuches u ¨berschritten wird. Die interessierten Leserinnen und Leser werden auf die entsprechende Literatur verwiesen (vgl. z.B. Wijn, Dullenkopf [290]). Der Fluss des D-Feldes bzw. Verschiebungsfluss besteht also gemäß den obenstehenden Ausf¨ uhrungen aus zwei Anteilen, einem Anteil, der durch der durch Verschiebung“ von Elektrizit¨ atsmengen im Inneren der Molek¨ ule des ” Nichtleiters infolge der Polarisation entsteht, und einem zweiten, der bereits im leeren Raum auftritt. Die Unterteilung des Flusses des D-Feldes in den im Vakuum entstehenden Teil und den durch den Isolierstoff bedingten Teil bringt man dadurch zum Ausdruck, dass man setzt D = εE = εr ε0 E = ε0 E + P = (ε0 + χe ε0 )E,

(8.8)

wobei P = χe ε0 E gilt. Man bezeichnet P als elektrische Polarisation“ des ” at; es gilt Dielektrikums, χe als dielektrische Suszeptibilit¨ χe =

ε − ε0 = εr − 1. ε

(8.9)

Der zweite Teil des Flusses des D-Feldes kann formal in gleicher Weise ge¨ deutet werden wie der erste, wenn man die Existenz eines ruhenden Athers“ ” annimmt, der alle Materie durchsetzt, und der ähnliche Eigenschaften besitzt wie die Materie, nur mit dem Unterschied, dass er viel feiner unterteilt ist. Man kann dann den Fluss des D-Feldes im leeren Raum als die Pola¨ risation des Athers auffassen. Die Folgerungen, die man auf Grund dieser von Maxwell herr¨ uhrenden Vorstellungen ziehen kann, decken sich auf das beste mit der Erfahrung, solange es sich um Vorgänge handelt, bei denen sich die materiellen K¨ orper mit Geschwindigkeiten gegeneinander bewegen, die klein gegen die Lichtgeschwindigkeit sind. Die Vorstellung des ruhenden ¨ Athers kann nicht aufrechterhalten werden, wenn man zu einer einheitlichen Darstellung auch bei sehr rasch ablaufenden Bewegungsvorgängen gelangen

124


¨ will; man m¨ usste auf Grund der Erfahrungstatsachen dem Ather komplizierte ¨ Eigenschaften zuschreiben, z.B. die, dass der Ather auf jedem gleichförmig gegen das Fixsternsystem bewegten K¨ orper in Ruhe zu sein, d.h. sich mit dem betreffenden K¨ orper zu bewegen scheint, auch bei beliebigen Bewegungen verschiedener K¨ orper gegeneinander. Obwohl daher die Annahme eines ¨ ruhenden Athers im leeren Raum streng genommen nicht zulässig ist, ist doch die Zusammenfassung der beiden Anteile des Flusses des D-Feldes zu einem einzigen außerordentlich zweckm¨ aßig, solange eben die vorkommenden Relativgeschwindigkeiten der materiellen K¨ orper gen¨ ugend klein sind gegen die Lichtgeschwindigkeit (vgl. Abschnitt 33). Eine kurze und leicht verständliche Einf¨ uhrung in die spezielle Relativit¨ atstheorie findet man bei Lehner ([153], A.6); dort findet man auch weiterf¨ uhrende Literatur. Das D-Feld wurde in Abschnitt 6 im Rahmen der Nahwirkungsvorstellung als der Ladungsverteilung ¨ aquivalentes (mathematisches) Feld in die Elektrostatik eingef¨ uhrt und ist bei gegebenem – nicht notwendigerweise linearem – Materialgesetz an jeder Stelle des Raumes durch das dort herrschende E-Feld bestimmt. Bei der Herstellung des elektrischen Feldes fließt im Sinne der obenstehenden Vorstellungen an jeder Stelle des Nichtleiters längs der D-Feldlinien ein Strom (Verschiebung von Ladungen, den man als Verschiebungsstrom“ ” bezeichnen kann), dessen Gesamtst¨ arke gleich dem in den Leitungen zu den Elektroden fließenden Strom ist; dieser Verschiebungsstrom“ verschwindet ” im Nichtleiter und daher auch in den Zuleitungen wieder, wenn der Vorgang der Aufladung beendigt ist. Dadurch kann auch f¨ ur zeitlich veränderliche Vorg¨ ange die Vorstellung des in sich geschlossenen Stromkreises beibehalten werden; der Strom in den Zuleitungen setzt sich im Nichtleiter als Verschie” bungsstrom“ fort. Auf diese Vorstellungen werden wir in Abschnitt 26 u ¨ber das quasi-station¨ are elektromagnetische Feld näher eingehen. Das Resultat dieses Verschiebungsstromes“ ist der Fluss des D-Feldes zwischen den Elek” troden im Nichtleiter. Die relative Dielektrizit¨ atskonstanten (Permittivitätszahlen) von elektrisch leitenden Stoffen kann man nicht in der angegebenen Weise bestimmen; man findet sie durch Wechselspannungsmessungen. Da in den metallischen Leitern nur ein kleiner Teil der Elektronen frei ist, so muss auch in den Metallen dem Leitungsstrom ein Verschiebungsstrom bzw. eine zeitliche Veränderung des Verschiebungsflusses u ¨berlagert sein. Die relative Dielektrizitätskonstante der Metalle ist jedoch im Bereich der technischen Wechselströme nicht messbar und wahrscheinlich kleiner als 10; bei Germanium ist εr ≈ 16, bei Silizium εr ≈ 12. Nicht f¨ ur jedes elektrostatisch wirksame Material gilt ein linearen Materialgesetz mit konstanter Dielektrizit¨ atskonstante. Beispielsweise ist εr von Bariumtitanat nicht konstant, sondern h¨ angt vom E-Feld ab. Grunds¨ atzlich kann man die folgenden F¨ alle unterscheiden: • Lineare, isotrope, homogene Materialien: D = ε E (ε = konst.) • Lineare, isotrope inhomogene Materialien: D = ε E (ε = ε(r) )


125

• Lineare, anisotrope Materialien mit Symmetrien: D = E E. Die lineare Abbildung E ist symmetrisch, d. h. es gilt E = ET , und sie wird in der Literatur h¨ aufig auch Dielektrizi¨ atstensor genannt, deren Eigenvektoren die Symmetrieachsen des Materials kennzeichnen; vgl. z. B. Lehner [153]. Bei einer Hauptachsentransformation geht E in eine Diagonalform diag(ε11 , ε22 , ε33 ) u ¨ber und im einfachsten Fall ε11 = ε22 = ε33 =: ε ergibt sich der lineare, isotrope, homogene Fall. • Nichtlineare Materialien1 : D = f (E) oder F(D, E) = 0. Ein Sonderfall sind die linearen inhomogenen Materialien, bei den die Dielektrizit¨ atskonstante ε st¨ uckweise konstant ist, d.h. das interessierende Raumgebiet V kann in Teilgebiete Vk zerlegt werden, in denen ε jeweils konstant ist. Um das Verhalten des E- und des D-Feldes an den Rändern dieser Teilgebiete zu verstehen, betrachten wir zun¨ achst den allgemeinen linearen, inhomogenen Fall D = ε(r) E. Wir haben bereits darauf hingewiesen, dass wegen des Satzes von Helmholtz die Rotation des D-Feldes bzw. die Divergenz des E-Feldes noch festgelegt werden m¨ ussen, da auf physikalischer Grundlage (elektrostatische Kräfte, feldm¨ aßige Darstellung von Ladungen) zun¨ achst nur die Divergenz bzw. Rotation dieser mathematischen Felder begr¨ undbar sind. Die noch fehlenden Beziehungen lassen sich f¨ ur den Spezialfall eines linearen, isotropen, homogenen Materialgesetzes D = ε E (ε =konst.) sehr einfach festlegen. Wir untersuchen nun, wie man die gesuchten Eigenschaften des D- und E-Feldes in Fall linearer ¨ inhomogener Materialien (ε = ε(r) ) findet; diese Uberlegungen findet man bei Weizel [285]. Dazu geht man von zwei vektoranalytischen Identitäten aus rot(f F) = f rotF + grad(f ) × F, div(f F) = f divF + F · gradf, wobei f ein skalares Feld und F ein vektorielles Feld ist. Davon ausgehend erh¨ alt man die entsprechenden Beziehung f¨ ur die Rotation des D-Feldes und die Divergenz des E-Feldes in linearen inhomogenen Materialien rotD = rot(ε E) = ε rotE + grad(ε) × E = grad(ε) × E, divE = div(ε−1 D) = ε−1 divD + D · gradε−1 = D · gradε−1 . Dabei wurde ein rotationsfreies E-Feld und verschwindende Raumladungsdichte vorausgesetzt. Die entsprechende partielle Differentialgleichung f¨ ur das elektrische Potenzial, welche die Poisson-PDgl. im Fall eines linearen, isotropen, homogenen Materials ersetzt, lautet nunmehr div(ε(r) gradϕ) = −. 1

(8.10)

Materialien mit Hystereseeffekten besitzen dynamische Eigenschaften und m¨ ussen gesondert behandelt werden; vgl. Mayergoyz [182] und in Hinweise in Abschnitt 20.3.

126


Verwendet man f¨ ur lineare inhomogene Materialien eine weiter oben beschriebene st¨ uckweise konstante Modellierung, dann kann man die Grenzbedingungen f¨ ur das E- und D-Feld, die an den Rändern gelten, durch Diskretisierung der f¨ ur ortsver¨ anderliche Dielektrizitätskonstanten geltenden Beziehungen −1 E1t − E2t = 0, E1n − E2n = Dn (ε−1 1 − ε2 ), D1t − D2t = E t (ε1 − ε2 ), D1n − D2n = 0

(8.11) (8.12)

erhalten, wobei die Indizes t“ und n“ die Transversal- bzw. Normalkom” ” ponente kennzeichnen. Diese Beziehungen ber¨ ucksichtigen die Ladungseffekte an der Grenzschicht, welche im Zusammenhang mit der oben beschriebenen elektrischen Polarisation diskutiert wurden. Wenn in der Grenzfl¨ ache zus¨ atzliche Fl¨ achenladungen enthalten sind, gelten die folgenden Beziehungen E1t − E2t = 0,

−1 −1 n E1n − E2n = D(1,2) (ε−1 1 − ε2 ) + ε(1,2) σ,

D1t − D2t = E t (ε1 − ε2 ),

D1n − D2n = σ,

(8.13) (8.14)

wobei σ die in Abschnitt 7 eingef¨ uhrte Fl¨ achenladungsdichte ist. ¨ ¨ Ublicherweise finden man in der Literatur eher heuristische Uberlegungen, um diese Beziehungen zu rechtfertigen. Ausgangspunkt ist die Gleichung (7.18). Danach treten in ein beliebiges Raumgebiet, das keine Ladungen enth¨ alt und mit einem elektrischen Feld durchsetzt ist, genau so viele Feldlinien des D-Feldes ein, wie aus ihm herauskommen. Die Feldlinien des D-Feldes sind in solchen Raumgebieten stetig; sie endigen oder entspringen nur auf elektrischen Ladungen. Daraus folgt f¨ ur die Grenzfl¨ ache zwischen zwei Nichtleitern verschiedener Dielektrizit¨ atskonstanten, dass die Normalkomponenten des D-Feldes zu beiden Seiten der Grenzfl¨ ache, Abb. 8.2, einander gleich sein m¨ ussen

Abbildung 8.2. Grenzfl¨ ache zwischen zwei Nichtleitern

D1n − D2n = 0.

(8.15)

ur das PotenDie Tangentialkomponenten Et des E-Feldes sind maßgebend f¨ zialgef¨ alle l¨ angs der Grenzfl¨ ache. Schreitet man in Richtung der Tangentialkomponenten l¨ angs der Grenzfl¨ ache um ein kleines St¨ uck ds fort, so ergeben


127

sich die Potenzialunterschiede dϕ1 = E1t ds

und

dϕ2 = E2t ds

(8.16)

auf beiden Seiten der Grenzfl¨ ache. Aufgrund von rotE = 0 m¨ ussen die Potenzialunterschiede auf beiden Seiten der Grenzfläche einander gleich sein, d.h. dϕ1 = dϕ2 . Hieraus geht hervor, dass E1t − E2t = 0.

(8.17)

F¨ ur die Tangentialkomponenten des D-Feldes gilt daher D1t ε1 = . D2t ε2

(8.18)

Die Feldlinien des D-Feldes werden an der Grenzfläche gebrochen, und zwar ¨ wird der Winkel mit der Normalen zur Grenzfläche beim Ubergang der Feldlinien von einem Stoff h¨ oherer zu einem Stoff niedrigerer Dielektrizitätskonoßer als ε2 . Diese Beziehungen entsprechen stante kleiner; in Abb. 8.2 ist ε1 gr¨ einem Teil der bereits von einem allgemeineren Standpunkt abgeleiteten Beziehungen.

Abbildung 8.3. L¨ angsschlitz zur Messung der E-Feldst¨ arke

¨ Aus diesen Uberlegungen ergibt sich noch folgender Schluss. Bringt man in einen materiellen Nichtleiter einen engen, langgestreckten zylindrischen Schlitz an, dessen Richtung u ¨bereinstimmt mit der Richtung der Feldlinien, Abb. 8.3, und der von Materie frei ist, so muss im Inneren des Schlitzes die elektrische Feldst¨ arke den gleichen Wert haben wie außerhalb, da an der zylindrischen Grenzfl¨ ache das E-Feld stetig u ur ¨bergehen muss. Es gilt daher f¨ das E-Feld im Inneren des Schlitzes Ei = Ea ,

(8.19)

wenn mit Ea das E-Feld in dem Nichtleiter bezeichnet wird. Wird dagegen ein kleiner dosenf¨ ormiger Hohlraum von sehr geringer Höhe, dessen Grundfl¨ ache senkrecht zu den Feldlinien stehen, im Innern des Nichtleiters angebracht, Abb. 8.4, so m¨ ussen die Feldlinien des D-Feldes stetig durch den Hohlraum hindurchgehen, d.h. es wird das D-Feld in dem Hohlraum, Di gleich dem D-Feld in dem Nichtleiter Di = Da .

(8.20)

Man kann also in einem L¨ angsschlitz das E-Feld, in einem Querschlitz das D-Feld innerhalb eines Nichtleiters messen.

128


Abbildung 8.4. L¨ angsschlitz zur Messung der D-Feldst¨ arke

9 Influenzwirkungen

Bringt man in ein elektrisches Feld, z. B. das Feld zwischen den beiden Elektroden A und B, Abb. 9.1, einen isolierten Leiter C, so entsteht in diesem Leiter unter der Einwirkung der elektrischen Feldkräfte eine Wanderung der Elektronenwolke, bis im Inneren

Abbildung 9.1. Influenzwirkung

E=0

(9.1)

ist. Als Resultat dieser Wanderung von Elektronen befinden sich auf der Oberfl¨ ache des Leiters elektrische Ladungen. Auf der Leiteroberfläche steht das EFeld senkrecht, denn eine tangentiale zur Oberfläche auftretende Komponente onnte Ladungen verschieben. Da in der Elektrostatik keides E-Feldes Etang k¨ ne Ladungsbewegungen auftreten, muss gelten Etang = 0.

(9.2)

Die Summe der Ladungen des Leiters ist Null, wenn der Leiter vorher ungeladen war. Es m¨ unden ebenso viele Linien des D-Feldes auf dem Leiter, wie von ihm ausgehen. Diese Einwirkung des elektrischen Feldes auf Leiter bezeichnet

130


man als Influenz. Sie hat zur Folge, dass die Leiter die Linien des D-Feldes zu sich hinziehen; man benutzt diese Erscheinung zur Abschirmung elektrischer Felder (Faraday 1837). Stellt z.B. C, Abb. 9.1, eine Hohlkugel dar, so ergibt sich außerhalb der Kugel die gleiche Feldverteilung wie bei einer Vollkugel, im Innern der Hohlkugel ist jedoch das E-Feld Null. Als weiteres Beispiel ist in Abb. 9.2 schematisch die Abschirmung des Bedienungsraumes A eines Hochspannungslaboratoriums durch ein geerdetes Metallgitter G veranschaulicht. T stellt einen Transformator dar, K die Hochspannungselektrode. Durch das Gitter werden die Verschiebungslinien zwischen der Hochspannungselektrode und den W¨ anden des Raumes aufgefangen; infolgedessen wird der Raum hinter dem Gitter nahezu feldfrei.

Abbildung 9.2. Schirmwirkung

¨ Auf der Oberfl¨ ache eines influenzierten Leiters entsteht teils ein Uberschuss, teils ein Mangel an Elektronen; bestimmte Teile der Oberfläche nehmen eine positive Ladung an, andere Teile eine negative. Wenn man daf¨ ur sorgt, dass die eine dieser beiden Ladungen abfließen kann, so ergibt sich eine Aufladung des betreffenden Leiters durch Influenz. Ein Beispiel daf¨ ur ist durch Abb. 9.3 veranschaulicht. Es ist hier zun¨ achst, Abb. 9.3, Teil a, das elektrische Feld in der Umgebung eines Hochspannungsgenerators T schematisch dargestellt, der einpolig geerdet und am anderen Pol mit einer Kugel K1 versehen ist. Abb. 9.3, Teil b zeigt die Ver¨ anderung, die das Feld erfährt, wenn in die N¨ ahe des Generators eine Metallkugel K2 gebracht wird. Hat die Kugel K1 in dem betrachteten Zeitpunkt eine positive Ladung, so ergeben sich auf der dieser Kugel zugewandten Seite von K2 negative Ladungen, auf der anderen positive Ladungen. Durch einen Draht, Abb. 9.3, Teil c, werde die Kugel K2 mit der Erde verbunden; dadurch nimmt K2 das Potenzial der Erde an, die positiven Ladungen fließen ab, die Verschiebungslinien zwischen K2 und Erde verschwinden. Entfernt man nun den Draht, so ergibt sich die Abb. 9.3, Teil d. Die Kugel K2 hat eine negative Ladung, die bei hinreichend guter Isolierung dieser Kugel erhalten bleibt, auch wenn K1 auf Erdpotenzial gebracht wird, Abb. 9.3, Teil e. Die zun¨ achst ungeladene Kugel K2 hat damit eine Potenzialdifferenz gegen Erde angenommen, ohne dass sie mit dem Generator


131

in Verbindung gebracht wurde, eine Erscheinung die in Hochspannungsanlagen beachtet werden muss. Sie kann bei Blitzentladungen in der Nähe von Freileitungen auftreten. Befindet sich eine Leitung im elektrischen Feld einer geladenen Gewitterwolke, so fließen Ladungen u ¨ber die Isolationswiderstände der Leitungen ab, Verschiebungslinien spannen sich zwischen Wolke und Leitung. Entl¨ adt sich die Wolke durch einen Blitz, so bleibt zunächst die Ladung der Leitung erhalten (K2 der Abb. 9.3); ihr entspricht eine bestimmte Potenzialdifferenz zwischen der Leitung und Erde, die zum Auftreten einer von der betreffenden Stelle l¨ angs der Leitung nach beiden Richtungen hin fortlaufende Wanderwellen f¨ uhrt, vgl. Abschnitt 35.4.

Abbildung 9.3. Aufladung eines Leiters durch Influenz

10 Einfache Beispiele fu ¨ r elektrostatische Felder

Zur Bestimmung eines E-Feldes m¨ ussen die Grundgleichungen der Elektrostatik gel¨ ost werden, die in Form von Algebro-Differentialgleichungen (6.7) formuliert werden k¨ onnen. Alternativ lassen sich die Differentialgleichungen auch als Integralgleichungen (6.11), (6.12) angeben, so dass AlgebroIntegralgleichungen zu l¨ osen sind. Da sich diese Gleichungen nur selten direkt l¨ osen lassen, wird zun¨ achst die Differentialgleichung f¨ ur das elektrische Potenzial ϕ abgeleitet und unter Hinzunahme von Randwerten eine entsprechende L¨ osung analytische oder numerisch ermittelt. Anschließend lassen sich daraus E-Feld und D-Feld durch Gradientenbildung bzw. Multiplikation mit ε bestimmen. In sehr einfachen Anordnungen von idealen Leitern lässt sich das E-Feld zumindest n¨ aherungsweise erraten, in dem man die Randbedingung f¨ ur ideale Leiter nutzt und zus¨ atzlich Symmetrie¨ uberlegungen anstellt. Ein Beispiel daf¨ ur ist der Plattenkondensator, wenn man bei ausgedehnten ebenen und parallelen Platten das E-Feld in Punkten wissen möchte, die von den Plattenr¨ andern weit entfernt sind. Die Feldlinien des E-Feldes sind dann orthogonale, auf den Platten stehende Linien. In grober Näherung wird diese Vorstellung auf sämtliche Punkte der Platten angewendet. Auf dieser Grundlage lassen sich eine Reihe von Feldproblemen in guter Näherung zumindest qualitativ diskutieren. Ein sch¨ ones Beispiel ist die Elektronenoptik, wie sie bei der Braunschen R¨ ohre verwendet wird; Anwendungen findet man bei Fernsehger¨ aten und Oszilloskopen. Wir gehen darauf in Abschnitt 14.5 näher ein. Weiterhin soll anhand einiger Beispiele gezeigt werden, dass auch im Fall anderer einfacher geometrischer Situationen eine direkte Lösung der AlgebroIntegralgleichungen m¨ oglich ist. Dabei beschr¨ anken wir uns auf das Materialgesetz f¨ ur lineare, isotrope, homogene Materialien, so dass nur eine der beiden Integralgleichungen zu l¨ osen ist.

134

10 Einfache Beispiele f¨ ur elektrostatische Felder

10.1 Das elektrische Feld von Punktladungen 10.1.1 Die homogen geladene Kugel und die Punktladung Betrachtet man beispielsweise eine ideal leitende, homogen geladene Kugel mit dem Radius R, dann kann die Gesamtladung Q der Kugel mit Hilfe des D-Feldes berechnet werden (siehe Gl.(7.26)) Q = D · dA. (10.1) O

Ohne Einschr¨ ankung der Allgemeinheit nehmen wir an, dass die Kugel mit einer positiven Ladung belegt ist. Gibt man die Ladung Q vor, dann ist das entsprechende D-Feld aus der Integralgleichung zu bestimmen, was bei der Wahl einer beliebigen Oberfl¨ ache O nicht ohne weiteres möglich ist. Man kann aufgrund der Kugelsymmetrie des Problem voraussetzen, dass die D-Feldlinien der Ladungsverteilung von der Kugeloberfl¨ ache nach allen Seiten hin strahlenf¨ ormig ausgehen. Das D-Feld kann demnach mit Hilfe des Einheitsvektors uckt werden zu D(r) = Dr re , wobei Dr der Betrag von D im re von r ausgedr¨ unden auf der Gegenelektrode, die ebenPunkt r ist und re := r/r. Sie m¨ falls als kugelf¨ ormig und mit gleichen Mittelpunkt wie die betrachtete Kugel vorausgesetzt wird und deren Radius R∞ im Vergleich zu R sehr groß ist. W¨ ahlt man f¨ ur die Fl¨ ache O des Oberfl¨ achenintegrals in Gl. (10.1) ebenfalls ein Kugeloberfl¨ ache mit gleichem Kugelmittelpunkt, dann sind deren Normalenvektor und das D-Feld in dem Punkt von O kollinear. Damit kann die Integralgleichung stark vereinfacht werden, da bei fest gewählter Kugeloberfl¨ ache O mit dem Radius r der Betrag von D aus dem Integral herausgezogen werden kann (10.2) Q = D · dA = Dr re · dA = Dr re · dA. O

O

O

Das Integral ist nur ein Faktor, der gleich der Kugeloberfläche 4πr2 ist. Insgesamt erh¨ alt man also f¨ ur Dr Dr =

Q . 4πr2

(10.3)

Der Fluss des D-Feldes verteilt sich also gleichmäßig auf konzentrischen Kugelfl¨ achen. Mit Hilfe des Materialgesetzes und des Richtungsvektors re ergibt sich schließlich f¨ ur des E-Feld Qr E(r) = . (10.4) 4πεr3 Das E-Feld zeigt radial von der Kugel weg, wenn Q – wie vorausgesetzt – positiv ist. In Bezug auf den Raum außerhalb der Kugelelektrode kann man

10.1 Das elektrische Feld von Punktladungen

135

diese ersetzen durch eine Punktquelle oder Punktladung Q im Mittelpunkt der Kugel. Im Zusammenhang mit der Multipolentwicklung (siehe Abschnitt 11.5) werden wir eine mathematische Definition der Punktladung angeben. Das E-Feld in der Umgebung einer Punktladung ist durch konzentrische Kugelfl¨ achen als Potenzialfl¨ achen gekennzeichnet. Im Abstand r = r von der Punktladung wird das elektrische Potenzial ∞ ∞ ∞ Q ˜r · d˜ r Q d˜ r Q , (10.5) E(˜r) · d˜r = = = ϕ(r) = 3 2 4πε˜ r 4πε˜ r 4πεr r r r wenn man beachtet, dass E und somit r l¨ angs einer E-Feldlinie kollinear mit und dr sind und wenn als Bezugspunkt der unendlich ferne Punkt gewählt wird. An der Oberfl¨ ache der Kugel vom Radius r0 ist das Potenzial gleich der Potenzialdifferenz (Spannung) zwischen der Kugel und einem sehr weit entfernten Punkt, also Q . (10.6) U= 4πεr0 Die E-Feldst¨ arke hat in der Umgebung einer Kugelelektrode vom Radius r0 den Betrag r0 Q = U 2. (10.7) E = 4πεr2 r Sie nimmt wie im entsprechenden Str¨ omungsfeld umgekehrt proportional mit dem Quadrat des Abstandes vom Mittelpunkt der Kugel ab und beträgt an der Oberfl¨ ache der Kugelelektrode E =

U . r0

(10.8)

Der gleiche Wert ergibt sich in einem Plattenkondensator mit dem Plattenabstand r0 bei einer Spannung U zwischen den beiden Platten. Die E-Feldstärke wird um so gr¨ oßer, je kleiner der Radius der Kugel ist. Hohe E-Feldstärken entstehen daher immer dort, wo die Kr¨ ummungsradien klein sind. Auf die Berechnung der Kapazit¨ atswerte gehen wir in Abschnitt 12.3 ein. 10.1.2 Endlich viele Punktladungen Allgemeine elektrostatische Felder entstehen, wenn mehrere Punktladungen vorhanden sind. Die von den einzelnen Punktladungen herr¨ uhrenden Potenziale, Gl.(10.5), u ¨berlagern sich dann wegen der linearen Abhängigkeit zwischen Ladung und Potenzial, so dass das Gesamtpotenzial in einem beliebigen Raumpunkt 1 Qν (10.9) ϕ(r) = 4πε ν r − rν

136


wird, wobei Qν die Ladungen der Punktquellen, r − rν die Abstände des betrachteten Raumpunktes von den Punktquellen bezeichnen. Ist die Verteilung der Elektrizit¨ atsmengen im Raum bekannt, so ist damit also eindeutig das Potenzial bestimmt. Im folgenden soll zunächst nur der durchaus interessante Spezialfall zweier Punktladungen behandelt werden. Danach werden in Abschnitt 10.1.6 sogenannte Linienladungen diskutiert, die man sich aus Punktladungen zusammengesetzt denken kann. 10.1.3 Das Potenzial zweier Punktladungen In Abb. 10.1 ist ein Ausschnitt aus dem elektrischen Feld in der Umgebung zweier Punktladungen, deren Ladungen sich wie (−1) : 2 verhalten, dargestellt. Die Potenziallinien lassen sich hier in ¨ ahnlicher Weise ermitteln, wie es in Abschnitt 17 beschrieben wird. Von besonderem Interesse ist, dass bei einer solchen Anordnung von zwei Punktladungen mit Ladungen entgegengesetzten Vorzeichens immer eine Potenzialfl¨ ache zu finden ist, die eine Kugelfl¨ ache bildet; sie ist in Abbildung 10.1 mit 0 gekennzeichnet und st¨ arker ausgef¨ uhrt. Dies lässt sich folgendermaßen nachweisen. Das elektrische Potenzial im Punkte P mit dem Abstandsvektor r, Abb. 10.2, ist nach Gl. (10.9)

Abbildung 10.1. Potenziallinien des Feldes von zwei Punktquellen verschiedener Ladung (Ausschnitt)

ϕ(r) =

1 4πε

Q1 Q2 + r1 r2

,

(10.10)

wenn man mit r1 := r − r1 und r2 := r − r2 die Abstände der jeweiligen Ladungen vom Punkt P bezeichnet. Wir suchen nun die Potenzialfläche mit dem Potenzial Null. F¨ ur alle Punkte dieser Potenzialfläche muss gelten Q1 Q2 + =0 r1 r2

(10.11)


oder

r1 Q1 =− . r2 Q2

137

(10.12)

Bei gleichem Vorzeichen von Q1 und Q2 hat diese Beziehung keine geometrische Bedeutung; Punkte der gesuchten Art sind nicht vorhanden, wenn man von den unendlich fernen Punkten absieht. Bei entgegengesetzten Vorzeichen wird jedoch das Radienverh¨ altnis positiv; die Niveaufläche mit dem Potenzial Null ist bestimmt durch r1 = k, (10.13) r2 wobei k das Verh¨ altnis der Betr¨ age der beiden Ladungen bezeichnet. Der

Abbildung 10.2. Kugelf¨ ormige Potenzialfl¨ ache

geometrische Ort der Punkte einer Ebene mit konstantem Abstandsverhältnis von zwei festen Punkten in dieser Ebene ist nach einem Satz der Geometrie (Apollonius) ein Kreis, der die Verbindungsgerade zwischen den beiden Punkten harmonisch teilt, Abb. 10.2. Es ist Q1 A Q1 B = = k. Q2 A Q2 B

(10.14)

Da diese Folgerung f¨ ur alle Ebenen gilt, die die Verbindungsgerade der beiden Punkte enthalten, so ist die gesuchte Potenzialfläche eine Kugelfläche, die durch Drehen des gekennzeichneten Kreises um die Verbindungsgerade Q1 Q2 entsteht. Die Kugelfl¨ ache umschließt die schw¨ achere Punktladung. Nennt man ihren Radius r0 und kennzeichnet man die Lage ihres Mittelpunktes M durch den Abstand b von Q2 , so findet man durch Anwendung der Gl. (10.13) auf die Punkte A und B (Gl.(10.14)) a + b − r0 a + b + r0 = = k. r0 − b r0 + b

(10.15)

r02 = b(a + b).

(10.16)

Hieraus folgt Setzt man dies in Gl.(10.15) ein, so ergibt sich

138


r0 Q1 =k=− . b Q2

(10.17)

Ferner findet man aus den beiden Gl.(10.16) und (10.17) k , k2 − 1 1 b=a 2 . k −1

r0 = a

(10.18) (10.19)

Damit k¨ onnen die Bestimmungsst¨ ucke des Kreises berechnet werden. F¨ ur k = 1 artet der Kreis zur Mittelsenkrechten der Verbindungslinie Q1 Q2 aus, die Mittelebene wird Niveaufl¨ ache, Abb. 17.6. Bringt man im Mittelpunkt M noch eine dritte Punktladung Q3 an, so bleibt die betrachtete Kugel eine Potenzialfläche; es wird lediglich zu allen Punkten der Kugel das Potenzial ϕ3 =

Q3 4πεr0

(10.20)

hinzugef¨ ugt. Das Potenzial zweier Punktladungen kann auch Begr¨ undung der sogenannten Spiegelungsmethode verwendet werden, die in Abschnitt 11.6 behandelt wird. 10.1.4 Der elektrische Dipol Im vorherigen Abschnitt wurde gezeigt, dass man die Potenziale zweier Punktladungen u ¨berlagern kann und damit das Gesamtpotenzial der Ladungsanordnung erh¨ alt. Das ist m¨ oglich aufgrund der Linearität der Poissongleichung bez¨ uglich der rechten Seite. Ein interessanter und f¨ ur die Anwendungen wichtiger Grenzfall entsteht, wenn man den Abstand d immer gr¨ oßer und größer werden lässt, den Punkt Q1 also immer weiter hinausr¨ ucken l¨ asst und gleichzeitig die Ladung Q1 so vergr¨ oßert, dass E0 konstant bleibt. Mathematische gesehen handelt es sich dabei um einen Doppellimes, bei dem die Reihenfolge der Grenz¨ ubergänge durchaus beachtet werden sollte; außerdem hängt der so entstehende Grenzwert nur noch von einem Ort ab. Dann ergibt sich schließlich die Potenzialverteilung in der Umgebung einer ungeladenen Metallkugel, die in ein urspr¨ unglich homogenes Feld gebracht wird. Die Punktladung Q1 muss dabei gemäß Gl.(11.43) den Wert erhalten: Q1 = 4πεd2 E0 .

(10.21)

Ihr elektrisches Bild“ Q2 wandert mit wachsendem d immer näher an den ” ussen, so Kugelmittelpunkt heran. Da wir dort eine Ladung −Q2 anbringen m¨ r¨ ucken also im Kugelmittelpunkt zwei entgegengesetzt gleiche Punktladungen


139


n¨ aher und n¨ aher zusammen; es entsteht ein sogenannter elektrischer Dipol, Abb. 10.3. Bezeichnet man den Abstand eines Aufpunkt P von dem Dipol mit r, den Winkel mit der Verbindungslinie der beiden Ladungen mit α, so gilt im Fall verschwindend kleinen Abstandes b der beiden Ladungen f¨ ur das durch den Dipol hervorgerufene Potenzial (r := r) Q2 1 Q2 −bQ2 cos α + . (10.22) ϕ= − = 4πε r r + b cos α 4πε r2 Auf einen Dipol wird im elektrischen Feld ein Drehmoment ausge¨ ubt. Wir denken uns ein kurzes isoliertes St¨ abchen von der Länge b an den beiden Enden mit den Ladungen −Q und +Q versehen und kennzeichnen die Richtung von −Q nach +Q durch die Koordinate x. Das St¨ abchen liege in einem homogenen E-Feld mit der Feldst¨ arke E. Wir legen durch die Richtung von x und E eine Ebene und bezeichnen die in die Richtung von x fallende Komponente E mit Ex , die dazu senkrecht stehende, in die y-Richtung fallende Komponente von abchen keine Wirkung aus, da sich die beiden E mit Ey . Ex u ¨bt auf das St¨ Kr¨ afte +QEx und −QEx aufheben. Ey dagegen verursacht ein Kräftepaar mit dem Drehmoment Md = bQEy = bQE sin β,

(10.23)

wenn mit β der Winkel zwischen x und E bezeichnet wird. F¨ ur das Drehmoment kommt es also nur auf das Produkt bQ an. Dieses bezeichnet man als elektrisches Dipolmoment p des Dipols. Es gilt Md = pE sin β.

(10.24)

p := −bQ2 .

(10.25)

In unserem Fall ist zu setzen

Damit wird aus Gl.(10.22) die allgemeine Beziehung f¨ ur das Potenzialfeld eines Dipols p cos α ϕ= . (10.26) 4πε r2 Obwohl also ein Dipol im ganzen die Ladung 0 aufweist, so ergeben sich doch in seiner Umgebung Feldkr¨ afte, die allerdings rascher abnehmen als in der Umgebung einer Punktladung.

140


Abbildung 10.4. Ungeladene Metallkugel in einem homogenen Feld

Die durch das Vorhandensein einer ungeladenen Kugel in einem urspr¨ unglich homogenen Feld entstehende Potenzialverteilung lässt sich nach dem oben Ausgef¨ uhrten darstellen durch die gleichzeitige Wirkung einer sehr weit entfernten Punktquelle und eines Dipols ϕ=

bQ2 cos α Q1 − . 4πε(d + r cos α) 4πε r2

(10.27)

F¨ uhrt man hier die Beziehungen (11.37) und (11.38) aus Abschnitt 11.6 sowie (10.21) ein und ber¨ ucksichtigt, dass d u ¨ber alle Grenzen wachsen soll, so folgt 1 r cos α r03 cos α 2 − ϕ = d E0 + 2 2 . (10.28) d d2 d r ugt, so ergibt sich Wird schließlich als willk¨ urliche Konstante −dE0 hinzugef¨ r3 r2 ϕ = E0 −r + 02 cos α = −E0 r 1 − 02 cos α. (10.29) r r Die Abb. 10.4 zeigt das nach Gl.(10.29) berechnete Feldbild, das man sich rotationssymmetrisch zur waagerechten Achse zu denken hat. Die Feldstärke an der Oberfl¨ ache der Kugel betr¨ agt ∂ϕ 2r03 (10.30) E = = E0 1 + 3 cos α = 3E0 cos α. ∂r r0 ungliche Sie wird f¨ ur α = 0 und α = 180◦ dreimal so groß wie die urspr¨ Feldst¨ arke des homogenen Feldes, die D-Feldlinien drängen sich dort zusammen. Kleine metallische Einschl¨ usse in Isolierstoffen ergeben also eine örtliche Erh¨ ohung der Feldst¨ arke. Die Dichte der influenzierenden Ladungen auf der Kugeloberfl¨ ache ist gleich dem Betrag des D-Feldes D = 3εE0 cos α;

(10.31)

sie ist ebenfalls in der Achse des Feldes am größten; es befinden sich auf der einen Halbkugel negative Ladungen, deren Summe Null ist.


141

Abbildung 10.5. Geladene Metallkugel in einem homogenen Feld

Ersetzt man die zur Achse senkrecht stehende Hauptebene der Kugel, die gleichzeitig Potenzialfl¨ ache ist, durch eine Metallschicht, so ergibt sich der Fall eines halbkugelf¨ ormigen Buckels auf einer leitenden Ebene, z.B. auf der Elektrode eines Plattenkondensators. An einem solchen Buckel ist demnach die Feldst¨ arke im Maximum dreimal so groß wie auf der Ebene. Ist die Ladung der Kugel nicht Null, so hat man zu dem gefundenen Potenzial noch das einer Punktladung Q im Mittelpunkt der Kugel hinzuzuf¨ ugen. Dann wird r3 Q . (10.32) ϕ = E0 −r + 02 cos α + r 4πεr Das Feldbild ver¨ andert sich in der durch Abb. 10.5 dargestellten Weise. Entsprechend der Ladung gehen von der Kugel mehr D-Feldlinien aus, als auf ihr einm¨ unden; bei negativer Ladung der Kugel gilt das Umgekehrte. 10.1.5 Das elektrische Feld zweier Kugeln Als weiteres Anwendungsbeispiel der Methode der elektrischen Bilder (Spiegelungsmethode) werde die Berechnung des elektrischen Feldes zwischen zwei geladenen Kugeln kurz besprochen, das f¨ ur die Theorie der in der Hochspannungstechnik verwendeten Kugelfunkenstrecken von Interesse ist; siehe z. B. [219]. Die beiden Kugeln, Abb. 10.6 , sollen den Mittelpunktsabstand c und die Radien r0 haben. Ihre Potenziale seinen (1/2)U und −(1/2)U . Wäre nur die erste Kugel vorhanden, so k¨ onnte das Feld außerhalb der Kugel dargestellt werden durch eine Punktladung Q1 im Mittelpunkt A, die aus Gl.(10.5) berechnet werden kann: 1 Q1 U= . (10.33) 2 4πεr0 Diese Punktladung w¨ urde auf der zweiten Kugelfläche ein zusätzliches Potenzial ergeben; um dieses aufzuheben, muss auf der Verbindungslinie A B das elektrische Bild B von A in bezug auf die Kugel 2 angebracht werden. Die Ladung in B muss den Wert haben:

142


Abbildung 10.6. E-Feldberechnung zwischen zwei Kugeln

Q1 = −

r0 Q1 . c

(10.34)

Ihr Abstand b vom Kugelmittelpunkt B beträgt b=

r02 . c

(10.35)

Diese Punktladung w¨ urde nun wieder ein Zusatzpotenzial auf der Kugeloberfl¨ ache 1 ergeben; zum Ausgleich muss ein Bild in A angebracht werden mit der Ladung r0 Q Q1 = − (10.36) c−b 1 und dem Abstand r2 a= 0 (10.37) c−b vom Mittelpunkt A. Um die Wirkung dieser Ladung auf der Kugel 2 aufzuheben, muss das Bild B angebracht werden mit der Ladung r0 Q Q (10.38) 1 =− c−a 1 und dem Abstand

r02 . (10.39) c−a Wenn dieses Verfahren fortgesetzt angewendet wird, so ergibt sich eine unendliche Reihe von Bildpunkten, die alle innerhalb der beiden Kugeln liegen, wobei die Abst¨ ande von den Kugelmittelpunkten sich festen Grenzwerten nähern und die Ladungen mehr und mehr abnehmen (Murphy 1833). Diese Punktladungen liefern das elektrostatische Feld f¨ ur den Fall, dass die Kugel 1 das Potenzial (1/2)U und die Kugel 2 das Potenzial Null hat. Man muss nun eine zweite gleichartige Reihe von Punktladungen anbringen, indem man von der Kugel 2 mit dem Potenzial −(1/2)U ausgeht. Das Gesamtfeld ergibt sich ¨ durch Uberlagern der von den einzelnen Punktladungen herr¨ uhrenden Felder. Mit Hilfe eines Taschenrechners sollte man die Folgen von Ladung und Abstand vom Kugelmittelpunkt f¨ ur beide Kugeln bestimmen, um näheren Einblick in das Verfahren zu erhalten (z. B. f¨ ur den Fall r0 = 0, 2 c). Die E-Feldstärke hat ihren gr¨ oßten Wert in den beiden Punkten P1 und P2 der Kugeloberfl¨ ache. Sie kann f¨ ur diese Punkte berechnet werden durch Summieren der E-Feldst¨ arken, die von den einzelnen Punktladungen herr¨ uhren. Es ist daher im Punkt P1 b =


143

Q1 0, 2Q1 0, 0417Q1 0, 00870Q1 + + + + ··· 2 2 2 (r0 (0, 8r0 ) (0, 7917r0 ) (0, 7913r0 )2 Q1 0, 2Q1 0, 0417Q1 0, 00870Q1 + + + + + ··· = (0, 8 c)2 (0, 76 c)2 (0, 758 c)2 (0, 758 c)2

E =

1 4πε

= 3, 68

U U = 0, 736 . c r0

(10.40)

Als Vergleich dazu werde bemerkt, dass die E-Feldstärke an der Kugeloberfl¨ ache bei gleichem Potenzial und unendlich großer Entfernung der Kugeln nach Gl.(10.8) U (10.41) E = 0, 5 r0 sein w¨ urde; zwischen zwei Platten mit dem gleichen Abstand wie die beiden Punkte P1 und P2 , n¨ amlich 0, 6 c, w¨ urde ferner die Potenzialdifferenz U eine E-Feldst¨ arke U U (10.42) E = 1, 67 = 0, 333 c c hervorrufen. In der Mitte zwischen den beiden Kugeln ergibt sich auf dem gleichen Weg wie oben die E-Feldst¨ arke 2 Q1 0, 2Q1 0, 0417Q1 0, 00870Q1 E = + + + + · · · = 4πε (0, 5 c)2 (0, 46 c)2 (0, 458 c)2 (0, 458 c)2 U = 1, 038 . (10.43) c 10.1.6 Endlich ausgedehnte Linienladungen Denkt man sich eine Reihe von einander gleichen Punktladungen längs einer gerade Linie mit gleichm¨ aßigen Abst¨ anden aufgereiht und verringert man die Abst¨ ande mehr und mehr, so entsteht eine Linienquelle. Dabei wird die Linienquelle symmetrisch auf die x-Achse der x, y-Ebene gelegt. Zunächst soll die Linienladung mit endlicher L¨ ange behandelt werden, da die unendlich lange Linienladung zus¨ atzliche Schwierigkeit mit sich bringt, auf die wir erst im folgenden Abschnitt 10.2.1 eingehen wollen. Eine solche Linienladung kann man sich in Längenelemente dζ zerlegt denken, die alle als Punktladungen aufgefasst werden können; sie f¨ uhren dem Feld eine Ladung zu, die gleich Q dζ/l ist, wenn mit l die Länge der Linie, mit Q die gesamte Ladung der Linie ist. Es ist zweckm¨ aßig, entsprechend der Volumenoder Oberfl¨ achenladungsdichte auch eine Linienladungsdichte λ einzuf¨ uhren. Man definiert diese Gr¨ oße als λ := limΔl→0 ΔQ/Δl und erhält somit die genannte Ladung auf der Linie zu λ dζ. In irgendeinem Punkt P mit den Koordinaten x und y ergibt nach Gl.(10.5) die Punktquelle dζ zum Potenzial einen Betrag

144


dϕ = λdζ

dζ 1 =λ , 4πεr 4πσ y 2 + (x − ζ)2

(10.44)

wobei ζ den Abstand des L¨ angenelementes vom Mittelpunkt der Linie bezeichnet. Das gesamte Potenzial der Linienladungsquelle ist daher +l/2 x + 12 l + y 2 + (x + 12 l)2 dζ λ λ ln ϕ(r) = = . 4πε −l/2 4πε x − 1 l + y 2 + (x − 1 l)2 y 2 + (x − ζ)2 2

2

(10.45) ¨ ¨ Ahnliche Uberlegungen f¨ uhren u ¨brigens auch zu den Linienquellen des elek-

Abbildung 10.7. Linienquelle senkrecht zur Leiteroberfl¨ ache

trischen Str¨ omungsfeldes (siehe Abschnitt 17.3). Die Potenzialflächen sind Rotationsellipsoide, die D-Feldlinien Hyperbeln mit den gleichen Brennpunkten. F¨ ullt man den von einer Potenzialfl¨ ache eingeschlossenen Raum mit einem leitenden Stoff aus, dem das betreffende Potenzial erteilt wird, so a¨ndert sich an dem elektrischen außerhalb nichts. Die Gl.(10.45) gibt daher zugleich das Potenzial in der Umgebung einer mit der Ladung Q versehenen Elektrode von der Form eines langgestreckten Rotationsellipsoides an. Ein solches Ellipsoid kann als Ersatz einer zylindrischen Elektrode benutzt werden. Es lassen sich auf diese Weise z. B. die in den Abb. 10.7 und 10.8 dargestellten F¨ alle untersuchen. In Abb. 10.7 befindet sich ein Draht von der Länge l und dem Durchmesser d senkrecht u ¨ber dem Erdboden; in Abb. 10.8 ist der Draht parallel zum Erdboden im Abstand h angebracht. Die in beiden Fällen geltenden Bedingung, dass das Potenzial an der Erdoberfläche konstant (gleich Null) sein soll, kann dadurch erf¨ ullt werden, dass unter der Erdoberfläche ein Spiegelbild des Leiters mit entgegengesetzt gleicher Ladung angebracht wird; vgl. Spiegelungsmethode in Abschnitt 11.6. Dann setzt sich das Potenzial in einem beliebigen Punkt P zusammen aus den Beiträgen, die von dem geladenen Leiter und seinem Spiegelbild herr¨ uhren, wobei f¨ ur diese Rechnung die leitende Halbebene unber¨ ucksichtigt bleibt. Längs der Erdoberfläche sind diese Beitr¨ age einander entgegengesetzt gleich, so dass dort, wie es sein soll, das Potenzial Null wird. Die Potenzialfl¨ achen sind dann keine Rotationsellipsoide mehr; sie werden um so mehr verformt, je mehr sie sich der Erdoberfläche n¨ ahern. In unmittelbarer N¨ ahe der Linienquelle ist die Verformung gering. F¨ ur

10.2 Ebene elektrostatische Felder

145

einen Punkt, der um den kleinen Abstand (1/2)d horizontal vom Mittelpunkt der Linienquelle entfernt ist, gilt bei Abb. 10.7

Abbildung 10.8. Linienquelle parallel zur Leiteroberfl¨ ache

ϕ=

√ 4h + 3l + d2 + (4h + 3l)2 l + d2 + l 2 λ λ √ ln ln − . 4πε −l + d2 + l2 4πε 4h + l + d2 + (4h + l)2

(10.46)

√ Erweitert man das Argument des ersten Logarithmus-Terms mit (l+ d2 + l2 ) n¨ ahert im Sinne von d l, dann ergibt sich die folgende Näherungsformel f¨ ur das Potenzial ϕ 2l 4h + l λ ln . (10.47) ϕ≈ 2πε d 4h + 3l Im Fall der Abb. 10.8 gilt mit der gleichen N¨ aherung l2 + (4h)2 − l 2l λ ln . (10.48) ϕ≈ 2πε d l2 + (4h)2 + l In Abschnitt 12.3 findet der Leser die Kapazitätswerte der untersuchten Anordnungen.

10.2 Ebene elektrostatische Felder 10.2.1 Unendlich lange Linienleiter In analoger Weise wie die in Abschnitt 10.1.6 behandelten endlich langen Linienladungen kann man das elektrische Feld von unbegrenzten Linienladungen bestimmen. Allerdings treffen wir an dieser Stelle erstmals auf eine grundsätzliche Schwierigkeit bei der Modellbildung im Sinne der Elektrostatik, auf die man im gesamten Abschnitt 10.2 aber auch in anderen Teilgebieten der Theorie elektromagnetischer Felder trifft, wenn man zu einer starken Idealisierung einer physikalischen Anordnung u ¨bergeht. Bei den zur Modellbildung verwendeten mathematischen vektoriellen Feldern – hier das E- und das D-Feld – geht man von der G¨ ultigkeit des Satzes von Helmholtz aus, da nur in solchen Situationen die Felder (bis auf ein konstantes Feld) durch Rotation und Divergenz

146


eindeutig festgelegt sind. Es ist leicht einsichtig, dass im Fall einer unbegrenzten Linienladung weder das D- noch das E-Feld im Unendlichen verschwinden kann. Im Sinne der Grundgleichungen der Elektrostatik ist ein solches Problem also u ¨berhaupt nicht definiert. In der Literatur behilft man sich, ohne diese Schwierigkeit zu erw¨ ahnen, mit einem Symmetrieargument, welches das eigentlich dreidimensionale Problem in ein zweidimensionales Problem u uhrt. In der Ebene verschwinden dann E- und D-Feld im Unendlichen ¨berf¨ und die Schwierigkeit erscheint gar nicht mehr. Damit wird das Symmetrieargument in einer v¨ ollig anderen Weise, n¨ amlich zur Erzeugung eines sinnvollen mathematischen Problems benutzt. Bei anderen physikalischen Problemen wird eine vorhandene Symmetrie lediglich zur Abk¨ urzung des Rechenganges verwendet. Anhand des obengenannten Beispiels unbegrenzte Linienladung“, ” bei dem die entsprechende Integralgleichung f¨ ur das D-Feld ebenfalls gelöst werden kann, soll die Problematik noch einmal illustriert werden. Wenn die Linienladung sehr lang (unendlich lang) ist, so bilden die DFeldlinien radiale Strahlen; der von einem Abschnitt mit der Länge l ausgehende Fluss des D-Feldes verteilt sich auf konzentrische Zylinder mit der Länge l. Daher ist der Betrag des D-Feldes im Abstand r von der Linienladung D=

Ql , 2πrl

(10.49)

wenn mit λ die Linienladungsdichte des Abschnittes von der Länge l ist. An dieser Stelle wird das Symmetrieargument f¨ ur eine unendlich ausgedehnte Linienladung benutzt, denn diese Beziehung gilt f¨ ur eine endlich ausgedehnte Linienladung nur n¨ aherungsweise, wenn man sich in Punkten befindet, die von den Randpunkten weit entfernt sind. Das E-Feld ist radial gerichtet und zeigt von der Linie weg, wenn die Ladung positiv ist, wobei eine Einbettung der Linienquelle in ein lineares, isotropes, homogenes Material vorausgesetzt wird. Der Betrag E des E-Feldes im Abstand r folgt aus (10.49) E :=

λ . 2πεr

(10.50)

Das E-Feld nimmt also hier umgekehrt proportional mit dem Abstand r ab ¨ und verschwindet – wie gew¨ unscht – im Unendlichen. Ublicherweise f¨ ugt man hinzu, dass das Feldbild in allen Ebenen, die von der Linienladung senkrecht durchstoßen werden, das gleiche ist, und nennt daher ein solches Feld ein ebenes“ oder zweidimensionales“ Feld, welches aber erst nach Anwendung ” ” des Symmetrieargumentes wohldefiniert ist. In analoger Weise wie bei der Kugelladung kann man auch das elektrische Potenzial im Abstand r := r durch Vereinfachung des entsprechenden Linienintegrals bestimmen ∞ ∞ r λ λ d˜ r =− ln ϕ(r) = E(˜r) · d˜r = . (10.51) 2πε˜ r 2πε b r r


147

Als Bezugspunkt f¨ ur das elektrische Potenzial ist hier ein Punkt auf einem beliebigen Kreiszylinder mit dem Radius b genommen. Man bezeichnet auf Grund der Gl. (10.51) das Potenzial in der Umgebung einer Linienladung auch als logarithmisches Potenzial. Dieses Potenzial hat konzentrische Zylinderflächen (r=konst.) als Potenzialfl¨ achen und kann daher zur Berechnung des elektrischen Feldes zwischen zwei koaxialen Zylinderelektroden (koaxiales Kabel, Zylinderkondensator) benutzt werden. Darauf gehen wir im n¨ achsten Abschnitt näher ein. Es ist offensichtlich, dass im Fall einer unendlich ausgedehnten, ebenen Ladungsverteilung eine ¨ ahnlich kritische Bewertung der u ¨blichen Vorgehensweise gilt, wie bei der unendlich ausgedehnten Linienladung. Im Fall der Ebene sind jedoch in zwei Richtungen Symmetrieargumente anzuwenden, um zu ei¨ nem sinnvollen mathematischen Problem zu kommen. Die Uberlegungen sind einfach und sollen an dieser Stelle nicht ausgef¨ uhrt werden. Im Zusammenhang mit der Dimensionsreduktion der Potenzialgleichung werden wir darauf in Abschnitt 11 zur¨ uckkommen. 10.2.2 Koaxialkabel, Zylinderkondensator außeren Elektrode, und bezeichnet Sind r1 und r2 die Radien der inneren und ¨ Q die Ladung der inneren, so ist die Potenzialdifferenz oder Spannung U zwischen den Elektroden nach Gl.(10.51) U = ϕ1 − ϕ2 =

r2 λ ln . 2πε r1

(10.52)

Hieraus ergibt sich die Formel f¨ ur die Kapazität der Anordnung; vgl. Gl. (16.31). Das E-Feldbild in einem Querabschnitt des Zylinderkondensators zeigt konzentrische Kreise als Niveaulinien und Radien als D-Feldlinien. Die Feldstärke des E-Feldes im Innern berechnet sich nach Gl.(10.50); dr¨ uckt man die Ladung durch die Spannung U zwischen den Elektroden aus, Gl.(10.52), so ergibt sich U . (10.53) E := r ln rr21 Die Feldst¨ arke des E-Feldes nimmt, wie in Abb. 10.9 veranschaulicht, von einem H¨ ochstwert Em an der inneren Zylinderoberfläche nach außen hin umgekehrt proportional mit dem radius ab. Der Höchstwert beträgt Em =

U . r1 ln rr21

(10.54)

Er ist maßgebend f¨ ur die elektrische Beanspruchung des Isolierstoffes zwischen den beiden Elektroden. Bei gegebenem Außendurchmesser und konstanter Spannung U h¨ angt die H¨ ochstfeldst¨ arke Em in der durch Abb. 10.10

148


Abbildung 10.9. E-Feld im Inneren eines Zylinderkondensators

dargestellten Weise von dem Innenradius r1 ab. Wenn r1 sehr klein ist, so ummung; nähert ergibt sich eine große Feldst¨ arke Em wegen der großen Kr¨ sich andererseits r1 dem Wert r2 , so wird der Abstand zwischen den beiden Elektroden immer kleiner, womit sich ebenfalls eine wachsende Feldstärke ergibt wie bei einem Plattenkondensator. Bei einem bestimmten Radius r10 des Innenleiters wird die Beanspruchung des Isolierstoffes am kleinsten. Durch Differenzieren findet man aus Gl.(10.54) f¨ ur dieses Minimum die Bedingung

Abbildung 10.10. Abh¨ angigkeit der H¨ ochstfeldst¨ arke von dem inneren Radius

e r10 = 2, 718 r10 = r2 .

(10.55)

Die Feldst¨ arke am Innenleiter wird dabei Em0 =≈ 2, 718

U . r2

(10.56)

Bei einem Plattenkondensator mit demselben Plattenabstand r2 − r10 wäre dagegen 2, 718 U U ≈ . (10.57) E= r2 − r10 1, 718 r2 Die E-Feldst¨ arke ist also in Wirklichkeit noch fast doppelt so groß wie im Fall gleichm¨ aßiger Verteilung der Spannung. Das Minimum der H¨ ochstfeldst¨ arke in einem Zylinderkondensator hat ¨ noch folgende Bedeutung. Entsteht infolge Uberschreitens der Durchbruchfeldst¨ arke der Luft am inneren Zylinder eine Glimmentladung, so wird der


149

Radius dadurch scheinbar vergr¨ oßert, da der Entladungsraum als elektrisch oßer als r10 , so wächst damit die Beanspruleitend anzusehen ist. Ist nun r1 gr¨ chung des Isolierstoffes entsprechend Abb. 10.10; die Glimmentladung pflanzt sich weiter fort, bis der Isolierstoff durchbrochen ist. Wenn dagegenr1 kleiner als r10 ist, so verkleinert die Glimmentladung die Höchstfeldstärke, es ergibt sich eine stabile Glimmerscheinung (Korona). Zahlenbeispiel: Schreibt man die Gl.(10.54) in der Form Em =

r2 − r1 U , r2 − r1 r1 ln rr21

(10.58)

so stellt der erste Faktor die E-Feldst¨ arke dar, die sich bei gleichmäßiger Verteilung der Spannung U im Isolierstoff ergeben w¨ urde. Diese Feldstärke muss wegen der Kr¨ ummung der Elektroden mit einem Faktor 1 r2 −1 (10.59) f= r1 ln rr21 multipliziert werden. In der folgenden Tabelle 10.1 ist dieser Faktor f¨ ur verschiedene Verh¨ altnisse von r2 /r1 angegeben:

r2 /r1 = f=

1, 6 1, 8 2, 0 2, 5 3, 0 3, 5 4, 0 5, 0 1, 28 1, 36 1, 44 1, 64 1, 82 1, 96 2, 17 2, 49

Tabelle 10.1. Feldst¨ arkefaktor f in Abh¨ angigkeit von r2 /r1

Ist z. B. U = 3 kV, r1 = 5mm, r2 = 10mm, so wird r2 kV 3 kV = 8, 6 . = 2, f = 1, 44, und Em = 1, 44 r1 0, 5 cm cm

(10.60)

Bemerkung: Die Beanspruchung des Isolierstoffes hat ein Minimum f¨ ur ein bestimmtes Radienverh¨ altnis. Daraus darf nicht gefolgert werden, dass dieses Radienverh¨ altnis das g¨ unstigste“ ist. Bei der Festlegung der Abmessungen ” eines Apparates oder einer Maschine sind außer der inneren physikalischen Wirkungsweise immer ¨ außere Gesichtspunkte zu ber¨ ucksichtigen, insbesondere Herstellungskosten, Materialaufwand, Betriebskosten, Betriebssicherheit, Bedienungsm¨ oglichkeiten usw. Die Gesamtheit dieser Faktoren bestimmt die g¨ unstigsten“ Abmessungen. Meist kann man diese äußeren Einfl¨ usse nicht ” mathematisch formulieren; dann erh¨ alt man die g¨ unstigsten Abmessungen durch Probieren. In vielen F¨ allen k¨ onnen auch Simulatoren eingesetzt werden, um diese Probierarbeit“ in effizienter Weise durchzuf¨ uhren. In jedem ”

150


Fall nimmt man bestimmte, wahrscheinlich g¨ unstige Abmessungen an, pr¨ uft (ggf. anhand der Simulationsergebnisse), wieweit die Anforderungen erf¨ ullt sind, und ¨ andert danach die Abmessungen. Bei der Handanalyse liefert die Theorie Anhaltspunkte f¨ ur die Richtung der Entwicklung. Dabei sollte man beachten, dass auch noch heute geschickte analytische Näherungen zu schnellen Ergebnissen f¨ uhren k¨ onnen und die Verwendung eines Feldsimulators einen großen Aufwand erfordert. Als Beispiel daf¨ ur, dass sich bei Ber¨ ucksichtigung ver¨ anderter Forderungen andere g¨ unstigste“ Verhältnisse ergeben, soll der ” folgende Fall in analytischer Form betrachtet werden. Es seien die Abmessungen eines Koaxialkabels zu berechnen f¨ ur eine gegebene Spannung, wobei die H¨ ochstfeldst¨ arke einen bestimmten Wert nicht u ¨berschreiten soll; das Kabel sei so zu bemessen, dass das Gewicht des Isolierstoffes m¨ oglichst klein wird. F¨ ur die Masse des Isolierstoffes gilt m = (r22 − r12 )πlm ,

(10.61)

wenn mit m die Massendichte bezeichnet wird. F¨ uhrt man als Abk¨ urzung f¨ ur das Verh¨ altnis der beiden Radien

ein, so wird

r2 =x r1

(10.62)

1 m = r22 1 − 2 πlm . x

(10.63)

Andererseits ist die maximale E-Feldst¨ arke Em =

U x . r2 ln x

(10.64)

Berechnet man hieraus r2 und setzt diese Gr¨ oße in den Ausdruck (10.63) f¨ ur die Masse ein, so folgt U 2 (x2 − 1) (10.65) m= πlm . Em 2 ln2 x Diese Funktion des Radienverh¨ altnisses x wird unendlich f¨ ur x = 1 und x = ∞. Sie hat ein Minimum bei x=

r2 = 2, 22 r1

(10.66)

gegen¨ uber x = 2, 718 in dem oben betrachteten Fall kleinster E-Feldstärke bei gegebenem Außendurchmesser. Wenn der Zwischenraum zwischen den beiden koaxialen Zylinderelektroden durch koaxiale Schichten von Stoffen mit verschiedener relative Dielektrizit¨ atskonstante εr ausgef¨ ullt ist, so gilt f¨ ur die E-Feldstärke in jeder Schicht


151

die Gl.(10.50). Die Spannung zwischen den beiden Elektroden wird durch Addition der Spannungen an den einzelnen Schichten erhalten: r3 r4 r2 Q Q Q dr + dr + dr + · · · U = r1 2πε1 lr r2 2πε2 lr r3 2πε3 lr 1 Q r2 1 r3 1 r4 = ln + ln + ln + ··· . (10.67) 2πl ε1 r1 ε2 r2 ε3 r3 Daraus kann die Kapazit¨ at berechnet werden oder bei gegebener Spannung der Verschiebungsfluss. Aus diesem ergibt sich die E-Feldstärke in irgendeinem Abschnitt Q . (10.68) E= 2πεν lr Stuft man die relative Dielektrizit¨ atskonstante so ab, dass die Schichten mit kleinerem Radius eine entsprechend h¨ ohere relative Dielektrizitätskonstante haben, so kann eine angen¨ ahert gleichm¨ aßige Verteilung des Potenzials zwischen den beiden Elektroden erzielt werden. Ein anderes Verfahren zur Herstellung der gleichm¨ aßigen Potenzialverteilung besteht darin, dass man bei gleicher relative Dielektrizit¨ atskonstante die Länge l mit Hilfe von Metalleinlagen umgekehrt proportional mit r abstuft (Kondensatordurchf¨ uhrung). 10.2.3 Zweidrahtleitung, parallele Zylinder Einen anderen wichtigen Fall stellt das elektrische Feld in der Umgebung von zwei parallelen und im Vergleich zu ihrem Abstand sehr langen Linienquellen mit entgegengesetzt gleicher Ladung dar (zweiadrige Leitung). Die beiden Quellen sollen den Abstand a, Abb. 10.11, und auf einem Abschnitt von der L¨ ange l die Ladungen +Q und −Q haben. Das Potenzial in irgendeinem Punkt P mit den Abst¨ anden c1 und c2 von den Linienquellen ergibt sich als Summe der beiden Einzelpotenziale; es ist nach Gl.(10.51) ϕ=

c2 λ ln + k1 . 2πε c1

(10.69)

F¨ ur weit entfernte Punkte n¨ ahert sich c2 /c1 dem Wert 1. Daher stellt k1 das Potenzial unendlich weit entfernter Punkte dar. Wählt man einen solchen Punkt als Bezugspunkt f¨ ur das Potenzial, so wird ϕ=

c2 λ ln . 2πεl c1

(10.70)

Die Potenzialfl¨ achen sind durch die Bedingung ϕ =konst. bestimmt. Daraus folgt f¨ ur die Potenziallinien in der Zeichenebene die der Gl.(10.13) entsprechende Bedingung c2 = konst. = k, (10.71) c1

152


Abbildung 10.11. Zur Berechung des E-Feldes zweier paralleler Linienquellen

die aussagt, dass die Potenziallinien Kreise sind, f¨ ur deren Bestimmungsst¨ ucke die Gl.(10.18) und (10.19) gelten, Abb. 10.2. Bezeichnet man die Spuren der beiden Linienquellen mit C und D, so ergibt sich die Abb. 10.12, in die außerdem noch der Halbierungspunkt O der Strecke CD = a eingetragen ist. F¨ ur den Abstand des Kreismittelpunktes M von O gilt nach Gl.(10.19) x0 =

a a a k2 + 1 a +b= + 2 = . 2 2 k −1 2 k2 − 1

(10.72)

Daraus folgt mit Hilfe von Gl.(10.18) x20 − r02 =

a 2 2

.

(10.73)

Auf Grund dieser Beziehung k¨ onnen die Potenziallinien durch die in Abb.

Abbildung 10.12. Potenziallinie des Feldes

10.13 dargestellte Konstruktion gefunden werden. Man schlage um O mit dem Radius (1/2)a einen Kreis. Um dann zu einem beliebigen Punkt P dieses Kreises die Potenziallinie zu erhalten, lege man in P die Tangente an den Kreis. Sie schneidet auf der Verl¨ angerung von CD den Mittelpunkt M des gesuchten Potenzialkreises aus. Denn im Dreieck OP M ist 2

2

2

OM − M P = P O ,

(10.74)

wie es nach Gl.(10.73) sein muss. Je kleiner der Radius r0 des Potenzialkreises ist, um so enger r¨ uckt M an D heran. Um den Potenzialkreis f¨ ur einen vorgegebenen Wert von k zu zeichnen,


153

Abbildung 10.13. Konstruktion der Potenziallinien

also f¨ ur ein bestimmtes Potenzial, errichtet man in O die Senkrechte auf CD. Zieht man dann von P aus die beiden Strahlen c1 und c2 und verlängert DP bis zum Schnitt N mit der Senkrechten, so entstehen die beiden einander ahnlichen rechtwinkligen Dreiecke: ¨ ΔCDP ∼ ΔDN O.

(10.75)

c1 ON = c2 OD

(10.76)

a ON = k . 2

(10.77)

Daher gilt

oder

Die Senkrechte ON kann also als Skala f¨ ur k eingeteilt werden. F¨ ur k = 1 r¨ uckt ur Werte von k, M ins Unendliche, der Kreis wird zur Mittelsenkrechten ON . F¨ die kleiner als 1 sind, sind der Mittelpunkt des Kreises links von C, f¨ ur Werte von k gr¨ oßer als 1 rechts von D. Das Potenziallinienbild wird symmetrisch zu der Mittelsenkrechten, Abb. 10.14. ¨ Die D-Feldlinien ergeben sich aus der folgenden Uberlegung. Ebenso wie sich die Potenziale der beiden Linienquellen ungestört zum Gesamtpotenzial u ¨berlagern, so setzen sich auch die von den Quellen ausgehenden einzelnen Verschiebungsfl¨ usse ohne gegenseitige St¨ orung zusammen. Wir denken uns u ¨ber a, c1 und c2 , Abb. 10.11, drei auf der Zeichenebene senkrechte Ebenen errichtet. Zwischen den beiden Ebenen u ¨ber a und c1 , die den Winkel α1 einschließen, geht von der linken Linienquelle ein Verschiebungsfluss aus Qa =

α1 Q. 2π

(10.78)

Dieser Fluss geht durch eine u ¨ber der beliebigen Linie P S errichtete Fläche von links nach rechts hindurch. Zwischen den beiden Ebenen u ¨ber a und c2 ist ferner der Teil α2 Q (10.79) Qb = 2π

154


Abbildung 10.14. Potenziallinien und D-Feldlinien der parallelen Linienquellen entgegengesetzt gleicher Ladungen

des auf der rechten Linienquelle m¨ undenden Verschiebungsflusses eingeschlossen. Es tritt durch die Fl¨ ache u ¨ber P S ebenfalls von links nach rechts hindurch. Insgesamt ist also der Verschiebungsfluss, der durch die u ¨ber P S errichtete Fl¨ ache hindurchgeht, 1 α Q (α1 + α2 ) = Q − (10.80) 2π 2 2π Bewegt sich der Punkt P auf einer D-Feldlinie, dann bleibt dieser Fluss konstant. Die Gleichung der D-Feldlinie ist also gegeben durch α = konst.

(10.81)

Die D-Feldlinien sind danach Kreise mit dem Peripheriewinkel α, deren Mittelpunkte auf der Mittelsenkrechten u ¨ber CD liegen, Abb. 10.14. D-FeldlnienB¨ undel gleichen Verschiebungsflusses erh¨ alt man, wenn man Werte einer arithmetischen Reihe f¨ ur α w¨ ahlt (in Abb. 10.14 ist α = 0◦ , 22, 5◦ , 45◦ , 67, 5◦ usw.; der ganze Verschiebungsfluss Q ist dann in 16 gleiche Teile geteilt; die DFeldlinien bilden in der N¨ ahe der Linienquellen Winkel von 22, 5◦ miteinander). Da die Niveaufl¨ achen Zylinder sind, so gilt das Feldbild auch f¨ ur zwei parallele zylindrische Elektroden. Die D-Feldlinien endigen dann auf diesen Zylindern. Haben die Zylinder die Radien r0 und den Achsenabstand c, Abb. 10.14, so findet man die Lage der Linienquellen, durch die das elektrische Feld außerhalb der beiden Zylinder dargestellt werden kann, aus Gl.(10.73) mit x0 = c/2 a c = − r02 . (10.82) 2 2 Das Potenzial auf der Verbindungslinie CD ist im Abstand x von dem Punkt O nach Gl.(10.70)


ϕ=

λ ln 2πε

a 2 a 2

−x . +x

155

(10.83)

Das E-Feld auf dieser Verbindungslinie hat daher den Betrag 1 1 λ + a E = 2πε a2 − x 2 +x

(10.84)

und die Richtung der Verbindungslinie. Potenzial und E-Feldstärke sind in Abb. 10.15 aufgezeichnet. Die Spannung zwischen den beiden Elektroden ist U=

λ ln πε

a 2 a 2

c 2 c 2

+ −

− r0 ; + r0

(10.85)

hieraus kann man die Kapazit¨ at ermitteln (vgl. Gl.(12.42)).

Abbildung 10.15. Potenzial und E-Feldst¨ arke zwischen den Linienquellen

Die E-Feldst¨ arke hat ihren gr¨ oßten Wert an der Zylinderoberfläche, nämlich

Em = U (c − 2r0 ) ln

c 2r0

c 2r0

+

2

−1

c 2r0

2

.

(10.86)

−1

Wenn der Radius der beiden Zylinder nahezu gleich dem halben Achsenabstand ist, so ergibt sich eine hohe E-Feldst¨ arke, die mit zunehmender Annäherung der beiden Zylinderoberfl¨ achen dauernd anwächst. Ebenso wird die EFeldst¨ arke groß, wenn die Zylinderradien sehr klein gemacht werden. F¨ ur ein bestimmtes Verhältnis von Achsenabstand zu Radius ergibt sich ein Minimum der E-Feldst¨ arke, n¨ amlich f¨ ur c = 5, 85. r0

(10.87)

Ist das Verh¨ altnis von Achsenabstand zu Radius größer als dieser Wert, dann kann bei entsprechender Spannung eine stabile Glimmentladung der Luft (Korona) auftreten; das ist bei den Hochspannungsleitungen der Fall, bei denen ohnlich gr¨ oßer als 20 ist. c/r0 gew¨

156


Zahlenbeispiele: Gl.(10.86) l¨ asst sich schreiben Em =

U f. c − 2r0

(10.88)

Hier stellt der erste Faktor die E-Feldst¨ arke dar, die sich bei gleichmäßiger Verteilung des Potenzials zwischen den beiden Zylindern ergeben w¨ urde. Der Faktor f hat die Form √ x2 − 1 c √ f= ; x= . (10.89) 2 2r0 ln(x + x − 1) ur diesen Faktor die in F¨ ur verschiedene Verh¨ altnisse von c/r0 ergeben sich f¨ der Tabelle 10.2 angegebenen Werte

c/r0 = f=

2, 0 2, 4 3, 0 4, 0 6, 0 10, 0 20, 0 1, 0 1, 065 1, 161 1, 315 1, 604 2, 138 3, 325

Tabelle 10.2. Feldst¨ arkefaktor f in Abh¨ angigkeit von c/r0

Bei relativ großen Abst¨ anden der beiden Zylinder, wie sie bei Freileitungen vorkommen, kann man die Zahl l unter der Wurzel vernachlässigen und erhält f=

c . 2r0 ln rc0

(10.90)

F¨ ur c/r0 = 20 ergibt dies den Wert f bereits auf 0, 4% genau. Wie der Vergleich mit Gl.(10.54) zeigt, ist die E-Feldst¨ arke dann ungefähr halb so groß wie zwischen 2 konzentrischen Zylindern mit den Radien r0 und c. Den entsprechenden Kapazit¨ atswert findet man in Gl.(12.43) in Abschnitt 12.3. 10.2.4 Zylinder und Platte In dem Feldbild, Abb. 10.14, ist die Mittelebene eine Potenzialfläche. Wird sie durch eine leitende Elektrode ersetzt, so ergibt sich das Feld zwischen dieser ebenen Platte und einem parallelen Zylinder. Bei gleicher Ladung des Zylinders ist die Spannung zwischen Platte und Zylinder halb so groß wie die zwischen den beiden Zylindern. Bezeichnet man den Achsenabstand des Zylinders von der Platte mit h, so ist die E-Feldstärke an der Oberfläche einer solchen Leitung angen¨ ahert Em =

h U U ≈ , 2h h − r0 r0 ln 2h r ln 0 r0 r0

(10.91)

wenn mit U die Spannung zwischen Leitung und Erde bezeichnet wird. Den entsprechenden Kapazit¨ atswert findet man in Gl.(12.45) in Abschnitt 12.3.


157

10.2.5 Liniendipol Werden die beiden Linienquellen einander mehr und mehr genähert, so ergibt sich ein Gebilde, das in Analogie zu dem bereits betrachteten Dipol der beiden Punktquellen steht (Liniendipol). Das Potenzial ist b λ2 ln 1 + cos α (10.92) ϕ=− 2πε r bei gleichen Bezeichnungen wie in Abb. 10.3; λ2 ist die zugehörige Linienladungsdichte. Es folgt hieraus f¨ ur verschwindend kleinen Abstand b ϕ=−

λ2 cos α . 2πε r

(10.93)

Bezeichnet man das durch l dividierte Dipolmoment mit p p := −λ2 b,

(10.94)

so gilt

p cos α . (10.95) 2πε r Die Potenzialfl¨ achen sind Zylinder, deren Achsen in der Dipolebene liegen und die die Mittelebene des Dipols ber¨ uhren. Man kann, ähnlich wie bei der Kugel, diese Potenzialfunktion benutzen zur Berechnung des E-Feldes in der Umgebung eines leitenden Zylinders, der sich in einem urspr¨ unglich homogenen Feld senkrecht zu dessen E-Feldlinien befindet. Man muss dann zu dem Potenzial des Dipols das Potenzial des homogenen E-Feldes ϕ=

ϕ = −E0 r cos α

(10.96)

addieren Das Moment p des Dipols erh¨ alt man durch die gleiche Grenzwertbetrachtung wie bei der Kugel nach Gl.(10.94), (11.37) und (10.50) mit ur das Gesamtpotenzial Q2 = −Q. Es ergibt sich f¨ r02 ϕ = E0 −r + cos α. (10.97) r Die E-Feldst¨ arke an der Zylinderoberfl¨ ache wird ∂ϕ E = = 2E0 cos α. ∂r

(10.98)

r0

Sie ist also hier maximal nur doppelt so groß wie die urspr¨ unglich E-Feldstärke. Ganz entsprechend wie im Fall der Kugel l¨ asst sich auch der Fall behandeln, dass der Zylinder geladen ist; dann muss in seiner Achse noch eine Linienquelle mit entsprechender Ladungsbewegung angebracht werden.

158


Abbildung 10.16. Zur Berechnung der D-Feldlinien eines Liniendipols

Der Verlauf der D-Feldlinien ergibt sich durch eine a¨hnliche Betrachtung wie bei den parallelen Zylindern. Bezeichnet man den Abstand eines beliebigen Punktes P von der Ebene des Dipols mit y, Abb. 10.16, die Abszisse mit x, so gilt y = r sin α; x = r cos α. (10.99) Durch die Ebene mit der Spur P S geht, vom homogenen Feld herr¨ uhrend, ein Verschiebungsfluss (10.100) Qa = E0 εly von links nach rechts hindurch, wenn diese Richtung der D-Feldlinien des homogenen Feldes vorausgesetzt wird. In C befindet sich dann eine negative, in usse D eine positive Ladung. Die durch P S hindurchgehenden Verschiebungsfl¨ dieser Ladungen sind α1 (10.101) Qb = −Q2 2π und α Qc = Q2 . (10.102) 2π Der gesamte Verschiebungsfluss in der Fl¨ ache u ¨ber P S ist also α − α1 . (10.103) QP = E0 εly + Q2 2π Nun gilt bei verschwindenden kleinem Abstand b b sin α . r Das Dipolmoment wird nach Gl.(10.94), (11.37) und (10.50) α − α1 = CP D =

Daher ergibt sich

(10.104)

p = 2πE0 εr02 .

(10.105)

r2 QP = E0 εl r sin α + 0 sin α . r

(10.106)

Die Gleichungen der D-Feldlinien lautet QP =konst., die der Potenziallinie ϕ =konst. Potenziallinien und Verschiebungslinien sind in Abb. 10.17 dargestellt (D-Feldlinien gestrichelt).


159

Abbildung 10.17. Ungeladener Metallzylinder im homogenen Feld; D-Feldlinien gestrichelt

10.2.6 Erdseil Als letztes Beispiel der Berechnung eines elektrostatischen Feldes werde die Wirkung des Erdseils einer Hochspannungsleitung betrachtet. Das u ¨ber der Hochspannungsleitung angebrachte Erdseil wird an den Masten geerdet und schirmt den darunter liegenden Raum gegen das elektrische Luftfeld ab, indem es einen Teil der Verschiebungslinien dieses Feldes aufnimmt entsprechend der durch Influenz auf ihm entstehenden Ladung Q, Abb. 10.18.

Abbildung 10.18. Schutzwirkung eines Erdseils

Wird angenommen, dass das urspr¨ ungliche Luftfeld ein mit der Höhe proportional wachsendes Potenzial ϕ1 besitzt, so gilt ϕ1 = E0 x,

(10.107)

wobei E0 die konstante E-Feldst¨ arke dieses homogenen Luftfeldes im ungest¨ orten Zustand bezeichnet und der Nullpunkt f¨ ur das Potenzial in die Erdoberfl¨ ache verlegt ist. Das Erdseil mit seiner Ladung Q erzeugt in irgendeinem Punkt P ein Zusatzfeld mit dem Potenzial (siehe Gl.(10.70))

160


ϕ2 =

r2 λ ln . 2πε r1

(10.108)

Das Gesamtpotenzial wird daher ϕ = E0 x +

r2 λ ln . 2πε r1

(10.109)

Da nun dieses Potenzial an der Oberfl¨ ache des Erdseils mit dem Radius r0 Null sein muss, so ergibt sich die Bedingung 0 = E0 h + Daraus folgt mit Q = λl Q = −2πεl und das Potenzial wird

r2 λ ln . 2πε r1

(10.110)

E0 h , ln 2h r0

(10.111)

ϕ = E0

x−h

ln rr21

ln 2h r0

.

(10.112)

Damit kann berechnet werden, um wieviel das Luftpotenzial unter dem Erdseil durch Anwesenheit des Erdseils erniedrigt wird. Zahlenbeispiel: Auf der durch die Erdseilachse gehenden senkrechten Ebene ist r1 = h − x und h2 = h + x, also h+x ln h−x ϕ = E0 x − h . (10.113) ln 2h r0 Das Verh¨ altnis η = ϕ/ϕ1 gibt an, auf welchen Bruchteil das Potenzial durch das Erdseil herabgesetzt wird: h ln 1 + hx − ln 1 − hx . (10.114) η =1− x ln 2h r 0

Schreibt man dieses Schutzverh¨ altnis in der Form η = 1 − f k, so ist f=

1+ h x x h ln 1 + − ln 1 − = ln x h h x 1−

eine Funktion von x/h und

(10.115)

x h x h

(10.116)

10.2 Ebene elektrostatische Felder x/h f

161

0 0, 2 0, 4 0, 6 0, 8 0, 9 0, 95 2 2, 02 2, 12 2, 32 2, 75 3, 28 3, 85 Tabelle 10.3. Werte von f

k=

1 ln 2h r0

(10.117)

eine Funktion von h/r0 . F¨ ur beide Faktoren sind in den folgenden beiden Tabellen 10.3 und 10.4 einige Zahlenwerte angegeben. Die beiden Größen f und k sind also in dem praktisch interessierenden Bereich nur verh¨ altnism¨ aßig wenig ver¨ anderlich: f liegt in der Größenordnung von 3, k in der Gr¨ oßenordnung von 0, 13; daher wird in dem praktisch interessierenden Bereich das Schutzverh¨ altnis η ungefähr gleich 60 %. Die Schirmwirkung eines Erdseils ist also gering.

h/r0 k

200 500 1000 2000 5000 0, 167 0, 145 0, 131 0, 121 0, 117 Tabelle 10.4. Werte von k

Die praktisch wichtigere Wirkung besteht darin, dass an der Oberfläche des Erdseils selbst eine hohe E-Feldst¨ arke auftritt, nämlich E =

E0 h h Q = = E0 k. 2h ε2πr0 l r0 r0 ln r0

(10.118)

Dies f¨ uhrt etwa zu einer E-Feldst¨ arke E = (70 · · · 240) E0 . Daher ergeben sich dort bei hohen Luftfeldst¨ arken (Gewitter) Spr¨ uherscheinungen, die eine sich der Leitung n¨ ahernde Blitzbahn auf das Erdseil hinlenken und so die Hochspannungsleitungen vor dem unmittelbaren Blitzschlag sch¨ utzen.

11 Lo ¨sungsverfahren der Poisson- und Laplace-Gleichung

11.1 Grundlagen Die Feldberechnungsmethoden in Abschnitt 10 beruhten wesentlich auf der Anwendung der feldm¨ aßigen Darstellung der elektrischen Ladungsdichte mit Hilfe des D-Feldes Das Oberfl¨ achenintegral des D-Feldes u ¨ber eine ge” schlossene Fl¨ ache ist gleich der eingeschlossenen Ladung“, der Wirbelfreiheit des E-Feldes, was in differentieller Form durch die Einf¨ uhrung des elektrischen Potenzials ber¨ ucksichtigt wird Das E-Feld kann als negativer Gradient des ” elektrischen Potenzials notiert werden“ und dem linearen Materialgesetz Das ” D-Feld ist proportional zum E-Feld“. In Abschnitt 6 wurde ein diesen Aussagen entsprechendes System von Algebro-Differentialgleichungen divD = ,

E = −grad ϕ,

D = εE,

(11.1)

angegeben und daraus eine Poisson-PDgl. abgeleitet ϕ = − , ε

(11.2)

die man zusammen mit den entsprechenden Randbedingungen zur Bestimmung des elektrischen Potenzials ϕ heranziehen kann. Wenn keine Raumladungen vorhanden sind, dann erh¨ alt man die Laplace-PDgl. f¨ ur das elektrische Potenzial (Laplace 1782) ϕ = 0. (11.3) Wie alle Differentialgleichungen so besitzen auch die Poissonsche und die Laplacesche partielle Differentialgleichung unendlich viele Lösungen, aus denen man erst nach Vorgabe von Bedingungen (Randwerte oder Grenzbedingungen) eine eindeutige L¨ osung ausw¨ ahlt. Man muss allerdings erst die Existenz einer L¨ osung aus der Menge aller L¨ osungen nachweisen, die zu den vorgegebenen Bedingungen passt, was i. a. sehr schwierig ist.

164

11 L¨ osungsverfahren der Poisson- und Laplace-Gleichung

11.1.1 Die Poisson- und die Laplace-Gleichung und ihre L¨ osungsmengen Bevor wir in den folgenden Abschnitten auf die verschiedenen Lösungsverfahren f¨ ur die Poisson- und Laplace-PDgl. eingehen, sollen einige allgemei¨ ne Uberlegungen zur Klassifikation dieser Differentialgleichungen und die Eigenschaften der zugeh¨ origen Mengen aller Lösungen – im folgenden auch L¨ osungsr¨ aume genannt – vorangestellt werden. Das ist aus zweierlei Gr¨ unden sinnvoll: 1. Es wird sich zeigen, dass die L¨ osungsr¨ aume der beiden Grundgleichungen der Elektrostatik von einfacher Bauart sind (lineare Mannigfaltigkeiten bzw. Vektorr¨ aume), die man auch schon bei der Lösung linearer algebraischer Gleichungen bzw. linearer gew¨ ohnlicher Differentialgleichungen der linearen Netzwerk- und Systemtheorie antrifft. 2. Aufgrund der unter 1) genannten Eigenschaften der Lösungsräume kann man auch auf L¨ osungskonzepte zur¨ uckgreifen, die man bereits aus der linearen Netzwerk- und Systemtheorie kennt. Die beiden, im folgenden zu belegenden Aussagen können dazu beitragen, dass man die begrifflichen Schwierigkeiten der Theorie elektromagnetischer Felder und insbesondere auch der Elektrostatik dadurch vermindert, indem man bereits bekanntes Wissen aus vorherigen Gebieten der Elektrotechnik nutzt. Auf diese Weise kann man sich st¨ arker auf die neuartigen Aspekte der Theorie elektromagnetischer Felder konzentrieren. Deutlicher als in den meisten anderen Darstellungen dieser Theorie soll dabei ein enger Zusammenhang mit der maßgeblich von K¨ upfm¨ uller aufgebauten linearen Systemtheorie, die wesentlichen Gebrauch von den Konzepten der linearen Netzwerktheorie macht, sowie der daraus entstandenen Regelungstheorie gesucht werden. Insbesondere f¨ ur die Leserinnen und Leser aus dem Bereich der Elektrotechnik und Informationstechnik, bei denen man zumindest Grundkenntnisse der genannten Theorien erwarten kann, wird sich ein denk¨ okonomischer Effekt einstellen. Andererseits k¨ onnen sich Leserinnen und Leser mit anderen Vorerfahrungen vom Nutzen der linearen Netzwerk- und Systemtheorie sowie der Regelungstheorie u ¨berzeugen. Die grundlegende Beschreibungsgleichung der Elektrostatik ist die Poissonsche Differentialgleichung ϕ = − , ε

(11.4)

bei der es sich um eine lineare partielle Differentialgleichung mit konstanten Koeffizienten handelt. Die Menge aller L¨ osungen ist eine Teilmenge der zweimal differenzierbaren skalaren Felder u ¨ber dem Rn , wobei n = 1, 2, 3 sein kann. Die wesentlichen Eigenschaften der Differentialgleichung ergeben sich aus der Linearität des Laplace-Operators (αϕ1 + βϕ2 ) = αϕ1 + βϕ2

(11.5)

11.1 Grundlagen

165

mit α, β ∈ R. Daraus folgt, dass die L¨ osungen bez¨ uglich verschiedener rechter Seiten, z. B. verschiedener Ladungsdichten 1 und 2 u ¨berlagert werden k¨ onnen i (1 + 2 ) . (11.6) ϕi = − (i = 1, 2) ⇒ (ϕ1 + ϕ2 ) = − ε ε Dabei ist zu beachten, dass zwei verschiedene Lösungen mit gleicher Ladungsdichte nicht u onnen. Allerdings ist die Differenz zweier sol¨berlagert werden k¨ cher L¨ osungen der Poisson-Gleichung eine L¨ osung der Laplace-Gleichung ϕi = −

( − ) (i = 1, 2) ⇒ (ϕ1 − ϕ2 ) = − = 0. ε ε

(11.7)

Setzt man = 0, dann sieht man sofort, dass im Gegensatz zur Poisson-PDgl. irgendzwei L¨ osungen der Laplace-PDgl. u ¨berlagert werden können. Im Sinne der bereits in der linearen Algebra behandelten Theorie linearer algebraischer inhomogener Gleichungssysteme sowie der Theorie linearer gew¨ ohnlicher inhomogener Differentialgleichungen A x = b,

A ∈ Rn×n , x, b ∈ Rn

(11.8)

ist folgende Klassifikation der Poisson- und Laplace-Gleichung möglich: • Die Poisson-PDGl. ist eine lineare inhomogene partielle Differentialgleichung mit konstanten Koeffizienten, deren Lösungsraum die Struktur einer linearen Mannigfaltigkeit (affiner Raum) besitzt. • Die Laplace-PDGl. ist eine lineare homogene partielle Differentialgleichung mit konstanten Koeffizienten, deren L¨ osungsraum die Struktur eines linearen Raumes (Vektorraum) besitzt. Im Fall eines linearen algebraischen Gleichungssystems mit n = 2 lassen sich die Verh¨ altnisse sehr gut anhand von Geraden in allgemeiner Lage (affiner) und einer Geraden durch den Nullpunkt (Vektorraum) illustrieren. Wie in der linearen Algebra und der Theorie der linearen Differentialgleichungen folgt daraus, dass sich die allgemeine Lösung der Poisson-PDgl. additiv aus der allgemeinen L¨ osung der homogenen Laplace-Gleichung und einer speziellen Lösung der inhomogenen Poisson-Gleichung zusammen setzt (11.9) (ϕh + ϕs ) = − , ε ϕs = − , ϕh = 0, (11.10) ε wobei die allgemeine L¨ osung ϕh der homogenen Laplace-Gleichung noch von freien“ Parametern abh¨ angt. Daher handelt es sich bei ϕh + ϕs um eine ” parametrisierte Schar von L¨ osungen, die eine lineare Mannigfaltigkeit bilden. Um aus dieser Menge von L¨ osungen eine eindeutige Lösung auszuwählen, m¨ ussen zus¨ atzliche Randbedingungen gestellt werden (vgl. Abschnitt 11.1.2). Aufgrund der gerade geschilderten, speziellen Eigenschaften der Poissonund Laplace-Gleichung kann die Aufgabe der Lösung der Poisson-Gleichung

166


in zwei Teilprobleme zerlegen: 1) Bestimmung einer speziellen Lösung der Poisson-Gleichung und 2) Bestimmung der allgemeinen Lösung der LaplaceGleichung. In den folgenden Abschnitten werden verschiedene Methoden f¨ ur diese Teilprobleme vorgestellt. Da man es in der linearen Netzwerk- und Systemtheorie sowie der linearen Regelungstheorie mit dem gleichen Grundproblem zu tun hat, kann man sich, wie bereits erwähnt, zumindest teilweise an den dort behandelten Vorgehensweisen orientieren. 11.1.2 Rand- und Grenzbedingungen, Eindeutigkeit des Potenzials Die gesuchte L¨ osung sowohl der Poisson- als auch der Laplace-PDgl. ist das elektrische Potenzial ϕ, bei dem es sich um ein skalares mathematisches Feld handelt. Daher ist es naheliegend, das Potenzial in gewissen Teilmengen des betrachteten Raumgebietes vorzugeben. Andererseits haben wir in Abschnitt 9 gesehen, dass das E-Feld im Inneren idealer Leiter gleich null sein muss, auf den R¨ andern konstant ist und dort eine verschwindende Tangentialkomponente besitzt. Dr¨ uckt man diese Vorgaben mit Hilfe des elektrischen Potenzials aus, dann sind auch Vorgaben m¨ oglich, bei denen der Gradient von ϕ vorgegeben ist. Der Eindeutigkeitssatz f¨ ur die das elektrische Potenzial bestimmenden Differentialgleichungen zeigt, dass man die Randwerte nicht in beliebiger Weise vorgeben kann. Eindeutigkeitssatz f¨ ur die Poisson- und Laplace-PDgl.: (vgl. z.B. Wunsch, Schulz [295], S. 121f) Ist ϕ eine L¨ osung der Poisson-PDgl. ϕ = −/ε im Gebiet V und nimmt ϕ auf der geschlossenen Randfl¨ ache A von V 1. die Randwerte ϕ(˜r) (˜r ∈ A) an, so ist ϕ auch die einzige Lösung auf V mit diesen Randwerten. 2. Besitzt andererseits −(grad ϕ)(˜r) = E(˜r) auf dem Rand A die Randwerte n · grad ϕ(r)|r=˜r = (∂ϕ∂n)|r=˜r = n · E, so unterscheidet sich jede weitere L¨ osung mit denselben Randwerten nur durch eine Konstante, d. h.es gilt f¨ ur zwei L¨ osungen ϕ1,2 ϕ1 = ϕ2 + konst.

(11.11)

F¨ ur die Laplace-PDgl. ϕ = 0 gilt Jede L¨ osung ϕ, die auf dem Rand verschwindet, ist u ¨berall gleich null. Die genannten partiellen Differentialgleichungen und deren Verallgemeinerungen werden in der Mathematik im Rahmen der sogenannten Potenzialtheorie untersucht; siehe z. B. Sigl [246]. Bei der Laplace-PDgl. unterscheidet man zwei Randwertprobleme, deren L¨ osungen als harmonische Funktionen bezeichnet werden: (vgl. z.B. Wunsch, Schulz [295], S. 128f oder Lehner [153], S. 131f)

11.2 Elementare Methoden

167

1. Randwertproblem nach Dirichlet: Gesucht ist eine im Gebiet V harmonische Funktion ϕ, die bei Ann¨ aherung an den Rand von V vorgegebene Werte ϕA annimmt. Das Dirichletsche Randwertproblem ist nach dem oben aufgef¨ uhrten Eindeutigkeitssatz – wenn u ¨berhaupt – eindeutig lösbar. 2. Randwertproblem nach Neumann: Gesucht ist eine im Gebiet V harmonische Funktion ϕ, die bei Ann¨ aherung an den Rand von V eine vorgegebene Normalenableitung (∂ϕ/∂n)|A besitzt. Das Neumannsche Randwertproblem ist bis auf eine Konstante nach dem oben aufgef¨ uhrten Eindeutigkeitssatz – wenn u ¨berhaupt – eindeutig l¨ osbar. Grunds¨ atzlich sind nat¨ urlich auch gemischte Randwerte möglich, bei denen auf einem Teil des Randes Dirichletsche und auf dem anderen Neumannsche Randwerte vorgegeben sind; vgl. z. B. Lehner [153]. Neben den zuvor diskutierten Randbedingungen gibt es auch sogenannte Grenzbedingungen innerhalb eines Gebietes V , in dem die Lösung ermittelt werden soll. In solchen F¨ allen ist das Materialgesetz, d.h. die Beziehung zwischen D- und E-Feld, zwar noch linear aber die Dielektrizitätskonstante ε ist eine ortsabh¨ angige Funktion ε = ε(r). Vielfach ist es aber zweckmäßig, diese Funktion durch eine st¨ uckweise konstante Funktion zu approximieren, so dass das Gebiet V in Teilgebiete Vk mit konstanter Dielektrizitätskonstanten zerlegt werden kann. F¨ ur die Teilgebiete gelten nat¨ urlich die Randbedingungen, ussen an den inneren Rändern von V mit Hilfe aber die Teill¨ osungen ϕk m¨ von Grenzbedingungen aneinander angepasst werden. Diese Grenzbedingungen lassen sich auf der Grundlage der Eigenschaften bez¨ uglich der Rotation des D-Feldes bzw. Divergenz des E-Feldes ableiten, die sich im Fall einer ortsabh¨ angige Dielektrizit¨ atskonstante ε = ε(r) ergeben; eine entsprechende Ableitung findet man in Abschnitt 8.

11.2 Elementare Methoden 11.2.1 Die graphische Methode In vielen F¨ allen gelangt man durch die Anwendung von graphischen Methoden rasch zur Auffindung der Potenzialverteilung, aus der man dann die interessierenden Gr¨ oßen berechnen kann. Die graphische Feldberechnung ist am einfachsten beim zweidimensionalen Feld. Sie beruht darauf, dass man gef¨ uhlsm¨ aßig Potenziallinien und Feldlinien des D-Feldes (kurz D-Feldlinien) aufzeichnet und das Feldbild mit Hilfe der Grundgesetze des elektrostatischen Feldes korrigiert. Aus der Formulierung der Gesamtladung mit Hilfe des Fl¨ achenintegrals des D-Feldes (10.1) folgt, dass die Feldlinien des D-Feldes stetig von einer zur anderen Leiteroberfl¨ ache u ¨bergehen. Die Proportionalität zwischen D- und E-Feld l¨ asst sich auf folgende Weise einhalten. Es werden die

168


Potenziallinien so gezeichnet, dass sie gleichen Potenzialunterschieden entsprechen. Dann ist das E-Feld u ¨berall umgekehrt proportional dem Abstand a zweier benachbarter Potenziallinien. Man denke sich ferner den von einem Leiter ausgehenden Fluss“ des D-Feldes, d.h. das Flächenintegral u ¨ber das ” D-Feld, in eine Anzahl gleicher Teile geteilt und zeichne die diese Teile abgrenzenden D-Feldlinien. Dort, wo der Abstand b von zwei nebeneinander liegenden D-Feldlinien groß ist, verteilt sich der Fluss“ des D-Feldes auf eine ” entsprechende große Fl¨ ache; das D-Feld ist also u ¨berall umgekehrt proportional dem Abstand b der beiden benachbarten D-Feldlinien. Die Forderung, dass D-Feld und E-Feld einander proportional sein sollen, lässt sich daher so erf¨ ullen, dass man den Abstand b zwischen je zwei benachbarten D-Feldlinien u ¨berall proportional oder am einfachsten gleich dem Abstand a zwischen zwei benachbarten Potenziallinien macht; das ganze Feld ist dann in kleine Quadrate eingeteilt, Abb. 11.1 Insgesamt hat man folgende Regeln beim Aufzeichnen ebener Felder zu beachten:

Abbildung 11.1. Graphische Bestimmung eines zweidimensionalen Feldes

1. 2. 3. 4.

Die Randlinien der Leiter sind Potenziallinien. Die D-Feldlinien stehen senkrecht auf den Randlinien der Leiter. Die Potenziallinien m¨ ussen u ¨berall die D-Feldlinien senkrecht schneiden. Der Abstand zwischen zwei benachbarten Potenziallinien muss an jeder Stelle des Feldes gleich dem Abstand zwischen zwei benachbarten DFeldlinien sein. 5. Wenn Stoffe verschiedener relativer Dielektrizitätskonstante vorhanden sind, so muss an den Grenzfl¨ achen das Brechungsgesetz der D-Feldlinien gelten. An die Stelle von 4) tritt dann die allgemeinere Bedingung εr (a/b) = k, wobei die Konstante k willk¨ urlich gew¨ ahlt werden kann. Man geht so vor, dass man erst nach Gef¨ uhl einige Potenziallinien einzeichnet. Dann bringt man D-Feldlinien an, die m¨ oglichst gut die Regel 4 erf¨ ullen, und korrigiert danach das Potenziallinienbild usw. Ist so durch abwechselndes Zeichnen von Potenzial- und D-Feldlinien bei immer feinerer Unterteilung das Feldbild gefunden, und bezeichnet U1 die Potenzialdifferenz zwischen je zwei benachbarten Niveaulinien, a ihren Abstand an irgendeiner Stelle, so gilt f¨ ur den Betrag des E-Feldes an dieser Stelle angenähert


E =

U1 . a

169

(11.12)

Damit kann auch das D-Feld berechnet werden. Der Fluss des D-Feldes, der von zwei benachbarten D-Feldlinien begrenzt wird, beträgt bei einer Länge l der Elektroden Dbl. Gehen in dem Feldbild von einem Leiter n D-Feldlinien zu einem anderen u ¨ber, so ist daher der gesamte Fluss des D-Feldes zwischen diesen beiden Leitern b Q = εnl U1 = ε0 nlkU1 . (11.13) b In Abschnitt 12.2 behandeln wir ausgehend von diesem Beispiel auch die graphische Berechnung des zugeh¨ origen Kapazit¨ atskoeffizienten.

Abbildung 11.2. Zur graphischen Bestimmung eines rotationssymmetrischen Feldes

Etwas schwieriger ist die Ermittlung von rotationssymmetrischen Feldern. Man denke sich hier den gesamten von einem Leiter ausgehenden Fluss des D-Feldes durch Rotationsfl¨ achen, die durch D-Feldlinien gebildet werden, in gleiche Teile zerlegt, Abb. 11.2. Bezeichnet man mit b den Abstand zwischen zwei benachbarten Rotationsfl¨ achen an irgendeiner Stelle mit dem Abstand r von der Achse, so ist der Querschnitt des durch diese Flächen begrenzten B¨ undels von D-Feldlinien 2πrb. Das D-Feld ist umgekehrt proportional diesem Querschnitt. Damit das D-Feld proportional zum E-Feld wird, muss daher hier rb proportional dem Abstand a der benachbarten Potenziallinien sein, oder r

a = konst. b

(11.14)

Diese Bedingung tritt also an die Stelle von 4) beim ebenen Feld. Sind Stoffe verschiedener relativer Dielektrizit¨ atskonstante vorhanden, so hat die Konstante in ihnen verschiedene Werte, da in diesem Fall εr r

a = konst. = k b

(11.15)

sein muss. Um das Feldbild aufzuzeichnen, w¨ ahlt man f¨ ur k irgendeinen Wert und geht genau so vor wie oben beschrieben. Das E-Feld wird aus dem gefundenen Feldbild wieder nach der Gl.(11.12) berechnet.

170


Diese Methode der Feldermittlung kann z.B. bei Isolatoren der Hochspannungstechnik angewendet werden, bei denen wegen der komplizierten geometrischen Formen die mathematischen Methoden versagen. Allerdings wird man in diesen F¨ allen auf einen der vielen Simulatoren f¨ ur elektrostatische Felder zur¨ uckgreifen (siehe Lehner f¨ ur eine kurze Zusammenfassung und z. B. Humphries [121]), mit denen man auch komplizierte geometrische Situationen behandeln kann. Allerdings ist zumindest bei einem unbekannten Simulator nicht klar, ob man den berechneten Ergebnissen trauen kann, da bei einem ungenauen oder sogar falschen Ergebnis vielfach keine Warnung ausgegeben wird. Eine Kenntnis der graphischen Methoden kann den Benutzer wenigstens in einfacheren Fällen auf Probleme hinweisen, so dass diese Kenntnisse auch dann nicht nutzlos sind, wenn man u ugt. ¨ber einen Feldsimulator verf¨ 11.2.2 Eindimensionale Potenzialprobleme Die einfachste Form des elektrischen Potenzials ist das eindimensionale skalare Feld, bei dem die Feldgr¨ oßen sich nur nach einer Richtung hin im Raum andern. Legt man die x-Achse in diese Richtung, so liefern die Differential¨ operatoren nach der y- und z-Richtung keine Beiträge, und die Laplace-PDgl. lautet d2 ϕ = 0. (11.16) dx2 Die allgemeine L¨ osung dieser Gleichung ist ϕ(x) = k1 + k2 x

(11.17)

mit den zun¨ achst unbestimmten Konstanten k1 und k2 . Das E-Feld hat die x-Richtung, ihr Betrag ist (11.18) E = k2 . Die Potenzialfl¨ ache ϕ = konst. sind die Ebenen senkrecht zur x-Achse. Es handelt sich also um das homogene E-Feld, wie wir es im Idealfall zwischen zwei unendlich ausgedehnten ebenen und ideal leitenden Platten (Plattenkondensator) finden. An dieser Stelle soll noch einmal auf die Problematik von Symmetrieargumenten hingewiesen werden, auf die wir in Abschnitt 10.2.1 bereits ausf¨ uhrlicher eingegangen sind. Auch im Zusammenhang mit den parallelen ebenen Platten ist das Ausgangsproblem mathematisch nicht sinnvoll, wenn man davon ausgeht, dass das elektrische Potenzial im Unendlichen verschwinden soll. Da, wie wir in Abschnitt 13 sehen werden, das elektrische Potenzial eine energetische Deutung besitzt, erscheint diese Annahme physikalisch sinnvoll zu sein. Erst die Verwendung von Symmetrieargumenten ergibt unter diesen Umst¨ anden ein wohldefiniertes mathematisches Problem. Das gilt weitgehend auch f¨ ur viele andere Beispiele der Elektrostatik, sobald sich die Ladungsverteilungen oder Potenzialvorgaben in der urspr¨ unglichen Problemstellung ins Unendliche ausdehnen.


171

Aber auch andere Anordnungen lassen sich auf den eindimensionalen Fall reduzieren, wenn sich die Laplace-PDgl. in geeigneten Koordinaten auf eine gew¨ ohnliche Differentialgleichung reduzieren lässt. Ein solcher Fall tritt bei der Berechnung des elektrischen Potenzials einer ideal leitenden Kugel mit angt das Potenzial in Kugelkoordinaten dem Radius R0 auf. In diesem Fall h¨ nur vom Radius r und nicht von den Winkeln ϑ und α ab und der LaplaceOperator reduziert sich auf den Radius-Anteil; siehe Anhang B.1. Es ergibt sich eine eindimensionale Potenzialgleichung 1 d 2 dϕ r = 0. (11.19) r2 dr dr F¨ ur r > 0, was bei einem Kugelradius immer erf¨ ullt ist, erhält man eine gew¨ ohnliche Dgl. 1. Ordnung r2

dϕ = konst., dr

(11.20)

die sich elementar l¨ osen l¨ asst ϕ(r) =

k , r

r > R0

(11.21)

mit einer Konstante k. Das ist das bereits in Abschnitt 10.1 berechnete elektrische Potenzial. Ein anderes Beispiel ist eine Anordnung zweier voneinander isolierter, ideal leitender ebener Platten, die von einer Schnittlinie aus unendlich ausgedehnt sind. In diesem Fall reduziert sich die Laplace-PDgl. in Zylinderkoordinaten (siehe Anhang B.1) auf den Winkelanteil 1 ∂2ϕ = 0, r2 ∂α2

(11.22)

die man f¨ ur r > 0 ebenfalls elementar l¨ osen kann. ¨ 11.2.3 Uberlagerung von Punktladungen In Abschnitt 10.1.1 wurde auf der Grundlage des elektrischen Potenzials einer leitenden Kugel das Potenzial der Punktladung eingef¨ uhrt, das wir im vorhergehenden Abschnitt zumindest f¨ ur einen nicht verschwindenden Kugelradius als L¨ osung der Laplace-PDgl. erhalten haben. Allgemeinere elektrostatische Felder entstehen, wenn mehrere Punktladungen vorhanden sind. Die von den einzelnen Punktladungen herr¨ uhrenden Potenziale, Gl.(10.9), u ¨berlagern sich dann wegen der linearen Abh¨ angigkeit zwischen Ladung und Potenzial, so dass das Gesamtpotenzial in einem beliebigen Raumpunkt ϕ(r) =

1 Qν 4πε ν r − rν

(11.23)

172


wird, wobei Qν die Ladungen der Punktladungen und rν die Ortsvektoren der Punktladungen bezeichnen. Ist die Verteilung der Elektrizitätsmengen im Raum bekannt, so ist damit eindeutig das elektrische Potenzial bestimmt. Besonders hilfreich ist eine Anordnung aus zwei Punktladungen, die man f¨ ur N¨ aherungsbetrachtungen komplizierterer Ladungsverteilungen (z. B. das Coulombsche Experiment oder sogar atomare Anordnungen) verwenden kann. Das Verhalten des Potenzials wird ausf¨ uhrlich in Abschnitt 10.1.3 diskutiert. In Abschnitt 11.6 werden wir diese Ergebnisse nutzen, um die sogenannte Spiegelungsmethode anhand eines einfachen Beispiels zu demonstrieren.

11.3 Das Kirchhoff-Integral In Abschnitt 11.1.1 haben wir gezeigt, dass die Bestimmung der allgemeinen L¨ osung der Poisson-PDgl. auf die Ermittlung der allgemeinen Lösung der zugeh¨ origen homogenen Laplace-PDgl. und irgendeiner speziellen Lösung der L¨ osung der Poisson-PDgl. zur¨ uckgef¨ uhrt werden kann. Dabei werden die Randwerte bei der L¨ osung der Laplace-PDgl. ber¨ ucksichtigt. In diesem Abschnitt wollen wir eine allgemeine Darstellung f¨ ur eine spezielle Lösung der Poisson-PDgl. ableiten. Dazu kann man von den sogenannten Greenschen S¨ atzen der Vektoranalysis ausgehen. Hinsichtlich der Einzelheiten und Beweise m¨ ussen wir auf die Literatur verweisen (siehe z.B. Wunsch, Schulz [295]). Sei ρ, ψ, φ : R3 → R skalare mathematische Felder, dann gilt unter bestimmten Voraussetzungen an diese Felder folgende Beziehung, die als 3. Greensche Formel bezeichnet wird ˜ (ξ(˜ r)ψ(˜ r)gradφ(˜ r) − ξ(˜ r)φ(˜ r)gradψ(˜ r)) dA O (ψ(˜ r)Ω(ξ, φ)(˜ r) − φ(˜ r)Ω(ξ, ψ)(˜ r)) dV˜ , (11.24) = V

wobei Ω(ξ, ·) := div{ξ grad (·)}, ist. Weiterhin kann man zeigen, dass f¨ ur ψ(r, ˜ r) :=

1 ˜ ˜ + ψ(r, r) r − ˜ r

(11.25)

mit ψ˜ = 0 und konstante Funktionen ξ jedes skalare Feld φ in folgender Weise notiert werden kann 1 − φ(r) = ψ(r, ˜ r)(φ)(˜ r)dV˜ 4π V ˜ . (11.26) (ψ(r, ˜ r)gradφ(˜ r) − φ(˜ r)gradr˜ψ(r, ˜ r)) · dA + O

Sei schließlich φ := ϕ eine L¨ osung der Poisson-PDgl., d.h. ϕ = −/ε, so erh¨ alt man eine Integraldarstellung f¨ ur L¨ osungen der Poisson-PDgln.

11.4 Die Greensche und Neumannsche Funktionen

173

1 ψ(r, ˜ r)(˜ r)dV˜ 4πε V 1 ˜ (11.27) (ψ(r, ˜ r)gradϕ(˜ r) − ϕ(˜ r)gradr˜ψ(r, ˜ r)) · dA. + 4π O

ϕ(r) = +

Als Folgerung des Eindeutigkeitssatzes f¨ ur die Poisson-PDgl. (siehe Abschnitt 11.1.2) ergibt sich, dass das Oberfl¨ achenintegral u ¨berbestimmt ist, da eine Vorgabe des elektrischen Potenzials und dessen Gradient auf dem gleichen oglich ist. Das skalare Feld ψ enthält noch ein Feld Randbereich AV nicht m¨ ˜ das L¨ ψ, osung der Laplace-PDgl. ist und so gewählt werden kann, dass die vollst¨ andige L¨ osung der Poisson-PDgl. auch die vorgegebenen Randbedingungen erf¨ ullt. Einzelheiten dazu werden im folgenden Abschnitt behandelt. Das ist aber nur m¨ oglich, wenn eine L¨ osung der Poisson-PDgl. u ¨berhaupt existiert. Sollte das der Fall sein, ist diese L¨ osung unter den genannten Bedingungen eindeutig. Betrachten wir nur solche Anordnungen, bei denen außer der Bedingung, dass das elektrische Potenzial im Unendlichen verschwindet (die sogenannten nat¨ urlichen Randbedingungen), keine weiteren Randbedingungen gestellt werden, dann entf¨ allt der Anteil ψ˜ und wir erhalten die – auch als Kirchhoffintegral bezeichnete – spezielle L¨ osung der Poisson-PDgl., die dann bereits die allgemeine L¨ osung des Problems ist (˜ r) ˜ 1 dV . (11.28) ϕ(r) = 4πε r V r − ˜ Damit ist die L¨ osung der Poisson-PDgl. in diesen Fällen auf die Berechnung des Kirchhoffintegrals zur¨ uckgef¨ uhrt. Diese L¨ osung der Poisson- PDgl. kann analytisch ermittelt werden, wenn der Integrand des Kirchhoffintegrals und insbesondere die vorgegebenen Ladungsverteilungsdichte einfach ist. Andernfalls muss man numerische Verfahren zu Hilfe nehmen oder geeignete analytische N¨ aherungsverfahren anwenden. Ein solches Näherungsverfahren ist die Multipolmethode, die wir in Abschnitt 11.5 behandeln werden.

11.4 Die Greensche und Neumannsche Funktionen Im vorherigen Abschnitt haben wir in Gl. (11.27) eine Integraldarstellung f¨ ur die L¨ osungen der Poisson-Gleichung angegeben. Die in dieser Darstellung auftretende Funktion ψ(r, ˜ r) ist nicht eindeutig, sondern hängt von der ausgew¨ ahlten L¨ osung der Laplace-Gleichung ψ˜ = 0 ab. Mit Hilfe geeigneter L¨ osungen der homogenen Laplace-Gleichung kann man das Gewicht der L¨ osungsanteile von Volumen- und Oberfl¨ achenintegral verschieben. Die beiden wichtigsten F¨ alle sollen nun aufgef¨ uhrt werden. 1. Kann die Funktion ψ˜ in Gl. (11.25) so gewählt werden, dass ψ f¨ ur alle Werte auf dem Rand A des betrachteten Gebiet (auch ∞ ist möglich) verschwindet, dann wird diese so modifizierte Funktion ψ Greensche Funktion

174


G(r, ˜r) := ψ(r, ˜r) genannt. Die L¨ osung der Poisson-PDGl. kann dann in folgender Weise dargestellt werden 1 1 ˜ (11.29) ˜ ϕ(r) = G(r, ˜r)(˜r)dV − ϕ(˜r)gradr˜G(r, ˜r) · dA. 4πε 4π O V 2. Kann die Funktion ψ˜ in Gl. (11.25) so gewählt werden, dass ∂ψ/∂n = ur alle Werte auf dem Rand A des betrachteten Gebiet (auch n · gradr˜ψ f¨ ∞ ist m¨ oglich) verschwindet, dann wird diese so modifizierte Funktion ψ Neumannsche Funktion N (r, ˜r) := ψ(r, ˜r) genannt. Die Lösung der Poisson-PDGl. kann dann in folgender Weise dargestellt werden 1 1 ˜ (11.30) ˜ N (r, ˜r)(˜r)dV + N (r, ˜r)gradr˜ϕ(˜r)·dA. ϕ(r) = 4πε 4π O V Die Greensche als auch die Neumannsche Funktion werden allein durch die geometrische Form des betrachteten Bereiches festgelegt. Die Greenschen Funktionen einiger wichtiger Gebiete findet man beispielsweise bei Wunsch und Schulz [295]. Die partiellen Differentialgleichungen f¨ ur G(r, ˜r) und N (r, ˜r) sind vom Typ einer Poissonschen PDGl. mit einer Deltafunktion δ(r − ˜r) auf der rechten Seite, d. h. es sind Impulsantworten“ der Gebiete V , wobei G ” bzw. die Normalenableitung von N auf dem Rand O verschwindet. Betrachtet man den unendlich ausgedehnten Raum, dann kann f¨ ur die Funktion ψ˜ nach Gl.(11.25) die Nullfunktion gewählt werden und das Oberfl¨ achenintegral verschwindet; man erh¨ alt dann das Kirchhoff-Integral aus Gl. (11.28), bei dem es sich wie in der Systemtheorie (vgl. Abschnitt 2) um ein Faltungsintegral handelt. Die Impulsantwort“ oder Greensche Funktion des ” unendlich ausgedehnten Raumes ist nach Gl.(11.25) gerade das Potenzial der Punktladung, womit man neben der Punktladung als Monopol einer Multipolentwicklung noch eine weitere Interpretation besitzt.

11.5 Die Multipolmethode In Abschnitt 11.3 wurde das Kirchhoffintegral abgeleitet, bei dem es sich um die allgemeine Lösung der Poisson-PDgl. bei Vorliegen nat¨ urlicher Randbedingungen handelt. Andernfalls hat man es mit komplizierteren Darstellungen zu tun, auf die wir in Abschnitt 11.4 eingegangen sind. Ist eine analytische Auswertung des Kirchhoffintegrals nicht möglich, weil der Integrand zu kompliziert ist, kann man auf numerische oder analytische N¨ aherungsverfahren zur¨ uckgreifen. In diesem Abschnitt wollen wir die Grundidee der sogenannten Multipolmethode anhand des Kirchhoffintegrals darstellen. Eine allgemeinere Einf¨ uhrung in die Multipolmethode und numerische Varianten findet man bei z. B. Klinkenbusch [137] zusammen mit weiteren Literaturhinweisen.

11.5 Die Multipolmethode

175

Die Grundvoraussetzung der Multipolmethode ist, dass die Raumpunkte, in denen das elektrische Potenzial ϕ berechnet werden soll, von der Ladungsverteilungsdichte weit“ entfernt sind. In anderen Worten, es gilt ” ν := ˜ r/r ist klein“. Die Idee besteht darin, den Nenner des Kirchhoffin” tegrals zu vereinfachen, wobei eine Taylorreihen-Entwicklung von ψ(r, ˜ r) nach ν verwendet wird. Allerdings kann nur der Term 1. Ordnung in einfacher Weise ermittelt werden (˜ r wird weggelassen). Die anderen Terme ermittelt man zweckm¨ aßigerweise auf der Basis einer Legendre-Polynomentwicklung (vgl. z. B. Wunsch, Schulz [295]); man erh¨ alt damit ψ(r, ˜ r) =

∞ 1 1 = Pn (u) ν n r − ˜ r r n=0

(11.31)

mit u := (r · ˜ r)/(r˜ r) und Pn (u) := 1/(2n n!)dn ((u2 − 1)n )/dun . Setzt man diese Entwicklung in des Kirchhoffintegral ein, dann erhält man eine additive Zerlegung des elektrischen Potenzials ϕ(r) =

∞

ϕn (r),

(11.32)

n=0

deren Teilpotenziale bis auf eine Integration bestimmt sind r·˜ r 1 ϕn (r) = P r) dV˜ . ˜ rn (˜ n 4πεrn+1 r˜ r V

(11.33)

Die ersten beiden Terme heißen Monopol und Dipol und lassen sich folgendermaßen bestimmen 1 (˜ r) dV˜ , (11.34) ϕ0 (r) = 4πεr V r · ˜ r(˜ r) dV˜ ; (11.35) ϕ1 (r) = 4πεr3 V die beiden Integrale

(˜ r) dV˜ ,

Q := V

˜ r(˜ r) dV˜

P1 :=

(11.36)

V

werden Monopol-Moment Q und Dipolmoment P1 der Ladungsverteilungsdichte genannt. Die Bestimmung der h¨ oheren Momente (Quadrupolmoment usw.) f¨ uhrt zu aufwendigeren Rechnungen und daher werden sie seltener verwendet (vgl. Schnackenberg [242], Eder [67]). Wie haben bereits darauf hingewiesen, dass im Rahmen der Multipolmethode das Potenzial der Punktladung formal gerechtfertigt werden kann. Das ist notwendig, da Punktladungen streng genommen physikalisch nicht existieren. Im Rahmen der Multipolmethode kann der Monopolterm einer beliebigen,

176


endlich ausgedehnten Ladungsverteilungsdichte als elektrisches Potenzial einer Punktladung Q interpretiert werden, wobei Q das Monopol-Moment von ist. Dementsprechend gibt es keine elementare Rechtfertigung f¨ ur einen elektrischen Dipol. Das Potenzial der h¨ aufig verwendeten Anordnung zweier Punktladungen, die gleiche Ladung verschiedenen Vorzeichens besitzen und in klei” nem“ Abstand platziert sind, h¨ angt streng genommen noch von den Beträgen der Abst¨ ande zum Aufpunkt ab. Erst mit Hilfe eines geeigneten Grenz¨ uberganges kann man diese Abh¨ angigkeit auf einen Raumpunkt reduzieren. Es ergibt sich dann das Potenzial ϕ1 , das durch das Dipolmoment festgelegt ist. Da diese Vorgehensweise zur Illustration des elektrischen Dipols gut geeignet ist, soll auf die Darstellung dieses Grenz¨ uberganges nicht verzichtet werden; man findet ihn in Abschnitt 10.1.4.

11.6 Die Spiegelungsmethode In diesem Abschnitt wird eine Methode zur Lösung der Poisson-PDgl. behandelt, wobei im 2- oder 3-dimensionalen Raum eine nat¨ urliche“ Raumladung ” enthalten ist und das L¨ osungsgebiet durch einen eingebetteten idealen Leiter eingeschr¨ ankt ist. Bei der sogenannten Spiegelungsmethode geht es darum, den idealen Leiter durch eine zus¨ atzliche Raumladung – die Spiegelladung“ ” – zu ersetzen, so dass dort, wo der Leiter war, welcher Rand des Lösungsgebietes ist und mit den Randbedingungen des idealen Leiters versehen wird, dasselbe Potenzial herrscht. Nach dieser Ersetzung entsteht ein Ersatzproblem, bei dem nur noch nat¨ urliche Randbedingungen auftreten, d. h. das im Unendlichen verschwindende Potenzial stellt die einzige Randbedingung dar. Wenn man das Potenzialproblem f¨ ur die nat¨ urliche Ladung bzw. die Spie” gelladung“ unter nat¨ urlichen Randbedingungen lösen kann, lässt sich das Po¨ tenzial in irgendeinem Punkt durch Uberlagerung (vgl. Abschnitt 11.2.3) der entsprechenden Werte der Potenziale in diesem Punkt ermitteln. Schließlich kann das Potenzial des Ersatzproblems f¨ ur das Ausgangsproblem verwendet werden, um auf dem Rand des idealen Leiters die Oberflächenladung zu bestimmen. Die Spiegelungsmethode ist letztlich ein Verfahren, mit dem man die Greensche Funktion (vgl. Abschnitt 11.4) eines Problems mit ideal leitendem Rand ermitteln kann; vgl. Wunsch, Schulz ([295], S. 173ff). Ein einfaches Beispiel, bei dem die Spiegelmethode angewendet werden kann, ist die Punktladung vor einer unendlich ausgedehnten und ideal leitenden Ebene. Dabei wird die leitende Ebene durch eine punktförmige Spiegel” ladung“ mit umgekehrten Vorzeichen (in Bezug auf die nat¨ urliche Punktladung) ersetzt, die von der Ebene den gleichen Abstand hat wie die nat¨ urliche Punktladung; vgl. auch Abschnitt 17.2. Dabei gehen wir von dem in Abschnitt 10.1.3 diskutierten elektrischen Feld zweier entgegengesetzt geladenen Punktladungen aus, wo u. a. gezeigt werden konnte, dass eine kugelförmige ¨ Aquipotenzialfl¨ ache mit dem Potentialwert null existiert.

11.6 Die Spiegelungsmethode

177

Ein elektrostatisches Feld ¨ andert sich nicht, wenn man eine beliebige Potenzialfl¨ ache durch eine d¨ unne“ Metallschicht ersetzt, der das gleiche elek” trische Potenzial erteilt wird. Diese Metallschicht verbindet nur Punkte ohne Potenzialunterschied; da die E-Feldlinien auf den Potenzialflächen senkrecht stehen, so stehen sie auch senkrecht auf der so gebildeten Metallelektrode. Außerhalb der betrachteten Potenzialfl¨ ache bleibt daher das Feldbild erhalten, wenn man den von ihr eingeschlossenen Raum mit einem leitenden Stoff auff¨ ullt, dem das betreffende Potenzial erteilt wird. Grunds¨ atzlich kann die Methode auch dann angewendet werden, wenn die Leiterfl¨ ache keine Ebene ist. Allerdings ist die praktische Durchf¨ uhrung der rechentechnischen Schritte nur selten durchf¨ uhrbar. Eine der Ausnahmen ist das Problem einer Punktladung vor einer ideal leitenden Kugel ( Spiegelung an ” der Kugel“), das in engem Zusammenhang mit dem Problem der Punktladungen unterschiedlichen Vorzeichens steht. Wendet man nämlich die vorherigen ¨ Uberlegung auf die Kugelfl¨ ache an, die in Abschnitt 10.1.3 ermittelt wurde, so ergibt sich das Feldbild zwischen einer Punktladung Q1 und einer leitenden Kugel vom Radius r0 und der Ladung Q2 + Q3 , deren Mittelpunktsabstand von der Punktladung a + b = d betr¨ agt. Ist dieser Abstand d gegeben, so wird nach Gl.(10.16) r2 (11.37) b = 0, d nach Gl.(10.12), (10.12) und (10.17) Q2 = −

b r0 Q1 = −Q1 = −Q1 . k r0 d

(11.38)

Die Punktladung Q2 wird in diesem Fall wegen der Analogie zu dem Spiegelungsverfahren bei ebenen Oberfl¨ achen als elektrisches Bild (W. Thomson 1845) der Punktladung Q1 in bezug auf die Kugeloberfläche bezeichnet. Sind im Außenraum der Kugel mehrere Punktladungen vorhanden, so kann man zu jeder dieser Ladungen ein Bild im Inneren der Kugel angeben; der ganze Außenraum l¨ asst sich mit Hilfe der Beziehungen (11.37) und (11.38) auf das Innere der Kugel abbilden. Diese Beziehungen stellen das Gesetz der rezipro” ken Radien“ dar; je weiter ein Punkt im Außenraumes vom Kugelmittelpunkt entfernt ist, um so dichter r¨ uckt sein Bild an den Kugelmittelpunkt heran. Das elektrische Feld im Außenraum der Kugel lässt sich durch das der drei Punktladungen Q1 , Q2 und Q3 ersetzen. Die Gesamtladung der Kugel ist Q2 + Q3 . Soll die Kugel keine Ladung haben, so muss r0 Q3 = −Q2 = Q1 (11.39) d gemacht werden. Das elektrische Potenzial ist dann f¨ ur beliebige Punkte des Außenraumes im Abstand r3 vom Mittelpunkt der Kugel und damit von Q3 und den Abst¨ anden r1 und r2 von Q1 und Q2 1 Q1 r0 1 r0 1 ϕ= − + . (11.40) 4πε r1 d r2 d r3

178


Diese Beziehung kann zur L¨ osung der folgenden Aufgabe angewendet werden: Es befinde sich im isolierten Raum eine Punktladung Q1 . Ihr elektrisches Feld ist bekannt und wird durch das elektrische Potenzial beschrieben ϕ(r) =

Q1 1 ; 4πε r − r1

(11.41)

der Betrag des E-Feldes betr¨ agt demnach E =

1 Q1 . 4πε r − r1 2

(11.42)

Es werde nun eine ungeladene Metallkugel mit dem Radius r0 in dieses elektrische Feld gebracht mit dem Abstand d zwischen Kugelmittelpunkt und der Punktladung. Das E-Feld war im Kugelmittelpunkt vor Einbringen der Kugel E0 =

1 Q1 . 4πε d2

(11.43)

Gefragt ist, in welcher Weise das prim¨ are elektrische Feld durch das Vorhandensein der Kugel ver¨ andert wird. Die Antwort ergibt sich durch Gl.(11.40) mit (11.37); es ist z.B. das Potenzial, das die Kugel annimmt (r1 = d−r0 ; r2 = r0 − b; r3 = r0 ), 1 Q1 . (11.44) ϕKugel = 4πε d Dies ist das vor dem Einbringen der Kugel am Orte des Kugelmittelpunktes bestehende Potenzial. Da sich jedes elektrische Feld nach Gl.(10.9) durch eine geeignete Verteilung von Punktladungen darstellen lässt, folgt: Eine ungeladene Kugel nimmt im elektrischen Feld das Potenzial an, das am Ort ihres Mittelpunktes vor dem Hineinbringen in das Feld bestand.

11.7 Konforme Abbildungen Wir befassen uns nun mit einer auf den zweidimensionalen Fall beschränkten analytischen L¨ osungsmethode f¨ ur die Laplace-PDgl., die sehr ausf¨ uhrlich in der Monographie von Henrici [108] beschrieben wird. Im Rahmen dieses Abschnitts sollen einige grundlegende Aspekte geschildert werden. Wir kommen am Ende dieses Abschnitts noch einmal auf Henrici zur¨ uck. Das zweidimensionale elektrische Feld, bei dem die Feldgr¨ oßen nach zwei Richtungen hin ver¨ anderlich sind, tritt bei Idealisierung sehr häufig auf. Ein solches Feld liegt immer vor, wenn es sich um langgestreckte parallele Elektroden handelt, z.B. bei Leitungen. Dabei sollten jedoch die Diskussion beachtet werden, die wir in Abschnitt 10.2.1 u ¨ber unendlich ausgedehnte Anordnungen und die Anwendung von Symmetrieargumenten gef¨ uhrt haben. Treten keine Raumladungen auf, dann gilt in solchen F¨ allen die zweidimensionale Laplace-PDgl.

11.7 Konforme Abbildungen

∂2ϕ ∂2ϕ + = 0. ∂x2 ∂y 2

179

(11.45)

Von den L¨ osungen dieser Gleichungen l¨ asst sich eine bestimmte Teilmenge in allgemeiner Form angeben. Es befriedigt nämlich jede beliebige komplex differenzierbare (holomorphe) Funktion f : C → C mit f : ζ → f (ζ) die Laplace-Gleichung. Zum Nachweis zerlegen wir ζ in Real- und Imaginärteil ζ := x + jy und betrachten die zweiten Ableitungen von f bez¨ uglich der reellen Argumente x und y ∂2f = f (x + jy), ∂x2

∂2f = −f (x + jy). ∂y 2

(11.46)

Die Summe der beiden Differentialquotienten ist gleich null, so dass die komplexwertige Funktion f die zweidimensionale Laplace-PDgl. (11.45) erf¨ ullt. Die komplexwertige Funktion f kann ihrerseits in Real- und Imaginärteil zerlegt werden f (x + jy) =: u(x, y) + jv(x, y), (11.47) wobei u und v reellwertige Funktionen in x und y sind. Geht man mit diesem Ansatz in die Laplace-PDgl. ein, so ergibt sich ∂2u ∂2u ∂2v ∂2v + 2 + j 2 + 2 = 0. 2 ∂x ∂y ∂x ∂y

(11.48)

Reeller und imagin¨ arer Teil der linken Seite m¨ ussen f¨ ur sich Null sein, so dass sowohl u als auch v m¨ ogliche L¨ osungen der Laplace-PDgl. darstellen. Man erh¨ alt also mit jeder beliebigen komplex differenzierbaren Funktion f sogleich zwei L¨ osungen der Laplace-PDgl. Beispiel: Es werde f (x + jy) = (x + jy)2

(11.49)

gesetzt; dann wird U = x2 − y 2 ,

v = 2xy.

(11.50)

u und v sind m¨ ogliche Potenzialfunktionen. Die Kurven u =konst. bilden gleichseitige Hyperbeln mit den Halbierungsgeraden der Quadranten als Asymptoten. Die Kurven v =konst. sind gleichseitige Hyperbeln mit den Achsen als Asymptoten (siehe Abb. 11.6). Die reellwertigen Funktionen u und v sind nun in einer eigent¨ umlichen Weise einander zugeordnet. Man erkennt diese Zuordnung, wenn man von der Darstellung der komplexen Gr¨ oßen in der Gaußschen Zahlenebene ausgeht. Zu jedem Wertepaar x, y, also zu jedem Punkt der x, y-Ebene, Abb. 11.3, liefert die Funktion f einen Punkt in der u, v-Ebene, wenn wir unsere Betrachtungen auf eindeutige Funktionen beschr¨ anken. Man kann also mit Hilfe der Funktion f die reelle x, y-Ebene auf die reelle u, v-Ebene abbilden. Es lässt sich

180


Abbildung 11.3. Darstellung der komplexen Funktionen in der Zahlenebene

zeigen, dass diese Abbildung winkeltreu, d. h. eine in kleinsten Teilen ähnliche aus nach einer Abbildung ist. Wir gehen von einem Punkt P1 der x, y-Ebene beliebigen Richtung um ein sehr kleines St¨ uck δ1 = (dx)2 + (dy)2 weiter zum Punkt P2 . Der Punkt P1 mit den Koordinaten x1 , y1 entspricht in der u, v-Ebene der Punkt Q1 mit den Koordinaten u1 , v1 . Ebenso entspricht dem ur den Abstand Punkt P2 der Punkt Q2 , und es gilt δ2 = (du)2 + (dv)2 f¨ zwischen Q1 und Q2 . Nun ist f¨ ur den Punkt Q1 u1 + j v1 = f (x1 + j y1 ),

(11.51)

f¨ ur den Punkt Q2 u1 + j v1 + (du + j dv) = f (x1 + j y1 + (dx + j dy)).

(11.52)

Durch Potenzreihenentwicklung der rechten Seite folgt hieraus: u1 + j v1 + (du + j dv) = f (x1 + j y1 ) + (dx + j dy)f (x1 + j y1 )

(11.53)

und durch Zusammenfassung mit Gl.(11.51) du + j dv = (dx + j dy)f (x1 + j y1 ).

(11.54)

Bildet man auf beiden Seiten die absoluten Beträge und setzt zur Abk¨ urzung ∂f (x1 + j y1 ) =: k1 |f (x1 + j y1 )| = (11.55) ∂x1 so folgt δ2 = δ1 k1 .

(11.56)

k1 ist f¨ ur den Punkt P1 eine Konstante, gleichg¨ ultig nach welcher Richtung man von P1 aus fortschreitet. Geht man nach zwei verschiedenen Richtungen um kleine Strecken weiter, so verhalten sich diese Strecken daher wie ihre Abbildungen in der u, v-Ebene. Wir zeichnen nun in der x, y-Ebene ein kleines Dreieck P1 P2 P3 , Abb. 11.4; dann stellt die Abbildung in der u, v-Ebene wieder ein Dreieck Q1 Q2 Q3 dar. Nun stimmen nach Gl.(11.56) die folgenden Streckenverh¨ altnisse u ¨berein:


181

Abbildung 11.4. Konforme Abbildung

P1 P2 Q1 Q2 = P1 P3 Q1 Q3

und

P2 P3 Q2 Q3 = P2 P1 Q2 Q1

(11.57)

Daraus geht hervor, dass die beiden Dreiecke einander ähnlich sind. Das gleiche gilt auch f¨ ur beliebige andere, unendlich kleine Figuren. Die durch die Funktion f vermittelte Abbildung ist also eine in kleinsten Flächenteilchen ahnliche ( konforme“) Abbildung. Schneiden sich zwei Linien in der x, y¨ ” Ebene unter irgendeinem Winkel, so schneiden sich auch ihre Abbildungen in der u, v-Ebene unter dem gleichen Winkel. Wir denken uns nun in der u, v-Ebene die zu den Achsen parallelen geraden Linien u = konst. und v = konst. (11.58) gezogen. Diese geraden Linien stehen aufeinander senkrecht. Ihre Abbildungen in der x, y-Ebene sind irgendwelche Kurven, die aber nach dem oben Gesagten u ¨berall senkrecht aufeinander stehen. Wenn wir daher u als Potenzial betrachten, die Kurven u = konst. in der x, y-Ebene entsprechend als Niveaulinien, so stehen die Kurven v = konst. u ¨berall senkrecht auf den Niveaulinien, d.h. diese Kurven sind die D-Feldlinien. Ebenso gilt das Umgekehrte. Stellt u bzw. v die Potenzialfunktion dar, so ergeben sich die Gleichungen der D-Feldlinien v = konst. bzw. u = konst. Diese beiden beiden Kurvenscharen sind ortho” gonal“. Fassen wir die Funktion u als Potenzialfunktion auf, so gehört zu einer Vergr¨ oßerung von u um du eine bestimmte Strecke dn := dx + jdy in der x, y-Ebene, die die Richtung einer D-Feldlinie hat, und es gilt nach Gl.(11.54) du = f (x1 + jy1 ). dn

(11.59)

Bewegen wir uns andererseits vom gleichen Ausgangspunkt längs einer Niveaulinie um eine Strecke ds, so bleibt u konstant, und v ändert sich um einen Betrag dv. Die Strecke ds sei gegen dn um 90◦ links herum gedreht und gleich lang; wir setzen daher ds := j(dx + jdy), (11.60) da eine Multiplikation mit j eine solche Drehung ergibt, und es gilt nach Gl.(11.54) dv = −f (x1 + jy1 ); (11.61) dv = −ds f (x1 + jy1 ), ds Hieraus folgt

182


dv du =− . (11.62) dn ds Diese Beziehung gilt auch f¨ ur irgendeinen Punkt P1 einer Leiteroberfläche,

Abbildung 11.5. Zur Berechnung des Verschiebungsflusses bei zylindrischen Elektroden

Abb. 11.5. Dort ist

du dϕ = = E. dn dn Das D-Feld hat daher auf der Leiteroberfl¨ ache den Betrag dϕ dv D = ε E = ε = ε . dn ds

(11.63)

(11.64)

Daraus kann man den Verschiebungsfluss Q12 berechnen, der zwischen zwei Mantellinien des Leiters mit den Spuren P1 und P2 von der Leiteroberfläche ausgeht. Er ist f¨ ur einen Abschnitt von der Länge l P2 v2 Q12 = l Dds = εl dv = εl|v1 − v2 |. (11.65) P1 v1 Aus den beiden Funktionswerten v1 und v2 in den beiden Punkten P1 und P2 l¨ asst sich also sofort der Verschiebungsfluss finden. Nur f¨ ur wenige F¨ alle von Elektrodenanordnungen gibt es mathematische Verfahren, durch die zu der gegebenen Anordnung die Funktion f ermittelt werden kann. Der einfacherer Weg zur Berechnung von Potenzialfeldern ist der umgekehrte, n¨ amlich irgendwelche Funktionen f anzunehmen und zu untersuchen, bei welchen Elektrodenformen diese Funktionen die Grenzbedingungen erf¨ ullen. Im folgenden werden einige Beispiele daf¨ ur betrachtet. 1. Die Funktion f (ζ) = c ζ 2 Es wird mit Gl.(11.47) u(x, y) = c (x2 − y 2 ),

v(x, y) = 2cxy.

W¨ ahlt man v als Potenzialfunktion, so ergeben sich die Niveaulinien

(11.66)


x · y = konst.

183

(11.67)

als gleichseitige Hyperbeln, Abb. 11.6. Die Kurven u = konst. stellen die DFeldlinien dar, es sind ebenfalls Hyperbeln, die auf der Schar der Niveaulinien u ¨berall senkrecht stehen. Das Feld in einem einspringenden rechten Winkel hat diese Form. Die Feldst¨ arke ist in der Ecke Null und nimmt mit wachsendem Abstand von der Ecke proportional zu.

Abbildung 11.6. Feld in einer einspringenden Ecke

2. Die Funktion f (ζ) =

c ζ

Es wird f (ζ) = also u(x, y) =

x2

c(x − jy) c = 2 , x + jy x + y2

cx , + y2

v(x, y) = −

x2

(11.68) cy . + y2

(11.69)

Die Kurven u = konst. und v = konst. stellen Scharen von Kreisen dar, und zwar ergibt sich das Feldbild eines Liniendipols (vgl. Abschnitt 10.2.5). 3. Die Funktion f (ζ) = c ln ζ Setzt man r :=

x2 + y 2 und α := arctan(y/x), Abb. 11.7, so wird ζ=

r jα e , r0

(11.70)

wobei r0 die Koordinate des Potenzial-Nullpunktes ist, so folgt daraus u(x, y) = c ln

r , r0

v(x, y) = c α.

(11.71)

184


Abbildung 11.7. Polarkoordinaten

Mit u = ϕ ergibt sich das Feld in der Umgebung einer Linienquelle; die Niveaulinien sind konzentrische Kreise, die D-Feldlinien α = konst. sind Strahlen durch den Nullpunkt. Setzt man umgekehrt v = ϕ, so erh¨ alt man das Feld in der Umgebung einer ebenen Metallplatte, die durch einen geradlinigen, unendlich d¨ unnen Schnitt senkrecht zur Plattenoberfl¨ ache geteilt ist und deren beide Teile verschiedene Potenziale haben. Das Feld zwischen zwei parallelen Linienquellen mit dem Abstand a und entgegengesetzt gleicher Ladung ergibt sich durch den Ansatz a a − c ln ζ + . (11.72) f (ζ) = c ln ζ − 2r0 2r0 Es ist in Abb. 10.14 dargestellt. In entsprechender Weise kann das Feld eines B¨ undelleiters f¨ ur Hochspannungs¨ ubertragung oder einer Reusenantenne berechnet werden. n Leiter bilden mit gleichen Abst¨ anden voneinander Mantellinien eines Kreiszylinders vom Radius R, z.B. n = 6 in Abbildung 11.8. Die Leiter sind elektrisch miteinander verbunden, so dass sie alle gleiches Potenzial und gleiche Ladung ur irgendeinen Punkt P des Raumes erhält Q1 haben. Die Potenzialfunktion f¨ ¨ man durch Uberlagern der von den einzelnen Leitern herr¨ uhrenden Potenziale. Legt man den Nullpunkt des in die Mitte des B¨ undels setzt also r0 = R, so ergibt die Addition 2π Q1 ! ln(ζ − 1) + ln ζ − ej n + 2πεl " 2π 2π + ln ζ − e2j n + · · · + ln ζ − e(n−1)j n

f (ζ) = −

(11.73)

oder in anderer Schreibweise f (ζ) = −

n−1 2π Q1 ln ζ − evj n . 2πεl v=0

(11.74)


185

Abbildung 11.8. B¨ undelleiter

Schreibt man die Summe der Logarithmen als Logarithmus des Produktes und multipliziert dieses aus, so findet man f (ζ) = −

Q1 ln (ζ n − 1) . 2πεl

(11.75)

Setzt man hier ζ = ejα r/R, so stellt der reelle Teil von f (ζ) das Potenzial in Polarkoordinaten dar. In unmittelbarer N¨ ahe der Linienquelle bilden die Potenzialfl¨ achen angen¨ ahert Kreiszylinder. Wenn der Radius r0 der Leiter klein gegen R ist, so f¨ allt die Leiteroberfl¨ ache mit einer solchen Potenzialfläche zusammen. Um das Potenzial des Leiters 1 zu finden, muss man ζ f¨ ur irgend einen Punkt der Oberfl¨ ache dieses Leiters einsetzen, z.B. ζ =1+

r0 . R

(11.76)

Da gem¨ aß Voraussetzung r0 klein gegen R sein soll, so kann man die Binomialentwicklung von ζ n nach dem zweiten Glied abbrechen: r0 n nr0 . (11.77) =1+ ζn = 1 + R R Man findet so f¨ ur das Leiterpotenzial ϕ=−

nr Q1 0 ln . 2πεl R

(11.78)

Die Ladung Q1 des Leiters ist 1/n der Ladung Q des Leitersystems; daher gilt auch nr nr0 Q Q 0 ln ln ϕ=− =− . (11.79) 2πεl R 2πεl R Vergleicht man dies mit dem Potenzial eines einzelnen zylindrischen Leiters mit der gleichen Ladung Q und mit dem Radius R , Gl.(10.51), R Q1 ln ϕ=− , (11.80) 2πεl R

186


so erkennt man, dass der B¨ undelleiter hinsichtlich der Ladungen, also auch hinsichtlich der Kapazit¨ at, einem einzelnen zylindrischen Leiter vom Radius nr0 (11.81) R =R n R gleichwertig ist. Den Betrag des E-Feldes an der Leiteroberfläche erhält man mit Gl.(11.79) und Gl.(11.80): dϕ Q . (11.82) E = = dr0 2πεlr0 n Um die E-Feldstärke an den Oberfl¨ achen der Drähte zu berechnen, ermittelt man zun¨ achst den Radius R des f¨ ur die Kapazität der B¨ undelanordnung und hieraus die Ladung Q f¨ ur eine gegebene Spannung berechnen. Die E-Feldstärke an der Leiteroberfl¨ ache erhält man mit Gl.(11.79) und (11.80) dϕ Q . (11.83) E = = dr0 2πεlr0 n r0

In Abschnitt 12.3 erh¨ alt man daraus die Kapazität C. Eine Spannung U zwischen den beiden B¨ undelleitern f¨ uhrt daher mit Gl.(12.47) zur Ladung πεl Q=CU = U, (11.84) ln Ra und damit folgt f¨ ur die E-Feldst¨ arke an der Oberfläche der Leiter E =

U . 2r0 n ln Ra

(11.85)

urden Zwei massive Leiter mit dem Radius r0 und gleichem Achsenabstand a w¨ nach Gl.(10.86) (wieder unter der Voraussetzung kleiner Leiterdurchmesser gegen den Abstand) zu einer E-Feldst¨ arke E =

U 2r0 ln ra0

(11.86)

f¨ uhren. Die E-Feldst¨ arke wird also auf den Bruchteil ln ra0 E = E n ln Ra

(11.87)

herabgesetzt. Zahlenbeispiel: Die B¨ undelleiter einer Hochspannungsleitung besteht aus je 4 Einzeldr¨ ahten von 10 mm Durchmesser. Sie seien in den Ecken eines Quadrates von 20 cm Seitenl¨ ange angeordnet. Der Abstand zweier B¨ undelleiter sein 10 m.


Es ist also:

√ R = 10cm 2 = 14, 1 cm, a = 10 m.

n = 4, r0 = 0, 5 cm;

187

(11.88) (11.89)

Die Gl.(11.81) liefert

R = 14, 1 cm 4

4 · 0, 5 = 8, 65 cm. 14, 1

(11.90)

Die B¨ undelleitung hat also die gleiche Kapazit¨ at wie eine Leitung aus massiven Leitern von 8, 65 cm Radius. Die E-Feldst¨ arke auf den Leiteroberflächen wird nach Gl.(11.87) auf den Bruchteil ln 1000 E 0,5 = = 0, 4 E 4 ln 1000 8,65

(11.91)

gegen¨ uber einer Leitung aus Dr¨ ahten von 1 cm Durchmesser im Abstand von 10 m herabgesetzt. 4. Die Funktion f (ζ) = c1 arcosh(ζ/c2 ) Wir schreiben die Gleichung in der Form ζ = c2 cosh

f (ζ) c1

(11.92)

und benutzen die Formel cosh(a + jb) = cosh a cos b + j sinh a sin b;

(11.93)

dann ergibt sich x = c2 cosh

u v cos , c1 c1

y = c2 sinh

u v sin . c1 c1

(11.94)

Eliminiert man hieraus v bzw. u, so erh¨ alt man die beiden Gleichungen x2 c22 cosh2

u c1

+

y2 c22 sinh2

u c1

= 1,

c22

x2 cos2

v c1

+

y2 c22 sin2

v c1

= 1.

(11.95)

Die erste Gleichung stellt f¨ ur u =konst. Ellipsen dar, deren Mittelpunkte im Koordinatenursprung liegen und deren Halbachsen a = c2 cosh

u , c1

b = c2 sinh

u c1

(11.96)

betragen. Der halbe Brennpunktabstand einer jeden dieser Ellipsen ist daher a2 − b2 = c2 . (11.97)

188


Die Ellipsen haben gemeinsame Brennpunkte (konfokale Ellipsen). Die zweite Gleichung liefert f¨ ur v =konst. eine Hyperbelschar mit den Halbachsen v v (11.98) a = c2 cos , b = c2 sin . c1 c1 a2 + b2 = c2 . (11.99) Die Hyperbeln haben die gleichen Brennpunkte wie die Ellipsen, Abb. 17.13. Setzt man u = ϕ, so ergibt sich das Potenzialfeld in der Umgebung eines elliptischen Zylinders; f¨ ur v = ϕ erh¨ alt man das Feld zwischen zwei Zylindern mit hyperbolischer Spur. Daraus lassen sich die entsprechenden Kapazitätswerte bestimmen; vgl. Abschnitt 12.3 (8. Beispiel). Der Betrag des E-Feldes des elliptischen Zylinders kann allgemein nach Gl.(11.64) berechnet werden. F¨ ur irgendeine elliptische Niveaulinie mit den Halbachsen a und b ist nach Gl.(11.94) und Gl.(11.96) x = a cos

v , c1

y = b sin

v . c1

(11.100)

Daraus folgt a v b v sin dv, dy = cos dv, c1 c1 c1 c1 und es wird das L¨ angenelement der Ellipse v v dv a2 sin2 + b2 cos2 ; ds = (dx)2 + (dy)2 = c1 c1 c1 dx = −

(11.101)

(11.102)

also der Betrag des E-Feldes ist nach Gl.(11.64) −1/2 dv 2 v 2 2 2 v + b cos . E = = c1 a sin ds c1 c1

(11.103)

Sie ist auf der Oberfl¨ ache des Zylinders ungleichmäßig verteilt und hat ihren gr¨ oßten Wert f¨ ur v = 0, also in der x-Achse, nämlich E =

|c1 | , b

(11.104)

den kleinsten Wert f¨ ur v = πc1 /2, also in der y-Achse: E =

|c1 | . a

(11.105)

Die Konstante c1 l¨ asst sich bestimmen, sobald die Spannung zwischen den Elektroden gegeben ist, z.B. durch (vgl. Abschnitt 12.3, Gl.(12.52)) U = c1 ln

a1 + b1 . a2 + b2

(11.106)


189

5. Die Funktion f (ζ) = c1 ln(2 sin c2 ζ). Unter Benutzung der Beziehung sin c2 ζ = sin c2 (x + jy) = sin c2 x cosh c2 y + j cos c2 x sinh c2 y;

(11.107)

ergibt sich u = c1 ln 2 cosh2 c2 y − cos2 c2 x,

v = c1 arctan

tanh c2 y . tan c2 x

(11.108)

F¨ ur große Werte von y ist cosh c2 y ≈

1 c2 y e , 2

(11.109)

und es ist cosh2 c2 x gegen cosh2 c2 y zu vernachlässigen. Dann wird u = c1 c2 y. Fassen wir u als Potenzialfunktion auf, u = ϕ, so geht demnach das durch f dargestellte Feld in großer Entfernung von der x-Achse in ein homogenes Feld u ¨ber, dessen Feldlinien parallel zur y-Achse und dessen Niveaulinien parallel zur x-Achse verlaufen. Andererseits lassen sich f¨ ur sehr kleine x und y die Näherungsformeln 1 cosh c2 y ≈ 1 + (c2 y)2 , 2

und

1 cos c2 x ≈ 1 − (c2 x)2 2

(11.110)

anwenden. Damit folgt ϕ = c1 ln(2c2

x2 + y 2 ) = c1 ln(2c2 r),

(11.111)

wenn mit r der Abstand des Aufpunktes vom Koordinatenanfangspunkt bezeichnet wird. Diese Beziehung zeigt, dass in der Nähe des Anfangspunktes das Potenzial in das einer Linienquelle, Gl.(10.51), u ¨bergeht. Schließlich k¨ onnen wir noch eine dritte Feststellung machen, wenn wir x = x + k

π c2

(11.112)

setzen, wobei k eine ganze Zahl bedeuten soll. Mit diesem Ansatz geht die Formel f¨ ur das Potenzial in sich selbst u ¨ber, d.h. das Feld ist in der x-Achse periodisch mit der Periode π/c2 ; es ist das Feld einer Gitters paralleler Linienquellen. Die Linienquellen haben den Abstand a = π/c2 ; sie befinden sich in der x-Achse und haben alle die gleiche Ladung, die sich durch die Konstante c1 ausdr¨ ucken l¨ asst. Wir ben¨ utzen nun die dadurch bestimmte Potenzialfunktion zur Berechnung der Schirmgitterwirkung eines Gitters aus parallelen Drähten, Abb. 11.9, das mit dem Abstand h parallel zu einer leitenden Ebene liegt. Legen wir die x-Achse in diese Ebene, so lautet die Potenzialfunktion f¨ ur das Gitter

190


ϕ = c1 ln(2 cosh2 c2 (y − h) − cos2 c2 x).

(11.113)

Damit das Potenzial auf der leitenden Ebene Null wird, muss bei y = −h ein Spiegelbild des ersten Gitters mit entgegengesetzt gleicher Ladung angebracht werden. Das Potenzial beider Gitter wird daher 2 2 ϕg = c1 ln(2 cosh c2 (y − h) − cos c2 x)−c1 ln(2 cosh2 c2 (y + h) − cos2 c2 x). (11.114) ur schreiben Unter Einf¨ uhrung von a = π/c2 kann man schließlich hierf¨ cosh2 πa (y − h) − cos2 πa x c1 ln ϕg = . (11.115) 2 cosh2 πa (y + h) − cos2 πa x In großem Abstand von der x-Achse wird dieser Ausdruck Null. Wenn daher der Betrag des E-Feldes des homogenen Feldes dort einen bestimmten Wert E0 haben soll, so muss man noch das Potenzial des entsprechenden homogenen Feldes hinzuf¨ ugen. Legen wir den Nullpunkt in die leitende Ebene, so ist das Zusatzpotenzial (11.116) ϕ0 = E0 y. Damit wird schließlich das gesuchte Potenzial ϕ = ϕg + ϕ 0 .

(11.117)

Die Konstante c1 h¨ angt von der Vorschrift ab, die wir bez¨ uglich des Potenzials des Gitters machen. Es kann z.B. der folgende Fall auf diese Weise untersucht werden. Das Drahtgitter sei ebenfalls geerdet und zu dem Zweck angebracht, den Raum zwischen Gitter und Wand gegen das elektrische Feld abzuschirmen. Auf der Oberfl¨ ache der Dr¨ ahte des Gitters muss dann ebenfalls ϕ = 0 sein. Dies liefert unter der Voraussetzung, dass es sich um im Vergleich zu a und h sehr d¨ unne Dr¨ ahte mit dem Radius r0 handelt, 2

π 2 c1 a2 r0 ln 0 = E0 h + 2 π 2 cosh 2 a h − 1

oder c1 = E0

h . ln sinh 2π ha − ln π ra0

(11.118)

(11.119)

Der Verlauf der Feldlinien ist in Abb. 11.9 links dargestellt. Das abzuschirmende Feld greift zum Teil durch die St¨ abe des Gitters hindurch. Die größte Dichte der hindurchgreifenden D-Feldlinien ergibt sich jeweils in der Mitte zwischen zwei Stäben des Gitters. Dort ist zu setzen a (11.120) x = + ka, k = 0, 1, 2, . . . , 2 so dass das Potenzial l¨ angs dieser D-Feldlinien


191

Abbildung 11.9. Schirmgitter

ϕ = E0 y + E0 h

ln cosh πa (y − h) − ln cosh πa (y + h) r0 ln sinh 2π a h − ln π a

(11.121)

wird. F¨ ur die E-Feldst¨ arke ergibt sich hieraus E = E0 + E0 π

h tanh πa (y − h) − tanh πa (y + h) . r0 a ln sinh 2π a h − ln π a

(11.122)

Sie wird am gr¨ oßten in der H¨ ohe des Gitters, y = h, und am kleinsten an der leitenden Wand, y = 0. Die beiden Werte seien dort E1 und E2 . Wäre das Gitter nicht vorhanden, so w¨ are E 1 = E2 = E 0 .

(11.123)

Man kann daher das Verh¨ altnis der E-Feldst¨ arken E1 und E2 zur Feldstärke ur die Schutzwirkung des Gitters ansehen. E0 im homogenen Feld als ein Maß f¨ Dieses Verh¨ altnis ist η1 =

tanh 2π E1 h a h =1−π E0 a ln sinh 2π h + ln πra0 a

(11.124)

η2 =

2 tanh π ha E2 h =1−π a . E0 a ln sinh 2π a h + ln πr0

(11.125)

bzw.

Die hier vorkommenden hyperbolischen Funktionen kann man entweder aus Tabellen entnehmen (z.B. Bronstein et al. [41]) oder nach den Definitionsformeln 1 x e − e−x , 2 1 x e + e−x , cosh x = 2 ex − e−x tanh x = x . e + e−x sinh x =

(11.126) (11.127) (11.128)

192


Abbildung 11.10. Die Hyperbelfunktionen

berechnen; sie sind in Abb. 11.10 graphisch dargestellt. Gew¨ ohnlich wird der Abstand h des Gitters von der Wand groß gegen die Gitter¨ offnung a sein. Dann kann man n¨ aherungsweise schreiben tanh π

h = 1, a

sinh

2πh 1 2πh = e a ; a 2

(11.129)

dies ergibt mit a > 2πr0 a a ln , 1+ 2πh 2πr0 a a ln . η2 = 2πh 2πr0

1 η1 = 2

(11.130) (11.131)

Die E-Feldst¨ arke an der Wand (η2 ) wird also um so kleiner, je kleiner man den Drahtabstand gegen¨ uber dem Abstand zwischen Gitter und Wand macht. Dagegen n¨ ahert sich die E-Feldst¨ arke in der Gitterebene (η1 ) bei Verkleinerung des Drahtabstandes dem Wert (1/2)E0 . Außerdem kann die E-Feldstärke gr¨ oßere Werte annehmen. Die Schutzwirkung ist also auf einen Raum beschr¨ ankt, der nicht ganz an das Gitter selbst heranreicht. Als weitere Anwendung werde die Wirkung des Steuergitters einer Elektronenr¨ ohre mit parallelen ebenen Elektroden betrachtet. Das Gitter bestehe aus Dr¨ ahten, deren Radius r0 im Vergleich zu ihren Abständen a sehr klein ist, r0 a; ferner sei das Gitter feinmaschig im Vergleich zu dem Abstand h von der leitenden Wand, a 2πh. Das Gitter werde nun auf eine bestimmte Spannung Ug ( Gitterspan” nung“) gegen die leitende Wand (Kathode, siehe Abschnitt 38.4) gebracht. Dann ist ur y = h, x = r0 . (11.132) ϕ = Ug , f¨ Dies liefert an Stelle von Gl.(11.119) c1 =

E0 h − Ug , ln sinh 2π ha − ln π ra0

(11.133)


193

und an Stelle von Gl.(11.125) E 2 = E0 −

E0 h − Ug 2π h tanh π . h a a ln sinh 2π a + ln πr a

(11.134)

0

Hieraus folgt, wieder unter Ber¨ ucksichtigung, dass a 2πh, E2 =

a Ug a + E0 ln . h 2πh 2πr0

(11.135)

Denkt man sich nun die E-Feldst¨ arke an der Wand erzeugt durch eine einzige Elektrode am Orte des Gitters, also im Abstand h von der Wand, so muss dieser Ersatzelektrode eine Spannung Us = hE2 erteilt werden. F¨ uhrt man dies ein und ersetzt man außerdem noch das äußere E-Feld E0 durch eine Elektrode im Abstand H von der Wand mit einer Spannung Ua = HE0 ( An” odenspannung“), so folgt f¨ ur die Ersatzspannung in der Gitterebene ( Steu” erspannung“) Us = Ug + D Ua , wobei D =

a a ln . 2πH 2πr0

(11.136)

Man kann also das Gitter durch eine Platte im gleichen Abstand h von der Wand ersetzen mit einer Spannung, die um den Betrag DUa gegen¨ uber der eigentlichen Gitterspannung vergr¨ oßert ist. Die Größe D wird Durchgriff genannt. Sie gibt an, mit welchem Bruchteil das äußere Feld durch das Gitter hindurch an der Oberfl¨ ache der leitenden Wand wirksam ist (siehe Abschnitt 38.4). Zahlenbeispiel: In einer Elektronenr¨ ohre sei der Abstand zwischen Steuergitter und Kathode h = 2 mm, der Abstand zwischen Anode und Kathode H = 10 mm, der Radius der Gitterdr¨ ahte r0 = 0, 05 mm. Dann wird der Durchgriff D=

2 2 ln = 0, 0318 ln 6, 37 = 0, 059 = 5, 9 %. 2π10 2π 0, 05

(11.137)

Wegen weiterer Einzelheiten zur Anwendung funktionentheoretischer Methoden zur L¨ osung elektrostatischer Randwertaufgaben f¨ ur ebene Felder sei auf Henrici [108], Behnke/Sommer [22], Wunsch/Schulz [295], Lehner [153], Simony [247], u. a. verwiesen. Insbesondere wird bei Henrici [108] gezeigt, dass man unter bestimmten Voraussetzungen mit Hilfe einer konformen Abbildung L¨ osungen der Laplacegleichung, die auf einem gewissen Gebiet von C definiert sind, auf andere Gebiete verpflanzen“ kann. ”

194


11.8 Die Separationsmethode Eine der wichtigsten Methoden zur analytischen Behandlung von partiellen Differentialgleichungen ist die sogenannte Separationsmethode. Grundsätzlich geht man dabei so vor, dass man in den gewählten Koordinaten einen Produktansatz macht und versucht, die partielle Differentialgleichung in ein System gew¨ ohnlicher Differentialgleichungen zu u uhren. Die Lösungen die¨berf¨ ser gew¨ ohnlichen Differentialgleichungen m¨ ussen dann die Randbedingungen erf¨ ullen, so dass man mit Hilfe des Produktansatzes eine Familie von Lösungen des Gesamtproblems erh¨ alt, aus denen man dann bei linearen partiellen Differentialgleichungen weitere L¨ osungen durch Superposition dieser Lösungen ermitteln kann. Hat es beispielsweise mit einer zweidimensionalen LaplaceGleichung f¨ ur das skalare Feld u(x, y) in x, y-Koordinaten zu tun ∂2u ∂2u + 2 = 0, ∂x2 ∂y

(11.138)

die in dem Quadrat 0 ≤ x ≤ 1, 0 ≤ y ≤ 1 gelöst werden soll, wobei die Randbedingungen u(x, 0) = 0 und u(x, 1) = 1 sowie geeignete Vorgaben der partiellen Ableitungen an den verbleibenden Rändern vorgegeben sind, dann bietet sich ein Produktansatz u(x, y) = X(x) · Y (y)

(11.139)

an, d. h. man sucht zun¨ achst einmal L¨ osungen der Produktform X(x) · Y (y). Setzt man diesen Ansatz (11.139) in die Differentialgleichung (11.138) ein, dann erh¨ alt man nach kurzer Umformung folgende Gleichung ((·) entspricht der Ableitung nach dem Argument) 1 1 X = − Y =: E. X Y

(11.140)

Da E nicht gleichzeitig nur von x bzw. nur von y abhängen kann, muss E eine Konstante sein, die man als Separationskonstante bezeichnet. Somit kann diese Beziehung separiert werden und man erhält zwei gewöhnliche Differentialgleichung (11.141) X − EX = 0, Y + EY = 0, deren allgemeine L¨ osungen von der Separationskonstante E abhängen. Die L¨ osungen X(x) m¨ ussen den vorgegebenen Randbedingungen gen¨ ugen, so dass sich in diesem Fall nur f¨ ur diskrete Werte von E brauchbare Lösungen ergeben. Entsprechend ergeben sich L¨ osungen Y (y), die von den diskreten Werten En ¨ abh¨ angen. Uberlagert man die Produkte dieser Lösungen und passt sie an Vorgaben der Ableitungen nach x und y an, dann ergeben sich schließlich die gesuchten L¨ osungen.

11.9 Bemerkungen u ¨ ber numerische Verfahren

195

11.9 Bemerkungen u ¨ ber numerische Verfahren Wenn die in den letzten Abschnitten angesprochenen Methoden zur Berechnung exakter oder gen¨ ahert analytischer L¨ osungen der Laplace- und PoissonGleichung aufgrund komplizierter Geometrien nicht einsetzbar sind, kann man auf numerische Verfahren zur¨ uckgreifen. Dabei zerlegt man das Gebiet, in dem die partielle Differentialgleichungen gel¨ ost werden soll, in kleinere Teilgebiete, in denen die Gleichung leicht l¨ osbar ist. Da man es u ¨blicherweise mit sehr vielen Teilgebieten zu tun hat, um eine hinreichende Genauigkeit zu erzielen, kann man solche Verfahren nur computergest¨ utzt anwenden. Es gibt zahlreiche kommerzielle und frei verf¨ ugbare Programme zur Feldsimulation; Hinweise dazu kann man leicht im Internet finden. Die grundsätzliche Vorgehensweise soll nun anhand eines sehr einfachen Beispiels erläutert werden. Soll beispielsweise die zweidimensionale Poisson-Gleichung ∂2u ∂2u + 2 = f (x, y) ∂x2 ∂y

(11.142)

auf einem rechteckigen Gebiet B ⊂ R2 mit B := {(x, y)|0 ≤ x ≤ 5, 0 ≤ y ≤ 4} gel¨ ost werden, wobei folgende Randbedingungen vorgegeben sind: u(x, 0) = 0 und u(x, 4) = 0 f¨ ur alle 0 ≤ x ≤ 5 sowie (∂u/∂x)(0, y) = 0 und (∂u/∂x)(5, y) = 0 f¨ ur alle 0 ≤ y ≤ 4. Es ist naheliegend, das Gebiet B mit Hilfe eines quadratischen Gitters mit der Schrittweite h = 1 zu zerlegen. Der Einfachheit halber zerlegen wir die x-Achse in 5 und die y-Achse in 4 Teilintervalle, so dass die folgenden Gitterpunkte (0, 0), (1, 0), . . . , (5, 0) und weiter (0, 1), (1, 1), . . . , (5, 4) entstehen; vgl. Abb. 11.11. y 4 1 3

2

3 9

8 2

1 0

1 5 1 0

h h 1 2

3

4 5

x

Abbildung 11.11. Numerische Integration auf einem Rechteckgitter

Auf den inneren“ Gitterpunkten (0, 1), (1, 1), . . . , (5, 1) und weiter (0, 3), ” (1, 3), . . . , (5, 3) m¨ ussen nun die zweiten partiellen Ableitungen und die Funktion f ermittelt werden, so dass mit Hilfe der linearen Poisson-Gl. (11.142) ein lineares Gleichungssystem aufgebaut werden kann.

196


Zur numerischen Bestimmung der zweiten Ableitungen eines inneren“ ” Punktes kann man die Differenzenformel f¨ ur die erste Ableitung verwenden. Nummeriert man die inneren“ Punkte ausgehend von (0, 3) von links nach ” rechts und zeilenweise nach unten bis zum Punkt (5, 1) mit den Ziffern 1 bis 18, dann kann man zwei Differenzenformeln f¨ ur die ersten partiellen Ableitungen an den angegebenen Zwischengitterpunkten angeben ∂u u9 − u8 ∂u u10 − u9 , . ≈ ≈ ∂x (1.5,1) h ∂x (2.5,1) h

(11.143)

Die zweite partielle Ableitung im Punkt 9 – das entspricht dem Punkt (2, 2) – kann mit der Differenz dieser Differenzenformeln bestimmt werden; es ergibt sich nach kurzer Zwischenrechnung ∂ 2 u u10 − 2u9 + u8 ≈ . ∂x2 (2,2) h2

(11.144)

In entsprechender Weise lassen sich die zweiten genäherten Ableitungen nach ur die xi ± h g¨ ultige Gitterpunkte sind; x f¨ ur alle Gitterpunkte xi berechnen, f¨ das gilt auch f¨ ur die gen¨ aherten partiellen Ableitungen nach y. Setzt man diese N¨ aherungsformeln in die Poisson-Gl. ein, dann ergibt sich beispielsweise f¨ ur den Punkt 9 folgende Beziehung 4u9 − u10 − u3 − u8 − u15 + h2 f9 = 0.

(11.145)

Insgesamt ergeben sich 12 Gleichungen, die linear bez¨ uglich der Werte von u in den Gitterpunkten sind. Weitere 6 Gleichungen ergeben sich aus den gen¨ aherten ersten Ableitungen am linken und rechten Rand, wo diese nach Vorgabe verschwinden sollen. Somit erh¨ alt man zusammengenommen ein lineares Gleichungssystem A x = b mit 18 Gleichungen f¨ ur die 18 unbekannten Werte von u in den Gitterpunkten die nicht am unteren oder oberen Rand liegen. Die Koeffizientenmatrix A ist – insbesondere bei stärkerer Diskretisierung der Achsen – offensichtlich schwach besetzt, so dass man spezielle numerische Verfahren zur Lösung von linearen Gleichungssystemen einsetzen kann. Nachteilig an dieser Diskretisierungsmethode ist, dass die Koeffizientenmatrix nicht tridiagonal oder wenigstens Bandstruktur besitzt. Da gelingt jedoch mit alternativen Diskretisierungsverfahren, wie etwa der FEM-Methode. Da hier nur die Grundidee numerischer Verfahren zur L¨ osung von Laplace- und PoissonGleichungen geschildert werden soll, m¨ ussen wir den interessierten Leser auf die Literatur verweisen; vgl. z. B. Lehner [153], Kost [142], [301], Chari und Salon [51].

12 Kapazit¨ atskoeffizienten

12.1 Der elementare Kapazit¨ atsbegriff Im Abschnitt 11 haben wir uns mit der Berechnung des elektrischen Potenzials ϕ befasst, wobei neben der Poisson-PDgl. und der dazu notwendigen Vorgabe einer Ladungsverteilung – ggf. gleich Null – auch Randbedingungen in Form von Potenzialwerten oder Ableitungen des Potenzials, idealer Leiter oder sonstiger Grenzfl¨ achen vorzugeben sind. Wenn wir das Potenzial bestimmt haben, lassen sich alle anderen Feldgr¨ oßen, wie das E- oder D-Feld in einfacher Weise berechnen. In diesem Sinne spielt das elektrische Potenzial die Rolle einer Zustandsgr¨ oße, mit der das elektrostatische Verhalten solcher Systeme ableiten l¨ asst. Allerdings ist diese skalare Feldgr¨ oße ϕ nicht eindeutig bestimmt, da sich dieselben physikalisch messbaren Feldgr¨ oßen – im Fall der Elektrostatik handelt es sich um das E- und das D-Feld – auch aus einem Potenzial ableiten lassen, dem eine additive Konstante hinzugef¨ ugt wurde. Beschr¨ ankt man sich auf Anordnungen, in denen keine Raumladung ϕ vorhanden ist und die sich nur aus idealen Leitern zusammensetzen, dann kann man solche Anordnungen im wesentlichen mit Hilfe einer bestimmten Anzahl positiver Zahlen charakterisieren, welche durch die geometrische Form der idealen Leiter und gegebenenfalls durch die Eigenschaften des dielektrischen Materials zwischen den Leitern bestimmt sind. Bevor wir auf die allgemeinen Zusammenh¨ ange eingehen, wollen wir uns zunächst mit einer Anordnung aus zwei idealen Leitern besch¨ aftigen. Unter einem kapazitiven Modell oder kurz Kapazit¨ at versteht man eine Anordnung, die aus zwei voneinander isolierten, ideal leitenden Elektroden besteht. Reale Anordnungen, die sich auf diese Weise modellieren lassen, bestehen beispielsweise aus zwei isolierten Metallelektroden und werden häufig als Kondensatoren bezeichnet. Legt man an die Elektroden eine Spannung U , so nehmen sie Ladungen auf. Auf dieser F¨ ahigkeit, Elektrizitätsmengen aufzuspeichern, beruhen die Anwendungen der Kondensatoren. Beim Anlegen der Spannung an die Elektroden entsteht im Nichtleiter ein elektrisches Feld; das E-Feld wird an jeder Stelle um so gr¨ oßer, je gr¨ oßer die Spannung zwischen den

198


Elektroden ist. Das D-Feld ist bei konstantem ε proportional zum E-Feld und daher ebenfalls proportional der Spannung. Daher ist auch der gesamte Fluss des D-Feldes der Gr¨ oße Q, welcher von der einen zur anderen Elektrode u ¨bergeht und gleich den Ladungen der Elektroden ist, proportional der Spannung U zwischen den Elektroden: Q = CU. (12.1) Der Proportionalit¨ atsfaktor C wird Kapazit¨ at der kapazitiven Anordnung genannt, der als Parameter in dieses einfache Modell eines Kondensators eingeht. C ist bei konstantem ε unabh¨ angig von der angelegten Spannung, also nur bestimmt durch die geometrische Form der Anordnung und die Materialeigenschaften (Dielektrizit¨ atskonstante) des Nichtleiters. Es gilt also Kapazit¨ at := oder

Fluss des D-Feldes zwischen den Elektroden Spannung zwischen den Elektroden ## D · dA . C := #O E · dr C

(12.2)

(12.3)

Die einfachste Ausf¨ uhrungsform bildet der Plattenkondensator, bei dem zwei ebene Elektroden durch einen Nichtleiter von sehr geringer Dicke d voneinander getrennt sind, Abb. 8.1. Dabei betrachten wir den Kondensator unter Vernachl¨ assigung der Randeffekte. Die Niveauflächen sind dann zu den Plattenoberfl¨ achen parallele Ebenen. Der Fluss des D-Feldes D A = Q geht senkrecht von der einen Elektrodenfl¨ ache zur anderen u ¨ber, um so vollständiger, je gr¨ oßer die Abmessungen der Platten im Vergleich zur Dicke d des Nichtleiters sind. Das B¨ undel der D-Feldlinien hat einen Querschnitt, der gleich der Plattenfl¨ ache A ist. Der Fluss des D-Feldes Q verteilt sich gleichmäßig auf dieser Fl¨ ache, so dass das D-Feld im Inneren des Nichtleiters wie bei Abb. 8.1, Gl.(7.15) Q (12.4) D = A ist. Das Potenzial geht im Inneren des Nichtleiters linear von dem Potenzial der einen Elektrode mit U , so ist daher das E-Feld im Nichtleiter E =

U . d

(12.5)

Verwendet man die lineare Materialbeziehung der Elektrostatik D = ε E, so ergibt sich nach Betragsbildung aus den beiden vorherigen Gleichungen Q=

εA U, d

(12.6)

und es folgt f¨ ur die Kapazit¨ at nach Gl. (12.1) C=

εA . d

(12.7)

12.2 Graphische Berechnung von Kapazit¨ atskoeffizienten

199

Diese Beziehung gilt angen¨ ahert auch bei gekr¨ ummten Elektroden, wenn nur der Abstand zwischen den Elektroden klein ist gegen den Kr¨ ummungsradius, so dass man das elektrische Feld zwischen den Elektroden als homogen ansehen kann. Dies trifft z.B. bei den viel verwendeten Wickel- oder Drehkondensatoren (vgl. B¨ ohmer [32]) zu; den Drehkondensator behandeln wir im Abschnitt 12.3. Da Farad/m die Einheit der Dielektrizit¨ atskonstante ε ist, so dient als Einheit der Kapazit¨ at nach Gl.(12.7) das Farad; die Einheit der Kapazit¨ at 1 Farad liegt vor, wenn die Elektroden bei 1 V Potenzialunterschied Ladungen von 1 As aufnehmen. Berechnungsbeispiel: Plattenkondensator In der folgenden Tabelle 12.1 ist f¨ ur verschiedene Verhältnisse von A/d und f¨ ur ε = ε0 die nach Formel (12.7) berechnete Kapazität angegeben.

A/d(cm) = C(pF ) =

100 200 500 1000 2000 5000 10000 8, 86 17, 7 44, 3 88, 6 177 443 886

Tabelle 12.1. Kapazit¨ at C und Verh¨ altnis A/d

12.2 Graphische Berechnung von Kapazit¨ atskoeffizienten Im Fall ebener Probleme kann man auch eine graphische Berechnung von Kapazit¨ atskoeffizienten durchf¨ uhren. Wir illustrieren das anhand des Beispiels in Abschnitt 11.2.1. Um die Kapazit¨ at der in Abb. 11.1 gezeichneten beiden Elektroden zu berechnen, hat man den Fluss des D-Feldes D A = Q durch die Potenzialdifferenz zwischen den beiden Elektroden zu dividieren. Sind m Potenziallinien zwischen den beiden Leitern gezeichnet, so ist die Spannung ur die Kapazit¨ aten (m + 1)U1 , und es gilt f¨ C=ε

n lk, m+1

(12.8)

wobei k die oben eingef¨ uhrte willk¨ urliche Konstante bezeichnet. In Abb. 11.1 sind z.B. n = 17 D-Feldlinien und m = 2 Niveaulinien des Potenzials zwischen den beiden Elektroden vorhanden. Es ist ferner k = 1, wenn der Nichtleiter aus Luft besteht. Daher wird der Kapazit¨ atsbelag C pF n = ε0 = 0, 502 . l m+1 cm

(12.9)

Da die Bedingungen 1 bis 5 erf¨ ullt bleiben, wenn man alle Abmessungen des Feldbildes proportional vergr¨ oßert oder verkleinert, so folgt aus Gl.(12.8), dass

200


die Kapazit¨ at geometrisch ¨ ahnlicher Elektrodenanordnungen f¨ ur gleiche L¨ ange l die gleiche ist. In Abschnitt 11.2.1 wurde auch eine rotationssymmetrische Anordnung betrachtet. F¨ ur die entsprechende Kapazit¨ at ergibt sich mit den gleichen Bezeichnungen wir oben n k. (12.10) C = 2πε m+1

12.3 Kapazit¨ at einfacher Anordnungen 1. Drehkondensator: Es soll ein Drehkondensator mit der Kapazität von 1000pF mit Platten von r0 = 5cm Radius bei einem Plattenabstand von d = 1mm hergestellt werden. Der gr¨ oßte Querschnitt des Verschiebungsflusses beträgt (1/2)r02 π = 39, 3 cm2 . Daher gilt nach Gl.(12.7) 1000 pF = n

0, 0886 · 39, 3cm2 pF , 0, 1cm cm

(12.11)

wenn im ganzen n Zwischenr¨ aume zwischen den zwei Platten vorhanden sind; hieraus n = 29. Es m¨ ussen also 29 Zwischenr¨ aume zwischen den Platten vorhanden sein, d.h. 15 feste und 15 drehbare Platten verwendet werden. Bei halbkreisf¨ ormigen Platten, wie in Abb. 12.1, wächst die Kapazität von einem Anfangswert ( Anfangskapazit¨ at“ bei ganz herausgedrehten Platten) ” ungef¨ ahr linear mit dem Drehwinkel α auf den Endwert an. F¨ ur manche Zwecke (z.B. Funkger¨ at) ist ein anderer Zusammenhang zwischen Kapazität und Drehwinkel erw¨ unscht; man ¨ andert dann die Form der Platten entsprechend ab, so dass ihr Radius r eine bestimmte Funktion des Winkels α wird. Die Fl¨ ache A zwischen den Elektrode wird dann

Abbildung 12.1. Zur Berechnung der Kapazit¨ at eines Drehkondensators

A=

1 2

α

r2 dα, 0

(12.12)

12.3 Kapazit¨ at einfacher Anordnungen

201

wenn das bewegliche Plattensystem mit dem Winkel α in das feststehende eintaucht. Soll die Kapazit¨ at C eine bestimmte Funktion f (α) des Winkels α sein, so gilt α nε0 r2 dα. (12.13) f (α) = 2d 0 Hieraus erh¨ alt man durch Differenzieren nach α und Auflösen nach r 2dn df (α) r= . (12.14) ε0 dα Bei anderen Anwendungen ist es zweckm¨ aßig, f¨ ur 1/C eine bestimmte Abhängigkeit g(α) vorzuschreiben. Dann gilt 2dn 1 dg(α) r= . (12.15) − ε0 g(α) dα Wenn z.B. der Kondensator eines Schwingkreises eine Teilung erhalten soll, √ die linear von der Resonanzfrequenz (1/2)π LC abhängt, so muss mit den beiden Konstanten c1 und c2 gelten

Abbildung 12.2. Plattenformen eines Drehkondensators mit linearer Frequenzteilung

1 α √ = c1 1 − c2 π C oder

(12.16)

α 2 g(α) = c21 1 − c2 . (12.17) π Damit ergibt sich, wenn alle Konstanten in c zusammengefasst werden, aus Gl.(12.15) c r= (12.18) 32 . 1 − c2 α π Der Radius r hat seinen gr¨ oßten Wert f¨ ur α = π, nämlich

202


rm =

c 3

(1 − c2 ) 2

.

(12.19)

F¨ uhrt man diesen Wert an Stelle von c ein, so folgt r = rm

1 − c2 1 − c2 α π

32 .

(12.20)

In Abb. 12.2 sind hieraus hervorgehende Formen der Platten f¨ ur verschiedene Werte von c2 bei gleichem rm aufgezeichnet. 2. Kapazit¨ at einer Kugel: In Abschnitt 10.6 wurde das Potenzial einer Punktladung Q ermittelt. Daraus l¨ asst sich nun der Kapazit¨ atswert einer Kugel mit dem Radius r0 (gegen den unendlich fernen Punkt) bestimmen. An der Oberfläche der Kugel ist n¨ amlich das Potenzial gleich der Potenzialdifferenz (Spannung) U zwischen der Kugel und einem sehr weit entfernten oder besser dem unendlich fernen Punkt, also Q . (12.21) U= 4πεr0 Die Kapazit¨ at der Kugel wird daher C=

Q = 4πεr0 . U

(12.22)

Zahlenbeispiel: Eine Kugel von 1 cm Radius, die sich in Luft befindet mit einem gegen ihren Radius sehr großen Abstand von anderen Leitern oder Nichtleitern, hat danach die Kapazit¨ at C = 4πε0 r0 = 4π · 0, 0886 · 1

pF cm = 1, 11 pF. cm

(12.23)

3. Kugelkondensator: Der gleiche radiale Verlauf der D-Feldlinien liegt in einem Kugelkondensator vor; das ist eine Anordnung aus zwei konzentrischen Kugelelektroden. Aus der Potenzialverteilung einer Punktladung lassen sich die Potenziale auf den Kugelelektroden im Abstand r1 und r2 bestimmen und daraus die Kapazität des Kugelkondensators C=

Q r1 r2 = 4πε . U21 r2 − r1

(12.24)

Der Betrag des E-Feldes zwischen den beiden Elektroden wird im Abstand r vom Mittelpunkt


E =

r1 r2 UC = U12 , 2 4πεr (r2 − r1 )r2

203

(12.25)

wenn U12 die Spannung zwischen den beiden Elektroden bezeichnet. In Abschnitt 10.1.5 haben wir das E-Feld zwischen zwei geladenen Kugeln betrachtet. Die Gesamtladung einer jeden Kugel ergibt sich durch Summieren der Einzelladungen; sie ist mit einem kleineren Fehler als 1 % Q = 1, 25 Q1 = 1, 25 · 2πεr0 U.

(12.26)

Der nur von der Geometrie und dem umgebenden Material abhängige Quotient von Ladung und der Potenzialdifferenz U zwischen den Kugel wird in Kapazit¨ at genannt und in Abschnitt 10.1.5 n¨ aher betrachtet. In diesem Fall ergibt er sich zu Q = 2, 50πεr0 . (12.27) C= U W¨ aren die beiden Kugeln in sehr großer Entfernung voneinander angebracht, so w¨ are die Kapazit¨ at nach Gl.(12.22) und der Beziehung parallelgeschalteter Kapazit¨ aten in Abschnitt 12.4 C = 2πεr0 .

(12.28)

4. Linienladungen: In Abschnitt 10.1.6 haben wir eine Linienquelle senkrecht u ¨ber einer Leiteroberfl¨ ache betrachtet. Dabei errechneten wir eine Potenzialverteilung f¨ ur Fall, dass d2 sehr klein gegen l2 ist 2l 4h + l λ ln . (12.29) ϕ= 4πε d 4h + 3l Die Kapazit¨ at zwischen Draht und Erde ergibt sich daraus mit Q = λl C=

Q 2πεl = . ϕ 2l 4h+l ln d 4h+3l

(12.30)

Im Fall einer parallel u ache angeordneten Linienquelle ¨ber einer Leiteroberfl¨ ergibt sich in gleicher N¨ aherung das folgende Potenzial l2 + (4h)2 − l 2l λ ln . (12.31) ϕ= 4πε d l2 + (4h)2 + l Wenn (4h2 ) klein ist gegen l2 , so ergibt sich hieraus die Näherungsformel f¨ ur die Kapazit¨ at einer solchen Leitung gegen Erde C=

2πεl . ln 4h d

(12.32)

204


Zahlenbeispiel: Die Kapazit¨ at einer Vertikalantenne ist nach Gl.(12.30), wenn der Abstand h des einen Endes u ¨ber dem Erdboden sehr gering ist, C=

24, 2 l pF 2πε0 l . = 2 l √ ln 3 d lg 1, 154 dl m

(12.33)

F¨ ur eine L¨ ange der Antenne von l = 10m und verschiedene Verhältnisse von L¨ ange l zu Durchmesser d des Drahtes sind in der folgenden Tabelle 12.2 die nach Gl.(12.33) berechneten Kapazit¨ atswerte angegeben: Die Kapazit¨ at eines

l/d = C(pF ) =

100 500 1000 2000 5000 10000 102 87 79 72 64 59

Tabelle 12.2. Kapazit¨ at einer Vertikalantenne

zur Erdoberfl¨ ache parallelen Drahtes mit im Vergleich zur Länge kleiner Höhe h ist nach Gl.(12.32) proportional der Leitungslänge. Der Kapazitätsbelag“ ” C/l ist daher unabh¨ angig von der Drahtl¨ ange. Kann jedoch die Länge des Drahtes nicht als groß gegen die H¨ ohe angesehen werden, so hängt der Kapazit¨ atsbelag sowohl von dem Verh¨ altnis α = h/d als auch von dem Verhältnis β = h/l ab; es gilt nach Gl.(12.31): C = l

24, 2 nF √ . 2( 2 +1) km 4β 1+16β lg 4α − 12 lg √ 2

(12.34)

1+16β −1

In den folgenden Tabellen 12.3, 12.4 sind die beiden Summanden im Nenner k1 = lg 4α,

1 1 4β ( 1 + 16β 2 + 1) k2 = lg = lg (1 + 1 + 16β 2 ) 2 2 1 + 16β 2 − 1

(12.35)

2

(12.36)

f¨ ur praktisch vorkommende Verh¨ altnisse α und β angegeben. Es ist dann C 24, 2 nF = . l k1 − k2 km

α = k1 =

100 500 1000 2000 5000 10000 2, 60 3, 30 3, 60 3, 90 4, 30 4, 60

atsbelags Tabelle 12.3. Parameter k1 des Kapazit¨

(12.37)


205

Solange also die L¨ ange der Leitung gr¨ oßer ist als die Höhe, spielt die Größe k2 nur die Rolle einer Korrektur. Bei einer Leitung mit dem Durchmesser d = 5mm und der L¨ ange l = 1km, die sich in einer Höhe von h = 10m u ¨ber dem Erdboden befindet, ist α = 2000, β = 0, 01. Die Kapazität wird daher C=

24, 2 nF = 6, 2 nF. 3, 9

(12.38)

Bei einer horizontalen Rundfunkantenne von der Länge l = 30m, der Höhe

β = k2 =

0, 1 0, 2 0, 5 1, 0 2, 0 5, 0 10 0, 017 0, 057 0, 21 0, 41 0, 66 1, 02 1, 31

atsbelags Tabelle 12.4. Parameter k2 des Kapazit¨

h = 15m und dem Drahtdurchmesser d = 3mm ist α = 5000, β = 0, 5, also at wird C = 177 pF . k1 = 4, 3, k2 = 0, 21. Die Kapazit¨ 5. Kapazit¨ at von Einzeldr¨ ahten: Bei d¨ unnen langen Dr¨ ahten liegt der Hauptteil des Feldes in der näheren Umgebung des Drahtes, da dort die Feldliniendichte am größten ist. Die Kapazit¨ at ver¨ andert sich daher nur wenig, wenn der Draht verbogen wird, so lange die Kr¨ ummungsradien groß gegen den Drahtdurchmesser sind. Die Gl.(12.31) gilt also auch f¨ ur solche gebogenen Dr¨ ahte. Die Kapazität eines langen d¨ unnen Drahtes mit großem Abstand von der Erdoberfläche (4h2 l2 ) ist C=

2πεl . ln 2l d

(12.39)

Bei kleinem Abstand von der Erde gilt die Gl.(12.32). Nach Gl.(12.39) hängt der Kapazit¨ atsbelag C/l eines Drahtes etwas von der Drahtlänge ab. Ein Draht von 1 mm Durchmesser und 1 m L¨ ange hat bei großem Abstand von anderen Leitern die Kapazit¨ at C = 7, 3 pF , bei 2 m L¨ ange die Kapazität 13, 4 pF . 6. Parallele Zylinder: In Abschnitt 10.2.3 haben wir das E-Feld von zwei parallelen zylindrischen Elektroden untersucht. Wenn die Zylinder die Radien r0 und den Achsenabstand c besitzen, dann kann das E-Feld außerhalb der beiden Zylinder mit Hilfe des E-Feldes zweier Linienquellen im Abstand c a=2 (12.40) − r02 2 dargestellt werden. Daraus ergibt sich eine Spannung zwischen den zylindrischen Elektrode von

206


U=

λ ln πε

a 2 a 2

+ −

c 2 c 2

− r0 . + r0

(12.41)

Hieraus folgt f¨ ur die Kapazit¨ at unter Benutzung von (12.40) C=

Q = U

πεl

ln

c 2r0

+

c 2r0

2

.

(12.42)

−1

F¨ ur die Kapazität zwischen den beiden parallelen Zylindern ergibt sich nach Gl.(12.42), wenn ε0 eingesetzt wird, 27, 8 C nF √ = ; 2 l ln x + x − 1 km

x=

c . 2r0

(12.43)

Der Nenner N hat f¨ ur die verschiedenen Verhältnisse von c/r0 die in der folgenden Tabelle 12.5 angegebenen Werte Bei größeren Werten von c/r0 kann

c/r0 = N =

2, 4 3, 0 4, 0 6, 0 10, 0 20 0, 622 0, 963 1, 317 1, 763 2, 292 2, 993

Tabelle 12.5. Kapazit¨ atsbelag paralleler Zylinder

wieder die gleiche Vernachl¨ assigung eingef¨ uhrt werden wie oben; dann gilt 27, 8 nF C = . l ln rc0 km

(12.44)

Die nachfolgende Tabelle 12.6 gibt einige hiernach berechnete Werte des Kapazit¨ atsbelages

c/r0 = C nF = l km

20 50 100 200 500 1000 9, 29 7, 11 6, 04 5, 25 4, 77 4, 03

Tabelle 12.6. Kapazit¨ atsbelag und Kapazit¨ at paralleler Zylinder

7. Zylinder und Platte: In dem Feldbild, Abb. 10.14, ist die Mittelebene eine Potenzialfläche. Wird sie durch eine leitende Elektrode ersetzt, so ergibt sich das Feld zwischen dieser ebenen Platte und einem parallelen Zylinder. Bei gleicher Ladung des


207

Zylinders ist die Spannung zwischen Platte und Zylinder halb so groß wie die zwischen den beiden Zylindern. Bezeichnet man daher den Achsenabstand des Zylinders von der Platte mit h, so gilt f¨ ur die Kapazität 2πεl 2

C= ln

h r0

+

h r0

,

(12.45)

−1

eine Formel, die auf eine Einfachleitung mit der H¨ ohe h u ¨ber dem Erdboden angewendet werden kann. Wenn man, wie es meist der Fall ist, h/r0 als groß gegen 1 ansehen kann, so geht diese Formel u ¨ber in die Gl.(12.32) , deren G¨ ultigkeit, wie fr¨ uher gezeigt wurde, noch davon abhängt, ob h/l gen¨ ugend klein ist. 8. B¨ undelleiter und elliptische Zylinderkondensator: In Abschnitt 11.7 wurde gezeigt, dass die E-Feldstärke an der Leiteroberfl¨ ache von B¨ undelleitern zu dϕ λ (12.46) E = = dr0 2πεr0 n mit λ = Q/l bestimmt werden kann. Sind zwei solche B¨ undelleiter im Abstand a voneinander in Luft gef¨ uhrt, so ist die Kapazität nach Gl.(12.43) C=

πεl . ln Ra

(12.47)

Die Kapazit¨ at eines elliptischen Zylinderkondensators kann nach Abschnitt 11.7 (Unterpunkt 4.) auf folgende Weise berechnen. Es seinen die Halbachsen ur der beiden Zylinder a1 , b1 , a2 , b2 . Dann gilt nach Gl.(11.96) und (11.97) f¨ das Potenzial auf dem ersten Zylinder ϕ1 = c1 arsinh

b1 a21

− b21

,

(12.48)

.

(12.49)

auf dem zweiten Zylinder ϕ2 = c1 arsinh

b2 a22

− b22

Es ist also die Spannung zwischen den beiden Zylindern b2 b1 U = ϕ1 − ϕ2 = c1 arsinh 2 − arsinh 2 . a1 − b21 a2 − b22 Unter Benutzung der Formel

(12.50)

208


arsinh z = ln(z +

z 2 + 1)

(12.51)

ergibt sich hieraus U = c1 ln

a1 + b1 . a2 + b2

(12.52)

Zur Berechnung der Ladung des inneren Zylinders dient Gl.(11.65). Es ist nach Gl.(11.94) auf der x-Achse (y = 0) v = v1 = 0, auf der y-Achse (x = 0) v = v2 = (π/2)c1 , also der vom inneren Zylinder in einem Quadranten ausgehende Verschiebungsfluss π Q12 = −ε lc1 . 2

(12.53)

Der ganze Verschiebungsfluss ist daher Q = −2πc1 εl,

(12.54)

und es ergibt sich die Kapazit¨ at C=

2πεl Q = . 1 U ln aa12 +b +b2

(12.55)

Der Kreiszylinderkondensator stellt einen Grenzfall dar, in dem a1 = b1 = r1 und a2 = b2 = r2 wird, Gl.(16.31). Ein anderer Grenzfall ergibt sich, wenn die kurze Halbachse b der Ellipse unendlich klein wird; er liefert das E-Feld eines geladenen Blechstreifens von der Breite 2c2 = 2a. Zahlenbeispiel: In der Achse eines Hohlzylinders vom Radius r0 = 5 cm befindet sich ein d¨ unner Blechstreifen von der Breite 2 cm. Wie groß ist die Kapazit¨ at zwischen Blechstreifen und Zylinder f¨ ur 1 cm Länge? Der Blechstreifen wird als elliptischer Zylinder mit den Halbachsen a1 = 1cm und b1 = 0 aufgefasst, der Brennpunktabstand ist dann 2c2 = 2cm. Eine Ellipse mit der großen Halbachse a2√= 5cm und den gleichen Brennpunkten hat eine kleine Halbachse von b2 = 52 − 12 cm = 4, 9cm; sie weicht also nur noch wenig von der Kreisform ab, und es ergibt sich eine gute Annäherung, wenn man den Kreiszylinder durch einen elliptischen Zylinder mit a2 + b2 = at wird dann nach Gl.(12.55) 2r0 10cm ersetzt. Die Kapazit¨ C=

2πε0 l , ln 10

und es folgt

C 2πε pF = = 0, 242 . l 2, 30 cm

(12.56)

W¨ urde man den Blechstreifen durch einen Kreiszylinder von gleicher Oberfl¨ ache ersetzen, also mit dem Radius 4cm/(2π), so w¨ urde man nach Gl.(16.31) erhalten C 2πε0 pF = = 0, 270 . (12.57) l ln 2, 5π cm

12.4 Parallel- und Reihenschaltung von Kapazit¨ aten

209

12.4 Parallel- und Reihenschaltung von Kapazit¨ aten Werden mehrere Kapazit¨ aten mit den Kapazitätswerten C1 , C2 , C3 usw. parallel an eine Stromquelle gelegt, so verzweigen sich die Ladungen im Sinne der Ladungserhaltung auf die einzelnen Kapazitäten. Die gesamte Ladung Q ist nach Abschnitt 7.26 und nach Gl.(7.16) einem Verschiebungsfluss, d.h. dem Oberfl¨ achenintegral des D-Feldes, ¨ aquivalent. Somit setzt sich Q aus der Summe der Verschiebungsfl¨ usse Q1 , Q2 , Q3 usw. in den einzelnen Kapazit¨ aten zusammen. Dabei ist zu beachten, dass auf Grund der Parallelschaltung der Kapazitäten die Potenzialdifferenz – d.h. die Spannung U – zwischen den Platten der Kapazit¨ aten gleich ist, so dass entsprechend der LadungsSpannungsbeziehung die Verschiebungsfl¨ usse nur durch die geometrischen bedingten Kapazit¨ atswerte C1 , C2 , C3 usw. unterscheiden. Ersetzt man die ganze Anordnung durch eine einzige Kapazit¨ at mit einer einem Kapazitätswert C0 , dass bei der gleichen Spannung U der gleiche Verschiebungsfluss aufgenommen wird, so gilt daher Q = Q1 + Q2 + Q3 + · · · U C0 = U C1 + U C2 + U C3 + · · ·

(12.58) (12.59)

C0 = C1 + C2 + C3 + · · · .

(12.60)

oder Bei Reihenschaltung der Kapazit¨ aten hat der Verschiebungsstrom in jeder Kapazit¨ at den gleichen Wert. Die Ladungen Q der einzelnen Kapazitäten sind daher einander gleich. Die Spannungen an den einzelnen Kapazitäten sind bestimmt durch diese Ladung und den Kapazitätswert; ihre Summe ist gleich der Gesamtspannung U . Ersetzt man auch hier die Anordnung durch eine einzige Kapazit¨ at C0 , so dass sich bei der gleichen Spannung U die gleiche Ladung ergibt, so gilt U = U1 + U2 + U3 + · · · Q Q Q Q = + + + ··· C0 C1 C2 C3 oder

1 1 1 1 = + + + ··· . C0 C1 C2 C3

(12.61) (12.62)

(12.63)

Die Teilspannungen sind Un = U

C0 . Cn

(12.64)

Sie verhalten sich umgekehrt wie die Kapazitätswerte; an der kleineren Kapazit¨ at liegt die h¨ ohere Spannung. ¨ Voraussetzung f¨ ur die G¨ ultigkeit dieser Uberlegung ist, dass der Isolationswiderstand der jeweils modellierten Kapazit¨ at unendlich groß ist. Bei Gleichstrom stellt sich bei Reihenschaltung in Wirklichkeit eine Spannungsverteilung

210


ein, die ausschließlich durch die Isolationswiderstände der einzelnen Kapazit¨ aten bestimmt ist; vgl. Abschnitt 5.2 Nur wenn ε/κ f¨ ur alle in Reihe geschalteten Kapazit¨ aten den gleichen Wert h¨ atte, w¨ urde diese Spannungsverteilung u ¨bereinstimmen mit der hier berechneten. Praktisch schwankt die Leitfähigkeit der Nichtleiter in ziemlich weiten Grenzen, so dass sich bei Gleichstrom große Unterschiede zwischen der wirklichen Verteilung der Spannung und der nach Gl.(12.64) berechneten ergeben k¨ onnen. Dagegen gelten die abgeleiteten Beziehungen sehr genau, wenn es sich um Wechselspannung handelt, da hier der Verschiebungsstrom den Leitungsstrom meist erheblich u ¨berwiegt (siehe Abschnitt 30). Wenn man eine Anzahl n Kapazit¨ aten parallel geschaltet mit einer Spannung U aufl¨ adt und dann hintereinander schaltet, so ergibt sich eine Addition der Einzelspannungen; die Gesamtspannung wird n U . Die ganze Anordnung wirkt dann wie eine Kapazit¨ at mit dem n-ten Teil der Kapazität einer Einzelkapazit¨ at, der auf die n-fache Spannung aufgeladen ist. Man kann dieses Verfahren zur Herstellung von hohen Spannungen f¨ ur Versuchszwecke benutzen.

12.5 Kapazit¨ aten in Mehrleitersystemen 12.5.1 Maxwellsche Potenzial- und Kapazit¨ atskoeffizienten In den bisherigen Abschnitten haben wir uns bei der Bestimmung der Kapazit¨ atswerte auf Systeme aus zwei Leitern beschränkt, die sich unter Umständen durch Parallel- oder Reihenschaltung (vgl. Abschnitt 12.4) auf kompliziertere Anordnungen erweitern lassen. Es stellt sich nun die Frage, ob man den Kapazit¨ atsbegriff auch f¨ ur Systeme aus mehreren Leitern erweitern kann. Dazu gehen wir davon aus, dass ein System von Leitern Lα , α = 1, 2, . . . , n, wobei achen der Leiter, Qα die Ladungen und ϕα die Aα die entsprechenden Randfl¨ vorgegebenen Potenziale sind. Wir haben also das folgende Randwertproblem zu l¨ osen (siehe Schnackenberg [242]) ϕ = 0 f¨ ur r ∈ Lα , ϕ(r) → ϕα , f¨ ur r → Aα , ϕ(r) → 0, f¨ ur r → ∞,

(12.65) (12.66) (12.67)

wobei r ∈ Lα heißt, dass r weder im Leiter Lα noch auf dessen Randfläche at der Laplace-PDgl. kann man eine Lösung Aα liegt. Auf Grund der Linearit¨ dieses Problems in folgender Form ansetzen ϕ(r) =

n

ϕβ fβ (r).

(12.68)

β=1

Setzt man diesen Ansatz in das Randwertproblem (12.65)–(12.67) ein, dann zeigt sich, dass die unbekannten Koeffizientenfunktionen fβ (r) die folgenden Forderungen erf¨ ullen

12.5 Kapazit¨ aten in Mehrleitersystemen

fβ (r) = 0 f¨ ur r ∈ Lα , ur r → Aβ , fβ (r) → 1 f¨

211

(12.69) (12.70)

fβ (r) → 0 f¨ ur r → Aα (α = β), fβ (r) → 0 f¨ ur r → ∞

(12.71) (12.72)

Wenn die fβ und somit auch das Potenzial ϕ bestimmt worden sind, dann lassen sich auch die Fl¨ achenladungsdichten σα auf den Lβ aus dem Potenzial ϕ berechnen (12.73) σα = ε0 (n · E(r))Aα = −ε0 (n · gradϕ(r)) . Mit Hilfe entsprechender Oberfl¨ achenintegrale können schließlich die Ladungen Qα ermittelt werden Qα = σα dA = −ε0 n · gradϕ(r) dA = −ε0 gradϕ(r) · dA. (12.74) Aα

Aα

Aα

Setzen wir den Ansatz in Gl.(12.68) ein, dann erhalten wir ⎛ ⎞ ⎝−ε0 gradfβ (r) · dA⎠ ϕβ =: Cˆαβ ϕβ , Qα = −ε0 gradϕ(r)·dA = Aα

β

Aα

β

(12.75) wobei die Maxwellschen Potenzialkoeffizienten1“ ” Cˆαβ = −ε0 gradfβ (r) · dA

(12.76)

Aα

ˆ zusammengefasst werden k¨ in einer Matrix C onnen. 12.5.2 Definition und Messung von Teilkapazit¨ aten Haben mehrere voneinander isolierte Leiter verschieden hohe Potenziale, so stellen sich, wie im vorherigen Abschnitt gezeigt, bestimmte Ladungen und Ladungsverteilungen auf den Leitern ein. Aufgrund der linearen Abhängigkeit von Potenzialen und Ladungen gem¨ aß Gl.(12.75) lassen sich die Potenziale der n Leiter in Matrix-Form darstellen ⎛ ⎞ ⎛ ⎞⎛ ⎞ a11 a12 · · · a1n Q1 ϕ1 ⎜ ϕ2 ⎟ ⎜ a21 a22 · · · a2n ⎟ ⎜ Q2 ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟ (12.77) ⎜ .. ⎟ = ⎜ .. .. ⎟ ⎜ .. ⎟ ⎝ ⎝ . ⎠ ⎝ . ⎠ . . ⎠ ϕn an1 an2 · · · ann Qn 1

H¨ aufig werden diese Gr¨ oßen einfach Potenzialkoeffizienten genannt; vgl. z. B. Lehner [153]

212


Q1 , Q2 , usw. sind die Ladungen der Leiter. Die aνμ sind Konstanten2 , die durch die r¨ aumliche Anordnung der Leiter im einzelnen gegebenen sind, aber nicht von den Ladungen abh¨ angen. Sie k¨ onnen aus den Maxwellschen Potenˆ Aus den Gln. zialkoeffizienten Cîj berechnet werden (inverse Matrix von C). (12.77) folgt z.B. f¨ ur die Spannungen zwischen dem Leiter 1 und den u ¨brigen Leitern ϕ1 − ϕ2 = b11 Q1 + b12 Q2 + · · · + b1n Qn , ϕ1 − ϕ3 = b21 Q1 + b22 Q2 + · · · + b2n Qn , .. . ϕ1 − ϕn = b(n−1)1 Q1 + b(n−1)2 Q2 + · · · + b(n−1)n Qn ,

(12.78)

wobei die Koeffizienten bij in leicht ersichtlicher Weise aus den Koeffizienten aij zu bilden sind. Sind n Leiter vorhanden, so ergeben sich n − 1 derartige Gleichungen. Mit diesen Gleichungen k¨ onnen die n Ladungen durch die Potenzialdifferenzen (Spannungen) ausgedr¨ uckt werden, wenn man dazu noch als n-te Gleichung die Beziehung Q1 + Q2 + Q3 + · · · + Qn = 0

(12.79)

nimmt, die aussagt, dass jede D-Feldlinie auf irgendeinem der Leiter endigt. Durch Aufl¨ osen der Gl.(12.78) und (12.79) erhält man Q1 und ganz analog Q2 , . . . , Qn : Q1 = C12 (ϕ1 − ϕ2 ) + C13 (ϕ1 − ϕ3 ) + · · · + C1n (ϕ1 − ϕn ), Q2 = C21 (ϕ2 − ϕ1 ) + C23 (ϕ2 − ϕ3 ) + · · · + C2n (ϕ2 − ϕn ), (12.80) Q3 = C31 (ϕ3 − ϕ1 ) + C32 (ϕ3 − ϕ2 ) + · · · + C3n (ϕ3 − ϕn ), .. . Qn = Cn1 (ϕn − ϕ1 ) + Cn2 (ϕn − ϕ2 ) + · · · + Cn(n−1) (ϕn − ϕn−1 ).

Abbildung 12.3. D-Feldlinien zwischen drei Elektroden 2

Lehner [153] bezeichnet sie als Influenzkoeffizienten


213

Dabei sind die Koeffizienten Cij Konstanten von der Dimension einer Kapazit¨ at, die letztlich aus den Maxwellschen Potenzialkoeffizienten Cîj berechaten des Mehrnet werden k¨ onnen. Man nennt die Gr¨ oßen Cij die Teilkapazit¨ leitersystems (Maxwell [183]). Die gesamten Verschiebungsfl¨ usse Q1 , Q2 , usw., die von den Leitern ausgehen, sind also gleich der Summe der Verschiebungsfl¨ usse zwischen je zwei Leitern, wie es f¨ ur drei Leiter in Abb. 12.3 dargestellt ist. Man kann diese Verschiebungsfl¨ usse durch Kapazit¨ aten veranschaulichen, die die Leiter miteinander verbinden. Es gibt im ganzen (1/2)n(n − 1) solcher Kapazitäten. F¨ ur eine derartig aufgebaute Anordnung von Kapazitäten gilt das gleiche Gleichungssystem. Da nun der von dem Leiter 2 nach dem Leiter 1 u ¨bergehende Verschiebungsfluss entgegengesetzt gleich sein muss dem Verschiebungsfluss, der von 1 nach 2 u ¨bergeht, C12 (ϕ1 − ϕ2 ) = −C21 (ϕ2 − ϕ1 ),

(12.81)

C12 = C21 ,

(12.82)

Cμν = Cνμ .

(12.83)

so folgt und allgemein

Abbildung 12.4. Messung der Teilkapazit¨ at zwischen 1 und 2

Die Teilkapazit¨ at zwischen zwei beliebigen Elektroden μ und ν kann grunds¨ atzlich so gemessen werden wie die Kapazität eines Kondensators, indem man die bei irgend einer Spannung U zwischen den Elektroden von diesen aufgenommene Ladung bestimmt. Um z.B. in dem System von f¨ unf Leitern, Abb. 12.4, die Teilkapazit¨ at zwischen 1 und 2 zu messen, lädt man die Leiter 2, 3, 4 und 5 gegen¨ uber 1 zum gleichen Potenzial U auf und misst mit dem ballistischen Galvanometer G die Elektrizit¨ atsmenge Q12 , die dabei dem Leiter 2 zufließt. Es ist dann Q12 . (12.84) C12 = U

214


F¨ ur praktische Zwecke besser geeignete Methoden zur Messung der Teilkapazit¨ aten werden Br¨ uckenschaltungen verwendet, die in der messtechnischen ¨ Literatur beschrieben werden; eine kurze Ubersicht geben K¨ upfm¨ uller und Kohn [147]. 12.5.3 Teilkapazit¨ aten und Form des elektrischen Feldes ¨ Aus diesen Uberlegungen darf nicht geschlossen werden, dass die den Teilkapazit¨ aten entsprechenden Verschiebungsfl¨ usse in der Form von D-Feldlinien in dem Feldbild vorhanden sein m¨ ussten. Die durch Gl.(12.80) ausgedr¨ uckte Zerlegung ist eine rein mathematische, die wir in Abschnitt 12.5.1 mit Hilfe von Greenschen Funktionen abgeleitet haben. Als Beispiel zeigt Abb. 12.5 den grunds¨ atzlichen Verlauf der D-Feldlinien zwischen zwei parallelen Doppelleitungen 12 und 34; es ist dabei angenommen, dass die beiden Leiter 1 und 3 ein und dasselbe positive Potenzial haben, die Leiter 2 und 4 das gleiche negative Potenzial. Obwohl z.B. zwischen den Leitern 2 und 3 die volle Potenzialdifferenz besteht und daher die Teilkapazität C23 zwischen diesen beiden Leitern einen Betrag C23 (ϕ3 − ϕ2 ) zur Ladung der Leiter liefert, gehen doch keine D-Feldlinien zwischen diesen Leitern u ¨ber.

Abbildung 12.5. D-Feldlinien bei vier parallelen Dr¨ ahten

Das Bild der D-Feldlinien h¨ angt stark von dem Verhältnis der Spannungen zueinander ab. Als weiteres Beispiel werde das elektrische Feld in der Umgebung einer Drehstrom-Freileitung betrachtet. Zwischen den drei Leitungen und Erde findet man sechs Teilkapazit¨ aten, deren Größe unabhängig von den Betriebsspannungen ist. In Abb. 12.6 ist der Verlauf der D-Feldlinien gezeigt, der sich wegen der zeitlich ver¨ anderlichen Spannungen zeitlich fortgesetzt ändert. Es sind folgende Zeitpunkte herausgegriffen: a) Die Spannung zwischen Leiter 1 und Erde (Sternspannung) habe ihren H¨ ochstwert. Wegen der zeitlichen Verschiebung der drei Sternspannungen um je 1/3 Periode haben dann die Spannungen der beiden anderen Leiter den halben negativen Wert: also


215

Sternspannung 1 = 1 Sternspannung 2 = −0, 5 Sternspannung 3 = −0, 5 b) Eine zw¨ olftel Periode sp¨ ater: Sternspannung 1 = 0, 866 Sternspannung 2 = 0 Sternspannung 3 = −0, 866 c) Eine weitere zw¨ olftel Periode sp¨ ater: Sternspannung 1 = 0, 5 Sternspannung 2 = 0, 5 Sternspannung 3 = −1 d) Eine weitere zw¨ olftel Periode sp¨ ater: Sternspannung 1 = 0 Sternspannung 2 = 0, 866 Sternspannung 3 = −0, 866 Wie die Abb. 12.6 zeigt, ergeben sich schon in diesem einfachen Fall elektrische Felder sehr komplizierter Form. Das betrachtete Feld stellt ein elektrisches Drehfeld dar; das Maximum der Feldliniendichte wandert im Sinne der Phasenfolge 1, 2, 3 so oftmal in der Sekunde links herum, wie es die Frequenz des Drehfeldes angibt. Das Feldbild ist angen¨ ahert symmetrisch zu einer Achse, die mit der Senkrechten einen Winkel von 0◦ im Fall a), 30◦ im Fall b), 60◦ im Fall c) und 90◦ im Fall d) bildet.

Abbildung 12.6. D-Feldlinien bei einer Drehstromleitung

216


12.5.4 Berechnung von Teilkapazit¨ aten Trotz des komplizierten Verlaufs der D-Feldlinien ist gerade in dem praktisch wichtigsten Fall der Leitungen die Berechnung der Teilkapazitäten sehr ¨ einfach. Man benutzt dabei den Satz von der ungestörten Uberlagerung der Einzelpotenziale. In Abb. 12.7 seien drei parallel zur Erdoberfläche verlaufende Leitungen 1, 2, 3 dargestellt. Die Wirkung der Erdoberfläche kann dadurch ber¨ ucksichtigt werden, dass Spiegelbilder 1 , 2 und 3 mit entgegengesetzten gleichen Ladungen angebracht werden. Nach Abschnitt 10.2 kann man ferner die Leitungsdr¨ ahte durch Linienquellen in den Drahtachsen ersetzen. Dann gilt f¨ ur das Potenzial in einem beliebigen Punkt P , wenn die Abstände dieses Punktes von den Drahtachsen in der aus der Abbildung ersichtlichen Weise bezeichnet werden und Q1 , Q2 , Q3 die Ladungen der Drähte bedeuten, nach Gl.(10.70) r r r 1 ϕ= (12.85) Q1 ln 1 + Q2 ln 2 + Q3 ln 3 . 2πεl r1 r2 r3 Der Nullpunkt des Potenzials ist dabei in die Erdoberfläche verlegt. Die Ni-

Abbildung 12.7. Berechnung der Teilkapazit¨ aten von Leitungen

veaufl¨ achen sind Zylinder, deren Spuren aber nur in der unmittelbaren Nähe der Drahtachsen Kreisform annehmen. Unter der Voraussetzung, dass die Dr¨ ahte hinreichend d¨ unn gegen ihre Abst¨ ande sind, erhält man daher das Potenzial eines Drahtes, wenn man den Punkt P bis auf einen Abstand an die Drahtachse heranr¨ ucken l¨ asst, der gleich dem Radius des betreffenden Drahtes ist. Es ergeben sich so ebenso viele Gleichungen f¨ ur die Drahtspannungen als Dr¨ ahte vorhanden sind. Zur Berechnung der Teilkapazitäten hat man diese Gleichungen nach den Ladungen aufzul¨ osen und in die Form der Gl.(12.80) zu bringen. Als Beispiel werde die Berechnung der Teilkapazitäten einer Doppelleitung betrachtet, Abb. 12.8. Die beiden Dr¨ ahte sollen die Abstände h1 und h2 vom Erdboden haben, der gegenseitige Abstand sei mit a, der Abstand eines Drahtes von dem Spiegelbild des anderen sei mit b bezeichnet. Die Drahtdurchmesser seien d1 und d2 . Dann gilt nach Gl.(12.85)


217

Abbildung 12.8. Doppelleitung

1 4h1 b + Q2 ln Q1 ln ; 2πε0 l d1 a 1 b 4h2 . Q1 ln + Q2 ln ϕ2 = 2πε0 l a d2

ϕ1 =

(12.86) (12.87)

Aufl¨ osen nach Q1 und Q2 ergibt 4h2 b 4h1 4h2 2 b Q1 ln ln − ln − ϕ2 ln = 2πε0 l ϕ1 ln ; (12.88) d1 d2 a d2 a b 4h1 b 4h1 4h2 ln − ln2 − ϕ1 ln = 2πε0 l ϕ2 ln . (12.89) Q2 ln d1 d2 a d1 a ur die Wir bringen diese Gleichungen in die Form der Gl.(12.80) (ϕ3 = 0 f¨ Erdoberfl¨ ache): Q1 b 4h2 a 4h1 4h2 2 b ln − ln ln = ϕ1 ln + (ϕ1 − ϕ2 ) ln ;(12.90) 2πε0 l d1 d2 a d2 b a Q2 b 4h1 a 4h1 4h2 2 b ln − ln ln = ϕ2 ln + (ϕ2 − ϕ1 ) ln .(12.91) 2πε0 l d1 d2 a d1 b a Damit folgt f¨ ur die Teilkapazit¨ aten, die durch die Kapazitäten in Abb. 12.9 dargestellt sind, 4h2 a d2 b = 2πε0 l 4h1 4h2 ln ln − ln2 d1 d2 4h1 a ln d1 b = 2πε0 l 4h1 4h2 ln ln − ln2 d1 d2 b ln a = 2πε0 l 4h1 4h2 ln ln − ln2 d1 d2 ln

C10

C20

C12

b a

b a

b a

,

(12.92)

,

(12.93)

.

(12.94)

218


Wenn die beiden Dr¨ ahte in einer Horizontalebene liegen und gleiche Durch-

Abbildung 12.9. Teilkapazit¨ aten einer Doppelleitung

messer haben, dann ist h1 = h2 = h, d1 = d2 = d, b =

4h2 + a2 ,

(12.95)

und es wird C10 = C20 = ln

4h d

2πε l 0 ; 2 1 + 2h a

C12 = 2πε0 l

ln

ln 4h d

(12.96)

1+

2h 2 a

1+

2h 2 a

. (12.97) 2h 2 −1 4h ln d 1+ a

Liegen die beiden Dr¨ ahte in einer Vertikalebene, so ist in Gl.(12.92) bis (12.94) zu setzen (12.98) a = h2 − h 1 , b = h 2 + h 1 . Die Teilkapazit¨ at liefert eine sch¨ arfere Formulierung des Begriffes der Kapazit¨ at. Bei den meisten Anwendungen sind mehr als zwei Leiter vorhanden; dann kann nicht ohne weiteres ein einziger Kapazitätswert f¨ ur die betreffende Anordnung angegeben werden; definiert sind dann nur die Teilkapazit¨ aten. In vielen F¨ allen kann man jedoch die Darstellung vereinfachen durch die Einf¨ uhrung der sogenannten Betriebskapazit¨ at des Mehrleitersystems. Man versteht darunter die Ersatzkapazit¨ at f¨ ur eine bestimmte Betriebsart. Z. B. ist die normale Betriebsart einer Doppelleitung die dass ein Draht als Hinleitung, der andere als R¨ uckleitung des Stromes verwendet wird. In dem Schema der Teilkapazit¨ aten, Abb. 12.7, liegen dann die beiden Kapazitäten C10 und C20 in Reihe miteinander zwischen den Klemmen der Stromquelle und parallel zu C12 . Die Leitung wirkt daher f¨ ur die Stromquelle wo wie eine Kapazität mit dem Kapazit¨ atswert (vgl. Abschnitt 12.4) Cb12 = C12 +

C10 C20 . C10 + C20

(12.99)

Das ist die Betriebskapazit¨ at der Doppelleitung f¨ ur diese Betriebsart. Im Fall der beiden in gleicher H¨ ohe liegenden Dr¨ ahte ergibt sich daraus mit Hilfe der Formeln (12.96) und (12.97):


Cb12 = ln

4h d

πε0 l πε0 l −1 = . a 2 −1 2h 2 2a 1 + 2h 1+ d ln d

219

(12.100)

Diese Beziehung unterscheidet sich von der fr¨ uher f¨ ur die beiden frei im Raum befindlichen Dr¨ ahte abgeleiteten Gl.(12.44) durch die Wurzel im Nenner. Diese Wurzel ber¨ ucksichtigt also die auf der Erdoberfläche influenzierten Ladungen. Bei sehr großer H¨ ohe u ¨ber dem Erdboden wird sie 1. Wenn andererseits die H¨ ohe h u ¨ber dem Erdboden klein gegen den Drahtabstand a ist, dann wird die Betriebskapazit¨ at halb so groß wie die Kapazität einer Einfachleitung, Gl. (12.32). Bei den praktisch vorkommenden Freileitungen unterscheidet sich die Wurzel um weniger als ein Tausendstel von 1. Die Betriebskapazität kann daher fast immer nach der Formel (12.44) berechnet werden, um so eher als in Wirklichkeit immer andere Einfl¨ usse vorhanden sind, die die Kapazität mindestens in gleicher Gr¨ oßenordnung ver¨ andern, z. B. Unebenheiten des Erdbodens, B¨ aume und dgl., ferner die Isolatoren und die Maste. Eine andere Betriebsart der Doppelleitung stellt der sogenannte Einfachbetrieb der Telegraphie dar, bei dem ein Draht als Hinleitung und die Erde als R¨ uckleitung des Stromes benutzt werden. Die Betriebskapazität ist dann die Ersatzkapazität zwischen Draht und Erde. Ihr Wert hängt davon ab, ob der andere Leiter isoliert oder geerdet ist. Im ersteren Fall ergibt sich keine Beeinflussung des Potenzialfeldes durch den anderen Leiter, abgesehen von der engsten Umgebung dieses Leiters (vgl. Abb. 10.17); die Betriebskapazität ist daher gleich der Kapazit¨ at der Einfachleitung gegen Erde; Cb10 = C10 +

C12 C20 2πε0 l = . 1 C12 + C20 ln 4h d1

(12.101)

Im zweiten Fall dagegen liegen die Teilkapazit¨ aten C10 und C12 einander parallel; die Betriebskapazit¨ at ist Cb10 = C10 + C12 = 2πε0 l

2 ln 4h d2

2 4h2 1 ln 4h d1 ln d2 − ln

b a

.

(12.102)

Sie wird um so genauer gleich der Kapazit¨ at einer Einfachleitung, je mehr sich das Verh¨ altnis b/a dem Wert 1 n¨ ahert, je weiter also der zweite Leiter entfernt ist. Im u oßert die Anwesenheit des zweiten Leiters die Kapazität. ¨brigen vergr¨ Zu beachten ist, dass die Teilkapazit¨ aten immer von der Gesamtanordnung aller Elektroden mitbestimmt sind. Die Teilkapazit¨ aten zwischen zwei Leitern ¨ andern sich also, wenn noch weitere Leiter in dem betreffenden Raum hinzugef¨ ugt werden. Von besonderer Bedeutung sind Teilkapazitäten bei der Analyse der gegenseitigen Beeinflussung von Leitungen auf integrierten Schaltungen, die bei der zunehmenden Verringerung der Abst¨ ande moderner Technologien und den immer h¨ oheren Taktraten eine zentrale Rolle spielen; vgl. [86] und Abschnitt 35. Eine weitere Anwendung finden die Teilkapazitäten bei der Berechnung

220


der Beeinflussung von Fernsprech- oder Datenleitungen durch parallellaufende Starkstromleitungen. Das elektrische Feld der Starkstromleitung erzeugt Potenzialdifferenzen zwischen den Dr¨ ahten der Signalleitung, die zwar klein sind gegen die Spannungen in der Starkstromleitung, aber doch merkliche St¨ orungen in den Fernsprechleitungen wegen der dort verwendeten niedrigen Betriebsspannungen hervorrufen k¨ onnen. Das Schema der Teilkapazitäten f¨ ur die Beeinflussung zwischen einer einzelnen Starkstromleitung (Fahrdraht einer elektrischen Bahn) und einer eindr¨ ahtigen Fernsprechleitung ist in Abb. 12.10 dargestellt. Bezeichnet man den horizontalen Abstand zwischen den beiden Leitungen mit c, so ist nach Abb. 12.8

Abbildung 12.10. Kapazitive Beeinflussung einer Fernsprechleitung durch eine Starkstromleitung

c2 + (h1 − h2 )2 , b = c2 + (h1 + h2 )2 ,

a=

(12.103) (12.104)

und die Kopplungskapazit¨ at C12 ist aus Gl. (12.97) zu berechnen. Bei großem Abstand c der Leitungen gegen die H¨ ohen ergibt sich so die Näherungsformel C12 = 2πε0 l

c2

2h1 h2 . 4h2 1 ln 4h d1 ln d2

(12.105)

Die Kopplungskapazit¨ at nimmt also umgekehrt mit dem Quadrat der Entfernung zwischen den beiden Leitungen ab, so dass die Vergrößerung des Abstandes zwischen den Leitungen ein wirksames Mittel zur Verminderung der Kopplung ist.

α C12 /l (pF/km)

5 10 20 50 100 124 31 7, 8 1, 24 0, 31

Tabelle 12.7. Kopplungskapazit¨ at C12 /l als Funktion von α

Zahlenbeispiel: Nennt man das Verh¨ altnis des Leitungsabstandes zur mittleren H¨ ohe der Leitungen α mit


α= √

c , h1 h2

221

(12.106)

so ergeben sich f¨ ur ein Verh¨ altnis von h1 h2 = = 100 d1 d2

(12.107)

die in Tabelle 12.7 aufgef¨ uhrten Werte der Kopplungskapazität geteilt durch die L¨ ange l; f¨ ur h1 h2 = = 500 (12.108) d1 d2 ergeben sich aus α die in Tabelle 12.8 aufgef¨ uhrten Werte f¨ ur C12 /l. Mit Hilfe

α C12 /l (pF/km)

5 10 20 50 100 78 19, 5 4, 9 0, 78 0, 195

Tabelle 12.8. Kopplungskapazit¨ at C12 /l als Funktion von α

der Teilkapazit¨ aten werden die Berechnungen u ¨ber die gegenseitigen Beeinflussungen von Leitungen zur¨ uckgef¨ uhrt auf die Berechnung von linearen Netzen. Die Abb. 12.11 veranschaulicht die Teilkapazit¨ aten zwischen einer Drehstromleitung und einer Fernsprechleitung, die grundsätzlich auf dem gleichen Weg wie in dem eben betrachteten Beispiel berechnet werden können. Als weiteres Beispiel f¨ ur die Berechnung von Teilkapazitäten werde ein symmetrisches Dreileiterkabel betrachtet, Abb. 12.12. Die drei zylindrischen Leiter 1, 2, 3 befinden sich im Innern eines zylindrischen Metallmantels. F¨ ur die angen¨ aherte Berechnung der Potenzialverteilung bildet man zunächst die drei Leiter durch Linienquellen in ihren Achsen ab. Bezeichnet man deren Ladungen mit Q1 , Q2 , Q3 , so kann die Wirkung des Metallmantels auf die Potenzialverteilung durch drei Linienquellen 1 , 2 , 3 mit den Ladungen ucksichtigt werden. F¨ ur die Abstände b der Spiegelbilder −Q1 , −Q2 , −Q3 ber¨ gilt nach dem Gesetz der reziproken Radien Gl. (11.37) b=

D2 . 4a

(12.109)

Dadurch wird die Innenfl¨ ache des Mantels mit dem Durchmesser D eine Niveaufl¨ ache. Die die Linienquellen umgebenden Niveauflächen sind ebenfalls Zylinder, deren Grundfl¨ achen aber um so mehr von der Kreisform abweichen, je mehr sie sich dem Mantel n¨ ahern. Bei nicht zu großem Leiterdurchmesser ergibt sich angenähert Kreisform. Dann gilt f¨ ur die Potenziale der drei Leiter unter Ber¨ ucksichtigung, dass die√mittleren Abst¨ ande der Leiteroberflächen √ von den Linienquellen d/2, b − a, a 3 und a2 + b2 + ab sind,

222


Abbildung 12.11. Teilkapazit¨ aten zwischen Drehstromleitungen und Einphasenleitung

Abbildung 12.12. Berechnung der Teilkapazit¨ aten eines Drehstromkabels

⎞ ⎛ √ √ 2 2 2 2 ⎛ ⎞ ⎞ √ +ab ln a +b √ +ab ln a a+b ln 2 b−a d Q1 ϕ1 3 a 3 √ √ ⎟ ⎜ 2 2 2 ⎝ ϕ2 ⎠ = 1 ⎜ ln a2 +b √ +ab √ +ab ⎟ ⎝ Q2 ⎠ . ln 2 b−a ln a a+b d ⎠ 3 √ 2πεl ⎝ √ 2a 23 2 2 ϕ3 Q3 b−a √ +ab ln a +b √ +ab ln a a+b ln 2 d 3 a 3 (12.110) Das Potenzial der Kabelmantelfl¨ ache wird ⎛

ϕ0 =

1 D (Q1 + Q2 + Q3 ) ln 2πεl 2a

(12.111)

mit dem Abstandsverh¨ altnis von den Linienquellen: b − 12 D D . = 1 2a D − a 2

(12.112)

Aus Symmetriegr¨ unden sind die drei Teilkapazitäten zwischen den drei Leitern einander gleich, ebenso die drei Teilkapazit¨ aten zwischen den Leitern und dem Mantel (Erdkapazit¨ aten), Abb. 12.13. Es gen¨ ugt daher, einen der drei Leiter zu betrachten. Die Spannung U1 zwischen dem Leiter 1 und dem Mantel ist √ 1 4a(b − a) 2a a2 + b2 + ab √ U1 = ϕ1 − ϕ0 = Q1 ln + (Q2 + Q3 ) ln . 2πεl Dd aD 3 (12.113)


223

Abbildung 12.13. Teilkapazit¨ aten eines Drehstromkabels

Andererseits folgt aus dem Ersatzbild mit den drei Spannungen U1 , U2 und U3 gegen den Mantel Q1 = U1 C0 + (U1 − U2 )C1 + (U1 − U3 )C1 ,

(12.114)

Q2 = U2 C0 + (U2 − U1 )C1 + (U2 − U3 )C1 , Q3 = U3 C0 + (U3 − U1 )C1 + (U3 − U2 )C1 .

(12.115) (12.116)

Durch Aufl¨ osen dieser Gleichungen nach U1 erhält man U1 =

C0 + C1 C1 Q1 + (Q2 + Q3 ). C0 (C0 + 3C1 ) C0 (C0 + 3C1 )

(12.117)

Durch Vergleich der Koeffizienten von Q1 , Q2 und Q3 mit Gl. (12.113) ergibt sich 2πεl , 16a(b3 − a3 ) ln 3D3 d 2πεl 1 √ C1 = − C0 . 3 2 3a(b − a) 3 ln √ 2 2 d a + b + ab C0 =

(12.118)

(12.119)

F¨ ur den Grenzfall, dass sich die drei Leitungen frei im Raum befinden, ergibt sich hieraus (D = ∞) C0 = 0,

C1 =

2πεl √ . 2a 3 3 ln d

(12.120)

In den Kabeln der Fernsprechtechnik ist häufig eine große Zahl von Leitungen untergebracht. Die Teilkapazit¨ aten zwischen den einzelnen Leitungen haben hier eine elektrische Kopplung zwischen den mit den Leitungen gebildeten Stromkreisen ( Nebensprechen“) zur Folge, die nat¨ urlich unerw¨ unscht ” ist. Eine Bedingung daf¨ ur, dass die Kopplung zwischen zwei Leitungen verschwindet, l¨ asst sich allgemein folgendermaßen formulieren. Es seien in Abb.

224


Abbildung 12.14. Bedingung f¨ ur die kapazitive Entkopplung zweier Leitungen

12.14 1 und 2 die beiden Adern der einen Leitung, 3 und 4 die beiden Adern einer beliebigen anderen Leitung. Wenn dann C13 = C23

und C14 = C24 ,

(12.121)

dann halbieren die Leiter 3 und 4 das Potenzialgefälle zwischen 1 und 2, d. h. sie haben gegeneinander keine Spannung. Man vermeidet als die Kopplung, wenn die Teilkapazit¨ aten von jeder Ader zu den beiden Adern einer jeden anderen Leitung einander gleichgemacht werden. Dies wird mit einer gewissen Ann¨ aherung durch das sogenannte Verdrillen der Leitungen erreicht, wobei die beiden Adern einer jeden Leitung schraubenlinienförmig umeinander herumgef¨ uhrt werden.

13 Energie in der Elektrostatik

Bringt man einen kleinen geladenen K¨ orper, z.B. eine kleine Metallkugel, die mit der Ladung Q versehen ist, in ein elektrostatisches Feld, so wird auf diesen geladenen K¨ orper eine mechanische Kraft in der Richtung der E-Feldlinien ausge¨ ubt. Die Kraft ist bestimmt durch das E-Feld, das vor dem Einbringen des geladenen K¨ orpers in das elektrische Feld an der betreffenden Stelle vorhanden war; sie hat den durch Gl.(7.1) gegebenen Wert. Voraussetzungen f¨ ur die G¨ ultigkeit dieser Beziehung ist, dass die Abmessungen des geladenen K¨ orpers so klein sind, dass das urspr¨ ungliche Feld in seiner Umgebung als homogen angesehen werden kann. Bewegt man den geladenen Körper, so bleibt die Kraft durch das gleiche Gesetz bestimmt. Man erhält dann eine mechanische Arbeit, die positiv oder negativ sein kann, je nach der Richtung der Bewegung gegen¨ uber der Richtung der E-Feldlinien. Die Arbeit, die beim Durchlaufen eines kleinen L¨ angenelementes ds des Weges auf die geladene Kugel u bertragen wird, ergibt sich, wenn die in die Wegrichtung fallende ¨ Komponente Fs der Kraft F, Abb. 13.1, mit der Länge des Wegelementes multipliziert wird. Unter Wegrichtung ist dabei die Richtung der Bewegung des geladenen K¨ orpers zu verstehen. Die gesamte Arbeit, die auf einem beliebigen Weg von a nach b erhalten wird, ist

Abbildung 13.1. Zur Berechnung der Arbeit beim Bewegen von Elektrizit¨ atsmengen

226


b

F · ds,

W =

(13.1)

a

oder mit Gl.(7.1)

b

E · ds.

W =Q

(13.2)

a

F¨ uhrt man schließlich noch Gl.(6.14) ein, so ergibt sich W = Q (ϕa − ϕb ).

(13.3)

An dieser Stelle bietet es sich an, f¨ ur die Potenzialdifferenz (ϕa − ϕb ) den Begriff elektrische Spannung einzuf¨ uhren, die nach dem obenstehenden Ausf¨ uhrungen proportional zur Arbeit ist. Man definiert (vgl. Gl. (6.14)) Uab := ϕa − ϕb .

(13.4)

Der Index ab wird u ¨blicherweise weggelassen, wenn klar ist, welche Potenzialdifferenz gemeint ist. Die Arbeit, die die elektrischen Feldkräfte beim Transport eines geladenen K¨ orpers von einem Punkt a nach einem Punkt b des Feldes leisten, hängt nur von der Potenzialdifferenz oder Spannung zwischen den beiden Punkten und von der Ladung des Körpers ab; sie ist unabhängig von dem Weg und wird positiv, wenn eine positive Ladung von höherem zu niedrigerem Potenzial oder eine negative Ladung von niedrigerem zu höherem Potenzial gebracht wird, w¨ ahrend bei umgekehrter Bewegungsrichtung eine mechanische Arbeit aufgewendet werden muss. ¨ Diese Uberlegungen k¨ onnen genutzt werden, um den Energieinhalt eines elektrischen Feldes zu bestimmen. Dazu werden nacheinander Punktladungen aus dem Unendlichen herangef¨ uhrt und die jeweils notwendige Arbeit als Feldenergie interpretiert. Bevor wir entsprechende qualitative Rechnungen ausf¨ uhren, u ¨berlegen wir auf die gleiche Art und Weise, welche Energie das elektrostatische Feld eines Kondensators besitzt. Wenn ein Kondensator mit der Kapazit¨ at C auf die Spannung U aufgeladen wird, so nimmt er nach Gl. (12.1) eine Ladung Q = CU

(13.5)

auf. Die Stromquelle muss also w¨ ahrend der Aufladung eine bestimmte elektrische Arbeit liefern, die auf den Kondensator u ¨bergeht, wenn sonst keine Energieverluste vorhanden sind. Da nun ein endlicher Betrag von Energie bei endlichen Kr¨ aften nur in endlichen Zeiten u ¨bertragen werden kann, so erfordert der Vorgang der Aufladung, also der Vorgang der Herstellung eines elektrischen Feldes, Zeit. Bezeichnet man die Spannung in irgendeinem Zeitpunkt w¨ ahrend des Aufladungsvorganges mit u, so ist die entsprechende Ladung in diesem Zeitpunkt ( Augenblickswert“) ” q = Cu.

(13.6)


227

Der positiven Elektrode fließen w¨ ahrend der Aufladung positive Ladungen zu; von der negativen Elektrode fließen positive Ladungen ab. Es besteht also in dem betrachteten Zeitpunkt eine bestimmte Stromstärke i. Der Strom vermehrt die Ladung der positiven Elektrode in einem Zeitelement dt um den Betrag dq = idt. (13.7) Dadurch w¨ achst die Spannung um einen Betrag du, und es gilt dq = Cdu.

(13.8)

idt = Cdu.

(13.9)

Daraus folgt Die elektrische Arbeit, die der Kondensator w¨ ahrend des Zeitelements dt aufnimmt, ist dW = u i dt = C u du. (13.10) War der Kondensator zun¨ achst umgeladen, und wächst seine Spannung auf irgendeinen Wert U , so ist die gesamte vom Kondensator aufgenommene elek#U trische Energie 0 C u du, also W =

1 CU 2 . 2

(13.11)

Diese Energie ist im Kondensator aufgespeichert wie die potentielle Energie in einer gespannten Feder. Man kann sie bei der Entladung des Kondensators wiedergewinnen. Die Energiebetr¨ age, die auf diese Weise aufgespeichert werden k¨ onnen, sind freilich verh¨ altnism¨ aßig gering. Wird z.B. ein Kondensator mit der Kapazit¨ at C = 2 μF auf eine Spannung von 1000 Volt aufgeladen, so enth¨ alt er die Energie W =

1 2 · 10−6 · 106 · F V 2 = 1 W s. 2

(13.12)

Als Sitz der Energie kann das elektrische Feld selbst angesehen werden. Wir denken uns durch zwei benachbarte Niveaufl¨ achen mit dem Abstand n und durch D-Feldlinien ein Prisma mit den Grundflächen A im elektrischen Feld abgegrenzt, Abb. 16.5. An dem Feldbild ¨ andert sich nichts, wenn man die Grundfl¨ achen durch d¨ unne Metallfolien mit den entsprechenden Potenzialen ersetzt. Dann entsteht ein kleiner Plattenkondensator mit der Kapazität C=ε

A , n

(13.13)

der auf die Spannung ϕ aufgeladen ist. Die in ihm gespeicherte Energie hat den Betrag 1 1 W = C(ϕ)2 = εE2 V, (13.14) 2 2

228


wobei das Volumen des Prismas n A = V gesetzt ist. Daraus geht hervor, dass in dem elektrischen Feld Energie gespeichert ist mit der Dichte 1 W 1 = εE2 = ED. V →0 V 2 2

w = lim

(13.15)

Die Energiedichte ist im allgemeinen ungleichmäßig u ¨ber das Feld verteilt, wobei die Richtung der elektrischen Gr¨ oßen ber¨ ucksichtigt werden kann. Die gr¨ oßte Energie sitzt dort, wo die Feldst¨ arke am größten ist. Die insgesamt im elektrischen Feld gespeicherte Energie kann mit einer Integration von (1/2)(E· D)(r) ermittelt werden 1 W = E · D dV, (13.16) 2 wobei u ¨ber das Volumen V integriert wird, in dem sich das Feld befindet. Die G¨ ultigkeit diese Formel zumindest in einem Spezialfall kann man dadurch begr¨ unden, dass man N Punktladungen qi aus dem Unendlichen an eine Ort ri bringt und die dabei aufzubringende Arbeit aufsummiert. Im Grenz¨ ubergang N → ∞ erh¨ alt man (siehe auch Behnke, Muschik und Päsler [23]) 1 φ dV. (13.17) W = 2 Mit Hilfe der Poisson-PDGl. und einigen Umformungen lassen sich die Darstellungen der Energie Gl. (13.16) und (13.17) ineinander u uhren. ¨berf¨ Man muss diese Energie unbedingt von der Wechselwirkungsenergie zwischen zwei elektrischen Feldern unterscheiden, obwohl sich die beiden Ausdr¨ ucke zahlenmäßig nur um den Faktor 1/2 unterscheiden. Man erhält 1 W ww = (13.18) aüss φ dV, 2 wobei aüss das Potenzial des ¨ außeren und u. U. vorgegebenen elektrischen Feldes ist. Ein schwaches ¨ außeres elektrisches Feld kann mit Hilfe einer Multipolentwicklung dargestellt werden (vgl. 11.5); es ergibt sich folgende Näherungsformel f¨ ur die Wechselwirkungsenergie 1 ww = W aüss φ dV ≈ 2 ∂Ej 1 ≈ Qϕ(0) − P1 · E(0) − Qij (0), (13.19) 6 i,j=1 ∂xi wobei Q das Monopol-, P1 das Dipolmoment und die Qij die QuadrupolMomente sind. W¨ ahrend das E-Feld mit dem Dipolmoment wechselwirkt, zeigt die Formel f¨ ur W ww , dass die Quadrupol-Momente mit der Ableitung des EFeldes wechselwirken. Auf diesen Eigenschaften kann man Messverfahren f¨ ur diese Momente aufbauen.

14 Mechanische Kr¨ afte in der Elektrostatik

14.1 Kr¨ afte an Leiteroberfl¨ achen In Abschnitt 6 wurden die Coulombschen Kr¨ afte als Ausgangspunkt f¨ ur die Einf¨ uhrung des elektrischen Feldes gew¨ ahlt. Die auf eine Punktladung im elektrischen Feld ausge¨ ubte Kraft ist nach Gl. (6.4) F = QE.

(14.1)

Dabei bedeutet E das urspr¨ ungliche E-Feld am Orte der Punktladung. Die Kraft, die zwischen zwei Punktladungen Q1 und Q2 im Abstand a auftritt, l¨ aßt sich danach in folgender Weise berechnen. Wäre nur die Punktladung Q1 vorhanden, so w¨ urde sich das E-Feld am Ort der anderen Punktladung nach Gl. (7.2) betragmäßig ergeben zu E =

Q1 . 4πεa2

(14.2)

F¨ ur die Kraft gilt daher nach Coulomb (1785) F =

Q1 Q2 ; 4πεa2

(14.3)

sie sucht Ladungen gleichen Vorzeichens voneinander zu entfernen, Ladungen entgegengesetzten Vorzeichens einander zu n¨ ahern. Von diesem durch Coulomb experimentell entdeckten Gesetz hat die Elektrizitätslehre ihren Ausgangspunkt genommen; ihre geschichtliche Entwicklung ging gegen¨ uber dem hier Dargestellten den umgekehrten Weg. Das Coulombsche Gesetz gab die M¨ oglichkeit, Elektrizit¨ atsmengen zu messen; damit konnte man auf Grund der Gl.(6.14) das E-Feld und Spannung definieren. Die Formel (6.4) gilt streng nur f¨ ur Punktladungen; bei räumlich ausgedehnten Elektroden ist sie n¨ aherungsweise g¨ ultig, wenn die Elektrodenabmessungen klein gegen den Abstand sind.

230


Abbildung 14.1. Berechnung der Kr¨ afte in einem Plattenkondensator

Die zwischen Elektroden beliebiger Gr¨ oße und beliebigen Abstandes wirkenden Feldkr¨ afte k¨ onnen berechnet werden, wenn man sich die Ladungen so fein unterteilt denkt, dass sie als Punktladungen aufgefasst werden können. Die auf die Elektroden wirkenden Kr¨ afte sind die Resultierenden aller an den Punktladungen angreifenden Kr¨ afte. Als Beispiel sollen die Kräfte zwischen zwei parallelen Platten sehr großer Ausdehnung mit dem Abstand a berechnet werden. Bezeichnet man das u ¨berall zwischen den Platten konstante D-Feld D, so hat ein Fl¨ achenelement1 A der einen Platte die Ladung achenelement ausge¨ ubte Kraft zu berechQA = DA. Um die auf das Fl¨ nen, f¨ allen wir von diesem Fl¨ achenelement ein Lot auf die andere Platte, Abb. 14.1, und zerlegen deren Oberfl¨ ache in schmale Kreisringe, die den Fußpunkt dieses Lotes konzentrisch umgeben. Die auf die Ladung QA im Punkt P von einem Fl¨ achenelement eines solchen Kreisringes mit der Ladung Q ausge¨ ubte Anziehungskraft ist nach dem Coulombschen Gesetz QA Q D A Q = . 4πε(r2 + a2 ) 4πε(r2 + a2 )

(14.4)

Die horizontalen Komponenten der Kr¨ afte, die von je zwei einander gegen¨ uberliegenden Fl¨ achenelementen des Kreisringes herr¨ uhren, heben sich auf, w¨ ahrend√sich die vertikalen Komponenten addieren. Die vertikale Komponente ist a/ r2 + a2 mal so groß wie die Kraft selbst; die gesamte Ladung eines Kreisringes mit der Fl¨ ache 2rπdr ruft daher im Punkt P eine Kraft hervor vom Betrag a DA · D2rπdr ·√ . (14.5) 2 4πε(r2 + a2 ) r + a2 Die von der Gesamtladung der unteren Platte auf das Flächenelement A der anderen Platte ausge¨ ubte Kraft wird durch Integration u ¨ber alle Kreisringe erhalten zu 1

Im folgenden verwenden wir Differenzengr¨ oßen, so dass die entsprechenden Beziehung teilweise nur n¨ aherungsweise gelten. Dennoch verzichten wir darauf, statt des Gleichungszeichens = ein N¨ aherungszeichen ≈ zu verwenden.

14.2 Mechanische Spannungen im elektrischen Feld

aD2 A 2ε

0

r0

(r2

rdr aD2 A = 2 3/2 2ε +a )

1 1 − 2 a r0 + a2

231

.

(14.6)

Lassen wir nun den Radius r0 sehr groß werden gegen den Plattenabstand a, so verschwindet das zweite Glied in der Klammer gegen das erste; der Plattenabstand a f¨ allt heraus, und die gesamte Zugkraft, die auf das Flächenelement A einwirkt, wird aD2 A . (14.7) 2ε Die auf die Platte wirkende Zugspannung ergibt sich durch Division mit A; sie betr¨ agt also 1 1 aD2 = ED = εE2 . (14.8) σz = 2ε 2 2

14.2 Mechanische Spannungen im elektrischen Feld Die Gl.(14.8) gilt auch bei beliebig gekr¨ ummten Leiteroberflächen, da das elektrische Feld in hinreichend kleinen Ausschnitten an der Elektrodenoberfl¨ ache als homogen angenommen werden kann. Die an der Elektrodenoberfl¨ ache als homogen angreifenden Zugspannungen haben also allgemein den durch Gl.(14.8) gegebenen Betrag auch bei beliebiger Kr¨ ummung der Elektrodenoberfl¨ ache. Die Kr¨ afte greifen senkrecht an der Elektrodenoberfläche an. Man kann sie dadurch veranschaulichen, dass man sagt, es bestehe längs der D-Feldlinien eine Zugspannung gem¨ aß Gl.(14.8) (Faraday, Maxwell), ähnlich wie in einem B¨ undel gespannter Gummif¨ aden. Daraus geht nicht hervor, dass tats¨ achlich derartige Spannungen im leeren Raum vorhanden sind. Diese Vorstellung der Nahwirkungstheorie, die insbesondere durch die mechanischen Spannungen im Nichtleiter gekennzeichnet ist, erlaubt jedoch eine anschauliche Darstellung der Vorgänge des elektrischen Feldes, die bei den f¨ ur die Elektrotechnik in Betracht kommenden Erscheinungen nicht in Widerspruch mit der Erfahrung steht. Nach heutigem Wissen ist jedoch die Anschauung zutreffender, dass die Elektroden vermittels des elektrischen Feldes durch den leeren Raum aufeinander einwirken. Die l¨ angs der D-Feldlinien wirkenden Zugspannungen haben einen Querdruck zur Folge, mit dem sich die D-Feldlinien scheinbar abzustoßen suche; er kann auf folgende Weise berechnet werden. Durch zwei benachbarte Niveaufl¨ achen und durch Verschiebungslinien l¨ asst sich an jeder Stelle des elektrischen Feldes ein kleiner Kegelstumpf nach Abb. 14.2 abgrenzen, wobei die Grundfl¨ achen durch die Niveaufl¨ achen gebildet werden. Wir denken uns diesen Kegelstumpf zu einem Kegel vervollst¨ andigt. Das E-Feld innerhalb des Kegelstumpfes ist eine Funktion des Abstandes x von der Spitze des Kegels; f¨ ur den Radius r, der ebenso wie die H¨ ohe x des Kegelstumpfes im Grenzfall verschwindend klein sein soll, gilt r = x tanα. Bezeichnet man die E-Feldstärke

232


Abbildung 14.2. Berechnung des Querdruckes der D-Feldlinien

auf der linken Seitenfl¨ ache mit E, so hat sie auf der rechten entsprechend der Zunahme der Fl¨ ache den Wert r2 π x E = E 1 − 2 . (14.9) 2 x r x+x π x Die auf die linke Seitenfl¨ ache wirkende Zugkraft ist 1 π εE2 x2 tan2 x, 2 die auf die rechte Seitenfl¨ ache wirkende Kraft ist 1 x 2 π εE 1 − 4 (x + x)2 tan2 x, 2 x

(14.10)

(14.11)

der Kegelstumpf wird daher mit einer Kraft x 2 1 x tan2 x Fx = π εE2 2 x

(14.12)

nach links gezogen. Soll ein Gleichgewichtszustand bestehen, so muss diese Kraft durch einen auf den Kegelmantel wirkenden Flächendruck σq aufgehoben werden. Es ist also zu setzen Fx = 2rπ

x σq sin α; cos α

(14.13)

daraus folgt die Dichte σq =

1 1 εE2 = ED. 2 2

(14.14)

Dieser Querdruck ist also ebenso groß wie der Längszug σz . Obwohl die von elektrischen Felder hervorgerufenen mechanischen Spannungen lange Zeit nur bei makroskopischen Betrachtungen eine Rolle gespielt haben, werden solche Kr¨ afte auch bei Mikrosystemen untersucht, wobei man den allgemeinen Maxwellschen Spannungstensor verwendet. Einzelheiten dazu findet man z. B. Hui, Yen, Tien [120].

14.3 Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen zwischen Nichtleitern

233

14.3 Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen zwischen Nichtleitern Auch an den Grenzfl¨ achen zwischen zwei Nichtleitern entstehen Kräfte. In Abb. 14.3 ist ein Fl¨ achenelement der beliebig geformten Grenzfläche mit A bezeichnet; sie trenne einen Raum 1 mit der Dielektrizitätskonstante ε1 von arke greife in dem ersten Raum einem Raum 2 mit ε2 . Die elektrische Feldst¨ unter dem Winkel α gegen die Senkrechte zu A an diesem Flächenelement an.

Abbildung 14.3. Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen

Auf das Fl¨ achenelement wirken nun aus dem Raum 1 zwei Kräfte ein, eine angs der Feldlinien bedingt ist und Kraft dFl , die durch die Zugspannung l¨ den Betrag hat Fl =

1 E1 D1 A cos α = σ1 A cos α, 2

(14.15)

und eine zweite dFq , die senkrecht zu den Feldlinien steht und durch den Querdruck der Feldlinien hervorgerufen wird; sie hat den Betrag Fq = σ1 A sin α.

(14.16)

Beide Kr¨ afte setzen sich zu einer Resultierenden F1 zusammen. Die Tangentialkomponente dieser Resultierenden ist nach rechts gerichtet und beträgt Ft1 = 2σ1 A cos α sin α = σ1 A sin 2α.

(14.17)

Die nach oben zeigende Normalkomponente beträgt Ft1 = σ1 A(cos2 α − sin2 α) = σ1 A cos 2α.

(14.18)

Hieraus geht hervor, dass die Gesamtkraft F1 den Winkel 2α mit der Normalen zur Grenzfl¨ ache bildet und den Betrag σ1 A hat. Man kann sich also die an der Grenzfl¨ ache von der einen Seite her angreifenden Kräfte hervorgerufen denken durch eine Fl¨ achenkraft ( Maxwellsche Spannung“ T1 ) vom ” Betrag 1 1 T1 = E1 D1 = ε1 E12 , (14.19) 2 2

234


deren Winkel mit der Normalen durch die Richtung von E1 halbiert wird. F¨ uhrt man die Normal- und Tangentialkomponenten von E1 und D1 ein, so folgt aus den Gl. (14.17) und (14.18) (14.20) Ft1 = εEn1 Et1 A, 1 2 2 − Et1 )A. (14.21) Fn1 = ε1 (En1 2 Ganz entsprechende Kr¨ afte wirken nun auch von der anderen Seite der Grenzfl¨ ache her. Dort ist wegen der Stetigkeit des D-Feldes ε1 (14.22) En2 = En1 und Et2 = Et1 . ε2 Die Tangentialkraft ist dort nach links gerichtet und beträgt ε1 Ft2 = ε2 En1 Et1 A = ε1 En1 Et1 A. ε2

(14.23)

Sie ist also genau entgegengesetzt gleich dFt1 , so dass sich die beiden Kräfte aufheben. Die gesamte auf die Grenzfl¨ ache wirkende Kraft greift immer senkrecht zur Grenzfl¨ ache an, gleichg¨ ultig wie groß der Einfallswinkel der elektrischen Kraftlinien ist. Die aus dem Raum 2 herr¨ uhrende nach diesem Raum hin gerichtete Normalkomponente der Kraft hat den Betrag 2 ε1 1 2 2 En1 − Et1 A. (14.24) Fn2 = ε2 2 ε2 Insgesamt ergibt sich also an der Grenzfl¨ ache eine nach dem Raum 1 hin gerichtete Zugspannung vom Betrag Fn1 − Fn2 , A 1 ε1 2 2 σz = (ε2 − ε1 ) Et1 + En1 . 2 ε2 σz = lim

A→0

(14.25) (14.26)

Sonderf¨ alle: 1. Feldlinien senkrecht zur Grenzfl¨ ache: Et1 = 0,

En1 = E1 ;

(14.27)

es ergibt sich 1 ε1 (ε2 − ε1 ) E1 2 . 2 ε2 Ist ε2 groß gegen ε1 , so gilt angen¨ ahert σz =

σz = wie an einer Leiteroberfl¨ ache.

1 ε1 E1 2 . 2

(14.28)

(14.29)

14.4 Berechnung der Feldkr¨ afte aus der Kapazit¨ at

235

2. Feldlinien parallel zur Grenzfl¨ ache: En1 = 0,

Et1 = E1 ;

(14.30)

es ergibt sich 1 (ε2 − ε1 )E1 2 . (14.31) 2 Wird eine Glasplatte parallel zu den Platten in einen Plattenkondensator gebracht, so heben sich die Zugkr¨ afte auf beiden Seitenflächen der Glasplatte auf; dagegen wird die Platte in den Kondensator hineingezogen, wenn sie nur zum Teil in den Kondensator hineintaucht, Gl. (14.31). Bei fl¨ ussigen Isolierstoffen wirken die elektrischen Feldkr¨ afte wie ein hydrostatischer Druck; sie suchen das Volumen des Isolierstoffes zu vergrößern. σz =

14.4 Berechnung der Feldkr¨ afte aus der Kapazit¨ at Die praktisch vorkommenden elektrischen Feldkräfte sind durchweg sehr klein. Sie haben beispielsweise eine grundlegende Bedeutung bei den elektrostatischen Messinstrumente, bei denen sie die Triebkräfte bilden. Aber auch in der Mikro- und Nanoelektronik spielen sie als Wechselwirkungskräfte bei Atomkraftmikroskopen und sogenannten MEMS (vgl. Jacobs et al. [124]) eine wichtige Rolle. Zur Berechnung der Feldkr¨ afte in diesen Fällen und bei allgemeinen Elektrodenformen kann man eine andere Methode anwenden, die von der im elektrischen Feld aufgespeicherten Energie ausgeht. In Abschnitt 13 wurde gezeigt, dass die in einer Kapazit¨ at gespeicherte Energie W =

1 CU 2 2

(14.32)

ist. Damit l¨ asst sich die im elektrischen Feld wirkenden mechanischen Kräfte mit Hilfe des folgenden Gedankenexperimentes berechnen. Wir denken uns die Spannungsquelle, die den Kondensator auf eine Spannung U aufgeladen hat, entfernt, und nehmen ideale Isolation an, so dass die Ladung Q zeitlich konstant bleibt. Die gespeicherte Energie ist W =

Q2 1 CU 2 = . 2 2C

(14.33)

Es werde nun verfolgt, wie sich die elektrische Energie bei einer gedachten Verschiebung einer Elektrode a ¨ndert. Wirkt auf eine Elektrode die Feldkraft Fx in einer Richtung x, und bewegt sich die Elektrode unter der Einwirkung dieser Kraft um ein kleines St¨ uck x in dieser Richtung zu der Gegenelektrode hin, so wird die Arbeit geleistet Fx x.

(14.34)

236


Diese kann nur der Energie des elektrischen Feldes entzogen worden sein. Die Kapazit¨ at C(x) nimmt zu um (∂C/∂x)x, also nimmt nach Gl.(14.33) die Energie ab um den Betrag W =

1 ∂C 1 Q2 ∂C x = U 2 x; 2 2 C ∂x 2 ∂x

(14.35)

daher gilt 1 2 ∂C U . (14.36) 2 ∂x Die Richtung der Kraft l¨ asst sich immer durch die Regel bestimmen, dass die Feldkr¨ afte infolge des L¨ angszuges und Querdruckes der Feldlinien die Kapazit¨ aten zu vergrößern suchen. Fx =

Beispiel: Bei einem Plattenkondensator mit der Fläche A und dem Abstand a der Platten ist A (14.37) C=ε . a Die auf die Elektroden ausge¨ ubte Zugkraft weist in Richtung der Abstandsabnahme −a = x und betr¨ agt somit 1 ∂C 1 εA 2 F = − U 2 = U . 2 ∂a 2 a2

(14.38)

Als Anwendungsbeispiel werde das Nadelelektrometer betrachtet. Eine Blech-

Abbildung 14.4. Prinzip des Nadelelektrometers

nadel taucht in einen Plattenkondensator derart, dass sich mit zunehmendem Ausschlag der Nadel die Kapazit¨ at zwischen Nadel und Platte vergrößert, Abb. 14.4. Die Kapazit¨ at zwischen Nadel und den festen Platten ist angen¨ ahert proportional der eintauchenden L¨ ange l der Nadel: C = c l. Legt man eine Spannung zwischen die Nadel und die miteinander verbundenen festen Platten, so sucht sich die Kapazit¨ at zu vergrößern, die Nadel erfährt ein Triebmoment im Sinne des Uhrzeigers, dem durch das Richtmoment einer Feder die Waage gehalten wird. Bezeichnet man das Triebmoment mit Md , so ¨ gilt auf Grund der gleichen Uberlegung wie oben f¨ ur eine kleine Winkeländerung α

14.4 Berechnung der Feldkr¨ afte aus der Kapazit¨ at

Md α =

1 2 U C 2

oder im Grenzfall

Md =

1 2 dC U . 2 dα

237

(14.39)

Nun ist bei kreisförmiger ¨ außerer Begrenzung der festen Platten l = r0 − r;

(14.40)

also wird

dr c (14.41) Md = − U 2 . 2 dα Die Abh¨ angigkeit des Triebmomentes von dem Drehwinkel α des Zeigers lässt sich danach durch die Berandungskurve der festen Platten beeinflussen. F¨ ur das Gleichgewicht zwischen dem Triebmoment Md und dem Richtmoment s α der Feder gilt dr c (14.42) s α = − U2 . 2 dα Verlangt man, dass die Skala einen proportionalen Verlauf haben soll, so muss sein U = c1 α (14.43)

oder

2s dα c c21 α

(14.44)

α0 2s ln . c c21 α

(14.45)

dr = − und mit α0 f¨ ur r = 0 r=

Diese Bedingung l¨ asst sich praktisch in einem gewissen Winkelbereich verwirklichen. Die Umwandlung von elektrischer Energie in mechanische Arbeit bei der Bewegung einer Elektrode ist ein umkehrbarer Vorgang. Dies lässt sich durch den folgenden Versuch zeigen. Ein Drehkondensator werde mit einer Spannung von 220 V bei voller Kapazit¨ at aufgeladen. Seine beiden Klemmen sind mit einer kleinen Funkenstrecke versehen, die bei der niedrigen Ladespannung nicht anspricht. Entfernt man aber die Verbindung mit der Spannungsquelle und dreht den beweglichen Teil des Kondensators rasch in die Nullstellung, so springt ein Funke u ¨ber. Der Vorgang ist der folgende. Der Kondensator hat bei der vollen Kapazit¨ at die Ladung Q = CU aufgenommen. Schaltet man ihn von der Spannungsquelle ab und verringert die Kapazität auf den Wert der Anfangskapazit¨ at, der (1/n)C betrage, so sorgt die Isolierung der Elektroden ¨ daf¨ ur, dass w¨ ahrend dieser Anderung die Ladung nahezu konstant bleibt. Es muss also die Spannung auf den n-fachen Wert wachsen. Die Ladung drängt sich auf eine kleine Fl¨ ache der Platten zusammen, das D-Feld wächst und damit wachsen E-Feld und Spannung. Die gespeicherte elektrische Energie war zu Anfang 1 (14.46) Wa = CU 2 ; 2

238


am Ende des Vorganges dagegen betr¨ agt sie We =

11 1 C(n U )2 = n CU 2 = nWa . 2n 2

(14.47)

Sie ist also n mal so groß geworden. Der Differenzbetrag ist also dem Kondensator bei der Drehung der Platte als mechanische Arbeit zugef¨ uhrt worden. Die Anordnung stellt einen Generator dar, der mechanische in elektrische Energie umwandelt (Influenz-Elektrisiermaschine, s.a. parametrische Verstärker). Da die im elektrischen Feld aufgespeicherten Energien sehr klein sind, so lassen sich jedoch auf diese Weise keine großen elektrischen Leistungen herstellen.

14.5 Einwirkung elektrischer Felder auf Elektronenbahnen: Elektronenoptik (Internet)

Anmerkung: Dieser Unterabschnitt kann aus dem Internet als PDF-File geladen werden; Einzelheiten dazu findet man im Vorwort zu diesem Buch. Die Hinweise auf Abschnitte, Gleichungen und Abbildungen beziehen sich auf den vorliegenden Text. Die Seitennummern entsprechen der Vollversion des Buchmanuskripts, die s¨ amtliche im Internet vorhandenen Unterabschnitten einbezieht und können somit leider nicht mit den Seitennummern der vorliegenden gedruckten Version des Buchmanuskriptes in Zusammenhang gebracht werden.

Teil IV

Das elektrische Str¨ omungsfeld

15 Grundgleichungen des elektrischen Str¨ omungsfeldes

In den Abschnitten u aherung des elektrischen Feldes wurde ¨ber die statische N¨ angenommen, dass sich die Ladungen und Ladungsdichten ortsfest im Raum befinden und somit keine zeitabh¨ angige Verschiebung erfahren. Im Rahmen der N¨ aherung des station¨ aren elektrischen Str¨ omungsfeldes werden solche zeitlichen Ver¨ anderungen der Ladungen und Ladungsdichten in die Betrachtungen einbezogen, die zu einer zeitlich konstanten Strömung“ der elektrischen La” dungen f¨ uhren. Diese Str¨ omung wird mit Hilfe der elektrischen Stromdichte J charakterisiert, die man in Analogie zur laminaren Strömung von Fl¨ ussigkeiten lokal – d.h. f¨ ur einen Raumpunkt r - einf¨ uhren kann J(r) := (r) · v(r),

(15.1)

wobei v(r) die Geschwindigkeit der Str¨ omung im Punkt r ist. Der elektrische Strom I wird dann als eine auf die gerichtete Fläche A bezogene integrale Gr¨ oße definiert J · dA.

I :=

(15.2)

A

Auf diese Weise wird der in Abschnitt 4.1 u ¨ber elektrische Netzwerke in axiomatischer Weise eingef¨ uhrte Strom feldtheoretisch rekonstruiert. Daher k¨ onnen die Grundgesetze der elektrischen Strömung und insbesondere der elektrischen Stromdichte auch mit Hilfe von Grenzwertbetrachtungen in linearen Widerstandsnetzwerken motiviert werden. Im folgenden wollen wir jedoch eine feldtheoretische Einf¨ uhrung in das stationäre elektrische Strömungsfeld geben. Bereits in Abschnitt 6 u ¨ber das elektrostatische Feld haben wir gesehen, dass der Satz von Helmholtz (vgl. Anhang A.2) zur Charakterisierung von Vektorfeldern, die zusammen mit ihren Ableitungen im Unendlichen verschwinden, von zentraler Bedeutung ist. Danach muss die Divergenz und die Rotation eines Feldes vorgeschrieben werden, um das Feld (bis auf ein unwichtiges konstantes Feld) eindeutig festzulegen. Da im elektrischen Strömungsfeld

242


¨ bewegte Ladungen im Mittelpunkt der Uberlegungen stehen, m¨ ussen elektrische Kraftwirkungen und damit das E-Feld eine wesentliche Rolle spielen. Im Rahmen des elektrischen Str¨ omungsfeldes wird angenommen, dass das E-Feld weiterhin die in der Elektrostatik g¨ ultige Eigenschaft rot E = 0 erf¨ ullt, d.h. es wirken weiterhin Coulombsche Kr¨ afte zur Erzeugung der Bewegung der Ladungen. Von einer Wechselwirkung der bewegten Ladungen untereinander wird – im Sinne einer laminaren“ elektrischen Strömung – absehen. Schließ” lich bleiben magnetische Wirkungen der elektrischen Strömung unber¨ ucksichtigt. Darauf wird erst im Rahmen der Theorie des stationären Magnetfeldes n¨ aher eingegangen; vgl. Abschnitt 18. Wie bereits gesagt, ist die elektrische Stromdichte J neben dem E-Feld die andere wichtige Gr¨ oße im station¨ aren Str¨ omungsfeld. Da nach aller Erfahrung das Prinzip der Ladungserhaltung gilt, muss auf ein bestimmtes Volumen bezogen die Kontinuit¨ atsgleichung f¨ ur Ladungen gelten ∂ + divJ = 0. (15.3) ∂t Die physikalische Interpretation ist einfach und bedeutet nichts anderes, als ¨ dass die zeitliche Anderung der Ladungsdichte (r, t) im Raumpunkt r gleich der durch divJ charakterisierten erzeugten oder vernichteten Ladung ist. Da im station¨ aren Str¨ omungsfeld die Ladungsdichte nicht zeitabhängig sein soll, ergibt sich aus der Kontinuit¨ atsgleichung (15.3) eine Bedingung f¨ ur die elektrische Stromdichte J 0 = div J. (15.4) Um nun die im Sinne des Satzes von Helmholtz noch fehlenden Bedingungen f¨ ur E und J zu erhalten, wird wie im elektrostatischen Feld eine Materialbeziehung ben¨ otigt. In Abschnitt 16.2 wird anhand elementarer Betrachtungen motiviert, dass zumindest in einfachen F¨ allen das verallgemeinerte Ohmsche Gesetz gilt, d.h. J = κ E, (15.5) wobei die Proportionalit¨ atskonstante κ die Leitf¨ ahigkeit ist, die auch in Form des spezifischen Widerstandes ρ = 1/κ notiert werden kann. Aufgrund der Linearit¨ at von Gl.(15.5) k¨ onnen die Rotation von J und die Divergenz von E mit Hilfe von rot E = 0 bzw. div J = 0 festgelegt werden. Wie im elektrostatischen Fall lassen sich die Grundgleichungen des station¨ aren elektrischen Str¨ omungsfeldes div J = 0 rot E = 0, J = κE

(15.6) (15.7)

nach Einf¨ uhrung des elektrischen Potenzials durch E =: −grad ϕ (d.h. eine L¨ osung von rot E = 0) im Fall konstanter Leitfähigkeit κ auf die Laplacesche PDgl. reduzieren ϕ = 0. (15.8)


243

Die Richtungen von J und E stimmen nur in isotropen Leitern u ¨berein, also solchen, bei denen die Leitf¨ ahigkeit f¨ ur alle Stromrichtungen den gleichen Wert besitzt. Bei Kristallen ist diese Bedingung im allgemeinen nicht genau erf¨ ullt, so dass J und E verschiedene Richtungen haben können. Dann ersetzt ein Leitf¨ ahigkeitstensor (2. Stufe), bei dem es sich in einer Koordinatendarstellung um eine lineare Abbildung handelt, die Konstante κ. Weiterhin kann die Leitf¨ ahigkeit vom Ort abh¨ angen oder J und E können sogar in einem nichtlinearen Zusammenhang stehen. In diesen Fällen kann die Laplacesche PDgl. nicht mehr zur Analyse des elektrischen Strömungsfeldes herangezogen werden, sondern es muss wie im elektrostatischen Feld eine verallgemeinerte Form verwendet werden. Um konkrete elektrische Str¨ omungsfelder mit Hilfe von Gl.(15.8) analysieren zu k¨ onnen, m¨ ussen noch Randbedingungen hinzugef¨ ugt werden. Grunds¨ atzlich k¨ onnen wie im elektrostatischen Feld das elektrische Potenzial und/oder das E-Feld, d.h. die Ableitung des elektrischen Potenzials, auf dem Rand vorgegeben werden; im ersten Fall handelt es sich im Dirichletsche im zweiten um Neumannsche Randbedingungen. Physikalisch gesehen wird man in das Gebiet, in dem man die elektrische Str¨ omung berechnen will, einen Strom oder eine Stromdichte einleiten. Nimmt man die G¨ ultigkeit des verallgemeinerten Ohmschen Gesetzes an, dann handelt es sich in diesem Randbereich letztlich um die Vorgabe des elektrischen Feldes und damit um die Ableitung des elektrischen Potenzials. Anders als im elektrostatischen Fall sind somit im station¨ aren elektrischen Str¨ omungsfeld auch Neumannsche Randbedingungen von gr¨ oßerer Bedeutung.

Abbildung 15.1. Grenzfl¨ achen zwischen Stoffen verschiedener Leitf¨ ahigkeit

Neben den Randbedingungen sind im elektrischen Strömungsfeld auch Grenzbedingungen zu ber¨ ucksichtigen, wenn sich die Leitfähigkeit κ in dem betrachteten Gebiet sprunghaft ¨ andert, d.h. κ dort st¨ uckweise konstant ist. Durchfließt etwa ein elektrischer Strom Stoffe mit verschiedener Leitfähigkeit, so ergibt sich an den Grenzfl¨ achen eine Brechung der Stromlinien. Tritt der Strom in eine Grenzfl¨ ache zwischen zwei Stoffen mit den Leitfähigkeiten κ1 und κ2 unter einem beliebigen Winkel α1 zur Senkrechten auf der Grenz-

244


fl¨ ache ein, Abb. 15.1, so tritt er unter einem Winkel α2 aus, der im allgemeinen nicht gleich α1 ist. Die Winkel α1 und α2 geben die Richtung der Vektoren der Stromdichte J1 und J2 zu beiden Seiten der Grenzfläche an. Zerlegt man jeden dieser beiden Vektoren in die Normalkomponente Jn und die Tangentialkomponente Jt , so geben die Normalkomponenten an, wie groß der Strom ist, der durch irgendein kleines Fl¨ achenelement dA der Grenzfläche hindurchtritt. Da wegen der Quellenfreiheit der elektrischen Stromdichte in die Grenzfläche von der einen Seite her genau so viel Strom eintreten muss, wie auf der anderen Seite herauskommt, so muss (15.9) Jn1 = Jn2 sein. Die Normalkomponente der Stromdichte ist an Grenzfl¨ achen stetig. Eine Aussage u ¨ber die Tangentialkomponenten ergibt sich, wenn man das E-Feld einf¨ uhrt, deren Richtung zu beiden Seiten der Grenzfläche mit der Richtung der Stromdichte zusammenf¨ allt. Die Tangentialkomponenten Et des E-Feldes sind maßgebend f¨ ur das Potenzialgefälle längs der Grenzfläche. Schreitet man in Richtung der Tangentialkomponenten längs der Grenzfläche um ein kleines St¨ uck ds fort, so ergeben sich die Potenzialunterschiede dϕ1 = Et1 ds

und dϕ2 = Et2 ds

(15.10)

auf beiden Seiten der Grenzfl¨ ache. Auf Grund des zweiten Kirchhoffschen Satzes m¨ ussen die Potenzialunterschiede auf beiden Seiten der Grenzfläche einander gleich sein. Anmerkung: Dies gilt selbst dann, wenn zwischen den beiden Stoffen eine Quellenspannung (Kontaktspannung) besteht. Auf einem geschlossenen Weg, der an der einen Seite der Grenzfl¨ ache beginnt, den Abschnitt ds durchläuft, durch die Grenzfl¨ ache hindurchtritt, auf der anderen Seite längs der Grenzfl¨ ache um das St¨ uck ds zur¨ uckgeht und die Grenzfläche zum zweiten Male durchst¨ oßt, um zum Ausgangspunkt zur¨ uckzukehren, ist nämlich die Summe der Kontaktspannungen Null, so dass auch hier dϕ1 = dϕ2

(15.11)

Et1 = Et2

(15.12)

Jt1 κ1 = . Jt2 κ2

(15.13)

sein muss. Hieraus geht hervor, dass oder

Tangentialkomponenten der Stromdichte verhalten sich an Grenzfl¨ achen wie die Leitf¨ ahigkeiten der aneinandergrenzenden Stoffe. ¨ Beim Ubergang des Stromes von einem Stoff mit größerer Leitfähigkeit zu einem Stoff geringerer Leitf¨ ahigkeit wird also der Winkel mit der Normalen zur Grenzfl¨ ache kleiner; in dem Beispiel Abb. 15.1 ist κ1 größer als κ2 . Wenn das


245

Verh¨ altnis der Leitf¨ ahigkeit extrem groß ist, so gelten hiernach die folgenden S¨ atze: Aus einem Stoff mit sehr großer Leitf¨ ahigkeit treten die Stromlinien nahezu senkrecht aus. An der Grenzfl¨ ache zwischen einem Leiter und einem Nichtleiter ist die Normalkomponente der Stromdichte Null. Im letzten Fall verl¨ auft der Strom im Leiter an der Grenzfläche tangential. Die Potenzialfl¨ achen stehen daher auf der Grenzfläche senkrecht, siehe z.B. Abb. 16.2 in Abschnitt 16.1. Auf die verschiedenen M¨ oglichkeiten zur Lösung des Laplaceschen Randwertproblem f¨ ur das station¨ are Str¨ omungsfeld wird in Abschnitt 17 eingegangen. Dabei werden nur beispielhafte L¨ osungen diskutiert, da grundsätzlich die Methoden verwendet werden k¨ onnen, die wir bereits aus der Elektrostatik kennen (vgl. Abschnitt 10). Abschließend wollen wir noch auf das Joulesche Gesetz in feldmäßiger Darstellungen eingehen. Auf eine Veranschaulichung auf der Grundlage von diskreten Widerstandsnetzwerken gehen wir in Abschnitt 16.1 ein. Dort wird die r¨ aumliche Leistungsdichte p in folgender Weise in Gebieten mit konstanter Leitf¨ ahigkeit κ motiviert p(r) =

1 J(r)2 = J(r) · E(r) = ρE(r)2 . κ

(15.14)

Aus einer dieser Darstellungen der Leistungsdichte lässt sich die Leistung P , die einem Volumen V zugeordnet werden kann, in folgender Weise berechnen; beispielsweise gilt 1 J(r)2 dV. (15.15) P = κ V

16 Einige elementare Betrachtungen zum elektrischen Str¨ omungsfeld

16.1 Experimentelle Betrachtungen Nach der allgemeinen Einf¨ uhrung der Grundgesetze des elektrischen Strö¨ mungsfeldes im letzten Abschnitt wollen wir noch einige elementare Uberlegungen anf¨ ugen, die der besseren Veranschaulichung des stationären elektrischen Str¨ omungsfeldes dienen sollen. Dazu gehen wir von einem langgestreckten zylindrischen Leiter aus gleichf¨ ormigem Material aus. In diesem Leiter breitet sich ein konstanter elektrischer Strom um so genauer gleichmäßig u ¨ber den ganzen Querschnitt aus, je gr¨ oßer die Leiterlänge im Vergleich zu den Abmessungen des Querschnitts ist. Denkt man sich den Querschnitt in kleine, unter sich gleiche Fl¨ achenelemente zerlegt, so fließt durch jedes dieser Flächenelemente in der Zeiteinheit die gleiche Elektrizitätsmenge. Die Stromstärke je Fl¨ acheneinheit ist u ur beliebige ¨berall im Querschnitt konstant; sie ist f¨ Fl¨ achenelemente des Querschnitts gleich dem Gesamtstrom dividiert durch die Fl¨ ache des Leiterquerschnittes. Eine solche gleichmäßige Stromverteilung bildete die Voraussetzung der Gl. (4.1). In der Elektrotechnik kommen nun auch F¨ alle einer komplizierteren räumlichen Verteilung des elektrischen Stromes vor. Beispiele daf¨ ur bilden die Erdungen, bei denen sich der Strom nach allen Richtungen hin im Erdboden ¨ ausbreitet, oder Ubergangswiderst¨ ande an Kontakten. Derartige Fälle räumlicher elektrischer Str¨ omungen sind der Gegenstand dieses Abschnittes. Auch die r¨ aumliche elektrische Str¨ omung wird durch die Gesetze von Ohm und ahrend aber diese Gesetze in Widerstandsnetzwerken ohne weiKirchhoff1 . W¨ teres auf die Ströme und Spannungen angewendet werden können, bedarf es im r¨ aumlichen Str¨ omungsfeld der Einf¨ uhrung von einigen neuen Größen, 1

Die Grundgesetze elektrischer Str¨ omungen in drahtf¨ ormigen Leitern wurden bereits von Ohm in seinem Werk Die Galvanische Kette – mathematisch bearbei” tet“ [208] vollst¨ andig angegeben. Die Bezeichnung Kirchhoffsche S¨ atze“ hat also ” nicht mit dem Entdecker dieser physikalischen Gesetzm¨ aßigkeiten zu tun. Das hat auch Kirchhoff bereits in seiner ersten Ver¨ offentlichung [134] betont.

248


die aus Strom und Spannung abgeleitet werden und eine Kennzeichnung und Veranschaulichung des Str¨ omungsfeldes vermitteln. Um zu diesen Größen zu gelangen, gehen wir von dem folgenden Versuch aus.

Abbildung 16.1. Experimentelle Bestimmung der Potenzialverteilung

Auf einer großen Tafel aus Eisenblech, die isoliert aufgestellt ist, sind zwei Klemmen c und d angebracht, Abb. 16.1; sie werden mit einer Gleichstromquelle verbunden. Es fließt dann Strom durch die Blechtafel von der einen Klemmen zur anderen; in der Tafel ergibt sich ein räumliches Strömungsfeld, das genauer untersucht werden soll. Zu diesem Zweck werden die Klemmen eines empfindlichen Spannungsmessers V mit zwei Metallspitzen (Sonden) a und b verbunden. Setzt man diese Spitzen auf zwei beliebige Punkte der Blechtafel, so zeigt der Spannungsmesser die Spannung zwischen diesen Punkten an. Die gr¨ oßte Spannung ergibt sich beim Aufsetzen auf die Elektroden c und d; beispielsweise zeige das Instrument dabei einen Ausschlag von 100 Teilstrichen, die 100mV entsprechen m¨ ogen. Indem wir nun die Sonde a auf c setzen, suchen wir mit der Sonde b alle Punkte der Blechtafel auf, deren Spannung 50mV gegen die Elektrode c betr¨ agt, die also die Spannung zwischen den Elektroden gerade halbiert. Der Versuch ergibt, dass diese Punkte, wie es aus Symmetriegr¨ unden zu erwarten war, auf der Mittelsenkrechten zur Strecke cd liegen. Setzt man die Sonde a irgendwo auf die Mittellinie und die Sonde b auf d, so ergibt sich der gleiche Ausschlag von 50mV . Wir können ferner in gleicher Weise die Punkte aufsuchen, deren Spannung gegen c einen beliebigen anderen Wert hat. F¨ ur die Spannung von 70mV erhält man z.B. die in Abb. 16.1 angedeutete Kurve, die die Elektrode d umgibt; andererseits zeigt sich, dass beliebige Punkte dieser Kurve gegen die Elektrode d eine Spannung von −30mV haben. Man kann so systematisch die Spannungsverteilung in der ganzen Tafel untersuchen, indem man die Linien gleicher Spannung gegen die eine Elektrode aufzeichnet. Es ergibt sich eine Anordnung von Kurven, wie sie durch Abb. 16.2 veranschaulicht ist. Wir nennen diese Kurven wie in der Elektrostatik die Linien gleichen Potenzials, Potenziallinien oder Niveaulinien. Setzt man die beiden Sonden auf ein und dieselbe Niveaulinie, so ergibt sich kein Ausschlag des Spannungsmessers V. Entsprechende Punkte gleichen

16.1 Experimentelle Betrachtungen

249

Potenzials kann man sich auch im Inneren des Eisenbleches aufgesucht denken. Sie bilden etwa zylindrische Fl¨ achen, deren Spuren an der Blechoberfläche die gezeichneten Niveaulinien sind. Diese Fl¨ achen nennen wir die Potenzialfl¨ achen oder Niveaufl¨ achen. Potenzialfl¨ achen sind Fl¨ achen gleichen Potenzials. Zwischen zwei beliebigen Punkten ein und derselben Potenzialfläche besteht daher keine Spannung.

Abbildung 16.2. Experimentelle Bestimmung der Potenzialverteilung

Jede Potenzialfl¨ ache kennzeichnen wir durch den Wert des ihr entsprechenden Potenzials, also durch die Spannung gegen einen willk¨ urlichen Bezugspunkt. Das Vorzeichen wird gem¨ aß der Festsetzung u ¨ber die Stromrichtung so gew¨ ahlt, dass der Strom vom h¨ oheren Potenzial zum niedrigeren fließt. In Abb. 16.2 befindet sich als rechts der positive, links der negative Pol der Stromquelle, der Strom fließt von d nach c. W¨ urde man die Anschl¨ usse der Stromquelle vertauschen, die Stromrichtung also umkehren, so w¨ urde sich zwar die gleiche Verteilung des Potenzials ergeben; die angeschriebenen Zahlen m¨ ussten dann jedoch mit negativen Vorzeichen versehen werden. Der Bezugspunkt des Potenzials ist ganz willk¨ urlich, da es f¨ ur die Wirkungen nur auf die Potenzialunterschiede, also die Spannungen, ankommt. Bei Wahl eines anderen Bezugspunktes erh¨ ohen sich sämtliche Potenziale um einen bestimmten, aber im ganzen Feld konstanten Betrag. Wählt man z.B. einen Punkt der Mittellinie als Bezugspunkt, so wird das Potenzial dieser Mittellinie Null. Alle Potenzialwerte der Abb. 16.2 erniedrigen sich um den gleichen Betrag von 50 mV , so dass die Elektrode c das Potenzial −50 mV erh¨ alt, die Elektrode d das Potenzial +50mV . F¨ ur die Spannungen zwischen ¨ beliebigen Punkten ist eine solche Anderung belanglos. Es gelten die Sätze: Das Potenzial eines Punktes ist gleich der Spannung zwischen diesem Punkt und einem Bezugspunkt. Die Spannung zwischen zwei beliebigen Punkten ist gleich der Differenz der Potenziale dieser Punkte. Ein Feld, in dem diese Eigenschaften vorliegen, nennt man – wie in der Elektrostatik bereits erw¨ ahnt – ein Potenzialfeld. Ist ϕa das Potenzial eines Punktes a, ϕb das Potenzial eines Punktes b, dann ist die Spannung zwischen den beiden Punkten (vgl. Gl.(4.1))

250


Uab := ϕa − ϕb .

(16.1)

Aus der Festsetzung u ¨ber die Stromrichtung folgt, dass der Strom außerhalb der Quelle von a nach b fließt, wenn Uab positiv ist, und umgekehrt. Sind die Potenzialfl¨ achen eines Str¨ omungsfeldes im Raum gegeben, so ist damit zugleich auch die Stromrichtung an jeder Stelle des Raumes bestimmt. Da l¨ angs der Potenzialfl¨ achen kein Potenzialgefälle vorhanden ist, so muss die Richtung der Stromdichte u ¨berall senkrecht auf den Potenzialflächen stehen. Wir veranschaulichen die Stromrichtung durch sogenannte Stromlinien . Die Stromlinien m¨ ussen die Potenzialfl¨ achen u ¨berall senkrecht durchstoßen. In dem betrachteten Beispiel eines Str¨ omungsfeldes haben daher die Stromlinien etwa die in Abb. 16.3 dargestellte Form.

Abbildung 16.3. Stromlinien des Str¨ omungsfeldes

Grenzt man auf einer Niveaufl¨ ache ein kleines Flächenelement A ab, so findet man, dass durch dieses Fl¨ achenelement ein bestimmter Teil I des Gesamtstromes hindurchtritt. Wir nennen den Grenzwert, dem das Verhältnis J := lim

Δ→0

ΔI ΔA

(16.2)

mit abnehmender Gr¨ oße des Fl¨ achenelementes zustrebt, die Stromdichte. Die Stromdichte gibt daher an, wie groß die Stromstärke je Fläche an irgendeiner Stelle des Raumes ist. Man kann die Stromdichte durch die Dichte der Stromlinien veranschaulichen, indem man willk¨ urlich festsetzt, dass die Zahl der Stromlinien, die durch ein Fl¨ achenelement dA einer Niveaufläche hindurchgehen, proportional der Stromst¨ arke in diesem Flächenelement sein soll. Man k¨ onnte z.B. 1 A = 106 Stromlinien setzen. Daher wäre die Einheit der Stromdichte z.B. Stromlinien A = 106 . (16.3) 1 cm2 cm2 Entfernen sich die Stromlinien voneinander, so wird in gleichem Maße die Stromdichte kleiner. Von dieser M¨ oglichkeit der Darstellung einer Fluss“” Dichte durch eine Liniendichte wird besonders beim magnetischen Feld Gebrauch gemacht (vgl. Abschnitt 26).

16.2 Das station¨ are Str¨ omungsfeld und Widerstandsnetzwerke

251

In einem langgestreckten zylindrischen Leiter breitet sich der Strom gleichm¨ aßig u ¨ber den ganzen Querschnitt A des Leiters aus. Jeder Querschnitt des Leiters stellt eine Potenzialfl¨ ache dar; die Stromrichtung steht senkrecht auf dem Leiterquerschnitt. Ist daher I die Stromstärke, so beträgt an jeder beliebigen Stelle innerhalb des Leiters J :=

I . A

(16.4)

Ein derartiges Str¨ omungsfeld wird als ein homogenes Feld bezeichnet. Im allgemeinen Fall einer r¨ aumlichen Str¨ omung hat dagegen die Stromdichte an verschiedenen Punkten des Raumes verschiedene Werte. Auf die zugehörige mathematische Darstellung des allgemeinen inhomogenen Fall sind wir bereits in dem vorherigen Abschnitt 15 eingegangen.

16.2 Das station¨ are Str¨ omungsfeld und Widerstandsnetzwerke Die Stromverteilung wird in r¨ aumlicher Ausbreitung durch die gleichen Gesetze bestimmt wie in Widerstandsnetzwerken. Während dort jedoch die Bahnen des Stromes durch die Form der Leiter vorgeschrieben sind, stellen sich hier ganz bestimmte Strombahnen ein, die zun¨ achst unbekannt sind. Man kann sich aber jeden räumlich ausgedehnten Leiter durch ein räumliches Gitterwerk aus sehr d¨ unnen und kurzen leitenden Stäbchen ersetzt denken mit im Grenzfall unendlich feiner Unterteilung des Gitters; dadurch entsteht aus dem r¨ aumlichen Str¨ omungsfeld ein Widerstandsnetzwerk. Da f¨ ur die Stromverteilung in einem solchen Netz die Gesetze von Ohm und Kirchhoff gelten, so sind diese Gesetze auch f¨ ur die Berechnung r¨ aumlicher Strömungen maßgebend; sie werden zun¨ achst in eine f¨ ur diesen Zweck brauchbare Form gebracht. Das Ohmsche Gesetz im Str¨ omungsfeld Man denke sich in einer beliebigen Str¨ omung ein kleines Prisma so abgegrenzt, dass die Grundfl¨ achen durch Stromlinien gebildet werden, also senkrecht auf den Grundfl¨ achen stehen, Abb. 16.4. Der Abstand der betrachteten Potenzialfl¨ achen sei an der betreffenden Stelle des Raumes2 n, der Potenzialunterschied sei ϕ. Aus den Seitenfl¨ achen tritt infolge der gemachten Voraussetzungen kein Strom aus. Wenn die Grundflächen A des Prismas klein genug gew¨ ahlt werden, dann ist ferner der elektrische Strom gleichmäßig u ¨ber die Grundfl¨ achen verteilt. Innerhalb des Prismas verläuft daher der elektrische Strom so wie in einem langgestreckten zylindrischen Leiter; es gilt f¨ ur den Widerstand zwischen den beiden Grundfl¨ achen 2

Im folgenden und auch im diesem gesamten Abschnitt verwenden wir Differenzengr¨ oßen, so dass die entsprechenden Beziehung teilweise nur n¨ aherungsweise gelten. Dennoch verzichten wir darauf, statt des Gleichungszeichens = ein N¨ aherungszeichen ≈ zu verwenden.

252


Abbildung 16.4. Anwendung des Ohmschen Gesetzes im Str¨ omungsfeld

R=

n , κA

(16.5)

wenn σ die Leitfähigkeit des Stoffes bezeichnet, in dem das Prisma abgegrenzt wurde. Ist I der durch die Grundfl¨ ache hindurchtretende Strom, so lautet das Ohmsche Gesetz f¨ ur das Prisma ϕ = R I = hieraus folgt

n I; κ A

ϕ 1 I = . n κ A

(16.6)

(16.7)

Ber¨ ucksichtigt man auch die Richtungen der Größen auf der linken und rechten Seite von Gl. (16.7) und bildet die Grenzwerte, so erhält man nach Einf¨ uhrung von E-Feld E in Form der Normalenableitung ∂ϕ/∂n = −grad ϕ = E und der Definition der Stromdichte J in vektorieller Form das Ohmsche Gesetz Gl.(15.5) J = κ E, (16.8) Diese Gleichung enth¨ alt zugleich die Aussage, dass die Vektoren E und J gleiche Richtung haben. Ben¨ utzt man den spezifischen Widerstand ρ = 1/κ an Stelle der Leitf¨ ahigkeit, so lautet das Ohmsche Gesetz in differentieller ” Form“ E = ρ J. (16.9) Zahlenbeispiele: Hat z.B. das E-Feld an irgendeiner Stelle zwischen zwei Elektroden im Erdboden den Betrag E = 1 V /cm, und ist die Leitfähigkeit agt die Stromdichte an dieser Stelle des Erdbodens κ = 10−2 S/m, so betr¨ J = 10−2

A S V = 1 2. m cm m

(16.10)

Die Feldst¨ arke ist in metallischen Leitern meist sehr klein. Wird eine Kupferschiene mit einer Stromdichte von 2 A/mm2 belastet, so ergibt sich im Inneren der Schiene bei einer Leitf¨ ahigkeit des Kupfers von κ = 5, 7 · 107 S/m eine Feldst¨ arke


E =

m V μV V 2A = 3, 5 · 10−4 = 350 = 0, 035 . 7 2 5, 7 · 10 mm S cm cm m

253

(16.11)

In einem langgestreckten Leiter ist der Betrag des E-Feldes gleich dem Spannungsabfall bezogen auf die L¨ angeneinheit des Leiters. Nach Gl.(16.7) ist die Stromdichte proportional dem E-Feld. Da die Feldst¨ arke um so gr¨ oßer ist, je dichter die Potenzialflächen gleichen Potenzialunterschiedes liegen, so kann man die Stromdichte dadurch veranschaulichen, dass man auch die Stromlinien um so dichter anordnet, je kleiner der Abstand zwischen den Potenzialfl¨ achen ist. Man kann in der zeichnerischen Darstellung des Feldes in Abb. 16.3 z. B. den Abstand der Stromlinien u ¨berall gleich dem Abstand der Niveaulinien machen. Auf diese Weise lässt sich zu dem experimentell bestimmten Bild der Niveaulinien leicht das Bild der Stromlinien hinzuf¨ ugen (siehe auch Abschnitt 11.2.1). Das Kirchhoffsche Stromgesetz im Str¨ omungsfeld Das Kirchhoffsche Stromgesetz sagt aus, dass sich der stationäre elektrische Strom bei Verzweigungen wie eine nicht zusammendr¨ uckbare Fl¨ ussigkeit verh¨ alt, so dass der gesamte von einem Knoten wegfließende Strom Null sein muss. Diesen Satz kann man auch folgendermaßen ausdr¨ ucken. Man lege um den Knotenpunkt eine in sich geschlossene Fl¨ ache, die den Knotenpunkt umgibt (H¨ ullfl¨ ache), z. B. eine Kugelfl¨ ache mit dem Mittelpunkt im Knoten, Abb. 16.5. Die von dem Knotenpunkt ausgehenden Leiter durchstoßen dann diese Fl¨ ache, und nach dem Kirchhoffschen Stromgesetz muss die Summe aller aus der Fl¨ ache austretenden Str¨ ome Null sein. Man kann eine solche H¨ ullfläche an beliebigen Stellen des Netzes anbringen; auch wenn sie keinen Knoten enth¨ alt, z. B. in Abb. 16.6, ist der ausgesprochene Satz, wie ohne weiteres einzusehen, g¨ ultig. Da man nun eine r¨ aumliche Strömung als Grenzfall der Str¨ omung in einem Widerstandsnetzwerk auffassen kann, so gilt auch f¨ ur das beliebige Str¨ omungsfeld der Satz in gleicher Form. Er lautet also:

Abbildung 16.5. H¨ ullfl¨ ache eines Knotenpunktes

Grenzt man in einem Str¨ omungsfeld eine beliebige in sich geschlossene Fl¨ ache (H¨ ullfl¨ ache) ab, so ist der aus der Fl¨ ache austretende Gesamtstrom Null.

254


Abbildung 16.6. H¨ ullfl¨ ache ohne Knotenpunkt

Dieser Satz lässt sich mathematisch folgendermaßen formulieren. Man zerlege die betrachtete H¨ ullfl¨ ache in hinreichend kleine Flächenelemente dA, Abb. 16.7. In jedem dieser Fl¨ achenelemente kann der Vektor der Stromdichte J als konstant angesehen werden. Der aus dem Fl¨ achenelement austretende Strom ist daher infinitesimal“ ” (16.12) dI = Jn dA = J · dA. wobei Jn die zur Fl¨ ache A normale Stromdichte und der infinitesimale“ ”

Abbildung 16.7. Berechnung des durch eine Fl¨ ache fließenden Stromes

Vektor dA nach außen zeigt. Um den Gesamtstrom zu erhalten, der aus der (beliebig geformten)geschlossene H¨ ullfl¨ ache A austritt, hat man das Integral u ache zu bilden (vgl. auch Gl.(15.2)) ¨ber die ganze Fl¨ I = J · dA, (16.13) A

wobei der Kreis am Integralzeichen andeuten soll, dass es sich um eine H¨ ullfl¨ ache handelt. Diese summenhafte Vorstellung zur Ermittlung des Gesamtstromes I ist zur Veranschaulichung ganz n¨ utzlich, aber in praktischen Rechnungen muss man die Fl¨ ache A zun¨ achst parametrisieren und damit die symbolische Form des Oberfl¨ achen-Integrals in eine auswertbare Form u uhren ¨berf¨ (siehe z. B. Merziger, Wirths [188]). In dem gerade betrachteten Fall muss das Integral nicht ausgewertet werden, denn das Kirchhoffsche Stromgesetz sagt aus physikalischen Gr¨ unden,


dass

J · dA = 0.

255

(16.14)

A

Mit Hilfe des Gaußschen Satzes der Vektoranalysis kann man die mathema¨ tische Aquivalenz mit dem in Abschnitt 15 vorausgesetzten Spezialfall der Kontinuit¨ atsgleichung div J = 0 nachweisen. Man nennt daher ein Vektorfeld, in dem eine dieser Beziehungen gilt, quellenfrei; die Gl.(16.14) zeigt an, dass die Str¨ omung nirgends entspringt oder endigt. Das Kirchhoffsche Spannungsgesetz im Str¨ omungsfeld Sieht man von im Str¨ omungsfeld verteilten Spannungsquellen ab, so ist das Kirchhoffsche Spannungsgesetz bei der Definition der Grundbegriffe des Str¨ omungsfeldes bereits dadurch ber¨ ucksichtigt worden, dass jedem Punkt des Raumes ein eindeutiges elektrisches Potenzial ϕ(r) zugeschrieben wird und die Spannungen als Differenzen dieser Potenziale definiert werden. Die Summe der Spannungen auf einem beliebigen in sich geschlossenen Weg ist unter dieser Voraussetzung Null.

Abbildung 16.8. Linienintegral des E-Feldes auf einem geschlossenen Weg

Bildet man das Linienintegral des E-Feldes zwischen zwei beliebigen Punkten a und b des Str¨ omungsfeldes auf dem Weg 1, Abb. 16.8, so ergibt sich die Differenz der Potenziale dieser beiden Punkte. Weg 2 hat den gleichen Betrag, aber das entgegengesetzte Vorzeichen. Addiert man die beiden Integrale, so erh¨ alt man das Linienintegral des E-Feldes auf dem geschlossenen Weg a1b2a; es ist im station¨ aren Str¨ omungsfeld gleich Null: Im station¨ aren Str¨ omungsfeld ist das Linienintegral des E-Feldes auf beliebig geschlossenen Wegen Null. Dieser Satz lautet in der Schreibweise der Vektoranalysis E · dr = 0, (16.15) C

wobei C einen geschlossenen Weg im R3 bezeichnet. Hier zeigt der Kreis am Integralzeichen an, dass u ¨ber einen geschlossenen Weg zu integrierten ist.

256


Nat¨ urlich hat auch dieses Linienintegral wieder nur symbolische Bedeutung. F¨ ur eine praktische Berechnung ist wiederum eine Parametrisierung des Weges C notwendig, so dass die symbolische Form des Linienintegrals in eine auswertbare Form u uhrt werden kann. ¨berf¨ Mit dem Stokesschen Satz der Vektoranalysis kann man ein Linienintegral u achenintegral umwandeln und daraus ¨ber einen geschlossenen Weg in ein Fl¨ in diesem Fall die bereits in Abschnitt 15 angegebene Beziehung rot E = 0 f¨ ur das Str¨ omungsfeld herleiten. Man nennt ein Vektorfeld, in dem eine dieser Beziehungen erf¨ ullt ist, wirbelfrei. In Gebieten, in denen sich keine Spannungsquellen befinden, stellt also die station¨ are elektrische Strömung ein wirbelund quellenfreies Feld dar. In diesem Gebiet treten keine in sich geschlossenen Stromlinien auf, diese m¨ ussen vielmehr die Quellen durchlaufen. Auf einem Integrationsweg, der Energiequellen enthält, ist das Linienintegral des E-Feldes zuz¨ uglich der Summe der Quellenspannungen gleich Null, wie es der zweite Kirchhoffsche Satz verlangt. Das Joulesche Gesetz im Str¨ omungsfeld Nach Abschnitt 4.1 wird in einem Leiter mit dem Widerstand R, der vom Strom I durchflossen wird, ist die in W¨ arme umgesetzte Leistung gegeben durch (16.16) P = I 2 R. Diese Beziehung kann ohne weiteres auf das bei der Umformung des Ohmschen Gesetzes betrachtete Prisma, Abb. 16.4, angewendet werden. Hier ist I = J A

und R =

n , κ A

(16.17)

also die in dem Prisma umgesetzte Leistung P =

1 J2 A n. κ

(16.18)

Da V := A n das Volumen des Prismas darstellt, können wir eine Leistungsdichte definieren durch p = lim

V →0

P . V

(16.19)

F¨ ur diese Leistungsdichte ergibt sich mit (15.14) p=

1 J2 = J · E = κ E2 . κ

(16.20)

Zahlenbeispiel: Betr¨ agt z. B. die Stromdichte an der Oberfläche einer in den Erdboden eingegrabenen Erdungsplatte J = 100A/m2 , und ist die Leitfähigkeit des Erdbodens κ = 10−2 S/m, so wird

16.3 Zusammenhang zwischen Kapazit¨ at und Widerstand

p = 102

m A2 W · 104 4 = 106 3 . S m m

257

(16.21)

Nun ist 1 W s = 0, 239 cal oder 1 W = 0, 239 cal/s. Also wird die je Zeit- und Volumeneinheit entwickelte W¨ arme p = 0, 239

cal . cm3 s

(16.22)

Hat der Erdboden z. B. dieselbe volumenbezogene Wärmekapazität wie das Wasser (4, 19 J/(K · cm3 )), so w¨ urde er sich mit der Geschwindigkeit 1 W ·cm−3 /(4, 19 J/(K ·cm3 )) = 0, 239 K/s erwärmen, wenn die Wärme nicht abgeleitet w¨ urde.

16.3 Zusammenhang zwischen Kapazit¨ at und Widerstand Zwischen dem Fluss des elektrische Feldes und dem Strom im elektrischen Str¨ omungsfeld besteht eine formale Analogie. Die zur Kapazität analoge Größe des Str¨ omungsfeldes ist der Leitwert zwischen den Elektroden, vorausgesetzt, dass deren Leitf¨ ahigkeit sehr groß gegen die des leitenden Mediums zwischen ihnen ist. Man kann diese Analogie zur Berechnung der Kapazität benutzen, wenn das entsprechende Str¨ omungsfeld bekannt ist, oder zur Berechnung des Isolationswiderstandes von Kondensatoren, deren Kapazität man kennt. Allgemein gilt f¨ ur den Widerstand zwischen den Elektroden eines Strömungsfeldes Uab , (16.23) R= I wobei Uab die Spannung zwischen den Elektroden, I den von der einen zur anderen Elektrode u ur irgendeine ¨bergehenden Strom bezeichnet. Nun ist f¨ H¨ ullfl¨ ache, die eine Elektrode enth¨ alt, wenn die Stromzuleitung von der Integration ausgeschlossen wird, nach Gl.(15.2) I= J · dA, (16.24) A

wobei A die H¨ ullfl¨ ache abz¨ uglich der Fl¨ ache der Zuleitung ist. F¨ ur den Fall, dass die Leitf¨ ahigkeit im ganzen Raum konstant ist, wird hieraus I=κ E · dA (16.25) A

also

258


R−1 = κ

1 Uab

E · dA.

(16.26)

A

Ist dagegen der Raum zwischen den Elektroden von einem homogenen Nichtleiter erf¨ ullt, so wird der elektrische Fluss D · dA, (16.27) Q= A

so dass f¨ ur die Kapazit¨ at zwischen den beiden Elektroden gilt 1 Q =ε E · dA. C= Uab Uab

(16.28)

A

Der Vergleich der beiden Beziehungen (16.26) und (16.27) zeigt, dass RC =

ε . κ

(16.29)

Daraus folgt auch, dass der Isolationswiderstand eines Kondensators beliebiger Form bei homogenem Dielektrikum umgekehrt proportional der Kapazit¨ at ist. Die Leitf¨ ahigkeit der Isolierstoffe ist mikroskopisch im wesentlichen auf Ionen zur¨ uckzuf¨ uhren, wie in Elektrolyten. Dichte und Beweglichkeit der Ionen in den Isolierstoffen sind aber immer sehr gering; daher ist auch die Leitf¨ ahigkeit entsprechend klein. Sie h¨ angt bei festen Isolierstoffen in hohem Maße von Beimengungen, insbesondere Wasser, ab. In der Tabelle 16.1 ist die Gr¨ oßenordnung der Leitf¨ ahigkeit einiger Isolierstoffe angef¨ uhrt; es ist ferner der sog. spezifische Widerstand je cm L¨ ange der Schneiden. Der in Gl.(16.29) betrachtete Isolationswiderstand ist der Durchgangswiderstand. Er ist durch die Leitf¨ ahigkeit κ bestimmt. Bei den meisten Anordnungen liegt parallel zum Durchgangswiderstand noch ein Strompfad längs der Oberfläche des Isolierstoffes. Hierf¨ ur ist der spezifische Oberfl¨ achenwiderstand maßgebend. Vielfach u achenleitung bei weitem den Iso¨bertrifft der Isolationsstrom infolge Oberfl¨ lationsstrom infolge Durchgangsleitf¨ ahigkeit. Widerstand und Oberfl¨ achenwiderstand h¨ angen bei den Isolierstoffen stark von der Temperatur ab, und zwar nimmt die Leitfähigkeit mit der Temperatur zu. Bei feuchtigkeitshaltigen Isolierstoffen mit Faserstruktur, z.B. Papier und Baumwolle, zeigt sich ferner eine Zunahme der Leitfähigkeit mit der elektrischen Feldst¨ arke; sie wird darauf zur¨ uckgef¨ uhrt, dass infolge der Kraftwirkung des elektrischen Feldes die Fl¨ ussigkeitsteilchen in die Länge gezogen werden. Im folgenden Abschnitt 17 wird gezeigt, dass sich f¨ ur den Isolationswiderstand eines einadrigen Kabels von der L¨ ange l und den Radien r1 und r2 von Innenleiter und Mantel folgender Isolationswiderstand ergibt (vgl. Gl.(17.50)) R=

1 r2 ln . 2πκl r1

(16.30)

16.3 Zusammenhang zwischen Kapazit¨ at und Widerstand Material

259

Leitf¨ ahigkeit κ spez. Oberfl¨ achenwiderst. in S/m in Ω

Glas Porzellan Hartgummi Glimmer Quarz Transformator¨ ol

10−14 . . . 10−11 10−13 . . . 10−12 10−16 . . . 10−13 10−13 . . . 10−11 10−17 −11 10 . . . 10−10

106 . . . 1013 109 . . . 1012 109 . . . 1015 109 . . . 1012 108 . . . 1012 -

Tabelle 16.1. Leitf¨ ahigkeit und spez. Oberfl¨ achenwiderstand verschiedener Materialien

Dabei wurde die Voraussetzung gemacht, dass der Zwischenraum zwischen Leiter und Kabelmantel von einem homogenen Stoff mit der Leitfähigkeit κ erf¨ ullt sei. Hat dieser Stoff eine Dielektrizit¨ atskonstante ε, so gilt daher auf Grund des soeben gefundenen Zusammenhanges (16.29) f¨ ur die Kapazit¨ at des Koaxialkabels oder eines Zylinderkondensators C=

2πεl . ln rr21

(16.31)

Da praktisch die relative Dielektrizit¨ atskonstante gegeben ist, so schreibt man zweckm¨ aßigerweise diese Beziehung in der Form C 24, 1 εr nF εr 55, 6 εr 55, 6 εr nF = 2πε0 r2 = = . = r2 r2 l ln r1 ln r1 ln r1 km lg rr21 km

(16.32)

Zahlenbeispiel: F¨ ur verschiedene Werte von r2 /r1 und εr gibt die folgende Tabelle 16.2 die auf die L¨ ange bezogene Kapazität an: Die Formel (16.31) gilt

r2 /r1 C/l (nF/km)

1, 6 1, 8 2, 0 2, 5 3, 0 3, 5 4, 0 5, 0 118 94, 6 80, 2 60, 7 50, 6 44, 4 40, 1 34, 6

Tabelle 16.2. Zusammenhang von R und C

nur, wenn die Zylinderelektroden so lang sind, dass die D-Feldlinien radial von der einen Elektrode zur anderen u ur Messzwecke werden in der ¨bergehen. F¨ Hochspannungstechnik zuweilen Zylinderkondensatoren verwendet, bei denen die Elektroden aus kurzen konzentrischen Zylindern bestehen. Hier erreicht man den radialen Verlauf der D-Feldlinien durch Verlängerung der Elektroden u utzten Teil hinaus, wie es in Abb. 16.9 dargestellt ist. Werden ¨ber den ausgen¨

260


Abbildung 16.9. Luftkondensator mit Schutzring

die Verl¨ angerungen a und c ( Schutzring“) auf das gleiche Potenzial gebracht ” wie die mittlere Elektrode b, so ergibt sich zwischen dieser Elektrode und der inneren der gew¨ unschten Verlauf der D-Feldlinien, so dass die Kapazität zwischen diesen beiden Elektroden nach der Formel (16.31) berechnet werden kann.

17 Beispiele von elektrischen Str¨ omungsfeldern

Wir haben bereits im Abschnitt 11 darauf hingewiesen, dass man zur analytischen und numerischen L¨ osung der Potenzialgleichung des stationären Str¨ omungsfeldes grunds¨ atzlich alle Methoden verwenden kann, die wir im Fall des ladungsfreien elektrostatischen Feld kennengelernt haben. Im Unterschied zur Elektrostatik wird die Laplacesche Differentialgleichung nat¨ urlicherwei” se“ als Neumannsches Randwertproblem gestellt, da man die Stromdichte J (bzw. den Strom I) vorgibt. Mit Hilfe des Ohmschen Gesetzes zeigt man, dass das gerade einer Vorgabe der Ableitung des elektrischen Potenzials entspricht. Daher soll das elektrische Str¨ omungsfeld nur anhand einiger ausgewählter Beispiele diskutiert werden. In der Monographie von Lehner ([153], S. 251ff) findet man ein ausf¨ uhrlich gerechnetes und illustriertes Beispiel, bei dem die Potenzialgleichung mit gemischten Randwerten mit Hilfe eines Separationsansatzes gel¨ ost wird.

17.1 Punktquelle Als einfachstes Beispiel f¨ ur die Berechnung eines elektrischen Strömungsfeldes werde zun¨ achst der folgende Fall behandelt. Eine Kugel vom Radius r0 aus einem gut leitenden Material, z. B. Kupfer, sei in einen Stoff mit mäßiger Leitf¨ ahigkeit κ eingebettet, z.B. Erde. Der Kugel werde durch einen isolierten Draht Strom zugef¨ uhrt, der in sehr großer Entfernung durch eine zweite Elektrode wieder abgenommen und zur Stromquelle zur¨ uckgef¨ uhrt wird. In der n¨ aheren Umgebung der Kugelelektrode werden die Stromlinien aus Symmetriegr¨ unden radial von der Kugeloberfläche ausgehen, Abb. 17.1. Der gesamte der Kugel zugef¨ uhrte Strom I verteilt sich gleichmäßig auf konzentrische Kugelfl¨ achen. Im Abstand r := r vom Kugelmittelpunkt hat daher die Stromdichte J den Betrag J(r) =

I . 4πr2

(17.1)

262


Abbildung 17.1. Str¨ omungsfeld in der Umgebung einer Kugelelektrode

Diese Beziehung kann auch als der Ausdruck des ersten Kirchhoffschen Satzes betrachtet werden. Eine Kugeloberfl¨ ache mit dem Radius r wird von dem Leiter durchstoßen, der den Strom I in das Innere dieser Kugel einf¨ uhrt. Damit die Summe aller aus der Kugeloberfläche austretenden Ströme Null ist, muss die Stromdichte den durch Gl.(17.1) gegebenen Wert besitzen. Der Vektor J der Stromdichte zeigt vom Mittelpunkt der Kugel weg, wenn der Kugelelektrode durch die Leitung Strom zugef¨ uhrt wird, bei umgekehrter Stromrichtung zeigt er nach dem Kugelmittelpunkt. Auch die Oberfläche der Metallkugel ist eine Potenzialfl¨ ache, da infolge der vorausgesetzten großen Leitf¨ ahigkeit innerhalb der Kugel kein merklicher Spannungsabfall entsteht. Alle Punkte der Kugel und insbesondere ihrer Oberfläche haben daher gleiches Potenzial. Nach dem Ohmschen Gesetz ist durch die Stromdichte auch das E-Feld bestimmt. Es gilt E(r) := E(r) =

I 1 J(r) = . κ 4πκr2

(17.2)

Die Richtung ist die gleiche wie die der Stromdichte. Aus dem E-Feld ergibt sich auf Grund der Gl.(6.14) die Spannung zwischen der Kugeloberfläche und irgendeinem Punkt P des Raumes mit dem Abstand r vom Mittelpunkt 0 der Kugel: r r 1 dr I I 1 E(r) dr = = − U0P = . (17.3) 4πκ r0 r2 4πκ r0 r r0 Die Spannung zwischen der Metallkugel und dem beliebigen Punkt P nähert sich also mit wachsendem Abstand dieses Punktes einem Grenzwert, wie es Abb. 17.2 veranschaulicht. Der Grenzwert U=

I 4πκr0

(17.4)

wird mit einem Fehler von 1% erreicht, wenn der Abstand r des Punktes P 100mal so groß wie der Kugelradius ist; man bezeichnet ihn als den Spannungs¨ abfall am Ubergangswiderstand zwischen der Metallkugel und dem leitenden ¨ Stoff. Der Ubergangswiderstand ist daher

17.1 Punktquelle

263

Abbildung 17.2. Spannung in der Umgebung einer Kugelelektrode

R=

1 ; 4πκr0

(17.5)

er liegt praktisch innerhalb einer Kugel vom Radius 100r0 . Die Kugel (17.5) ¨ kann zur Berechnung des Ubergangswiderstandes zwischen einem kugelförmigen Erder und dem Erdboden ben¨ utzt werden. Es ist bemerkenswert, dass ¨ der Ubergangswiderstand nicht umgekehrt proportional mit der Oberfläche der Metallkugel, sondern langsamer abnimmt. Zahlenbeispiel: F¨ ur verschiedene Radien r0 eines Kugelerders ergeben sich ¨ nach Gl.(17.5) die folgenden Ubergangswiderst¨ ande im Erdboden mit der −2 Leitf¨ ahigkeit 10 S/m

r0 /cm 5 10 50 100 R/Ω 160 80 16 8 ¨ Tabelle 17.1. Ubergangswiderstand in Abh¨ angigkeit des Kugelerderradius

Teilt man den Raum in der Umgebung der Kugelelektrode durch eine d¨ unne, isolierende, ebene Schicht, die durch den Mittelpunkt geht, Abb. 17.3, so kann man jedem der beiden so entstehenden Halbräume den Strom (1/2) I entnehmen, ohne dass sich an dem Str¨ omungsbild etwas ändert. Man kann auch noch die Metallkugel durch den gleichen Schnitt teilen und jeder Hälfte den Strom (1/2) I zuf¨ uhren. Es ergibt sich dann der Fall, dass an der Erdoberfl¨ ache eine Halbkugel vom Radius r0 eingegraben ist, der der Strom (1/2) I zugef¨ uhrt wird. Das Potenzial ist u uher; auch ¨berall das gleiche wie fr¨ ¨ der Spannungsabfall am Ubergangswiderstand ist der gleiche geblieben. Der ¨ Ubergangswiderstand ist daher doppelt so groß: R=

1 . 2πκr0

(17.6)

264


Abbildung 17.3. Halbkugelelektrode

¨ Diese Formel kann in manchen F¨ allen zur Abschätzung des Ubergangswiderstandes eines Erders verwendet werden, wenn man diesen angenähert durch eine solche Halbkugel ersetzen kann. Zwischen dem Erder und irgendwelchen Punkten der Erdoberfl¨ ache im Abstand r vom Mittelpunkt ergibt sich eine Spannung, die durch Gl.(17.3) dargestellt ist. F¨ uhrt man dort den gesamten Spannungsabfall U des Erders ein, so folgt r0 . (17.7) U0P = U 1 − r Diese Funktion hat den in Abb. 17.2 gezeigten Verlauf. Man bezeichnet die dadurch gegebene Spannungsverteilung auch als den Spannungstrichter des Erders. Seine Kenntnis ist von Bedeutung im Hinblick auf Gefährdungen von Lebewesen, die in die N¨ ahe des Erders gelangen. Zahlenbeispiel: L¨ asst sich die Erdung eines Leitungsmastes durch eine Halb¨ kugel vom Radius 1 m ersetzen, so ist nach Gl.(17.6) der Ubergangswiderstand uhrung eines Leiters 16 Ω f¨ ur eine Bodenleitf¨ ahigkeit von 10−2 S/m. Bei Ber¨ der Freileitung mit dem Mast ergebe sich ein Erdstrom von 100 A. Dann ist die ¨ Ubergangsspannung 1600 A. Die Spannung zwischen zwei beliebigen Punkten, die um den Abstand der Schrittl¨ ange des Menschen voneinander entfernt sind, nennt man die Schrittspannung. F¨ ur eine Schrittlänge von 80 cm beträgt sie im ung¨ unstigsten Falle nach Gl.(17.7) 100 ΔU = U 1 − = 711 V. (17.8) 180 Die Spannung zwischen der Vollkugel und irgendeinem Punkt des Raumes, Gl.(17.3), l¨ asst sich als Differenz der Potenziale der Kugeloberfläche, ϕ0 , und des betrachteten Punktes, ϕ, darstellen; es gilt U0P = ϕ0 − ϕ.

(17.9)

Hieraus folgt f¨ ur das Potenzial des beliebigen Punktes im Abstand r vom Mittelpunkt der Kugel

17.1 Punktquelle

265

I + c, (17.10) 4πκr wobei c eine willk¨ urliche Konstante bezeichnet; deren Bedeutung geht daraus hervor, dass f¨ ur sehr große Werte von r das Potenzial gleich c wird. Die Konstante c bezeichnet also das Potenzial weit entfernter Punkte. Bezieht man alle Potenziale auf einen solchen weit entfernten Punkt, so wird ϕ=

ϕ=

I . 4πκr

(17.11)

Abbildung 17.4. Str¨ omung zwischen konzentrischen Kugelelektroden

Ein weiteres Beispiel dieser Potenzialverteilung bildet das durch Abb. 17.4 dargestellte Leitersystem, bei dem der Hohlraum zwischen zwei konzentrischen Kugelelektroden mit einem Stoff geringer Leitfähigkeit κ ausgef¨ ullt ist. Bezeichnet man willk¨ urlich das Potenzial der ¨ außeren Elektrode mit ϕ1 , so ist das der inneren ϕ1 + U , wenn der Strom I von der inneren nach der äußeren Elektrode fließt und die Spannung zwischen den beiden Elektroden U betragen soll. Daher gelten die beiden Gleichungen ϕ1 =

I 4πκr2

und U + ϕ1 =

I , 4πκr1

(17.12)

aus denen hervorgeht, dass U =I

r2 − r1 . 4πκr1 r2

(17.13)

¨ Der Ubergangswiderstand zwischen den beiden Elektroden ist hiernach gleich dem Widerstand eines zylindrischen Leiters aus dem gleichen Material mit der Leitf¨ ahigkeit κ, der L¨ ange δ := r2 − r1 und dem Querschnitt A = 4πr2 r1 , √ der gleich der Oberfl¨ ache einer Kugel mit Radius r0 = r1 r2 ist. Die Spannungsverteilung in der Umgebung einer Kugel ist bei gegebenem Gesamtstrom unabh¨ angig von der Gr¨ oße der Kugelelektrode. Man w¨ urde das gleiche Potenzial auch bei einer Kugel von unendlich kleinem Radius erhalten. In bezug auf den außerhalb der Elektrode liegenden Raum lässt sich also f¨ ur die Rechnung die Elektrode ersetzen durch eine Kugel von unendlich kleinem Radius, durch die der Strom I austritt. Eine solche unendlich kleine Elektrode

266


nennt man Punktquelle. Das Potenzial in der Umgebung einer Punktquelle ist durch Gl.(17.11) gegeben. Fließt der Strom in umgekehrter Richtung, wird er also durch die Elektrode dem Raum entnommen, so gilt entsprechend ϕ=−

I . 4πκr

(17.14)

Bei Anwesenheit mehrerer Punktquellen u ¨berlagern sich die Einzelpotenzial

Abbildung 17.5. Zur Berechnung des Potenzials zweier Punktquellen

¨ (Uberlagerungssatz), da nach den Grundgesetzen des Strömungsfeldes zwischen den Str¨ omen und Spannungen lineare Beziehungen bestehen. Sind z.B. in den leitenden Raum zwei Punktquellen Q1 und Q2 , Abb. 17.5, im Abstand l eingebettet, von denen die eine den Strom I zuf¨ uhrt, die anderen den Strom I entnimmt, so gilt f¨ ur das Potenzial in einem beliebigen Punkt P I 1 1 ϕ= − . (17.15) 4πκ r1 r2 Die Potenzialfl¨ achen sind durch die Bedingungen ϕ = konst.

(17.16)

bestimmt. In Abb. 17.6 sind einige Potenziallinien dargestellt. Man kann sie auf 1 k 1 (17.17) − = . r1 r2 l Dann folgt r1 =

r2 . 1 + k rl2

(17.18)

Erteilt man nun k Werte einer arithmetischen Reihe, z. B. k = 0, 1, 2, 3 usw., so ergeben sich aus dieser Gleichung die zu Potenziallinien gleicher Potenzialunterschiede gehörigen Radien. Die Str¨ omungslinien schneiden die Potenziallinien u ¨berall senkrecht, sie gehen von Q1 nach Q2 . Halbiert man den ganzen Raum durch eine isolierte Ebene, die durch die Verbindungslinie der beiden Punktquellen geht, so ergibt sich das Str¨ omungsfeld f¨ ur zwei Erder an der Erdoberfläche, das etwa die R¨ uckleitung eines Stromkreises bilden kann, dessen Hinleitung aus einem

17.1 Punktquelle

267

isolierten Draht besteht (Einfachleitung der Telegraphie). Auf der Verbindungslinie der beiden Quellen hat das Potenzial den in Abb. 17.7 dargestellten Verlauf. Die Potenziallinien in Abb. 17.6 kann man als Höhenlinien eines Gebirges auffassen, das nach Q1 hin ansteigt und nach Q2 hin trichterförmig abf¨ allt.

Abbildung 17.6. Potenziallinienbild zweier Punktquellen entgegengesetzten Vorzeichens

Abbildung 17.7. Potenzialverlauf auf der Verbindungslinie der beiden Quellen

Anwendungsbeispiel: Es seinen Q1 und Q2 die beiden Erder einer Einfachleitung. In irgendeinem Abstand a sei eine zweite Einfachleitung gleicher L¨ ange mit den Erdungspunkten P1 und P2 vorhanden (Abb. 17.6). Fließt in der ersten Leitung ein Strom, dann ergibt sich ein Strom¨ ubergang in die zweite Leitung; es liegt eine galvanische Kopplung vor. Die in der zweiten Leitung auftretende Spannung, die nach dem Satz von der Zweipolquelle als eine Quellenspannung U0 aufgefasst werden kann, ergibt sich als Differenz der Potenziale der beiden Punkte P1 und P2 . Ist z.B.

268


f¨ ur Punkt P1 : r1 = a, r2 = a2 + l2 , f¨ ur Punkt P2 : r1 = a2 + l2 , r2 = a,

(17.19) (17.20)

so wird nach Gl.(17.15) unter Beachtung, dass jetzt der Strom I nur im Halbraum fließt, 1 1 I U0 = −√ . (17.21) πκ a a2 + l2 Bei sehr großer Leitungsl¨ ange im Vergleich zum Abstand der Leitungen ist angen¨ ahert I . (17.22) U0 = πκa Ist die Erdung P2 weit von den drei anderen Punkten P1 , Q1 und Q2 entfernt, so wird U0 angenähert halb so groß.

Zahlenbeispiel: Elektrische Bahn mit einem Erderstrom I = 500 A; im Abstand a = 100 m von dem Erder Q1 befinde sich die Erdung P1 einer Fernmeldeleitung; κ = 10−2 S/m. Nach Gl.(17.22) wird, wenn Q2 wesentlich weiter von Q1 entfernt ist als P1 U0 =

500 Am I = = 80 V. 2πκa 2π · 10−2 · 102 Sm

(17.23)

Die Abst¨ ande zwischen Starkstrom- und Fernmeldeerdungen m¨ ussen daher ausreichend groß gemacht werden. F¨ uhrt man mehreren nebeneinander liegenden Punkten Strom in gleicher ¨ St¨ arke zu, so ergeben sich die Potenzialfl¨ achen ebenfalls durch Ubereinanderlagern der Einzelbilder. Das Potenzial in der Umgebung zweier derartiger Punktquellen im Abstand l 1 1 I + . (17.24) ϕ= 4πκ r1 r2 Man findet in ¨ ahnlicher Weise wie oben die Potenzialflächen, wenn man aus r1 =

r2 . −1

k rl2

(17.25)

f¨ ur Werte von k, die nach einer arithmetischen Reihe fortschreiten, zusammengeh¨ orige Werte r1 und r2 berechnet. Die Potenziallinien sind in Abb. 17.8 dargestellt; in großem Abstand von den Punktquellen geht das Potenziallinienbild in das einer einzigen Punktquelle mit doppelter Stromstärke u ¨ber.

17.2 Spiegelung

269

Abbildung 17.8. Potenziallinienbild der beiden Quellen gleichen Vorzeichens

17.2 Spiegelung Als weiteres Beispiel soll das Str¨ omungsfeld in einer Umgebung einer kleinen Kugelelektrode betrachtet werden, die sich in einer gewissen Tiefe h unter der ebenen Oberfl¨ ache des im u ¨brigen unendlich ausgedehnten leitenden Raumes befindet, Abb. 17.9. Der Kugel werde durch eine isolierte Leitung der Strom I zugef¨ uhrt, der in sehr großer Entfernung wieder aus dem leitenden Halbraum entnommen werden soll. Um hier die Grenzbedingung an der Erdoberfläche zu erf¨ ullen, wendet man das Prinzip der Spiegelung, das wir bereits in der Elektrostatik kennengelernt haben (vgl. Abschnitt 11.6). Es besteht darin, dass man sich den ganzen Halbraum mit seiner Elektrode an der Grenzfläche gespiegelt denkt, Abb. 17.10. Dann befindet sich in einem gleichmäßig leitenden Raum zwei Punktquellen im Abstand 2h, die beide den gleichen Strom I zuf¨ uhren. Auf diese Weise wird die Grenzbedingung an der Erdoberfläche aquivalent durch eine Punktquelle ersetzt, so dass im Endlichen keine Grenz¨ bedingungen mehr auftreten. Eine solche Vorgehensweise ist bei der linearen Laplaceschen Differentialgleichung m¨ oglich.

Abbildung 17.9. Tiefenerder

270


¨ Das Potenzial in irgendeinem Punkt P ergibt sich durch Ubereinanderlagern der Teilpotenziale; es gilt die Gl.(17.24). Die Potenziallinien sind durch Abb. 17.8 dargestellt, wobei l = 2h zu setzen ist. Man erkennt, dass f¨ ur die Mittelebene in der Tat die geforderten Grenzbedingungen, Gl.(15.9) und Gl.(15.13), erf¨ ullt sind. Die Richtung der Stromlinien ergibt sich graphisch f¨ ur jeden Punkt P , wenn man die Vektoren E1 und E2 des E-Feldes jeder der beiden Quellen geometrisch addiert, Abb. 17.10. F¨ ur die Punkte Pm der Mittelebene f¨ allt die Richtung der Stromdichte in diese Ebene. Die Spannung U zwischen der Elektrode und weit entfernten Punkten ist gleich dem Potenzial der Kugeloberfl¨ ache. Ist der Radius r0 der Elektrode klein gegen die Tiefe h, so gilt f¨ ur Punkte der Kugeloberfl¨ ache r1 = r0 und angenähert r2 = 2h; daher wird

Abbildung 17.10. Berechnung des E-Feldes eines Tiefenerders

I U= 4πκ

1 1 + r0 2h

.

(17.26)

r0 1 1+ ; 4πκr0 2h

(17.27)

¨ Der Ubergangswiderstand ist R=

er ist gr¨ oßer als bei unbegrenztem Leiter, Gl.(17.5), da die Stromlinien im oberen Halbraum fehlen; der Unterschied ist jedoch praktisch gering. Schreibt man 1 R=p , (17.28) 4πκr0 so ist nach Gl.(17.27)

r0 p= 1+ ; (17.29) 2h unter der Voraussetzung, dass r0 klein gegen 2h ist. Andererseits wird f¨ ur h = 0 nach Gl.(17.6) p = 2. F¨ ur beliebige Eingrabtiefen liegt also p zwischen 1 und 2. Das Potenzial an der Erdoberfl¨ ache wird nach Gl.(17.15)

17.3 Linienquelle

271

Abbildung 17.11. Spannungstrichter des Tiefenerder

ϕ=

2 I √ , 2 4πκ h + x2

(17.30)

wenn mit x der Abstand des betrachteten Punktes P von der Eingrabstelle 0 des Erders bezeichnet wird. Der Spannungstrichter ist durch Abb. 17.11 dargestellt. Das gr¨ oßte Potenzialgef¨ alle tritt in einem Abstand s = 0, 707 h

(17.31)

vom Punkt 0 auf; dort ergibt sich die gr¨ oßte Schrittspannung. Das E-Feld hat an dieser Stelle den Wert E = 0, 061

I . κh2

(17.32)

Sie nimmt also mit wachsender Tiefe des Erders sehr rasch ab.

17.3 Linienquelle Bringt man eine sehr große Anzahl von Punktquellen auf einer geraden Linie an, so ergibt sich bei unendlich feiner Verteilung eine Linienquelle. Eine solche Linienquelle, Abb. 17.12, kann man sich in L¨ angenelemente dζ zerlegt denken, die alle als Punktquellen aufgefasst werden k¨ onnen; sie f¨ uhren dem Feld einen Strom zu, der gleich I dζ/(2l) ist, wenn mit 2l die Länge der Linie, mit I der gesamte von der Linie ausgehende Strom bezeichnet wird. In irgendeinem Punkt P mit den Koordinaten x und y ergibt nach Gl.(17.11) die Punktquelle dζ zum Potenzial einen Betrag dϕ = I

dζ dζ 1 =I , 2 2l 4πσr 8πσl y + (x − ζ)2

(17.33)

wobei ζ den Abstand des L¨ angenelementes vom Mittelpunkt der Linie bezeichnet. Das gesamte Potenzial der Linienquelle ist daher

272


Abbildung 17.12. Linienquelle

ϕ=

I 8πκl

+l

−l

dζ y 2 + (x − ζ)2

=

x + l + y 2 + (x + l)2 I ln . (17.34) 8πκl x − l + y 2 + (x − l)2

Die Potenzialfl¨ achen sind hier Rotationsellipsoide, die Potenziallinien in der x, y-Ebene sind konfokale Ellipsen, deren Brennpunkte durch die Endpunkte der Strecke 2l gebildet werden, Abb. 17.13. Bezeichnet man nämlich die große Achse einer solchen Ellipse mit 2a, so gilt auf Grund bekannter Eigenschaften der Kegelabschnitte f¨ ur die Strahlen zu den beiden Brennpunkten l = y 2 + (x + l)2 ; a l r2 = a − x = y 2 + (x − l)2 . a r1 = a + x

(17.35) (17.36)

Setzt man diese Achse in Gl.(17.34) ein, so folgt ϕ=

I a+l ln . 8πκl a − l

(17.37)

F¨ ur jeden beliebigen Wert von a ist also das Potenzial eine Konstante. Die Str¨ omungslinien sind Hyperbeln mit den gleichen Brennpunkten, wie in Abb. 17.13 angedeutet. Wenn die kleine Halbachse der Ellipsen sehr klein gegen die Länge ist, wenn also a angen¨ ahert gleich l ist, dann ergeben sich nahezu zylindrische Potenzialfl¨ achen, deren Enden abgerundet sind. Die von einer stabförmigen Elektrode mit dieser Form ausgehende Str¨ omung hat daher die gleichen Potenzialflächen wie die Linienquelle. Bezeichnet man den Durchmesser des Stabes in der Mitte (x = 0) mit d, so wird die Spannung gegen weit entfernte Punkte, U , gleich dem Potenzial der Potenzialfl¨ ache, die durch den Punkt x = 0, y = (1/2)d geht; f¨ ur diesen Punkt ist nach Gl.(17.34) d 2 l + + l2 I 2 ln ϕ=U = . (17.38) 8πκl d 2 2 −l + + l 2

17.3 Linienquelle

273

Abbildung 17.13. Feld- und Potenziallinienbild der Linienquelle

Ber¨ ucksichtigt man, dass der Durchmesser d des Stabes sehr klein gegen seine L¨ ange 2l sein soll, so wird angen¨ ahert U=

4l I ln . 4πκl d

(17.39)

Die Potenzialverteilung in der Umgebung eines senkrecht in die Erdoberfläche eingegrabenen Stabes ergibt sich, wenn man das soeben betrachtete Feld durch ¨ die Mittelebene x = 0 teilt. Der Ubergangswiderstand ist in diesem Fall R=

4l 1 ln , 2πκl d

(17.40)

wobei l die L¨ ange des Stabes oder Rohres innerhalb der Erde bezeichnet. Zahlenbeispiel: Ein Rohrerder von der L¨ ange 2m mit einem Durchmesser ¨ d = 5cm hat bei einer Bodenleitf¨ ahigkeit von 10−2 S/m einen Ubergangswiderstand 102 Ω 800 ln ≈ 40 Ω. (17.41) R= 2π2 5 ¨ Der Ubergangswiderstand eines zylindrischen Rohres vom Durchmesser d ist in Wirklichkeit etwas kleiner als der berechnete Wert, da der mittlere Durchmesser des Ellipsoids kleiner ist als d (n¨ amlich 0, 785 d). Das Potenzial an der Erdoberfl¨ ache ergibt sich aus Gl.(17.34) f¨ ur x = 0: l + y 2 + l2 I ln . (17.42) ϕ= 4πκl −l + y 2 + l2 Bezeichnet wieder U die Spannung des Erders gegen einen weit entfernten Punkt, so ist wegen Gl.(17.39) I = 2πκl also

U , ln 4l d

(17.43)

274


U l + y 2 + l2 ϕ= ln . 2 ln 4l −l + y 2 + l2 d

(17.44)

Der Spannungstrichter kann danach berechnet werden. Es ergeben sich Kurven, wie sie in Abb. 17.14 dargestellt sind. Die Breite des Spannungstrichters h¨ angt hier von dem Verh¨ altnis d/l ab. Wenn y groß gegen l ist, so ergibt sich aus Gl.(17.42) die N¨ aherungsformel ϕ=

I , 2σπy

(17.45)

die zeigt, dass in großer Entfernung vom Erder die Potenzialverteilung sich der eines Kugelerders n¨ ahert.

Abbildung 17.14. Spannungstrichter von Rohrerders

¨ Die folgende Tabelle 17.2 gibt einige Werte des Ubergangswiderstandes eines Rohres von 1m L¨ ange, das senkrecht in den Erdboden eingegraben ist, bei verschiedenen Werten des Verh¨ altnisses d/l und einer Bodenleitfähigkeit von 10−2 S/m.

l/d 10 20 50 100 R/Ω 60 70 85 95 ¨ Tabelle 17.2. Ubergangswiderstand R in Abh¨ angigkeit von l/d

¨ Es ist zur Erzielung eines kleinen Ubergangswiderstandes vorteilhaft, mehrere k¨ urzere Rohre parallel zu verwenden statt eines einzigen entsprechenden dickeren oder l¨ angeren Rohres, wenn nicht das längere Rohr in den Boden mit gr¨ oßerer Leitf¨ ahigkeit f¨ uhrt (Grundwasser). Wenn die Linienquelle, Abb. 17.12, sehr lang ist im Vergleich zu den Koordinaten x und y des Punktes P , dann k¨ onnen die Potenzialflächen als koaxiale Kreiszylinder angesehen werden, und zwar um so genauer, je größer die Länge

17.3 Linienquelle

275

der Linie ist. Der Strom tritt dann auf der ganzen Länge gleichmäßig in radialer Richtung aus. Begrenzt man in diesem Fall die Potenzialflächen durch zwei auf der Linie senkrecht stehende Ebenen, die voneinander einen relativ kleinen Abstand s haben, so tritt durch jede beliebige Potenzialfläche mit dem Radius r der gleiche Strom I. Er verteilt sich aus Symmetriegr¨ unden gleichmäßig auf jeder Potenzialfl¨ ache, so dass die Stromdichte J =

I 2πrs

(17.46)

betr¨ agt. Die Stromdichte zeigt nach außen, wenn der Strom aus der Linienquelle austritt. Die elektrische Feldst¨ arke hat die gleiche Richtung und den Betrag I 1 . (17.47) E = J = κ 2πκrs Das Potenzial im Abstand r von der Achse ist gleich der Spannung zwischen diesem Punkt und dem Bezugspunkt mit dem Abstand b von der Achse; daraus kann das Potenzial mit Hilfe eines Wegintegrals ermittelt werden zu b r I ln . (17.48) ϕ(r) = E dr = − 2πκs b r Eine derartige Str¨ omung liegt in einem koaxialen Kabel vor, Abb. 17.15,

Abbildung 17.15. Koaxiale Zylinderelektrode

wenn es mit Gleichspannung betrieben wird. Der Isolationsstrom geht radial zwischen Innenleiter und Außenleiter (Bleimantel) u ¨ber. Bezeichnet κ die ¨ und I den gesamten IsolaLeitf¨ ahigkeit des Isoliermaterials (z.B. Papier, Ol) tionsstrom, so gilt f¨ ur das Potenzial im Inneren der Isolation die Gl.(17.48). Wird jetzt die L¨ ange des Kabels mit l bezeichnet, so ist die Spannung zwischen Innen- und Außenleiter r2 r2 I ln . E dr = (17.49) U= 2πκl r 1 r1 Der Isolationswiderstand wird daher R=

r2 1 ln . 2πκl r1

(17.50)

276


Zahlenbeispiel: F¨ ur verschiedene Werte von r2 /r1 und eine Leitfähigkeit von ¨ ist in der folgenden Tabelle 17.3 der Isolationswiκ = 10−12 S/m (Olpapier) derstand einer Leitung von 1000 m L¨ ange angegeben. Der Isolationswiderstand

r2 /r1 2 5 10 20 50 100 R/M Ω 1100 2600 3700 4800 6200 7300 Tabelle 17.3. Isolationswiderstand

h¨ angt also nur verh¨ altnism¨ aßig wenig von den Abmessungen der Leiter ab; dagegen ist die Leitf¨ ahigkeit des Isolierstoffes, die praktisch in weiten Grenzen variieren kann, von großem Einfluss. Die Ausbreitung des elektrischen Stromes in einem räumlich ausgedehnten Leiter wird zwar durch sehr einfache Gesetze geregelt; es ist jedoch nur bei verh¨ altnism¨ aßig einfachen geometrischen Formen der Elektroden und Leiteranordnungen, von denen hier einige Beispiele betrachtet wurden, einfach, die Stromverteilung auf mathematischem Wege zahlenmäßig zu bestimmen. Allgemeine Methoden zur graphischen und analytischen Ermittlung von Potenzialfeldern werden im Abschnitt 11 u ¨ber das elektrische Feld und insbesondere bei der L¨ osung der Poissonschen Differentialgleichung besprochen.

Teil V

Das station¨ are Magnetfeld

18 Grundgleichungen des station¨ aren Magnetfeldes

Es ist bereits von griechischen Naturgelehrten berichtet worden, dass es Anziehungs- und Abstoßungskr¨ afte zwischen bestimmten Materialien gibt. Man fand diese Steine“ in der N¨ ahe der griechischen Stadt Magnesia und ” daher wurden sie als Magneteisensteine“ bezeichnet; wir nennen sie im fol” genden kurz Magnete. In ihrer Umgebung werden Kräfte auf andere Magnete ausge¨ ubt. Auch wenn derartige Experimente bis zum heutigen Tage zur Illustration dieser Kr¨ afte verwendet werden, sind sie als Startpunkt f¨ ur eine mathematische Modellierung magnetischer Felder nur wenig geeignet. Das hat vor allem zwei Gr¨ unde: 1. Wir wissen heute, dass ein volles Verst¨ andnis magnetischer Eigenschaften von Materialien nur mit Hilfe der Quantenmechanik erreicht werden kann; vgl. z. B. Wijn und Dullenkopf [290]. 2. Die bei bestimmten Materialien in nat¨ urlicher Weise auftretenden magnetischen Felder sind meistens inhomogen und daher mathematisch nicht in einfacher Weise beherrschbar. Es ist daher sinnvoll, einen anderen Startpunkt f¨ ur die mathematische Modellierung der magnetischen Kr¨ afte und das magnetische Feld zu wählen. Die ¨ folgenden Uberlegungen wurden im Rahmen eines Lehrbuches von Falk und Ruppel [72] ausf¨ uhrlich dargelegt. Damit bietet sich erstmals die Möglichkeit, das station¨ are Magnetfeld elementar aber dennoch theoretisch fundiert einzuf¨ uhren, ohne dass auf verwickelte experimentelle Ergebnisse verwiesen werden muss. Die zugrunde gelegte experimentelle Erfahrung lässt sich z. B. problemlos mit Hilfe des Programmsystems Albert“ [292] diskutieren, mit dem ” auch zahlreiche andere physikalische Experimente simuliert werden können. Statt Kraftwirkungen zu betrachten, die mit dem Vorhandensein von Magneten zusammenh¨ angen, gehen wir von der Wechselwirkung bewegter Ladungen mit dem magnetischen Feld aus. Wie sich experimentell belegen lässt, kann nur dann eine magnetische Kraftwirkung auf Ladungen auftreten, wenn sie sich im magnetischen Feld bewegen. Letztlich geht diese Erfahrung auf die Versuche von Ørsted zur¨ uck, obwohl er noch nicht wusste, dass es sich bei

280


elektrischen Strömen um bewegte Ladungen handelte. Untersucht man die Bewegung einer kleinen“ ladungsbehafteten Masse in einem nahezu homoge” nen magnetischen Feld, dann zeigt sich, dass der Betrag der Geschwindigkeit des Massepunktes nicht ver¨ andert wird. Gleichg¨ ultig wie das magnetische Feld aussieht, d. h. unabh¨ angig davon gilt also v = konst.,

(18.1)

wobei v := dr/dt die kinematische Geschwindigkeit der Masse ist. Daraus kann leicht abgeleitet werden, dass die kinematische Geschwindigkeit und deren Zeitableitung – die Beschleunigung – orthogonal zueinander sind v·

1 d dv = v2 = 0. dt 2 dt

(18.2)

Es soll nun gepr¨ uft werden, ob die Newtonsche Relation p = mv auch im magnetischen Feld gilt. Dazu setzt man die kinematische Geschwindigkeit gleich der dynamischen Geschwindigkeit v, die sich als Gradient des Impulses p aus der Gesamtenergie E des betrachteten Körper-Feld-Systems ergibt; vgl. Abschnitt 3.2. Dann folgt mit Gl. (18.2) v·

dv dp = mv · = 0; dt dt

(18.3)

verwendet man die dynamische Bewegungsgleichung, dann erhalten wir außerdem dp dv dr = ·v =m · v = 0. (18.4) F· dt dt dt Diese Beziehungen zeigen, dass entsprechend Gl.(18.3) weder Bewegungsenergie v·dP noch entsprechend Gl.(18.4) die Verschiebungsenergie F·dr zwischen dem mechanischen System und dem Magnetfeld ausgetauscht werden. In Abschnitt 3.2 wurde darauf hingewiesen, dass die Newtonsche Relation p = mv nur dann gilt, wenn die Kraft allein vom Ort abhängt und nicht vom Impuls und damit von der Geschwindigkeit. Das widerspricht aber Gl.(18.4), denn dort wird verlangt, dass Kraft F und Geschwindigkeit v immer senkrecht aufeinander stehen m¨ ussen, so dass eine Abhängigkeit von F und v vorliegt. Die Annahme der G¨ ultigkeit der Newtonschen Relation f¨ uhrt also zu einer widerspr¨ uchlichen Folgerung im Sinne Kraftdefinition und kann somit f¨ ur das station¨ are Magnetfeld nicht richtig sein. Demzufolge ist also die magnetische Kraft nicht von 1. Art. ¨ Die Uberlegungen von Falk und Ruppel setzen u ¨brigens eine eindeutige Definition der Kraft F – Gradient der Energie nach dem Ort – voraus, die man in den u ¨blichen Darstellungen magnetischer Kräfte nicht findet. Es stellt sich die Frage, wie man zu einem Ausdruck f¨ ur die magnetische Kraft kommt. Da die Kraft nach Abschnitt 3.2 aus einer Energiefunktion abgeleitet werden kann, ist es naheliegend, zun¨ achst nach einem geeigneten Ausdruck f¨ ur die Energie des Gesamtsystems zu suchen. Dazu machen wir die folgende plausible Annahme:


281

Bei jeder Bewegung eines K¨ orpers in einem Feld muss die Energie E konstant bleiben. Dabei wird nat¨ urlich kein Dissipationsmechanismus (z.B. Reibung) ber¨ ucksichtigt. Da im magnetischen Feld erfahrungsgemäß der Betrag der Geschwindigkeit konstant ist, machen wir folgenden Ansatz f¨ ur die Energie (ohne Ruheenergie) m (18.5) E := v2 ; 2 dabei ist m die Masse des (Probe-)K¨ orpers. Werden nun die Geschwindigkeitskomponenten vx , vy und vz nach Gl.(3.5) mit Hilfe der partiellen Ableitungen der Energiefunktion E nach den entsprechenden (linearen) Impulsen px , py und pz ausgedr¨ uckt, dann ergibt sich die folgende Beziehung 2 2 2 ∂E ∂E ∂E 2 (18.6) + + = E. ∂px ∂py ∂pz m Es handelt sich um eine nichtlineare partielle Differentialgleichung f¨ ur die Energie E. Eine L¨ osung f¨ ur diese Gleichung ist bekannt E(p) =

1 2 px + p2y + p2z , 2m

(18.7)

die sich als kinetische Energie des freien Teilchens interpretieren läßt. Offensichtlich gilt in diesem Fall die Newtonsche Relation p = mv, da die zugehörige Geschwindigkeit v nur vom Impuls p abh¨ angt. Mit Hilfe der Kettenregel der Differentialrechnung erkennt man leicht, dass auch die modifizierte Energiefunktion E(p, r) =

1 (px + ax (r))2 + (py + ay (r))2 + (pz + az (r))2 , 2m

(18.8)

wobei a(r) := (ax (r), ay (r), az (r))T ein willk¨ urliches vektorielles mathematisches Feld ist, eine L¨ osung der PDgl. (18.6) ist. Nach Falk und Ruppel kann man diese Freiheitsgrade ausnutzen, um das magnetische Feld und seinen Einfluss auf die Bewegung des geladenen Probekörpers zu beschreiben. Zuvor notieren wir noch die vektorielle Form der neuen Energiebeziehung (18.8) E(p, r) =

1 2 (p + a(r)) . 2m

(18.9)

Differenziert man die Energie partiell nach den Impulskomponenten, so ergeben sich die zugeh¨ origen Geschwindigkeitskomponenten, die man in einem Vektor zusammenfassen kann v=

1 (p + a(r)) . m

(18.10)

Daraus kann man die in station¨ aren Magnetfeldern g¨ ultige Beziehung zwischen dem linearen Impuls p und der Geschwindigkeit v ermitteln

282


p = mv − a(r),

(18.11)

welche die Newtonsche Relation ersetzt. Weiterhin kann man die Kraft ableiten, in dem man den negativen Gradienten nach den Ortskoordinaten bildet ∂E (18.12) ∂x$ % 1 ∂ax ∂ay ∂az + (py + ay ) + (pz + az ) =− (px + ax ) m ∂x ∂x ∂x $ % ∂ax ∂ay ∂az + vy + vz = − vx , ∂x ∂x ∂x $ % ∂ax ∂ay ∂az + vy + vz , (18.13) Fy = − vx ∂y ∂y ∂y $ % ∂ax ∂ay ∂az + vy + vz . (18.14) Fz = − vx ∂z ∂z ∂z

Fx = −

Mit diesen Kraftkomponenten und mit der Beziehung (18.11) kann man die Bewegungsgleichung formulieren d dp = (mv − a(r)) = F(p, r), dt dt

(18.15)

die sich nach der Geschwindigkeit v aufl¨ osen lässt m

dv da(r) = F(p, r) + . dt dt

(18.16)

Verschwindet das Feld a, das wir mit dem magnetischen Feld in Verbindung bringen wollen, dann geht die Bewegungsgleichung in die klassische Newtonsche Bewegungsgleichung u ¨ber; aus Gl.(18.11) geht auch die Newtonsche Relation wieder hervor. Mit Hilfe der expliziten Ausdr¨ ucke f¨ ur die Kraftkomponenten kann man die rechte Seite der verallgemeinerten Bewegungsgleichung (18.16) in eine andere Form bringen, wenn man die totale Ableitung der Komponenten von a benutzt. Beispielsweise erh¨ alt man f¨ ur die x-Komponente der rechten Seite von Gl. (18.16) nach einigen Umformungen ∂ay ∂az ∂ax ∂ax dax = −vy − − Fx + − vz . (18.17) dt ∂x ∂y ∂x ∂z Man kann leicht zeigen, dass dieser Ausdruck gerade der x-Komponente von −v × rot a entspricht. In gleicher Weise kann man auch die anderen beiden Komponenten umformen und man erh¨ alt schließlich eine alternative Form der Bewegungsgleichung 18.16 eines geladenen, bewegten Probekörpers im magnetischen Feld dv = −v × rot a. (18.18) m dt


283

Multipliziert man diese Gleichung mit v, dann ist die rechte Seite von (18.18) gleich null und wie gew¨ unscht stehen die Vektoren der Geschwindigkeit v und der Beschleunigung dv/dt in jedem Zeitpunkt t senkrecht aufeinander. Weiterhin zeigt sich, dass im Gegensatz zu der Geschwindigkeits-Impuls-Relation nur die Rotation von a in die Bewegungsgleichung eingeht. Da man die Bewegung des Probek¨ orpers mit der Ladung q als beobachtbare physikalische Gr¨ oße auffassen kann, ist es sinnvoll, die auf die Ladung des Probekörpers normierte Rotation von a einschließlich des negativen Vorzeichens (Konvention!) als neue vektorielle Feldgr¨ oße des magnetischen Feldes – das B-Feld – zu definieren 1 (18.19) B(r) := − rot a. q In entsprechender Weise verwenden wir statt a die auf q normierte Größe 1 A(r) := − a(r) q

(18.20)

und nennen sie das Vektorpotenzial des magnetischen Feldes. Es gilt div B = 0 wegen div rot A = 0. Die Bewegungsgleichung lautet somit m

dv = q(v × B); dt

(18.21)

Der Term auf der rechten Seite der Gleichung wird in der Literatur häufig als Lorentz-Kraft bezeichnet. Im Rahmen der auf Falk und Ruppel [72] zur¨ uckgehenden Betrachtungen handelt es sich jedoch nicht um eine Kraft, da sie nicht als Gradient der Energiefunktion E nach dem Ort abgeleitet werden kann. Daraus folgen auch verschiedene Unklarheiten in den klassischen Darstellungen, die mit der hier pr¨ asentierten Vorgehensweise entfallen. Zusammenfassend kann gesagt werden: Das Vektorpotenzial A(r) beschreibt den Einfluss des magnetischen Feldes auf den Impuls eines geladenen K¨ orpers und das B-Feld B(r) auf seine Beschleunigung. Nach der Einf¨ uhrung der magnetischen Feldgrößen A und B, die mit der Kraft auf geschwindigkeitsbehaftete und geladene Probekörper in Beziehung stehen, gehen wir auf die Erzeugung magnetischer Kraftwirkungen ein. Ausge¨ hend von den vorherigen Uberlegungen ist naheliegend, dass bewegte Ladungen ihrerseits ein magnetisches Feld erzeugen. Mit den Versuchen von Ørsted, die er im Jahre 1820 durchgef¨ uhrt hat (vgl. Simonyi [248], Tricker [262]), konnte diese Vorstellung best¨ atigt werden. Ørsted zeigte nämlich, dass ein stromdurchflossener Leiter eine Kraftwirkung auf eine Magnetnadel aus¨ ubt. Das es sich bei den elektrischen Str¨ omen um bewegte Ladungen handelte, konnte Ørsted allerdings nicht wissen, da eine atomistische Deutung des elektrischen Stromes auf der Grundlage bewegter Elektronen in metallischen Leitern noch nicht bekannt war. Die Elektronen als kleinste Ladungsträger wurden erst von Lenard und Thomson entdeckt. Die Bezeichnung Elektron“ stammt von ”

284


Thomson. In Abschnitt 15 wurde die elektrische Stromdichte J als feldmäßige Darstellung eines verteilten Stromes eingef¨ uhrt. Im Sinne einer Nahwirkungstheorie ist es notwendig, die magnetische Er” regung“ in der Umgebung einer Stromdichte J durch eine weitere magnetische Feldgr¨ oße zu repr¨ asentieren. Dieses vektorielle mathematische Feld bezeichnen wir mit H und nennen es H-Feld. In der Literatur wird es u ¨blicherweise magnetisches Feld oder magnetische Erregung genannt. Allerdings gibt es eine lang andauernde Kontroverse um diese Bezeichnung, auf die wir nicht weiter eingehen wollen; vgl. z. B. Bosse [35]. Das H-Feld wird im Sinne des Satzes von Helmholtz (vgl. Anhang A.2), dessen G¨ ultigkeit wir f¨ ur alle mathematischen vektoriellen Felder voraussetzen, i. w. durch Vorgabe seiner Divergenz und Rotation bestimmt. Da es sich bei der Rotation – im Gegensatz zur Divergenz – von H um ein Vektorfeld handelt, so ist folgende Festlegung rot H = J

(18.22)

zu treffen. Damit ist nun neben der Divergenz des B-Feldes mit div B = 0 auch die Rotation des H-Feldes bestimmt. Der Satz von Helmholtz fordert aber f¨ ur eine (bis auf ein konstantes vektorielles Feld) eindeutige Festlegung der Felder noch eine Bestimmung der Divergenz des H-Feldes und die Rotation des B-Feldes. Wie in der Elektrostatik werden wir in Abschnitt dazu die Materialgesetze nutzen. Im einfachsten Fall ergibt sich eine proportionale Relation B ∼ H. Die Proportionalit¨ atskonstante wird mit μ bezeichnet und Permeabilit¨ at genannt. Wir gehen darauf in Abschnitt 20 genauer ein. Auf dieser Basis k¨ onnen nun die Grundgleichungen des stationären Magnetfeldes mit Hilfe des B- und des H-Feldes f¨ ur den Fall linearer, isotroper, homogener Materialien formuliert werden rotH = J,

B = μH,

divB = 0,

(18.23)

mit denen sich bei vorgegebenen Randbedingungen die entsprechenden Felder im Fall einer vorgegebenen Stromdichte berechnen lassen. Allerdings handelt es sich um gemischte algebraische und partielle Differentialgleichungen, die f¨ ur eine direkte L¨ osung etwas unhandlich sind. Man kann jedoch aus diesen Beziehungen in einfacher Weise eine mathematische Grundgleichung ableiat1 div rot = 0 (oder mit ten. Dazu nutzt man die bekannte Operatoridentit¨ Gl.(18.19) und Gl.(18.20)), um das divergenzfreie B-Feld mit Hilfe der Rotation des Vektorpotenzials A darzustellen (L¨ osung der homogenen Gleichung divB = 0) B = rot A (18.24) und setzt diese Beziehung unter Verwendung des Materialgesetzes in die Rotation des H-Feldes ein rot rotA = μ J. (18.25) 1

Die Operatoren div und rot werden auf Elemente eines geeigneten Funktionenraumes angewendet, wobei 0 der Nulloperator ist.


285

Mit der Operatoridentit¨ at rot(·)rot(·) = grad(·)div(·) − (·) erhält man schließlich A = −μJ, (18.26) wobei f¨ ur den Laplaceoperator (·) := div(·)grad(·) gilt und die sogenannte Coulomb-Eichung verwendet wird. Dabei wird der im Sinne des Satzes von Helmholtz noch nicht festgelegte Divergenzanteil des Vektorpotenzials (willk¨ urlich) gleich null gesetzt: divA = 0. Auf inhomogene Materialien wird in Abschnitt 20 eingegangen. Auf die verschiedenen Lösungsverfahren der Vektor-Poissongleichung gehen wir in Abschnitt 21 näher ein. Auf der Grundlage der mathematischen Felder A, B und H, mit denen wir das station¨ are Magnetfeld beschreiben, wird noch eine wichtige integrale skalare Gr¨ oße eingef¨ uhrt: der magnetische Fluss Φ. Bekanntlich haben Faraday und Maxwell beim Aufbau einer feldm¨ aßigen Beschreibung elektromagnetischer Ph¨ anomene auf das hydrodynamische Vorbild zur¨ uckgegriffen. In elementaren Darstellungen ist es gelegentlich durchaus sinnvoll, diese Analogie hervorzuheben; das gilt insbesondere f¨ ur das elektrische Strömungsfeld (vgl. Abschnitt 15). Daraus erkl¨ aren sich auch manche bis heute noch gebräuchlichen Bezeichnungen wie magnetische Flussdichte f¨ ur das B-Feld. Wenn man das B-Feld in diesem Sinne interpretiert, ist es naheliegend, auch die folgende, oße einzuf¨ uhren auf eine Fl¨ ache A2 bezogene integrale Gr¨ ˜ Φ(A) := B(˜r) · dA. (18.27) A

Eine weniger auf die Hydrodynamik bezogene Interpretation des magnetischen Flusses Φ ist die eines gerichteten Mittelungsprozesses des B-Feldes u ¨ber die orientierte Fl¨ ache; in Gl.(18.27) wird das lokal“ mit Hilfe eines Skalarpro” dukts ausgedr¨ uckt. Der magnetische Fluss Φ kann somit als Abbildung von der Menge integrabler“ Fl¨ achen A in die reellen Zahlen interpretiert werden ” Φ : A → Φ(A), die in der Mathematik als Funktional bezeichnet wird. Auf diese Interpretation werden wir allerdings nicht weiter eingehen. Eine Reihe von Beziehungen in der Theorie des stationären und des quasistation¨ aren Magnetfeldes lassen sich mit Hilfe des integralen“ magnetischen ” Flusses Φ in alternativer Weise darstellen. Damit wird der Tatsache Rechnung getragen, dass man die Eigenschaften des magnetischen bzw. elektromagnetischen Feldes nicht punktweise sondern nur fl¨ achenbezogen ausmessen“ kann. ” Setzen wir B = rotA aus Gl.(18.24) in Gl.(18.27) ein, dann erhält man ˜ = ˜ = B(˜r) · dA rotA(˜r) · dA A(˜r) · d˜s, (18.28) Φ(A) = A

A

CA

wobei der Stokessche Satz bei der letzten Umformung verwendet wurde. 2

Es sollte beachtet werden, dass der Buchstabe A sowohl f¨ ur die Fl¨ ache als auch f¨ ur das Vektorpotenzial verwendet wird. Aus dem Zusammenhang sollte allerdings die jeweilige Bedeutung klar sein.

19 Elementare Betrachtungen zum station¨ aren Magnetfeld

19.1 Magnetische Kraftwirkungen und das B-Feldes Wie mit dem Vorhandensein elektrischer Ladungen immer ein elektrisches Feld verbunden ist, so tritt immer ein magnetisches Feld auf, wenn elektrische Str¨ ome fließen, wenn sich also elektrische Ladungen bewegen. Ein station¨ ares magnetisches Feld entsteht, wenn es sich um Gleichstrom handelt, der also hinsichtlich der Stromdichte J bzw. des Stromes I zeitkonstant ist. Daher sprechen wir in diesem Fall von Stationarit¨ at. Das magnetische Feld kann wie das elektrische durch Feldlinien veranschaulicht werden. Von dem Verlauf dieser Linien geben die bekannten, erstmals im Jahre 1821 von Seebeck [24] durchgef¨ uhrten Versuche mit Eisensp¨ anen eine Vorstellung. Auf langgestreckten Eisenspänen oder auf Magneten werden im magnetischen Feld mechanische Kr¨ afte ausge¨ ubt, die die Eisensp¨ ane in eine bestimmte Richtung zu drehen versuchen. Dadurch wird die Feldlinienrichtung an jeder Stelle des B-Feldes definiert, das nach Abschnitt 18 die Kraftwirkungen des magnetischen Feldes charakterisiert. Diese Feldlinien bezeichnet man als magnetische Induktionslinien, magnetische Feldlinien oder hier als B-Feldlinien.

Abbildung 19.1. B-Feldlinien einer Drahtspule

Wichtige Anwendungen dieser Vorstellung sind magnetische Speichermedien wie Magnetbänder, bei denen man durch ein äußeres Magnetfeld die lang-

288


gestreckten Eisenteilchen auf dem entsprechenden Trägermaterial ausrichtet; vgl. z. B. Bhushan [28]. Den Verlauf der B-Feldlinien kann man untersuchen, wenn man eine kleine Magnetnadel, die sich nach allen Richtungen hin frei drehen kann, in das magnetische Feld bringt. Sie stellt sich in die Feldlinienrichtung ein, und man setzt willk¨ urlich einen Richtungssinn der Feldlinien fest, indem man sagt, der Nordpol der Magnetnadel zeige in Richtung der Feldlinien. Denkt man sich die Magnetnadel in dieser Richtung ein kleines St¨ uck weiter bewegt, so wird sie ihre Richtung ein wenig ¨ andern. Bewegt man sie fortgesetzt in der neuen Richtung um ein kleines St¨ uckchen weiter, so erhält man den räumlichen Verlauf einer Feldlinie. Es ergibt sich, dass alle Feldlinien in sich geschlossene Kurven bilden, die mit dem elektrischen Stromkreis verkettet sind wie die Glieder einer Kette (siehe jedoch hierzu Anm. in Abschnitt 22.1). Dabei wird im Sinne der Nahwirkungstheorie, im Rahmen derer nicht der Strom oder die Stromdichte sondern das H-Feld als Ursache der magnetische Kraftwirkung angesehen werden muss, ein lineares Materialgesetz (z. B. Vakuum) vorausgesetzt. Bei einer von Strom durchflossenen Drahtspule nach Abb. 19.1 findet man z.B. B-Feldlinien der gestrichelt eingezeichneten Formen. Ihre Richtung steht zur Stromrichtung im Leiter in der gleichen Beziehung wie die Drehrichtung einer Rechtsschraube zur axialen Bewegungsrichtung. Man beobachtet weiterhin, dass alle B-Feldlinien in sich geschlossen sind. Das magnetische Feld ist ein besonderer Zustand des Raumes, der gekennzeichnet ist durch mechanische Kraftwirkungen. Wie im elektrischen Feld die mechanische Kraftwirkung zur Definition des E-Feldes dienen, so können hier Kraftwirkungen zur Festlegung eines Maßes f¨ ur die Stärke des B-Feldes benutzt werden. Allerdings wird man die Geschwindigkeit der Ladungsträger ggf. indirekt u ucksichtigen haben. ¨ber die Stromdichte oder den Strom zu ber¨ Im folgenden wollen wir diskutieren, wie man in klassischer Art und Weise das B-Feld einf¨ uhrt. In Abschnitt 18 hatten wir nach Falk und Ruppel [72] lediglich aus der Beobachtung, dass sich der Betrag der Geschwindigkeit eines (gleichf¨ ormig) bewegten und geladenen Probekörpers nicht ändert, auf die Art der Ankopplung des magnetischen Feldes an die mechanischen Bewegungsgleichungen und die Beschreibungsgr¨ oßen f¨ ur die Kraftwirkungen des magnetischen Feldes geschlossen. Dabei ergab sich auch eine Größe mit der physikalischen Dimension einer Kraft, die u ¨blicherweise als Lorentzkraft bezeichnet wird. Im Rahmen der systematischen Einf¨ uhrung des B-Feldes und des Vektorpotenzials nach Falk und Ruppel handelt es sich jedoch nicht um eine Kraft im Sinne der klassischen Mechanik, die mit einer räumlichen Verschiebung in Zusammenhang gebracht wird. Daraus ergeben sich immer wieder Missverst¨ andnisse bei der Diskussion von Kraftwirkungen im magnetischen Feld. Dennoch wollen wir auf die klassische Einf¨ uhrung des B-Feldes eingehen. Bringt man in das magnetische Feld eines räumlich festliegenden Leiters einen zweiten von Strom durchflossenen Leiter, so wird auf diesen eine mecha-

19.1 Magnetische Kraftwirkungen und das B-Feldes

289

Abbildung 19.2. Messstab zur Bestimmung der B-Feldst¨ arke

nische Kraft ausge¨ ubt. Zur Messung dieser Kraft kann im Prinzip eine Einrichtung nach Abb. 19.2 dienen. Ein kurzer Kupferstab ( Meßstab“) taucht ” in zwei Quecksilbern¨ apfe ein, die den Strom I zuf¨ uhren. Die auf den Messstab von der L¨ ange l ausge¨ ubte Kraft kann mit einer Federwaage oder mit Gegengewichten bestimmt werden. Derartige Messungen zeigen nun: 1. Der Betrag F der Kraft h¨ angt an jeder Stelle des Magnetfeldes von der Richtung des Messstabes gegen¨ uber der Richtung der B-Feldlinien ab. Wenn der Stab mit einer B-Feldlinie zusammenfällt, so wird keine Kraft auf ihn ausge¨ ubt. Die gr¨ oßte Kraft ergibt sich, wenn der Stab zu den ¨ B-Feldlinien senkrecht steht. Andert man den Winkel α, den die Stromrichtung mit der B-Feldlinienrichtung bildet, so ändert sich der Betrag F der Kraft wie sin α. 2. Die Kraft ist proportional der Stromst¨ arke I. Mit der Stromrichtung kehrt sich auch die Kraftwirkung um. 3. Die Kraft wirkt immer senkrecht zur Richtung des Stabes und zur Richtung der B-Feldlinien, und zwar so, dass Stromrichtung, B-Feldlinienrichtung und Kraftrichtung ein Rechtssystem bilden. Abb. 19.3. Dreht man die Richtung des Stromes auf dem k¨ urzesten Wege in die Richtung der B-Feldlinien, so erh¨ alt man die Drehrichtung einer Rechtsschraube, die sich in der Kraftrichtung bewegt. 4. Die Kraft ist proportional der L¨ ange l des Messstabes. Aus diesen Beobachtungen kann man die Formel ableiten“ ” F = BI l sin α,

(19.1)

wobei man B als einen Proportionalit¨ atsfaktor auffassen kann, der als ein arke der Kraftwirkung des magnetischen Feldes an der betreffenMaß f¨ ur die St¨ den Stelle benutzen kann. Entsprechend den oben eingef¨ uhrten B-Feldlinien spricht man h¨ aufig von magnetischer Flussdichte oder magnetischer Induktion; in Abschnitt 18 haben wir die Bezeichnung B-Feld eingef¨ uhrt. Bestimmt man mit Hilfe des Messstabes an irgendeiner Stelle des magneur α = 90◦ ), so tischen Feldes die auf das St¨ abchen ausge¨ ubte Kraft Fm (f¨

290


Abbildung 19.3. Richtung von Kraft, Strom und Magnetlinien

findet man den Betrag des B-Feldes aus B =

Fm . Il

(19.2)

Dadurch ist die Gr¨ oße B definiert; ihre Einheit kann willk¨ urlich festgesetzt werden. Die heute verwendete und genormte Einheit der Kraft ergibt sich durch die Festlegung: Die Einheit des B-Feldes liegt vor, wenn auf einen Messstab von der L¨ ange 1 m, der von einem Strom mit der St¨ arke 1 A durchflossen wird, eine Kraft von 1 N (Newton) ausge¨ ubt wird. Diese Einheit ist also Ws Vs N =1 = 1 2, (19.3) 1 Am A m2 m wof¨ ur gesetzt wird Vs 1T = 1Tesla := 1 2 . (19.4) m Eine ¨ altere, heute nicht mehr benutzte Einheit ist das Gauß, abgek¨ urzt G, 1G := 10−4

Vs . m2

(19.5)

Allerdings l¨ asst sich auf diesem Wege nur der Betrag des B-Feldes festlegen, wobei man das B-Feld als einen Vektor auffassen kann, dessen Richtung durch die B-Feldlinienrichtung gegeben ist. Daraus ist jedoch eine Charakterisierung des B-Feldes im Sinne des Satzes von Helmholtz möglich. Da das B-Feld nach Gl.(19.4) auf die Fl¨ ache bezogen ist, hat man ganz ähnliche Vorteile wie die Auffassung des D-Feldes im elektrischen Feld als Vektor. Wenn man nämlich willk¨ urlich festlegt, dass der Betrag von B die Dichte der B-Feldlinien angeben soll, dann erh¨ alt man die gesamte Zahl der B-Feldlinien, die durch irgendeine Fl¨ ache hindurchgehen, als Oberfl¨ achenintegral des Vektorfeldes B u ¨ber diese Fl¨ ache. Es ist also der magnetische Fluss B · dA (19.6) Φ= A

19.1 Magnetische Kraftwirkungen und das B-Feldes

291

ganz analog wie beim Fluss des D-Feldes im elektrischen Feld. Diese Größe, die bereits im vorherigen Abschnitt eingef¨ uhrt wurde, wird magnetischer Fluss oder gelegentlich auch magnetischer Induktionsfluss genannt. Die Aussage, dass alle magnetischen B-Feldlinien in sich geschlossen sind, lässt sich damit in der Form schreiben (19.7) B · dA = 0. O

Das Oberfl¨ achenintegral des B-Feldes u ullfläche ist null, ¨ber eine beliebige H¨ da aus der Fl¨ ache genau so viele B-Feldlinien herauskommen, wie durch sie eintreten. Diese Beziehung kann mit Hilfe des Gaußschen Integralsatzes (unter gewissen mathematischen Voraussetzungen) in die Beziehung div B = 0 umge¨ wandelt werden. Diese Beziehung ergab sich im Rahmen der Uberlegungen von Falk und Ruppel als Folgerung, da das B-Feld als Rotationsanteil des Vektorpotenzials A eingef¨ uhrt wurde. Hinsichtlich der Interpretation dieser Beziehung kann gesagt werden, dass div B = 0 als Quellenfreiheit gedeutet wird und damit das Vorhandensein von magnetischen Monopolen ausschließt. Im Rahmen der Multipolentwicklung in Abschnitt 21.4 lässt sich das noch einmal nachrechnen. Die Einheit des magnetischen Flusses φ ergibt sich durch Multiplikation der Einheit des B-Feldes mit der Fl¨ acheneinheit. Die SI-Einheit des magnetischen Flusses ist 1W b = 1Weber := 1V s. (19.8) Danach gilt auch 1T = 1

Wb . m2

(19.9)

Es gilt also auch 1G = 10−8

Wb Wb = 10−4 2 = 10−4 T. cm2 m

(19.10)

In einem homogenen Feld ist das B-Feld u ¨berall gleich, die Feldlinien bilden parallele gerade Linien. Ein solches Feld ist bei Gl.(19.1) vorausgesetzt; die L¨ ange l des Messst¨ abchens muss also bei einem beliebigen Feld so klein sein, dass das Feld in der Umgebung des Messst¨ abchens als hinreichend homogen angesehen werden kann. Die Kraftwirkung des magnetischen Feldes auf stromdurchflossene Leiter besteht in einer Wirkung auf die im Leiter bewegten Elektrizitätsmengen. Fließt in dem Leiter ein Strom I, so ist dies gleichbedeutend mit der Bewegung einer Elektrizit¨ atsmenge Q mit einer bestimmten Geschwindigkeit v, und es gilt I l = Q v. (19.11) Daher kann man allgemein f¨ ur die Kraft, die im magnetischen Feld auf eine bewegte Elektrizit¨ atsmenge Q ausge¨ ubt wird, Gl.(19.1), schreiben

292


F = BQv sin α.

(19.12)

Diese Beziehung gilt zun¨ achst nur im homogenen magnetischen Feld; man kann sie aber auch bei beliebigen Feldern anwenden, wenn die räumliche Ausdehnung der Ladung Q so klein ist, dass das magnetische Feld in der Umgebung der Ladung als homogen angesehen werden kann. Die Richtung der Kraft ist durch oben mit 3. bezeichnete Regel bestimmt. Man kann diese Regel in die Gleichung f¨ ur den Betrag der Kraft aufnehmen, wenn man sie vektoriell formuliert; dazu verwendet man das in 3dimensionalen Vektorr¨ aumen definierbare Kreuzprodukt und notiert F = Q(v × B).

(19.13)

Danach steht der Vektor der Kraft F senkrecht auf der Ebene, die durch das B-Feld B und den Geschwindigkeitsvektor v der bewegten Ladung Q aufgespannt wird. Wir wollen noch einmal darauf hinweisen, dass diese Betrachtungen nur in sehr verwickelter und von vielen Annahmen geprägter Weise zu einer Kopplung von Mechanik und magnetischen Feld f¨ uhren, was auch dadurch erkennbar ist, dass die Lorentzkraft“ von der Geschwindigkeit abhängt. Daher ist ” die in Abschnitt 18 vorgestellte Vorgehensweise, die mit einem eindeutig definierten Kraftbegriff arbeitet, in jedem Falle vorzuziehen.

19.2 Beispiele fu ¨ r magnetische Kraftwirkungen 1. Die Kraftwirkungen des magnetischen Feldes auf elektrische Ladungen zeigen sich besonders deutlich bei Elektronenstrahlen in einem luftleeren Gefäß. Die Elektronen beschreiben infolge der magnetischen Feldkräfte im magnetischen Feld gekr¨ ummte Bahnen. An jeder Stelle der Bahn erfährt ein geladenes Teilchen eine Beschleunigung, die senkrecht zur Bewegungsrichtung und zur Richtung der magnetischen Feldlinien steht. Handelt es sich um ein homogenes Feld, so gilt folgendes. Stimmt die Bewegungsrichtung des Teilchens u ¨berein mit der Feldlinienrichtung, dann ergibt sich eine geradlinige Bahn, da in diesem Falle nach Gl. (19.13) keine Kr¨ afte auftreten. Steht dagegen die Richtung der Bewegung senkrecht auf der Feldlinienrichtung, so ergibt sich eine konstante Beschleunigung senkrecht zur Bahn. Die Bahn wird ein Kreis, dessen Ebene senkrecht zur Feldlinienrichtung liegt. Bezeichnet man die Masse des geladenen Teilchens mit m, so ist die infolge der Kraft F entstehende radiale Beschleunigung a =

QBv F = . m m

(19.14)

Die zentrifugale Beschleunigung bei einer Kreisbewegung mit dem Radius r ist andererseits

19.2 Beispiele f¨ ur magnetische Kraftwirkungen

v2 . r Es stellt sich daher eine solche Bahn ein, dass a =

v2 QBv = m r

oder

r=

293

(19.15)

mv . QB

(19.16)

F¨ ur die Zeitdauer eines Umlaufs auf der Kreisbahn folgt τ=

m 2πr = 2π . v QB

(19.17)

Die Umlaufdauer ist also unabh¨ angig von der Geschwindigkeit, solange die Masse gleich der Ruhemasse gesetzt werden kann. Die Umlauffrequenz ist fz =

QB 1 = ; τ 2πm

(19.18)

sie wird auch Zyklotronfrequenz genannt (siehe unter 4.).

Abbildung 19.4. Bahn eines elektrisch geladenen Teilchens im homogenen Magnetfeld

Bildet die Bewegungsrichtung irgendeinen anderen Winkel mit der Feldlinienrichtung, so kann die Geschwindigkeit in zwei Komponenten zerlegt werden, von denen die eine mit der Feldlinienrichtung u ¨bereinstimmt, während die andere senkrecht dazu steht. Die erste bleibt ungeändert, die zweite liefert eine Kreisbewegung. Im ganzen ergibt sich daher eine Schraubenlinienbahn des geladenen Teilchens, Abb. 19.4. Bei schweren Ladungstr¨ agern werden die Umlaufzeiten und die Bahnradien gr¨ oßer. Die Umlaufzeiten werden z.B. bei Protonen entsprechend deren Masse 1836mal so groß wie in der Tabelle, die Bahnradien werden 43mal so groß. 2. Eine Anwendung der Ablenkung von Elektronen im magnetischen Feld bildet das Magnetron. Es ist eine Vakuumr¨ ohre mit Gl¨ uhkathode und kalter Anode, die sich im magnetischen Feld einer stromdurchflossenen Spule befindet, Abb. 19.5. In dem axial gerichteten Magnetfeld der Spule bewegen sich die von der Kathode K ausgehenden Elektronen auf gekr¨ ummten Bahnen zur ¨ Anode A. Uberschreitet der Strom in der Spule S eine bestimmte Stärke, dann wird die Bahnkr¨ ummung so groß, dass die Elektronen nicht mehr zur

294


Anode gelangen, sondern zur Kathode zur¨ uckkehren, so dass der Elektronenstrom unterbunden ist. Mit dem in der Spule S fließenden Strom kann man daher den zur Anode gehenden Elektronenstrom steuern und ähnlich wie mit der Gitterspannung einer Elektronenröhre eine Verstärkung erzielen. (Anwendung der umlaufenden Elektronenstr¨ omung im Wanderfeldmagnetron zur Erzeugung von Hochfrequenzschwingungen).

Abbildung 19.5. Prinzip des Magnetrons

3. Die Ablenkung von Ladungstr¨ agern durch magnetische Felder findet ausgedehnte Anwendung bei Anordnungen der Elektronenoptik. Durchläuft in einer Braunschen R¨ ohre der Elektronenstrahl ein Magnetfeld, das senkrecht zur Achse der Röhre gerichtet ist, so ergibt sich eine Ablenkung quer dazu, die proportional dem Strom in der das Magnetfeld erzeugenden Spule ist. Ein Magnetfeld mit Feldlinien, die im wesentlichen parallel zur Strahlachse verlaufen, und das rotationssymmetrisch zu dieser Achse ist, stellt eine magnetische Linse“ dar, das Gegenst¨ uck zur elektrischen Linse (H. Busch ” 1926). Auf Grund einer ¨ ahnlichen Betrachtung wie in Abschnitt 14.5 folgt durch Anwendung der Beziehung (vgl. Abschnitt 14.5) f¨ ur die Brennweite der magnetischen Linse 1 m . (19.19) f = 8 Ua b e 2 Bx dx 0

¨ Die Brennweite kann also durch Andern der Induktion Bx auf der Achse, d. h. ¨ durch Andern des Stromes I in der Spule, eingestellt werden. Das Vergrößern des Stromes ergibt kleinere Brennweite. Bei der Abbildung entsteht hier wegen des schraubenlinienf¨ ormigen Verlaufs der Elektronenbahnen, Abb. 19.6, eine Drehung des Bildes, die mit wachsender Stromstärke I größer wird. 4. Im Zyklotron (Lawrence 1931) wird davon Gebrauch gemacht, dass die angig von der Geschwindigkeit der Ladungsträger Umlauffrequenz fz unabh¨ ist. Eine durch einen Radialschnitt geteilte Metalldose, Abb. 19.7, befindet sich in einem luftleeren Gef¨ aß und wird von einem zeitlich konstantem B-Feld B parallel zur Zylinderachse durchsetzt. An den beiden Halbdosen liegt eine

19.2 Beispiele f¨ ur magnetische Kraftwirkungen

295

Abbildung 19.6. Magnetische Linse der Elektronenoptik

Wechselspannung, deren Periode mit der Umlaufdauer τ eines Strahles von Ladungsteilchen (Elektronen, Protonen, α-Teilchen usw.) im Feld B u ¨bereinstimmt. Ein Ladungsteilchen, das w¨ ahrend eines positiven Maximums der Wechselspannung bei A in den Spalt eintritt, wird um die Scheitelspannung Um beschleunigt. Nach einer halben Periode der Wechselspannung kommt es zu dem Spalt bei A , wenn die Spannung gerade ihren negativen Höchstwert hat, so dass wieder eine Beschleunigung um Um eintritt. Der Radius der Elektronenbahn erweitert sich dabei mit der wachsenden Geschwindigkeit nach Gl. (19.16). Die Endgeschwindigkeit der Ladungsteilchen entspricht nach n-maligem Durchlaufen des Spaltes einer Anlaufspannung von nUm . Bei sehr hohen Geschwindigkeiten vergr¨ oßert die Massenzunahme der Ladungsteilchen die Umlaufdauer entsprechend Gl. (19.17). Dieser Effekt kann durch eine periodische Steuerung der Frequenz des elektrischen Beschleunigungsfeldes in gewissen Grenzen ausgeglichen werden.

Abbildung 19.7. Prinzip des Zyklotrons

Die auf einen stromdurchflossenen metallischen Leiter im magnetischen Feld einwirkende Kraft ist als Resultierende der Impulse aufzufassen, die die Leitungselektronen auf die Atome u ¨bertragen. Diese Resultierende ist Null oder unmessbar klein, wenn kein magnetisches Feld vorhanden ist. Wirken

296


dagegen die magnetischen Feldkr¨ afte auf die Elektronen ein, so erfahren diese infolge ihrer Driftbewegung, d. h. infolge ihrer in die Richtung der Leiterachse fallenden Geschwindigkeitskomponenten eine Beschleunigung, die im Mittel eine zur Leiterachse senkrechte Richtung hat. Zahlenbeispiel: Bei der Berechnung der magnetischen Feldkräfte ergibt sich das Resultat in elektrischen Krafteinheiten W s/m, wenn das B-Feld in V s/m2 eingesetzt wird. Es sei z. B. B = 1V s/m2 , l = 0, 1m, I = 100A, α = 90◦ . Dann wird nach Gl. (19.1) F = 1 · 0, 1 · 100

V As = 10 N. m

(19.20)

19.3 Das Durchflutungsgesetz Das Durchflutungsgesetz kann mit Hilfe des Stokesschen Satzes aus Gl.(18.22) abgeleitet werden und stellt in klassischer Sichtweise die allgemeine Formulierung f¨ ur den Zusammenhang zwischen der Stärke magnetischer Felder und dem erzeugenden Strom I dar (vgl. auch Abschnitt 22.3) H(˜r) · d˜s = I. (19.21) Dabei kann es sich auch um eine Summe von Strömen handeln. Dieser Zusammenhang kann experimentell mit Hilfe des magnetischen Spannungsmessers nach Rogowski [236] nachgewiesen werden. Dieser besteht aus einer langgestreckten Spule von geringem Querschnitt, deren Drahtenden mit einem ballistischen Galvanometer verbunden sind. Die Spule ist gleichmäßig mit einem d¨ unnen isolierten Draht in dicht nebeneinanderliegenden Windungen gewickelt. Die beiden Drahtenden liegen nebeneinander, so dass durch die Zuleitungen zum Galvanometer keine Schleife gebildet wird, in der störende Induktionswirkungen auftreten k¨ onnen. An dieser Stelle sei noch einmal angemerkt, dass es sich bei der in Abschnitt 18 vorgestellten Deutung des Durchflutungsgesetzes um eine Definitionsgleichung f¨ ur das H-Feld handelt. Der angesprochene Nachweis gelingt nur, wenn man u ¨ber ein lineares Materialgesetz B ∼ H die magnetischen Kraftwirkungen und somit den Zusammenhang von B-Feld und Strom bestimmt. Das wird im folgenden beschrieben. Damit durch den Spannungsmesser das auszumessende magnetische Feld nicht gest¨ ort wird, nehmen wir an, dass das Innere der Spule hohl ist oder aus dem gleichen Stoff besteht wie der Außenraum (bei der praktischen Ausf¨ uhrung solcher Spannungsmesser wickelt man die Spule auf einen biegsamen Lederriemen, einen Gummischlauch oder ähnliches; diese Stoffe beeinflussen praktisch das magnetische Feld in Luft nicht). Bezeichnet man die durch

19.3 Das Durchflutungsgesetz

297

Abbildung 19.8. Magnetischer Spannungsmesser nach Rogowski

die L¨ ange der Spule, Abb. 19.8, geteilte Windungszahl mit N1 , so erhält ein kurzer Abschnitt von der L¨ ange ds N1 ds

(19.22)

Windungen. In einem magnetischen Feld von beliebiger Beschaffenheit wird das B-Feld an jeder Stelle der Spule im allgemeinen einen anderen Wert und eine andere Richtung haben. Es soll aber der Querschnitt A der Spule so klein sein, dass man an jeder Stelle der Spule innerhalb dieses Querschnitts das B-Feld als konstant ansehen kann. Dann beträgt der magnetische Fluss, der mit den N1 ds Windungen des Abschnittes ds verkettet ist, dΦs = N1 A B · ds,

(19.23)

und der Gesamtfluss der Spule ergibt sich durch Integration u ¨ber die ganze L¨ ange b Φs = N1 A B · ds. (19.24) a

Dieser Gesamtfluss kann mit Hilfe des ballistischen Galvanometers G wie im vorherigen Abschnitt gemessen werden, wenn man die Spule rasch aus dem Feld entfernt. F¨ uhrt man den Versuch aus, so ergibt sich, dass der Wert von Φs nur von der Lage der beiden Endpunkte a und b des Spannungsmessers abh¨ angt. F¨ ur alle m¨ oglichen Wege zwischen a und b, Abb. 19.9, hat daher das Linienintegral des B-Feldes den gleichen Wert. Biegt man den Spannungsmesser zu einer geschlossenen Figur zusammen, so dass die beiden Punkte a und b zusammenfallen, so ergibt sich experimentell, dass Φs = 0 wird, dass also auch das Linienintegral des B-Feldes verschwindet, gleichg¨ ultig in welcher Form man die Spule biegt, allerdings unter einer wichtigen Voraussetzung: Es darf mit der durch den Spannungsmesser gebildeten geschlossenen Figur kein stromf¨ uhrender Leiter verkettet sein. Ist diese Voraussetzung nicht erf¨ ullt, umschließt man also mit dem Spannungsmesser den Stromleiter, so ergibt sich ein ganz bestimmter Wert f¨ ur ur das Linienintegral des B-Feldes. F¨ ur diesen Wert gilt nun Φs und damit f¨ ein außerordentlich einfaches Gesetz. Es zeigt sich, dass das Linienintegral des B-Feldes proportional dem verketteten Strom ist. Den Strom, der mit

298


Abbildung 19.9. Wege gleicher magnetischer Spannung

irgendeinem in sich geschlossenen Weg verkettet ist, bezeichnet man als die Durchflutung Θ dieses Weges. Auf Grund der experimentellen Beobachtung gilt daher die Beziehung B · ds = μ Θ,

(19.25)

in der μ eine Konstante bezeichnet. Die Gl.(19.25) ber¨ ucksichtigt auch die Vorzeichen, wenn der Umlaufsinn des Linienintegrals mit der Richtung der Durchflutung eine Rechtsschraube bildet, wie es Abb. 19.10 zeigt. In dieser Abbildung ist f¨ ur den gezeichneten geschlossenen Weg

Abbildung 19.10. Durchflutung eines geschlossenen Weges

Θ = I1 + I2 + I3 .

(19.26)

Wird das B-Feld in V s/m2 gemessen und setzt man die Länge in m die Stromst¨ arke in A ein, so ergibt sich f¨ ur die Größe μ als Einheit 1

Ωs Vs =1 . Am m

(19.27)

Die Einheit 1 Ωs nennt man 1 Henry: 1 Henry = 1 H = 1 Ωs;

(19.28)

als Einheit f¨ ur die Gr¨ oße μ dient 1 H/m. Weitere Einzelheiten u ¨ber die Größe μ findet man in Abschnitt 20.1. Die Gl.(19.25) kann unter der Voraussetzung, dass μ innerhalb des magnetischen Spannungsmessers eine Konstante ist, auch geschrieben werden

19.3 Das Durchflutungsgesetz

B · ds = Θ. μ

299

(19.29)

Entsprechend Abschnitt 18 ist die Gr¨ oße B/μ ist ein Vektor, der f¨ ur lineare magnetische Materialien mit dem H-Feld H gleichgesetzt wird; also gilt B = μ H.

(19.30)

Eine damit verbundene definitorische Einf¨ uhrung des H-Feldes, wie man sie in vielen Darstellungen des elektromagnetischen Feldes findet, entspricht nicht der Auffassung, wie wir sie in Abschnitt 18 entwickelt haben. Dort wurde im Sinne der Nahwirkungstheorie das H-Feld als magnetische Erregung“ in ” der Umgebung einer Stromdichte aufgefasst. Demzufolge passt der Begriff magnetische Erregung“ am besten. Entsprechend dieser Auffassung ist das ” Linienintegral des H-Feldes auf irgendeinem geschlossenen Weg C gleich der Durchflutung des Weges H · ds = Θ. (19.31) C

Dies wird Durchflutungsgesetz genannt. Es handelt sich im Sinne der Auffassung von Abschnitt 18 um die integrale Fassung der Definitionsgleichung rot H = J, die unabh¨ angig von μ ist. Das H-Feld ist eine Größe, deren Betrag, wie man aus Gl.(19.31) erkennt, in A/cm oder in A/m (Giorgi-System) gemessen werden kann. Als Einheit f¨ ur das H-Feld wurde fr¨ uher 1 Ørsted = 1 Oe =

10 A 4π cm

(19.32)

verwendet. Damit ergab sich im leeren Raum bei der Messung eines magnetischen Feldes in Gauß oder Ørsted der gleiche Zahlenwert. Beide Einheiten werden heute nicht mehr verwendet, aber man benötigt sie, wenn man ältere Arbeiten lesen will. Das Durchflutungsgesetz erm¨ oglicht die Berechnung der Durchflutung, die zur Herstellung eines bestimmten magnetischen Feldes erforderlich ist, wenn der Verlauf der magnetischen Feldlinien bekannt ist. Das magnetische Feld in der Umgebung eines geraden stromdurchflossenen Leiters z.B. wird durch Feldlinien dargestellt, die aus Symmetriegr¨ unden Kreise bilden. Längs eines jeden solchen Kreises ist die Flussdichte konstant, daher sind die Beträge der Vektoren B und H konstant. Ist r der Radius eines Kreises, I die Stromstärke im Leiter, so gilt H · ds = H2πr = I, H =

I . 2πr

(19.33)

Bez¨ uglich der Richtung der H-Feldlinien sagt das Durchflutungsgesetz aus, dass sie mit der Stromrichtung im Sinne einer Rechtsschraube zusammenhängt.

300


Das H-Feld außerhalb des Leiters ist nach Gl.(19.33) unabhängig von dem Drahtdurchmesser; es hat die gleiche Beschaffenheit, als ob der ganze Strom I in einem Stromfaden“ in der Achse des Leiters konzentriert wäre. ” Zahlenbeispiel: Im Abstand r = 10cm von der Achse eines Leiters, der den Strom I = 100A f¨ uhrt, betr¨ agt das H-Feld H =

A A 100A = 1, 59 = 159 . 2π10cm cm m

(19.34)

19.4 Der magnetische Dipol Aus dem Stromkraftgesetz (19.1) folgt, dass auf einen geschlossenen Stromkreis ein Drehmoment ausge¨ ubt wird. Wir denken uns ein schmales Drahtrechteck in die x, y-Ebene eines Koordinatensystems gelegt, Abb. 19.11, so dass die lange Seite b mit der x-Richtung u ¨bereinstimmt. Der Draht sei vom Strom I durchflossen. Das Rechteck befinde sich in einem homogenen magnetischen Feld und sei so orientiert, dass die in die x, y-Ebene fallende Komponente von B in die x-Richtung zeigt. Sie hat den Betrag B cos β, wenn β den Winkel zwischen B und der x, y-Ebene bezeichnet. Die zu dieser Ebene senkrecht stehende Komponente B sin β ergibt f¨ ur das Rechteck keine resultierende Stromkraft, da sich die auf die gegen¨ uberliegenden Seiten ausge¨ ubten Kr¨ afte jeweils aufheben. Die x-Komponente des B-Feldes ist ebenfalls f¨ ur die langen Rechteckseiten b ohne Wirkung, da sie die gleiche Richtung hat. Dagegen werden auf die kurzen Rechteckseiten nach Gl.(19.1) Kräfte IaB cos β nach oben bzw. unten ausge¨ ubt; er ergibt sich also ein Kräftepaar mit der y-Richtung als Drehachse. Das Drehmoment ist

Abbildung 19.11. Drehmoment bei einem Drahtrechteck

Md = IabB cos β.

(19.35)

Da die Fl¨ ache des Rechtecks A = ab ist, gilt auch Md = IAB cos β.

(19.36)

19.4 Der magnetische Dipol

301

Diese Gleichung kann geschrieben werden Md = I(A × B) = Iμ0 (A × H),

(19.37)

wobei A den Vektor der Fl¨ ache A bezeichnet1 mit einer solchen Richtung, dass die Umlaufrichtung des Stromes damit eine Rechtsschraube bildet. Man bezeichnet m=IA (19.38) als das magnetische Drehmoment der Drahtschleife, indem man von der Vorstellung ausgeht, dass die Drahtschleife wie ein kleiner Magnet (Dipol) wirkt; das entspricht der Amperèschen Hypothese. In Abb. 19.11 liegt der Nordpol dieses Magneten oberhalb, der S¨ udpol unterhalb der Zeichenebene. Die Richtung von m zeigt aus der Zeichenebene heraus in die z-Richtung des Achsensystems. Da man nun jede beliebige berandete Fl¨ ache aus solchen rechteckigen Streifen mit gen¨ ugend kleinem a zusammensetzen kann, so gilt die Gl. (19.37) allgemein f¨ ur eine beliebige ebene Drahtschleife, solange sie nur so klein ist, dass das H-Feld als homogen angesehen werden kann. Das Drehmoment ist allgemein (19.39) Md = m × B; es sucht das Dipolmoment in die Feldrichtung zu drehen. Zahlenbeispiel: Eine ebene Drahtschleife von 10cm2 Fläche, die von einem Strom von 1A durchflossen wird, hat ein magnetisches Moment vom Betrag m = 1A · 10−3 m2 = 10−3 Am2 .

(19.40)

In einem Magnetfeld mit B = 1T = 1V s/m2 wird das maximale Drehmoment (β = 0) Md = m B = 10−3 Am2 1

Vs = 10−3 N m(= 100 dyn m). m2

(19.41)

Eine allgemeine Einordnung des magnetischen Dipols diskutieren wir in Abschnitt 21.4 u ¨ber die Multipolentwicklung.

1

Dieser Normalenvektor der Fl¨ ache darf nicht mit dem Vektorpotenzial verwechselt werden.

20 Materialgesetze im station¨ aren Magnetfeld

20.1 Diamagnetismus und Paramagnetismus Alle Stoffe haben Einfluss auf das magnetische Feld. Das lässt sich mit Hilfe eines Zusammenhanges der krafterzeugenden Größe B des magnetischen Feldes und der magnetischen Erregungsgr¨ oße“ H ausdr¨ ucken. Wir haben ” bereits erw¨ ahnt, dass das B- und das H-Feld unter bestimmten Umständen proportional sein k¨ onnen. Versuche zeigen, dass der Proportionalitätsfaktor, der u ¨blicherweise mit μ bezeichnet wird, von dem Stoff abhängt, in dem die Messungen ausgef¨ uhrt werden. Man schreibt daher μ = μr μ0 ,

(20.1)

wobei μ0 den Wert von μ im leeren Raum bezeichnet. Im leeren Raum ist also oße μ0 wird magnetische Feldkonstante, Induktionskonstante μr = 1. Die Gr¨ oder Permeabilit¨ at des leeren Raums genannt. Die elektrischen Einheiten sind aus historischen Gr¨ unden so gew¨ ahlt worden, dass genau μ0 = 4π10−7

Vs Vs ≈ 1, 257 · 10−6 Am Am

(20.2)

gilt. Mit der Widerstandseinheit Ohm bzw. der Einheit der Induktivität Henry kann man weitere Darstellungen f¨ ur μ0 angegeben. oßer das B-Feld in dem betreffenden Die Zahl μr gibt an, wieviel mal gr¨ Stoff ist im Vergleich zum leeren Raum. Sie wird als relative magnetische Permeabilit¨ at oder als Permeabilit¨ atszahl bezeichnet, während μ die absolute Permeabilit¨ at darstellt; μ0 heißt auch Permeabilität des leeren Raumes. Mikroskopisch kann die Proportionalit¨ at damit erklärt werden, dass die Elektronen innerhalb der Atome geschlossene Bahnen durchlaufen und um ihre Achse rotieren (Elektronenspin oder Elektronendrall). Jede derartige Elektronenbewegung kann entsprechend der Amperèschen Hypothese als ein elektrischer Ringstrom und damit als magnetischer Dipol aufgefasst werden. Abb. 20.1 veranschaulicht das magnetische Feld eines solchen Ringstromes.

304


Abbildung 20.1. Magnetischer Elementardipol

Durchl¨ auft das Elektron mit einer Geschwindigkeit v die Bahn mit dem Raur den die Beziehung gilt dius r0 , so ist dies einem Strom I0 a ¨quivalent, f¨ ev I0 = . (20.3) 2πr0 Das magnetische Moment eines solchen Elementardipols beträgt daher nach Gl.(19.38) 1 m0 = I0 r02 π = evr0 . (20.4) 2 Die magnetischen Dipolmomente k¨ onnen innerhalb der Atome entweder durch Dipolmomente entgegengesetzter Richtung aufgehoben werden, oder es kann ¨ ein Uberschuss von Dipolen einer Richtung vorhanden sein. Im ersten Falle ist das Atom unmagnetisch, w¨ ahrend es im zweiten Falle wie ein kleiner Magnet wirkt. Betrachten wir zun¨ achst Stoffe der ersten Art, bei denen die Bahn- und Spinmomente im Inneren der Atome kompensiert sind. Auf die rotierenden Elektronen werden im magnetischen Feld Kr¨ afte ausge¨ ubt, und zwar werden nach dem Induktionsgesetz (vgl. Abschnitt 26.2) bei der Herstellung des äußeren magnetischen Feldes diejenigen Elektronen beschleunigt, die um die Feldlinienrichtung im Sinne einer Rechtsschraube rotieren, während die anderen ¨ verz¨ ogert werden. Es ergibt sich eine Uberschusswirkung der Strombahnen mit rechtsl¨ aufig rotierenden Elektronen. Diese Elektronen wirken aber wie ein Strom, der die Feldlinien linksl¨ aufig umkreist, der also f¨ ur sich allein ein magnetisches Feld in entgegengesetzter Richtung hervorrufen w¨ urde. Daher ergibt sich in dem betrachteten Fall eine Schwächung des magnetischen Feldes; das B-Feld ist bei Vorhandensein des betreffenden Stoffes kleiner als im leeren Raum; es ist (B := B, H := H) B < μ0 H

oder

μr < 1.

(20.5)

Man bezeichnet solche Stoffe als diamagnetisch; ein Beispiel daf¨ ur bildet Wismut. Im anderen Fall, wenn die Atome nicht kompensierte Bahnen enthalten, also wie Magnete wirken, suchen sich diese im magnetischen Feld so einzustellen, dass sie gem¨ aß Gl.(19.39) das ¨ außere magnetische Feld unterst¨ utzen; das B-Feld wird gr¨ oßer als im leeren Raum:

20.1 Diamagnetismus und Paramagnetismus

B > μ0 H

oder

μr > 1.

305

(20.6)

Derartige Stoffe nennt man paramagnetisch oder, wenn μr erheblich größer als 1 ist, ferromagnetisch, weil das wichtigste Beispiel eines solchen Stoffes das Eisen ist. Auch in paramagnetischen Stoffen tritt wegen der Beschleunigung der Elektronenbewegung immer bis zu einem gewissen Grade eine diamagnetische Wirkung auf. Paramagnetische Stoffe sind daher eigentlich solche, bei denen der zweite Effekt den diamagnetischen u ¨bertrifft. Anmerkung: Genau genommen ergibt sich durch die Einwirkung der äußeren elektrischen Feldkr¨ afte auf rotierende oder kreisende Elektronen wie bei einem Kreisel eine rotierende Bewegung der Kreiselachse (Präzession). Diese Rotation wirkt sich aber im Effekt so aus wie eine Vergrößerung oder Verkleinerung der Winkelgeschwindigkeit der Ringströme. Man kann die Frequenz der Pr¨ azessionsbewegung daher auf folgende Weise berechnen. Die kinetische Energie einer mit der Winkelgeschwindigkeit ω auf einer Kreisbahn mit dem Radius r bewegten Masse m ist (1/2)mr2 ω 2 . Trägt die Masse noch eine Ladung e, so erf¨ ahrt sie außer Zentrifugalkr¨ aften und Kernanziehungskräften noch Beschleunigungskr¨ afte in der Bahnrichtung, wenn diese ein zunehmendes oder abnehmendes magnetisches Feld umschließt. Diese Kräfte haben den Betrag er dB 1 dΦ = . (20.7) F := F = eEi = e 2πr dt 2 dt ¨ Die der Ladung e bei einer Anderung des B-Feldes um den Betrag B zugef¨ uhrte Arbeit ist daher 1 1 F ds = F rω dt = er2 ω dB = er2 ωB. (20.8) 2 2 Sie vermehrt die kinetische Energie der kreisenden Ladung, so dass die Winkelgeschwindigkeit ω um den kleinen Betrag ωL wächst. Daher gilt 1 2 1 1 mr (ω + ωL )2 = mr2 ω 2 + er2 ωB. 2 2 2

(20.9)

Hieraus folgt wegen der Kleinheit von ωL gegen ω: ωL =

1 e B. 2m

Die Frequenz ( Lamor-Frequenz“) ist also ” 1 e B. fL = 4π m

(20.10)

(20.11)

F¨ ur B = 0, 1 T ergibt sich z. B. nach Gl. (20.11) f¨ ur Elektronen eine Frequenz fL =

1 1, 6 · 10−19 · 0, 1 AsV s = 1, 4 · 109 Hz = 1, 4 GHz. 4π 9, 11 · 10−28 gm2

(20.12)

306


Die Lamor-Pr¨ azession spielt eine Rolle bei der Anwendung von Ferriten in H¨ ochstfrequenzfeldern. Bei Vormagnetisierung von Ferriten mit einem konstanten B-Feld B pr¨ azessieren die Elektronen-Dipole um die Feldrichtung. Wird senkrecht dazu ein Hochfrequenzfeld angelegt, so ergibt sich eine zu beiden Richtungen senkrechte zus¨ atzliche Pr¨ azession, die eine Hochfrequenzfeldkomponente in dieser neuen Richtung erzeugt. Die Folge davon ist eine Drehung der Polarisationsebene der Welle (Faraday-Effekt oder FaradayRotation), die f¨ ur verschiedene Anwendungen benutzt wird. (Gyrator, Trennzweitor siehe Abschnitt 5.5).

20.2 Messung der Permeabilit¨ at Die absolute Permeabilit¨ at μ beliebiger Stoffe kann bestimmt werden, wenn man die Durchflutung Θ misst, aus der das H-Feld H berechnet werden kann, und außerdem das B-Feld B. Dann gilt μ=

B . H

(20.13)

Die einfachste Methode besteht darin, dass man aus dem zu untersuchenden Stoff einen Ringkern herstellt und diesen mit zwei Wicklungen aus isoliertem Draht versieht. Die eine Wicklung wird an ein ballistisches Galvanometer G angeschlossen Abb. 20.2; sie dient zur Messung von B. Durch die andere m¨ oglichst gleichm¨ aßig u ¨ber den Ring verteilte Wicklung kann ein Gleichstrom geschickt werden, der mit einem Strommesser gemessen wird und das H-Feld H zu berechnen gestattet.

Abbildung 20.2. Aufnahme der Magnetisierungskurve

Die magnetischen Feldlinien sind hier aus Symmetriegr¨ unden konzentrische Kreise; sie verlaufen im Inneren des Ringes, da sie mit den Wicklungen verkettet sein m¨ ussen. Die Flussdichte ist daher längs einer Feldlinie konstant. F¨ ur irgendeine Feldlinie mit dem Radius r gilt nach dem Durchflutungsgesetz (20.14) H · ds = H ds = H2πr = I N1 , wobei N1 die Windungszahl der Erregerwicklung bezeichnet. Daraus folgt

20.3 Ferromagnetismus

H =

IN1 . 2πr

307

(20.15)

Ist der Querschnitt des Ringes gen¨ ugend klein, so kann man mit einer mittleren Feldst¨ arke in dem Ring f¨ ur einen mittleren Radius rm rechnen. Die mittlere Flussdichte ergibt sich aus der Beziehung B =

Φ , A

(20.16)

in der Φ den B¨ undelfluss im Ring und A den Ringquerschnitt bezeichnen. Wird der Strom im Erregerkreis pl¨ otzlich unterbrochen oder hergestellt, so entsteht nach dem Induktionsgesetz ein Stromstoß im Galvanometerkreis. Die vom Galvanometer angezeigte Ladungsmenge Q dient zur Berechnung der zu der ¨ Strom¨ anderung geh¨ orende Anderung des Induktionsflusses. Der magnetische Fluss ist R Q, (20.17) Φ= N2 wobei N2 die Windungszahl der zweiten Wicklung und R den Gesamtwiderstand im Sekundärkreis bezeichnen. Daraus folgt μ=

2πrm RQ B = . H N1 N2 Al

(20.18)

Im leeren Raum ergibt sich hieraus die absolute Permeabilitätskonstante (Feldkonstante) μ0 . In der folgenden Tabelle 20.1 sind die Werte der Permeabilitätszahl f¨ ur einige diamagnetische und paramagnetische Stoffe angef¨ uhrt:

Material: μr :

Wismut Kupfer Wasser Luft Aluminium 1 − 160 · 10−6 1 − 10 · 10−6 1 − 9 · 10−6 1 + 0, 4 · 10−6 1 + 22 · 10−6 Tabelle 20.1. Permeabilit¨ at verschiedener Stoffe

Die Permeabilit¨ at der nicht ferromagnetischen Stoffe kann man bei praktischen Anwendungen fast immer zu μ0 annehmen; solche Stoffe nennen wir auch magnetisch neutral.

20.3 Ferromagnetismus Bei den ferromagnetischen Stoffen ist die magnetische Induktion nicht proportional zum H-Feld und steht nicht in eindeutiger Beziehung zu ihr; sie

308


h¨ angt davon ab, auf welche Weise der betreffende Wert des H-Feldes hergestellt wurde. Man veranschaulicht diesen Zusammenhang durch die Magnetisierungskurven, die das B-Feld in Abh¨ angigkeit vom H-Feld darstellen. Vergr¨ oßert man das H-Feld stufenweise, indem man jeweils die Stromstärke in der Erregerwicklung um einen bestimmten Betrag vergrößert, so findet man das BFeld durch Summieren der einzelnen Beitr¨ age, die zu den einzelnen Spr¨ ungen des Stromes gehören und aus den ballistischen Ausschlägen des Galvanometers nach Gl.(20.16) und (20.17) berechnet werden können. War der Eisenring noch nicht magnetisiert, so erh¨ alt man auf diese Weise die sogenannte Neukurve OA, Abb. 20.3. Verkleinert man nun das H-Feld von dem erreichten Wert Hm aus wieder stufenweise, so nimmt auch das B-Feld ab. Das Galvanometer gibt ballistische Ausschl¨ age nach der entgegengesetzten Richtung. Aus diesen Ausschl¨ agen kann wieder jeweils die zu der Verkleinerung von H gehörige Verminderung von B berechnet werden.Die Durchf¨ uhrung der Messung ergibt Werte f¨ ur das B-Feld, AD Abb. 20.3, die größer sind als die der Neukurve. Selbst wenn der Erregerstrom ganz unterbrochen wird, also H = 0 ist, enth¨ alt der Ring noch einen magnetischen Induktionsfluss. Man bezeichnet das Zur¨ uckbleiben des B-Feldes hinter dem H-Feld als Hysterese, die Erscheinung eines R¨ uckstandes an Magnetismus als Remanenz. Der Abschnitt OD auf der Achse des B-Feldes stellt eine remanente Induktion dar.

Abbildung 20.3. Magnetisierungskurve

Um den Induktionsfluss zum Verschwinden zu bringen, muss eine Erregung OF in entgegengesetzter Richtung aufgewendet werden. Geht man bis zum asst dann die H-Feldst¨ arke wieder zunehmen, so ergibt sich Wert −Hm und l¨ wieder ein Zur¨ uckbleiben des B-Feldes hinter dem H-Feld. Wiederholt man diesen Prozess mehrmals, so wird schließlich eine ganz bestimmte Schleife durchlaufen, die man als Hystereseschleife bezeichnet. Obwohl bei Hystereseschleifen entsprechend Abb. 20.3 ein statischer Zusammenhang von B- und H-Feld vorzuliegen scheint, hat man es mit dynamischen Vorgängen zu tun; der Verlauf des B-Feldes hängt offensichtlich von der zeitlichen Vorgeschichte des H-Feldes ab. Ein mathematisches Modell ¨ f¨ ur Ubertragungssysteme mit Hysterese wurde erstmals von Preisach in einer Arbeit aus dem Jahre 1935 vorgestellt, wobei er sich mit magnetischen Hystereseerscheinungen befasst hat. Seitdem sind zahlreiche Arbeiten u ¨ber die


309

allgemeine mathematische Modellierung von Systemen mit Hysterese erschie¨ nen; einen Uberblick u ¨ber neuere Entwicklungen, weitergehende Literatur und verschiedene Anwendungen findet man in der Monographie von Mayergoyz [182]. Die drei wichtigsten ferromagnetischen Elemente sind Eisen, Nickel und Kobalt. Die magnetischen Eigenschaften zeigen sich in reiner Form bei Kristallen dieser Stoffe. Eisen kristallisiert kubisch, wobei die Eisenatome in den Ecken und im Mittelpunkt des W¨ urfels angeordnet sind. Versucht man, einen solchen Eiseneinkristall zu magnetisieren, so findet man, dass er sich in den verschiedenen Richtungen verschieden verh¨ alt. Es gibt Richtungen leichter und schwerer Magnetisierbarkeit. Die ersteren sind die Richtungen der W¨ urfelkanten, die letzteren die Diagonalrichtungen; die Kristalle sind magnetisch ” anisotrop“. Aus den Beobachtungen sind die folgenden Vorstellungen entwickelt worden. Von den zwei m¨ oglichen Beitr¨ agen zum Magnetismus des Eisenatoms, den Beitr¨ agen der Elektronenuml¨ aufe und denen des Elektronendralls, kompensieren sich die ersteren gegenseitig. Die Elektronendralle sind ebenfalls teils rechtsl¨ aufig, teils linksl¨ aufig, kompensieren sich jedoch nicht vollständig. Auf die nicht kompensierten Elektronen, die als magnetische Elementardipole aufgefasst werden k¨ onnen, wirken nun in dem Kristall zweierlei Kräfte. Erstens wirken Kr¨ afte, die die Dipole parallel zu einer W¨ urfelkante ausrichten wollen; sie sind durch die Wirkung des ganzen Kristallgitters zu erklären und werden Anisotropiekr¨ afte genannt. Zweitens wirken auf jeden Dipol Kräfte ein, die bei Eisen die Dipole einander parallel zu stellen suchen. Sie werden auf die Wirkung der benachbarten Dipole zur¨ uckgef¨ uhrt und heißen Austauschkr¨ afte. Anisotropiekräfte und Austauschkr¨ afte bewirken, dass sich in einem größeren Kristall Bezirke bestimmter gleicher Magnetisierungsrichtung ausbilden (Weisssche Bezirke, Elementarbezirke). Diese sogenannte spontane Magnetisierung ist ein wesentliches Kennzeichen des Ferromagnetismus. Im W¨ urfel gibt es sechs Richtungen parallel zu den Kanten. Daher können Bezirke in irgendeiner dieser sechs Lagen auftreten. Wenn der ganze Kristall unmagnetisch ist, so besitzt etwa 1/6 aller Elementarbezirke eine der sechs möglichen Ruhelagen der Elementarmagnete. Wird ein äußeres magnetisches Feld angelegt, so sind zwei Arten von Ver¨ anderungen m¨ oglich: 1. Die Bezirke ver¨ andern ihre Ausdehnung, 2. die Bezirke behalten ihre Ausdehnung, aber die Elementarmagnete drehen sich aus ihrer Ruhelage heraus. Beide Arten von Ver¨ anderungen kommen vor; sie sind durch Abb. 20.4 schematisch veranschaulicht. Abb. 20.4, Bild a soll den unmagnetischen Zustand des Kristalls darstellen. Es sind 4 Bezirke mit 4 Ruherichtungen der Elementarmagnete gezeichnet. Bei Abb. 20.4, Bild b hat ein äußeres von rechts unten nach links oben gerichtetes Feld H zu einer Verschiebung der Wände zwischen den Bezirken gef¨ uhrt, derart, dass nun diese Magnetisierungsrichtung u ¨berwiegt. Bei noch gr¨ oßerer ¨ außerer Feldst¨ arke, Abb. 20.4, Bild c, drehen sich die

310


Elementarmagnete in die Richtung des ¨ außeren Feldes. Wandverschiebun” gen“ nach Abb. 20.4, Bild b ergeben sich im Eisen bei kleinen und mittleren Feldst¨ arken, Drehprozesse“ nach Abb. 20.4, Bild c bei hohen Feldstärken. ”


Dass sich Bezirke einer ganz bestimmten Größe (0, 01 bis 1mm) ausbilden, ist dadurch bedingt, dass sich jeweils ein Zustand geringster Gesamtenergie einstellt. In den Grenzfl¨ achen selbst vollzieht sich aus dem gleichen Grunde ein ¨ stetiger Ubergang von der einen zur anderen Magnetisierungsrichtung. Diese Grenzfl¨ achen haben also eine endliche Dicke“ und werden daher Wände ” (Blochw¨ ande) genannt. Innerhalb der W¨ ande sind die Elementardipole aus ihrer Richtung leichter Magnetisierbarkeit, in der sie durch die Anisotropiekräfte elastisch gehalten werden, herausgedreht. Je größer die Dicke der Wand ist, um so gr¨ oßer wird die Zahl der in eine schwere Richtung gedrehten Dipole, um so gr¨ oßer also der dazu notwendige Energieaufwand. Je geringer andererseits die Wanddicke ist, um so gr¨ oßer sind die Drehwinkel zwischen den ¨ Dipolen benachbarter Atome, um so gr¨ oßer daher der f¨ ur die Uberwindung der Austauschkräfte erforderliche Energieaufwand. Daher stellt sich eine ganz bestimmte Dicke der Wand ein, bei der der gesamte Energieinhalt der Wand ein Minimum wird. Diese Wanddicke hat die Größenordnung 107 m (ca. 1000 Atomabst¨ ande). Schließlich sind f¨ ur die Ausbildung der Wände noch Inhomogenit¨ aten des magnetischen Stoffes, besonders auch kleinste Einschl¨ usse nichtmagnetischer Art (Gasbl¨ aschen, materielle Teilchen) von entscheidendem Einfluss. Die W¨ ande stellen sich so ein, dass sie m¨ oglichst viele solcher Einschl¨ usse umfassen, weil hier die Bindungskr¨ afte zwischen den Elementardipolen unterbrochen sind und damit der Energieinhalt der Wand verringert wird. Mit jeder Wandverschiebung sind daher Energie¨ anderungen verbunden. Einerseits andert sich die Wandenergie selbst, andererseits nehmen die bei der Verschie¨ bung betroffenen Raumteile infolge der Inhomogenitäten verschieden große Energiebetr¨ age auf. Die gesamte in dem betrachteten Körper gespeicherte Energie W h¨ angt daher von der Lage der Blochwand ab, wie es Abb. 20.5 f¨ ur eine Verschiebung in der x-Richtung veranschaulichen soll. Da sich immer ein Zustand niedrigster Energie einstellt, befinden sich die Blochwände im Ruhezustand bei Minimalwerten von W , z.B. kann sich im Minimum bei x1 eine


311

Abbildung 20.5. Abh¨ angigkeit der gespeicherten Energie W von der Lage x einer Blochwand

Blochwand befinden. Die Wand trenne zwei Gebiete mit entgegengesetzter Magnetisierungsrichtung (180◦ -Blochwand). Wirkt nun ein äußeres Magnetfeld H in solcher Richtung auf die Dipole, dass es die Wand nach rechts zu verschieben versucht, so wirken damit auf die Wand Verschiebungskräfte F , die proportional H sind: F = kH. Bei einer kleinen Verschiebung der Wand um dx vermehren diese Kr¨ afte die Energie W um dW und es gilt F dx = dW . Daraus folgt, das die zur Verschiebung der Blochwand notwendige magnetische Feldst¨ arke proportional dem Differentialquotienten dW/dx ist: H∼

dW . dx

(20.19)

Der r¨ aumliche Verlauf dieses Differentialquotienten ist unter der Kurve des Energieinhaltes in Abb. 20.5 angegeben. Die aüßere H-Feldstärke H schiebt die Wand aus dem Energieminimum bei x1 heraus, z.B. bis zum Punkt x1 . Wird die a üßere Erregung jetzt wieder abgeschaltet, dann geht die Wand und uck. Dies ist eine damit die Magnetisierung zu dem Ausgangszustand x1 zur¨ ¨ ¨ reversible Anderung. Erst wenn das a ußere Feld zum Uberschreiten des Punk¨ uhrt, in dem dW/dx ein Maximum hat, reicht die Feldstärke aus, um tes x2 f¨ die Wand u achste Energiemaximum hinwegzubewegen und zwar bis ¨ber das n¨ zum Punkt x5 , wo sich ein neuer stabiler Zustand einstellt. Wird jetzt das außere Feld abgeschaltet, dann stellt sich die Wand auf das neue Minimum ¨ bei x4 ein. Die Wand ist nun irreversibel verschoben worden. Nur durch eine entgegengesetzt gerichtete ¨ außere Feldst¨ arke ausreichenden Betrages kann die uckgebracht werden. Eine weitere Wand wieder nach links u ¨ber x2 hinweg zur¨ Rechtsverschiebung erfordert dem hohen Maximum im Punkt x6 entsprechend eine ausreichende ¨ außere Feldst¨ arke H. Daraus erklären sich die Erscheinungen der Hysterese und der Remanenz. Haben schließlich bei hohen Feldstärken alle Raumteile eine entsprechende Richtung leichter Magnetisierung angenommen, dann kann bei weiterer Erh¨ ohung der Feldstärke der Drehungseffekt in Erscheinung treten, der wiederum reversibel ist, bis schließlich alle Magnetisierungsrichtungen mit der ¨ außeren Feldrichtung im Zustand der magnetischen S¨ attigung u ¨bereinstimmen.

312


Gew¨ ohnliches Eisen ist polykristallin. Die einzelnen Kristallenen haben v¨ ollig verschiedene Orientierungen, so dass Wandverschiebungen und Drehprozesse in großer Vielf¨ altigkeit auftreten. Daraus erklärt sich die Abrundung der Magnetisierungskurve, wie sie die Messungen an wirklichen Stoffen zeigen. Die Magnetisierungskurven ferromagnetischer Stoffe sind genau genommen keine glatten Kurven, sondern setzen sich aus einer außerordentlich großen Zahl von kleinen Spr¨ ungen zusammen, die dem Umspringen der Blochw¨ ande entsprechen. Diese Folgerung wird durch die Beobachtung bestä¨ tigt: Andert man den magnetischen Zustand eines Eisenst¨ uckes, das sich im Innern einer Spule befindet, z.B. durch N¨ ahern eines Stahlmagneten, so wird in der Spule eine Spannung induziert. Die Spannung enthält kleine rasch aufeinanderfolgende Spr¨ unge, die mit Hilfe von Verstärkern in einem Fernhörer als prasselndes Rauschen h¨ orbar gemacht werden können Barkhausen-Effekt“. ” Im Gebiet der S¨ attigung unterscheidet sich das B-Feld wegen der durch die Molekularströme gegebenen zus¨ atzlichen Durchflutung von dem B-Feld im leeren Raum, also von der Gr¨ oße μ0 H, um einen bestimmten konstanten Betrag. Die Magnetisierungskurven gehen in gerade Linien mit der Steigung μ0 u ¨ber, Abb. 20.6. Die auf diese Weise bestimmte Hystereseschleife bezeichnet man als die Grenzkurve. Nur Punkte auf der von dieser Kurve eingeschlossenen Fl¨ ache k¨ onnen durch entsprechendes Variieren von H erreicht werden. Der nach S¨ attigung und Abschalten der Erregung erzielte Wert der magnetischen Induktion heißt Remanenzinduktion“ Br . Die Feldstärke, die nach ” S¨ attigung in der entgegengesetzten Richtung aufgebracht werden muss, damit das B-Feld verschwindet, heißt Koerzitivfeldst¨ arke Hk . Diese beiden Werte beziehen sich also auf die Grenzkurve. Allgemein nennt man die Differenz zwischen dem Betrag des B-Feldes B und dem Wert μ0 H die magnetische Polarisation oder innere Induktion J = B − μ0 H.

(20.20)

Die magnetische Polarisation ist also kennzeichnend f¨ ur den Beitrag, den das magnetische Material zum B-Feld liefert.

Abbildung 20.6. Hystereseschleife bei S¨ attigung

Tr¨ agt man statt der Induktion die magnetische Polarisation J in Abhängigkeit von der Erregung auf, so ergeben sich Kurven, die sich bei hoher Erregung


313

einem konstanten Wert Js , n¨ ahern, Abb. 20.6. Die Remanenzpolarisation Jr stimmt mit der Remanenzinduktion B, u ¨berein, wie aus der Definitionsgleichung (20.20) folgt. Dagegen ist die Feldst¨ arke Hkj , die nach Sättigung die Polarisation zum Verschwinden bringt, verschieden von der Koerzitivfeldstärke Hk . Eine andere gebr¨ auchliche Definition ergibt sich, wenn Gl. (20.20) auf beiden Seiten durch μ0 dividiert wird: M=

J B = − H. μ0 μ0

(20.21)

M heißt die Magnetisierungsst¨ arke oder Magnetisierung oder innere Feldst¨ arke. Es gilt (20.22) B = μ0 (H + M ). M ist also die durch die innere Durchflutung der Elementardipole erzeugte Erregung oder H-Feldst¨ arke. Im Gebiet der S¨ attigung sind J und M konstant und heißen S¨ attigungspolarisation bzw. S¨ attigungsmagnetisierung: Js , = μ0 Ms .

(20.23)

Zwischen der Magnetisierung M und dem magnetischen Moment m0 der

Abbildung 20.7. Innere Durchflutung einer Feldlinie mit dem Radius r

Elementardipole besteht ein einfacher Zusammenhang. Es seien je Volumen des magnetischen Materials n gerichtete Dipole vorhanden. In einem Ringkern nach Abb. 20.2 tragen zur Durchflutung einer Feldlinie mit dem Radius r alle in diese Feldrichtung zeigenden Elementardipole nach Abb. 20.1 bei, deren Mittelpunkte um nicht mehr als r0 von der Feldlinie entfernt sind. Die Mittelpunkte aller zur Durchflutung beitragenden Dipole sind also in einer ringf¨ ormigen R¨ ohre vom Radius r0 , Abb. 20.7, enthalten. Die Länge dieser R¨ ohre ist l = 2πr, ihr Querschnitt r02 π, das Volumen also lr02 π. Die Röhre enth¨ alt nlr02 π gerichtete Dipole und der Beitrag dieser Dipole zur Durchflutung der Feldlinie mit dem Radius r ist nlr02 πI0 , wobei I0 den der Elektronenbewegung gem¨ aß Abb. 20.1 entsprechenden Elementarstrom bezeichnet. Daher gilt M l = nlr02 πI0 , und mit Gl. (20.4), wenn man m0 und M als Vektoren schreibt,

314


M = nm0 .

(20.24)

Die Magnetisierung M ist demnach analog P die Summe der Dipolmomente je Volumen. Die spontane Magnetisierung nimmt bei höheren Temperaturen ab und verschwindet bei Temperaturen oberhalb einer bestimmten Grenze (CurieTemperatur), bei Eisen z.B. oberhalb 760◦ C, bei Nickel oberhalb 360◦ C.

Abbildung 20.8. Definition der Kommutierungskurve

F¨ ur die Wechselstromtechnik ist das Verhalten der Stoffe bei wechselnder Magnetisierung von Interesse. Man erh¨ alt die sogenannte Kommutierungskurve, wenn man bei einer bestimmten Erregung die Stromrichtung mehrmals umkehrt und dann den zu einer Umkehrung gehörigen ballistischen Ausschlag des Galvanometers abliest; er liefert den doppelten Wert des zu der betreffenden H-Feldst¨ arke geh¨ orenden B-Feldes. Die Kommutierungskurve, Abb. 20.8, verbindet die Umkehrpunkte der Hystereseschleifen.

Abbildung 20.9. Reversible Permeabilit¨ at

In der Nachrichtentechnik handelt es sich häufig um sehr kleine Feldstärkeanderungen; dabei kann gleichzeitig eine Vormagnetisierung vorhanden sein, ¨ wenn n¨ amlich durch die Erregerwicklung neben dem Wechselstrom noch Gleichstrom fließt. F¨ ur solche kleinen Feldstärkeänderungen an irgendeiner Stelle innerhalb der Grenzkurven gilt folgendes. Verkleinert man im Punkte

20.4 Magnetische Werkstoffe

315

A einer Magnetisierungskurve, Abb. 20.9, die H-Feldstärke um den kleinen Betrag ΔH, so wird auch das B-Feld B um einen Betrag ΔB kleiner. Wenn ¨ die Anderung der Feldst¨ arke sehr klein ist, so gelangt man von dem erreichten Punkt D aus bei einer Vergr¨ oßerung der H-Feldstärke um den gleichen Betrag wieder zum Punkt A zur¨ uck, der Vorgang ist umkehrbar. Man bezeichnet das Verh¨ altnis ΔB (20.25) μrev = ΔH als reversible Permeabilit¨ at. Die reversible Permeabilität ist im allgemeinen kleiner als die totale Permeabilit¨ at“ ” B (20.26) μ= H und auch kleiner als die differentielle Permeabilität“ dB/dH an der betref” fenden Stelle der Magnetisierungskurve. Die reversible Permeabilität hängt nach den experimentellen Befunden nur von der magnetischen Induktion ab, nicht aber von der magnetischen Erregung; sie hat also bei A den gleichen Wert wie bei A; Abb. 20.9. Den gr¨ oßten Betrag hat die reversible Permeaat bilit¨ at μrev bei B = 0; man bezeichnet diesen Wert als Anfangspermeabilit¨ μa . Mit wachsendem B-Feld nimmt die reversible Permeabilität ab. Die aus der Kommutierungskurve nach Gl. (20.26) entnommene Permeabilität μ wird Wechselpermeabilit¨ at genannt; sie hat ihren gr¨ oßten Wert dort, wo eine gerade Linie vom Nullpunkt die Kommutierungskurve ber¨ uhrt.

20.4 Magnetische Werkstoffe In Abb. 20.10 sind Kommutierungskurven f¨ ur einige ferromagnetische Stoffe dargestellt, und zwar mit einem logarithmischen Maßstab f¨ ur B und H. Die Kurven konstanter Permeabilit¨ at sind dann gerade Linien, die parallel zur Magnetisierungskurve f¨ ur neutrale Stoffe (μr = 1) verlaufen. Bei niedrigen Feldst¨ arken n¨ ahern sich s¨ amtliche Magnetisierungskurven solchen geraden Linien (Anfangspermeabilit¨ at). Die magnetischen Eigenschaften von Eisen und Eisenlegierungen h¨ angen sehr stark von der Zusammensetzung und von der W¨ armebehandlung ab. Bei den magnetisch weichen Stoffen“ wird hohe Per” meabilit¨ at und geringe Hysterese angestrebt. Eisen ist der gebräuchlichste magnetisch weiche Stoff. Durch Gl¨ uhen mit langsamer Abk¨ uhlung werden innere mechanische Spannungen beseitigt und verhältnismäßig gute magnetische Eigenschaften erzielt. Schon geringe Beimengungen, besonders von Kohlenstoff, Stickstoff, Sauerstoff, Schwefel verschlechtern aber die magnetischen Eigenschaften erheblich. Durch Reinigen und Gl¨ uhen in Wasserstoff sind Permeabilit¨ atszahlen bis u ¨ber 250000 erzielt worden. In Abb. Abb. 20.10 ist mit der Bezeichnung gegl¨ uhtes Eisenblech“ angegeben, welche Werte bei han” dels¨ ublichem Eisen erreicht werden. Die Kurve mit der Bezeichnung, Eisen” blech“ ergab sich bei dem gleichen Material, wenn dieses kalt verformt wurde.

316


Abbildung 20.10. Gemessene Kommutierungskurven

F¨ ur die praktischen Anwendungen ist besonders Eisen mit bis zu etwa 4% Siliziumgehalt wichtig, weil es bei niedrigen Herstellungskosten verhältnismäßig hohe Permeabilit¨ at und geringe Hysterese ergibt. Als Beispiel ist in Abb. 20.10 die Magnetisierungskurve f¨ ur ein Eisenblech mit 4% Silizium-Gehalt ( Dynamoblech IV“) gezeigt. Bei solchen Blechen kann eine erhebliche Ver” besserung durch Kaltwalzen und nachtr¨ agliches Gl¨ uhen erzielt werden. Bei diesem Herstellungsprozess bilden sich Kristalle, die mit ihren magnetischen Vorzugsachsen vorwiegend in der Walzrichtung liegen ( Walztextur“), so dass ” bei Magnetisierung in dieser Richtung besonders gute Eigenschaften erzielt werden. Die Abb. 20.10 zeigt als Beispiel die Magnetisierungskurve eines so hergestellten Eisenbleches mit 3% Si-Gehalt. Bei sehr hohen Anforderungen an die Anfangspermeabilität werden besonders Legierungen von Eisen und Nickel verwendet. Bei etwa 80% Nickel und 20% Eisen ergeben sich Werte der Anfangspermeabilität von u ¨ber 10000. Nickel-Eisen-Legierungen mit niedrigerem Nickelgehalt werden verwendet, wenn die Anfangspermeabilit¨ at in einem möglichst großen Bereich der Feldst¨ arke konstant sein soll. Eine magnetisch weiche Legierung mit besonders hoher Anfangspermeabilit¨ at ist das Supermalloy, das außer Nickel und Eisen noch Molybd¨ an und Mangan enth¨ alt. Derartige Legierungen weichen zum Teil in ihrem magnetischen Verhalten wesentlich von Eisen ab; als Beispiel ist in Abb. 20.11 eine Hystereseschleife von Perminvar“ (45% Ni, 30% ” Fe, 25% Co) dargestellt. Extrem hohen spezifischen Widerstand, wie er zur Verminderung der Wirbelstromverluste bei hohen Frequenzen n¨ utzlich ist (Abschnitt 29.1), zeigen die Ferrite. Das sind Verbindungen von Eisenoxyd (F e2 O3 ) mit anderen Metalloxyden, die durch Sintern der feinpulvrigen Ausgangsmaterialien bei bestimmten Temperaturen hergestellt werden. Verwendet wird ins-

20.4 Magnetische Werkstoffe

317

Abbildung 20.11. Hystereseschleife von Perminvar

besondere Mangan-Zink-Ferrit und Nickel-Zink-Ferrit verschiedener Zusammensetzung. Allerdings liegt bei diesen Stoffen die Curie-Temperatur niedrig at stark von der Temperatur abhängt. (130 . . . 200◦ C), so dass die Permeabilit¨ Auch die elektrische Leitf¨ ahigkeit der Ferrite hängt stark von der Temperatur ab; sie folgt der gleichen Gesetzm¨ aßigkeit wie die Eigenleitfähigkeit von Halbleitern. Bei Mangan-Zink-Ferrit ist z.B. Ta ≈ 1000K. Einige Besonderheiten im magnetischen Verhalten der Ferrite erklären sich durch die eigent¨ umliche Anordnung der Elementardipole. Bei den ferromagnetischen Stoffen suchen die Austauschkr¨ afte die magnetischen Elementardipole benachbarter Atome parallel zu stellen. In den Ferriten sind zwei oder mehrere Arten von Metallatomen (Metallionen), z.B. Eisen und Zink, abwechselnd in den Zellen des Kristallgitters angeordnet; damit sind die beiden Metallgitter ineinander verschachtelt. Die Austauschkr¨ afte suchen hier die Elementardipole der beiden Untergitter“ je f¨ ur sich parallel, aber gegeneinander antiparallel ” auszurichten. W¨ urden die beiden Arten von Metallatomen je die gleiche Anzahl unkompensierter Dipolmomente haben, so w¨ urden sich daher im ganzen Kristall alle Elementardipole kompensieren. Solche Stoffe sind paramagnetisch; man nennt sie auch antiferromagnetisch. Bei den Ferriten haben die Eisenatome und die anderen Metallatome ein verschiedenes Dipolmoment, so dass die Kristallzelle ein entsprechendes resultierendes Dipolmoment besitzt. Damit ergibt sich eine spontane Magnetisierung, nämlich als Differenz der spontanen Magnetisierungen der beiden zueinander antiparallelen Untergitter A und B, Abb. 20.12. Stoffe mit einer solchen Struktur werden ferrimagnetisch genannt. Sie verhalten sich im wesentlichen wie ferromagnetische Stoffe, zeigen aber Besonderheiten, wie z. B. niedrigere Remanenz und Sättigungsmagnetisierung, die sich aus dem Gegeneinanderwirken der beiden Gitter erkl¨ aren. Ferner bilden sich in solchen Stoffen besonders leicht 180◦ -Wände aus. Ein zun¨ achst in der einen Richtung magnetisierter Ringkern nach Abb. 20.2 wird z.B. nur bis zu einem bestimmten Radius r ummagnetisiert, wenn die Durchflutung in der neuen Richtung nur bei Radien, die kleiner als r sind, eine ausreichende Feldst¨ arke oberhalb der Koerzitivfeldstärke erzeugt.

318


Abbildung 20.12. Dipolmomente im Kristallgitter eines Ferrits

Magnetisch harte Stoffe haben ausgepr¨ agte Hysterese-Eigenschaften. Sie werden f¨ ur die Herstellung von Dauermagneten ben¨ utzt und sollen daher m¨ oglichst hohe Koerzitivfeldst¨ arke und hohe Remanenzinduktion besitzen. Ein bekanntes Beispiel ist Stahl mit etwa 1% Kohlenstoffgehalt. Hier bewirkt Gl¨ uhen mit nachfolgendem raschen Abk¨ uhlen, dass die Kohlenstoffatome in fein verteilter Form die Gitter der Eisenkristalle verzerren (Martensit), so dass sich starke innere mechanische Spannungen ergeben. Auch magnetisch harte Ferrite werden mit g¨ unstigen Eigenschaften hergestellt (insbesondere BariumFerrit). Nach Abb. 20.5 kann man die Koerzitivfeldstärke aus dem Energiediagramm der spontanmagnetisierten Bereiche erklären. Magnetisch harte Stoffe ¨ entstehen infolge starker Anisotropien, die zu steilen räumlichen Anderungen der Energie W f¨ uhren. Bei magnetisch weichen Stoffen m¨ ussen solche Anisotropien (z.B. Anisotropien infolge innerer mechanischer Spannungen) vermieden werden. Sind die Schwankungsamplituden von dW/dx räumlich etwa ¨ konstant, dann gen¨ ugt das Uberschreiten einer bestimmten Feldstärke zum v¨ olligen Ummagnetisieren großer Bezirke oder des ganzen Körpers. Die Hystereseschleife n¨ ahert sich einer Rechteckform. Stoffe mit nahezu rechtecki” ger“ Hystereseschleife werden f¨ ur Schaltkerne und Speicherkerne verwendet. Bei diesen Stoffen wird angestrebt, dass die Remanenzinduktion Br möglichst gleich der S¨ attigungspolarisation Js , und die Koerzitivfeldstärke Hk relativ gering ist. Einige Zahlenwerte f¨ ur verschiedene magnetisch weiche und magnetisch harte Stoffe sowie f¨ ur Stoffe mit Rechteck-Hystereseschleife findet man bei K¨ upfm¨ uller und Kohn ([147], S. 284f). Die Zahlen zeigen ungefähr die praktisch vorkommenden Werte; die Eigenschaften magnetischer Werkstoffe hängen immer stark von der genauen Zusammensetzung und von der thermischen und mechanischen Behandlung ab.

20.5 Magnetische Anisotropie Die Permeabilit¨ at kann in verschiedenen Richtungen ein und desselben Körpers verschiedene Werte haben. Der K¨ orper ist dann magnetisch anisotrop. Wie oben ausgef¨ uhrt, ist bereits der einzelne Eisenkristall anisotrop. Ein praktisches Beispiel bilden die ebenfalls oben erw¨ ahnten Eisenbleche mit magnetischer Vorzugsrichtung. In solchen F¨ allen brauchen die Richtungen der Vektoren B und H sowie auch die Richtungen der Vektoren M und H nicht u ¨bereinzustimmen. Der Vektor M gibt die resultierende Richtung der Elektronenspins an, und es gilt die Vektorgleichung

20.5 Magnetische Anisotropie

1 B = H + M. μ0

319

(20.27)

Als Beispiel f¨ ur eine solche Anisotropie soll das Verhalten d¨ unner magnetischer Schichten mit Rechteck-Hystereseschleife betrachtet werden. Solche magnetische Filme werden durch Aufdampfen im Vakuum von ferromagnetischen Stoffen, z.B. von Nickel und Eisen, auf einen magnetisch neutralen Stoff erzeugt, wobei man gleichzeitig ein magnetisches Feld auf die wachsende Schicht parallel zur Schicht einwirken l¨ asst. Bei Schichtdicken von der Größenordnung 0, 1μm. und Abmessungen von der Gr¨ oßenordnung einiger mm2 kann so erreicht werden, dass der Film im Idealfall einen einzigen Weissschen Bezirk mit einer Vorzugsrichtung bildet, die durch die Richtung des bei der Herstellung aufgepr¨ agten Magnetfeldes bestimmt ist. Die Magnetisierung hat zwei stabile Ruhelagen, eine in dieser Richtung, die andere entgegengesetzt dazu. Ein solcher Kern kann daher als ein bin¨ ares Speicherelement ben¨ utzt werden. In Abb. 20.13 sei x die Vorzugsrichtung des Filmes F. In der Ruhelage hat der Vektor M diese Richtung oder die dazu entgegengesetzte Richtung. Ein ¨ außeres H-Feld H dreht die Dipole und damit die Magnetisierung M um einen Winkel α aus dieser Ruhelage heraus. Der Winkel M ist abhängig von den beiden Komponenten Hx und Hy von H. Die Magnetisierung klappt um, wenn H eine bestimmte negative Komponente Hx hat und der Winkel α eine bestimmte Grenze u ¨berschreitet. Der zum Umklappen erforderliche uck AB, dargestellBetrag von Hx hängt in der durch Abb. 20.14, Kurvenst¨ arkewerte, die links von dieser Kurve lieten Weise von Hy ab. Alle Feldst¨ gen, f¨ uhren zum Umklappen der Magnetisierung. Die Koerzitivfeldstärke Hk hat bei Nickel-Eisen die Gr¨ oßenordnung einiger A/cm. Zum Umklappen ist gem¨ aß Abb. 20.14 eine geringere Feldst¨ arke als Hk erforderlich, wenn gleichzeitig ein Feld in der y-Richtung erzeugt wird. F¨ ur das Zur¨ uckklappen gilt die Grenzkurve AC, und das Verhalten ist auch bei negativen Komponenten Hy symmetrisch zu dem f¨ ur positive Hy beschriebenen. Bei der Verwendung als bin¨ ares Speicherelement werden zur magnetischen Erregung zwei Drahtschleifen verwendet, die den Film l¨ angs der x-Richtung bzw. längs der y-Richtung umschlingen. Die Zeit, die zum Umklappen der Magnetisierung erforderlich ist, ist bei d¨ unnen Filmen sehr kurz (Gr¨ oßenordnung 1 ns). Weitere tech-

Abbildung 20.13. Anisotroper Magnetfilm unter der Einwirkung einer ¨ außeren H-Feldst¨ arke

320


Abbildung 20.14. Grenzkurve f¨ ur die Ummagnetisierung

nisch interessante Eigenschaften zeigen anisotrope magnetische Stoffe mit nur einer einzigen leichten Magnetisierungsrichtung und extrem niedriger Koerzitivkraft. Es sind dies sogenannten Orthoferrite (Verbindungen mit F eO3 ) in Kristallform sowie bestimmte Granatkristalle (Verbindungen von der Form unnen Plättchen, A3 F e5 012 , wobei A z. B. Yttrium sein kann). In einem d¨ das senkrecht zur leichten Magnetisierungsrichtung aus dem Kristall herausgeschnitten wird, verbleiben bei magnetischer Umerregung in dieser Richtung kleine Bezirke entgegengesetzter Magnetisierung, Abb. 20.15; sie haben wegen ¨ der Ubereinstimmung zwischen leichter Achse und Magnetisierungsrichtung Zylinderform ( Blasen“). Diese Zylinderchen lassen sich wegen der sehr ge” ringen Koerzitivkraft leicht durch ¨ außere Magnetfelder oder Ströme räumlich verschieben und bleiben dann jeweils in ihrer Lage; weitere Einzelheiten findet man bei O‘Dell [206].

Abbildung 20.15. Ferrit mit verschiebbaren Magnetisierungszonen

21 Lo ¨sungsverfahren fu ¨ r die Vektor-Poissongleichung

21.1 Ableitung der Vektor-Poissongleichung Wir wissen aus Abschnitt 18, dass sich das H-Feld unter Ber¨ ucksichtigung des Nahwirkungsprinzips und des Helmholtzschen Satzes hinsichtlich seines divergenzfreien Anteils in folgender Weise ergibt rot H = J.

(21.1)

Diese Beziehung wird nach Abschnitt 19.3 auch differentielle Form des Durchflutungsgesetzes genannt, das man aus (21.1) mit Hilfe des Stokesschen Satzes in die integrale Form bringen kann H · ds = J · dA = I. (21.2) CA

A

Beispiel: F¨ ur ein H-Feld mit geraden parallelen Feldlinien, wie es z. B. angen¨ ahert in den Eisenblechen einer Drosselspule vorliegt, sei Hx = H, Hy = 0, Hz = 0.

(21.3)

Die x-Achse hat also die Richtung des H-Feldes. Ferner sei die H-Feldliniendichte in allen Ebenen parallel zur x, z-Ebene konstant, H = H also nur von y abh¨ angig. Dann gilt definitionsgem¨ aß rotx H = 0, roty H = 0, rotz H = −

∂H . ∂y

(21.4)

Nach Gl.(21.1) folgt nun, dass das vorausgesetzte Magnetfeld mit einem Strom verbunden sein muss, der parallel zur z-Achse fließt. Die Stromdichte beträgt nach Gl.(21.1)

322

21 L¨ osungsverfahren f¨ ur die Vektor-Poissongleichung

Jz = −

∂H . ∂y

(21.5)

W¨ are das Magnetfeld homogen, dann w¨ are also die Stromdichte Null. Nimmt die Flussdichte mit der y-Richtung ab, so fließt Strom in der z-Richtung, nimmt sie zu, in der entgegengesetzten Richtung. Ein konstante Stromdichte ist mit einer linearen Zunahme der Flussdichte verbunden. Da das B-Feld nach Abschnitt 18.23 quellenfrei ist, so gilt unter der Voraussetzung, dass μ =konst. ist, div H = 0.

(21.6)

Bemerkung: In ferromagnetischen Stoffen kann div H wegen des feldstärkeabh¨ angigen μ von Null verschieden sein. Auf Grund der Gl. (21.6) kann man nun den Ansatz machen H =:

1 rot A, μ

(21.7)

wobei A ein Vektorfeld darstellt, das durch diese Beziehung definiert ist1 . F¨ uhrt man dies in Gl. (21.1) ein, so folgt 1 rot rot A(r) = J, μ

(21.8)

oder mit einer Rechenregel f¨ ur den Operator rot rot (siehe A.1) grad div A(r) − A(r) = μJ.

(21.9)

Nach Gl. (21.7) ist nur die Rotation des Vektorfeldes A(r) festgelegt, so dass u ugt werden kann. Man spricht in diesem Zu¨ber seine Divergenz noch verf¨ sammenhang von der Eichung des Vektorfeldes A(r). Im Rahmen der Theorie des station¨ aren Magnetfeldes verwendet man u ¨blicherweise die sogenannte Coulomb-Eichung div A = 0. (21.10) Damit folgt aus Gl. (21.9) A = −μJ,

(21.11)

eine Gleichung, die der Laplaceschen PDgl. (6.9) der Elektrostatik a¨hnlich ist. Sie wird auch als Vektor-Poissongleichung bezeichnet, auf die bereits in Abschnitt 18 kurz eingegangen wurde. Auf einige Lösungsmethoden dieser 1

Im folgenden wird der Buchstabe A f¨ ur das Vektorfeld A als auch f¨ ur das gerichtete Fl¨ achenelement in differentieller Form dA (z. B. in Fl¨ achenintegralen) verwendet. Dennoch sollte keine Verwechslung mit dem Vektorfeld A(r) auftreten, wenn der Kontext beachtet wird.

21.2 Das vektorielle Kirchhoff-Integral

323

partiellen Differentialgleichung wird in den folgenden Abschnitten eingegangen. Die Coulomb-Eichung div A = 0 ist nat¨ urlich konsistent mit der im station¨ aren Magnetfeld g¨ ultigen Beziehung div J = 0. Das folgt nach Möller ([192], S. 257) daraus, dass man bei der Divergenzbildung des Vektorpotenzials A das Stromsystem festhalten und den Aufpunkt verändern muss. Wenn aber der Integrationsbereich das Stromsystem v¨ ollig einschließt, kann man auch den Aufpunkt festhalten und das Stromsystem verschieben. Mathematisch kann man dieses Resultat durch eine partielle Integration erhalten. Mit der Lösung der Vektor-Poissongleichung (21.21) aus dem folgenden Abschnitt ergibt sich n¨ amlich J(˜r) μ dV˜ , (21.12) div A = div 4π r V r − ˜ wobei der Divergenzoperator auf Funktionen von r wirkt. Das wird zusammen mit einer partiellen Integration ausgenutzt, um das folgende Ergebnis zu erhalten μ div J(˜r) ˜ div A = dV , (21.13) 4π r V r − ˜ wobei der Divergenzoperator nunmehr auf Funktionen von ˜r wirkt. Da die Integration u uhren ist, ergibt sich die ¨ber ein beliebiges Volumen durchzuf¨ ¨ gew¨ unschte Aquivalenz der Beziehungen div A = 0 und div J = 0. Eine detaillierte Ableitung dieses Ergebnisses findet man bei Lehner [153]. Dort findet man auch den Hinweis, dass dieses Ergebnis nicht bedeutet, dass man immer die Coulomb-Eichung zu w¨ ahlen hat, sondern dass die bei der Ableitung der Vektor-Poissongleichung gew¨ ahlte Eichbedingung auch wieder reproduzierbar ist.

21.2 Das vektorielle Kirchhoff-Integral 21.2.1 Kirchhoff-Integral f¨ ur Stromdichteverteilungen Im vorherigen Abschnitt 21.1 haben wir eine partielle Differentialgleichung f¨ ur ein Vektorfeld A(r) abgeleitet, aus dem man bei bekannter Materialgleichung auch das B- und das H-Feld ableiten kann. Die Größe kann somit wie im elektrostatischen Feld als Zustandsgr¨ oße angesehen werden, wobei die Beziehung (21.7) als Beobachtungsgleichung f¨ ur dieses physikalische Feld H aufgefasst werden kann. Es wurde auch erw¨ ahnt, dass die Bestimmungsgleichung (21.11) vom Typ einer Vektor-Poissongleichung ist. Ein Unterschied gegen¨ uber der Poissongleichung in der Elektrostatik scheint lediglich darin zu bestehen, dass A und J hier Vektorfelder sind. Im Sonderfall der x, y, z-Koordinaten kann sogar eine L¨ osungsformel abgeleitet werden, die in ihrer Form der Kirchhoffschen L¨ osungsformel f¨ ur das skalare elektrostatische Potenzial entspricht. Im Anhang B.2 wird nämlich gezeigt, dass der Laplace-Operator auf vektorielle

324


Felder im Sonderfall der x, y, z-Koordinaten komponentenweise angewendet werden kann. Somit zerf¨ allt die Gl. (21.11) in xyz-Koordinaten in drei nicht gekoppelte Poissongleichungen f¨ ur die Komponenten des Vektorpotenzials Ax = −μJx , Ay = −μJy ,

(21.14) (21.15)

Az = −μJz .

(21.16)

Diese g¨ unstige Situation ergibt sich jedoch nur dann, wenn keine Randbedingungen im Endlichen vorliegen. Sind Randbedingungen im Endlichen vorhanden, so erh¨ alt man Bedingungsgleichungen, die zu Kopplungen zwischen den Komponenten f¨ uhren. Wird n¨ amlich das physikalisch relevante B-Feld B(r) auf einem Rand im Endlichen vorgegeben, so wird dort rotA(r) vorgeschrieben, woraus sich nach Definition des Rotationsoperators offensichtlich Kopplungen der Ableitungen des Vektorpotenzials A ergeben. Wie im Anhang B.2 gezeigt wird, verkompliziert sich die Situation, wenn man ein Problem in allgemeineren Koordinatensystemen betrachtet. Bei der Anwendung des Laplaceoperators auf das Vektorpotenzial treten dann weitere Terme auf, die zu einer expliziten Kopplung der Poissongleichungen f¨ ur die Komponenten f¨ uhren. Beispielsweise koppeln die radiale Komponente und die Winkelkomponente in Zylinderkoordinaten, während alle drei Komponenten in Kugelkoordinaten gekoppelt sind. Die Verwendung des Vektorpotenzials bei praktischen Rechnungen ist dann eher fraglich. Auf Grund der Analogie zu den Verh¨ altnissen im elektrischen Feld können wir f¨ ur die Komponenten von A sofort die Lösungen anschreiben, wenn wir in xyz−Koordinaten arbeiten und keine Randbedingungen im Endlichen vorliegen. Ist im elektrischen Feld die Ladungsdichte an jeder Stelle des Raumes bekannt, so gilt f¨ ur das Potential (vgl. Gl.(11.28)) (˜r) 1 dV˜ , (21.17) ϕ(r) = 4πε r − ˜r V wobei dV˜ das Volumenelement ist, r − ˜r den Abstand des Aufpunktes von diesem Volumenelement bezeichnet und das Integral u ¨ber den ganzen geladenen Raum zu erstrecken ist. An die Stelle von /ε in der skalaren Poissongleichung der Elektrostatik tritt in der Theorie des stationären Magnetfeldes nach Gl. (21.11) μJ. Entsprechend gilt daher Jx (˜r) ˜ μ dV , (21.18) Ax (r) = = 4π r − ˜r V Jy (˜r) ˜ μ Ay (r) = = dV , (21.19) 4π r − ˜r V Jz (˜r) ˜ μ Az (r) = = dV , (21.20) 4π r − ˜r V


325

wobei sich die Integrationen auf den von der elektrischen Stromdichte J erf¨ ullten Raumbereich V bezieht. Diese drei Gleichungen kann man wieder zu einer einzigen Vektorgleichung zusammenfassen J(˜r) μ dV˜ . (21.21) A(r) = 4π r V r − ˜ Mit Hilfe der Rechenregeln der Vektoranalysis lässt sich zeigen, dass dieser Ansatz auch die Bedingung (21.10) erf¨ ullt. Wenn die elektrische Strömung in jedem Punkt des Raumes gegeben ist, kann also mit der Formel (21.21) das Vektorpotenzial A(r) berechnet werden. Das Vektorpotenzial A(r) kann auch zur Berechnung des magnetischen Flusses Φ herangezogen werden. Nach Abschnitt 19.1 ist der durch eine beliebige Fl¨ ache A gehende magnetische Fluss gleich dem Flächenintegral des B-Feldes u ache ¨ber diese Fl¨ ˜ B(˜r) · dA. (21.22) Φ= A

Wegen B(r) = rot A(r) folgt somit

(21.23)

˜ rot A(˜r) · dA

Φ=

(21.24)

A

und mit Hilfe des Stokesschen Satzes schließlich Φ= A(˜r) · d˜s.

(21.25)

CA

Man erh¨ alt demnach den magnetischen Fluss Φ, der durch eine beliebig berandete Fl¨ ache hindurchgeht, indem man das Linienintegral des Vektorpotenzials ache A bildet. A l¨ angs der Randlinie CA der Fl¨ 21.2.2 Kirchhoff-Integral f¨ ur Stromf¨ aden Um die Kirchhoffsche Formel f¨ ur das Vektorpotenzial (21.21) auf linienförmige Leiter anwenden zu k¨ onnen, muss man zun¨ achst das Vektorpotenzial auf einer Mantellinie eines linienf¨ ormigen Leiters bestimmen. Es hat dort praktisch den gleichen Wert, wenn man sich den ganzen Strom in einem durch die Achse des Drahtes gebildeten Stromfaden konzentriert denkt, vorausgesetzt, dass der Leiterradius r0 sehr klein ist gegen den Ringdurchmesser d (Näherung des Linienleiters). Dann gilt J dV = J dA nA · ds =: J dA · ds,

(21.26)

326


wobei das Volumenelement dV in das vektorielle Linienelement ds und das vektorielle Fl¨ achenelement dA formal faktorisiert wird; nA ist die Flächen˜ · d˜s, vertauscht Intenormale von dA. Ersetzt man dV˜ in Gl.(21.21) durch dA grationsvariable ˜r und Aufpunkt r, bezeichnet den Aufpunkt nunmehr mit r1 und integriert u ache des Drahtes, wobei sich der Strom I ¨ber die Querschnittsfl¨ im Draht ergibt, dann erh¨ alt man folgende N¨ aherung f¨ ur das Vektorpotenzial ds Iμ . (21.27) A(r1 ) = 4π CStrom r1 − r

Abbildung 21.1. Zur Berechnung des magnetischen Flusses

Um danach in irgendeinem Punkt r1 des Raumes das Vektorpotenzial A(r1 ) zu berechnen, hat man sich die Kurve des Stromfadens in die Längenelemente ds zerlegt zu denken. Jedes L¨ angenelement liefert einen Beitrag zum Vektorpotenzial in dem betrachteten Punkt, dessen Richtung u ¨bereinstimmt mit der des L¨ angenelementes, und dessen Betrag proportional der Länge des Elementes dividiert durch den Abstand r1 := r1 − r des betrachteten Punktes von dem L¨ angenelementes ist. An dieser Stelle soll noch einmal darauf hingewiesen werden, dass diese eher physikalisch motivierte Betrachtung im Hinblick auf eine praktische Berechnung des Linienintegrals wenig hilfreich ist. Vielmehr muss die Kurve, die der Stromfaden beschreibt, parametrisiert werden und damit das Linienintegral in ein einfaches Integral umgewandelt werden. Einzelheiten dazu findet man in Abschnitt bei Merziger und Wirth [188]. F¨ ur einen Punkt einer der kreisf¨ ormigen Mantellinien des Leiters, z. B. agt, Abb. 21.1, ergibt sich also das der inneren, deren Radius d/2 − r0 betr¨ Vektorpotenzial, wenn man den Abstand r1 = r1 −r zwischen diesem Punkt angenelement ds der Leiterachse in Gl. (21.27) der Mantellinie r1 und dem L¨ einf¨ uhrt. Nach der Bestimmung des Vektorpotenzials f¨ ur linienförmige Leiter kann man daraus auch den magnetischen Fluss Φ berechnen. Ist die Fläche A, bez¨ uglich derer der magnetische Fluss berechnet werden soll, durch eine geschlossene Kurve begrenzt, dann erh¨ alt man nach Gl. (21.25) den Fluss Φ, der


327

mit der Mantellinie des linienf¨ ormigen Leiters verkettet ist, indem man das skalare Produkt des Vektorpotenzials mit einem Längenelement ds1 der Mantellinie bildet und die einzelnen Beitr¨ age u ¨ber die ganze Mantellinie summiert (bzw. integriert). Es ergibt sich f¨ ur μ = μ0 ds μ0 I Φ= (21.28) ds1 4π CM antel CStrom r1 − r oder Φ=

μ0 I 4π

CM antel

CStrom

ds · ds1 . r1 − r

(21.29)

Beispiel: F¨ ur kreisf¨ ormige Linienleiter kann die Formel (21.29) weiter spezialisiert werden. Gem¨ aß der Definition des skalaren Produktes gilt die Beziehung ds · ds1 = ds ds1 cos α,

(21.30)

wobei α der Winkel ist, den die beiden L¨ angenelemente miteinander bilden, Abb. 21.1. F¨ uhrt man dies in Gl. (21.29) ein, so folgt dsds1 cos α μ0 I . (21.31) Φ= 4π CM antel CStrom r − r1 Den Abstand zwischen den beiden L¨ angenelementen und das Längenelement ds1 kann man gem¨ aß Abb. 21.1 auf folgende Weise ausdr¨ ucken 2 1 1 1 2 d + d − r0 − d d − r0 cos α; (21.32) r1 = r1 − r = 4 2 2 1 d − r0 dα. (21.33) ds1 = 2 Die Integration u uhrt werden. Sie ergibt d π. Damit ¨ber ds kann vorab ausgef¨ erh¨ alt man eine in α parametrisierte Form des Liniendoppelintegrals 1 2π 1 μ0 I 2 d 2 d − r0 cos αdα . (21.34) 2π Φ= 2 1 1 4π 1 2 0 cos α d + d − r − d d − r 0 0 4 2 2 Das Integral lässt sich durch die sogenannten elliptischen Integrale2 darstellen. Unter der Voraussetzung, dass der Drahtradius sehr klein ist gegen den Radius des Kreises, kann man einen einfachen Näherungsausdruck ableiten. Dann wird n¨ amlich aus Gl. (21.34) angen¨ ahert 2π cos αdα μ0 I . (21.35) Φ= √ d r2 4 2 0 1 − cos α + 2 d02 2

vgl. z. B. Abramowitz und Stegun [2]

328


Da nun 2r02 /d2 eine gegen 1 sehr kleine Gr¨ oße sein soll, so ergeben sich erhebliche Werte des Integranden nur in der Umgebung von cos α = 1, also f¨ ur α = 0 und α = 2π; der Verlauf des Integranden in Abhängigkeit von α ist in Abb. 21.2 aufgezeichnet.

Abbildung 21.2. Angen¨ aherte Berechnung des Integrals 21.35

Man erh¨ alt daher einen N¨ aherungswert des Integrals, wenn man die Näherungsformel α2 (21.36) cos α ≈ 1 − 2 benutzt und von 0 bis π/4 integriert, also in einem Bereich, in dem diese Näherungsformel noch brauchbar ist; das ganze Integral hat dann den doppelten Wert. Es gilt also π/4 1 − 1 α2 dα μ0 I 2 Φ≈ d . (21.37) 2 r02 0 2 α + 4 d2 und daraus folgt angen¨ ahert Φ≈

d μ0 Id ln . 2 2r0

(21.38)

Das Ergebnis soll mit Hilfe folgender Zahlenwerte illustriert werden: Es sei d = 20cm, r0 = 1mm, I = 2A. Befindet sich die Drahtschleife in Luft, so wird nach Gl. (21.38) Φ≈

Vs 1, 257 · 10−6 · 2 · 20 ln 100 Acm = 1, 16 · 10−6V s = 1, 16μW b. (21.39) 2 Am

Verdoppelt man den Durchmesser d, so wird Φ ≈ 2, 66μW b. Der magnetische Fluss w¨ achst also nicht proportional mit der Fläche, wie man dies zunächst vermuten k¨ onnte, sondern eher proportional mit dem Durchmesser. Das magnetische Feld ist in der unmittelbaren Umgebung des Drahtes so stark konzentriert, dass im wesentlichen die Drahtl¨ ange maßgebend f¨ ur den Fluss ist.

21.3 Das Biot-Savart-Integral

329

21.3 Das Biot-Savart-Integral Eigentlich war das Gesetz von Biot, Savart und Amperè der Ausgangspunkt f¨ ur die quantitative Behandlung des Magnetfeldes von stromf¨ uhrenden Leitern – der sogenannte Elektromagnetismus – und dessen Kraftwirkung Anfang des 19. Jahrhunderts. Einzelheiten der Entstehungsgeschichte der Theorie, die in u ¨berraschend kurzer Zeit ausgebaut wurde, findet man u. a. bei H. Ebert [66]. An dieser Stelle soll nur u ¨berblicksartig auf einige historische Aspekte eingegangen werden. Grunds¨ atzlich waren magnetische Erscheinungen schon seit den Griechen bekannt, aber dabei handelte es sich um magnetische Wirkungen sogenannter Magneteisensteine. Erste Beobachtungen u ¨ber die Kraftwirkung von stromf¨ uhrenden Leitern gehen auf Romagnosi im Jahre 1802 zur¨ uck. Systematische Experimente u ¨ber elektromagnetische Erscheinungen anhand eines stromdurchflossenen Drahtes und einer Magnetnadel (vgl. Abschnitt 22.3.4) wurden dann erstmals von Ørsted durchgef¨ uhrt. Seine Ergebnisse teilte er am 21. Juli 1820 mit. Ørsteds Entdeckung teilte Arago am 4. September 1820 seinen franz¨ osischen Kollegen mit; der Versuch wurde dort am 11. September 1820 demonstriert. Wenige Tage sp¨ ater, n¨ amlich am 25. September 1820 zeigte Amperè die gegenseitige Beeinflussung zweier stromf¨ uhrender Drähte. Weitere vier Wochen sp¨ ater – 30. Oktober 1820 – pr¨ asentierten Biot und Savart erste quantitative Aussagen u ¨ber die magnetische Kraft“ auf einen Draht. Die ” bekannte Illustration der magnetischen Kraftwirkung mit Eisenspänen wurde u ¨brigens erstmals von Seebeck im Jahre 1821 angegeben. Mit Hilfe eines Schwingungsvariometers“ zeigten sie, dass folgende Proportionalitäten gelten ” 1 , B ∼ I, (21.40) B ∼ r wobei wir uns der modernen Bezeichnungsweise B f¨ ur die Kraftwirkung bedienen. Daraus ergibt sich dann insgesamt (C: Konstante) B = C

I . r

(21.41)

Eine allgemeinere Form wurde 1823 von Amperè angegeben. Dieses Ergebnis war damals h¨ ochst ungew¨ ohnlich und erregte die Gem¨ uter, denn die Kraftwirkung fiel nicht wie beim Gravitationsgesetz und der elektrostatischen Coulombkraft mit 1/r2 ab sondern mit 1/r. Laplace zeigte schließlich, dass es eine differentielle Form der Biot-Savartschen Gesetzmäßigkeit f¨ ur die magnetische Kraftwirkung gibt, die wieder im Einklang mit dem 1/r2 -Abfall der Kraftwirkung steht, obwohl Laplace dazu – in mathematisch nicht zwingender Weise – von der Summe auf die Summanden schließen musste; vgl. z. B. Behnke, Muschik, P¨ asler [23]. Man kann jedoch ein Experiment angeben, dass in

330


einem gewissen Sinne die Vorgehensweise von Laplace rechtfertigt. Im folgenden gehen wir auf die Ableitung des Biot-Savart-Integrals auf der Grundlage des Vektorpotenzials ein, das in dieser Form eigentlich von Laplace stammt. In Abschnitt 21.2.2 haben wir gezeigt, dass das B-Feld eines Linienleiters mit einem modifizierten Kirchhoffintegral f¨ ur das Vektorpotenzials A ermittelt werden kann. Oft braucht man jedoch das Vektorpotenzial selbst nicht zu berechnen. Wir leiten im folgenden aus dem Vektorpotenzial eine Formel zur Berechnung des H-Feldes ab, die es gestattet, eine entsprechende Formel f¨ ur das B-Feld anzugeben. Das H-Feld ist nach Gl. (21.7) und (21.21) J(˜r) 1 rot dV˜ . (21.42) H(r) = 4π r V r − ˜ Diese Gleichung wenden wir nun auf einen Stromfaden“ an, also auf einen ” stromdurchflossenen Leiter von sehr geringem Querschnitt, oder auf einen durch Str¨ omungslinien begrenzten Ausschnitt aus einem drahtförmigen Leiter endlichen Querschnittes. Mit der N¨ aherungsbeziehung in Gl. (21.27) ergibt sich d˜s d˜s I I rot rot H(r) = = , (21.43) 4π r 4π CA r − ˜r CA r − ˜ wobei der Operator rot auf Funktionen von r wirkt. Verwenden wir die Be-

Abbildung 21.3. Zur Ableitung der Formel von Biot-Savart und Amperé

ziehung (z. B. Wunsch, Schulz [295], S. 328) rot(U (r) a) =

dU r ×a dr r

mit r := r, dann erh¨ alt man f¨ ur den Integranden von (21.43) d˜s 1 r − ˜r , rot d˜s × = 2 r − ˜r r − ˜r r − ˜r oder in Komponenten

(21.44)

(21.45)

21.4 Die Multipolmethode

331

d˜s = 0, r d˜s = 0, roty r d˜s sin αds , = rotz r r2

rotx

(21.46) (21.47) (21.48)

wobei r := r − ˜r ist, unter r − ˜r ein Vektor verstanden wird, der durch den Abstand zwischen dem Nullpunkt und dem Punkt P gegeben ist und nach dem Punkt P hinzeigt und α nach Abb. 21.3 der eingeschlossene Winkel zur x-Achse ist. F¨ ur das H-Feld ergibt sich damit schließlich die Laplacesche Formel d˜s × (r − ˜r) I , (21.49) H(r) = 4π C r − ˜r3 welche meistens nach Biot und Savart benannt wird. Man kann diese Formel zur Berechnung magnetischer Felder von stromdurchflossenen linienförmigen Leitern folgendermaßen deuten. Das H-Feld setzt sich aus Anteilen zusammen, die von den einzelnen L¨ angenelementen ds des Leiters herr¨ uhren, und die sich einfach summieren. Jeder Anteil ist gegeben durch dH =

I ds × r . 4π r3

(21.50)

Er hat also den Betrag dH := dH =

I ds sin α 4π r2

(21.51)

und eine Richtung, die senkrecht auf der durch ds und r gebildeten Ebene steht. Das H-Feld selbst ergibt sich, wenn man alle Teilvektoren, die von den einzelnen L¨ angenelementen des elektrischen Stromkreises herr¨ uhren, geometrisch addiert. Da der r¨ aumliche Verlauf des Stromes in den meisten Fällen durch die Stromleiter vorgeschrieben ist, so kann man mit Hilfe der Laplacesche Formel, Gl. (21.49), grunds¨ atzlich die Aufgabe der Berechnung magnetischer Felder von elektrischen Stromkreisen lösen, wenn auch die zu diesem Zweck auszuf¨ uhrende Integration in vielen Fällen nicht zu einfachen Ausdr¨ ucken f¨ uhrt. Weiterhin wird, wie bereits gesagt, bei der Laplaceschen Interpretation von (21.49) von der Summe“ auf die Summanden geschlossen, was nat¨ urlich ” nicht korrekt ist. Außerdem ist zu beachten, dass die Laplacesche Formel nur unter der Voraussetzung gilt, dass μ im ganzen Raum konstant ist.

21.4 Die Multipolmethode In Abschnitt 21.2.1 haben wir das Kirchhoff-Integral f¨ ur die Vektor-Poissongleichung A = −μJ diskutiert, wobei es sich um eine spezielle Lösung dieser partiellen Differentialgleichung handelt; man erhält nach Gl. (21.21)

332


A(r) =

μ 4π

V

J(˜r) ˜ dV . r − ˜r

(21.52)

Dieses Integral lässt sich nur sehr selten analytisch behandeln. Daher haben wir in Abschnitt 21.2.2 ein N¨ aherungsverfahren diskutiert, bei dem d¨ unne“ ” Stromf¨ aden vorausgesetzt werden. Aus dem Volumenintegral in Gl. (21.52) wird dann ein Linienintegral, das man deutlich öfter in analytischer Weise bestimmen kann. In diesem Abschnitt wollen wir noch kurz auf eine andere Näherung eingehen, die wir schon in Zusammenhang mit der skalaren Poissonsche Gleichungen vorgestellt haben; es handelt sich um die Multipol-Entwicklung. Wie in Abschnitt 11.5 beschrieben, gehen wir dabei von einer vollständig im Endlichen gelegenen Stromverteilungsdichte J aus und entwickeln den Nenner des Integranden des Kirchhoff-Integrals (21.52) 1/r − ˜r in eine Reihe; im allgemeinen f¨ uhrt das nach Gl. (11.31) auf Legendre-Polynome. Man erhält dann eine Reihe von additiven Anteilen des Vektorpotenzials ∞

A(r) =

An (r),

(21.53)

n=0

wobei die Anteile An in integraler Form vorliegen. Die ersten beiden Terme ergeben sich zu J(˜r) ˜ r · J(˜r) ˜ μ μ dV + dV . (21.54) A(r) ≈ 4π r 4π r − ˜r3 V V Der interessanteste Anteil ist der magnetische Monopolterm in Gl. (21.54). Das Verschwinden des Monopolterms folgt aus divJ = 0, wobei eine etwas verwickeltere Rechnung durchgef¨ uhrt werden muss; vgl. z. B. Schnackenberg ([242], S. 137ff). Der Dipolterm in Gl. (21.54) kann etwas umgeformt werden; man erhält (siehe auch Abschnitt 19.4) μ m×r , 4π r3

A(r) ≈ mit

1 m := 2

(21.55)

˜r × J(˜r) dV˜ .

(21.56)

V

Man kann nat¨ urlich die Multipol-Entwicklung auch noch mit der in Abschnitt 21.2.2 behandelten N¨ aherung mit Stromf¨ aden kombinieren, so dass die Dipolund sogar die Quadrupol-N¨ aherung analytisch ausgewertet werden kann. ¨ Allgemeinere Uberlegungen zur magnetischen Multipol-Entwicklung findet man bei u. a. Eder [67] und Schnackenberg [242]. Verallgemeinerte Multipol-Entwicklungen mit sogenannten Debye-Potenzialen diskutiert Gray [87], wo man auch zahlreiche weitere Hinweise und Literatur zur Methode der Multipol-Entwicklung findet. In Abschnitt 21.1 wurde gezeigt, dass die Coulomb-Eichung div A = 0 und div J = 0 äquivalent sind. Somit ist die

21.5 Das skalare magnetische Potenzial

333

bei der Ableitung der Vektor-Poissongleichung (21.11) verwendete CoulombEichung also auch die Ursache daf¨ ur, dass der Monopolterm des Vektorpotenzials A verschwindet.

21.5 Das skalare magnetische Potenzial Die Berechnung des genauen Verlaufes des H-Feldes, aus dem dann bei konstanter Permeabilit¨ at das B-Feld berechnet werden kann, stellt ein ähnliches Problem dar wie die Berechnung elektrischer Felder, und es gelten sogar außerhalb der stromdurchflossenen Leiter ganz ¨ ahnliche Gesetze wie dort. Nach dem Durchflutungsgesetz hat das Linienintegral des H-Feldes den Wert Null, wenn der Integrationsweg nicht mit Strömen verkettet ist. In der aquivalenten differentiellen Form gilt ¨ rot H = 0.

(21.57)

Unter bestimmten Voraussetzungen kann man eine Lösung dieser partiellen Differentialgleichung angeben H = −grad ψ.

(21.58)

Aus der integralen Form geht hervor, dass das Linienintegral des H-Feldes f¨ ur beliebige Wege zwischen zwei Punkten a und b denselben Wert hat, wenn die Wege ineinander u uhrt werden k¨ onnen, ohne dass stromdurchflossene ¨bergef¨ Leiter geschnitten werden. Das Linienintegral hängt nur von der Lage der Endpunkte a und b im magnetischen Feld ab; man kann dies, wie im Falle des elektrischen Feldes mit Hilfe des skalaren Feldes ψ ausdr¨ ucken, das wir gerade eingef¨ uhrt haben. Wir verwenden daher auf der Grundlage der Gleichung (21.58) die folgende Integraldarstellung des magnetischen Potenzials b H · ds = ψa − ψb . (21.59) a

Das H-Feld kann also außerhalb der Stromleiter durch den Gradienten eines skalaren Potenzials ausgedr¨ uckt werden. Das Linienintegral des H-Feldes zwischen zwei Punkten bezeichnet man daher auch als magnetische Spannung. Es kann mit dem magnetischen Spannungsmesser nach Rogowski (vgl. Abschnitt 19) gemessen werden. Das Linienintegral u ¨ber einen in sich geschlossenen Weg ist die magnetische Umlaufspannung, und das Durchflutungsgesetz kann daher auch in der Form ausgesprochen werden: Die magnetische Umlaufspannung l¨ angs eines beliebigen ” Weges ist gleich der Durchflutung des Weges.“ Als Einheit der magnetischen Spannung dient wie f¨ ur die Durchflutung 1A; fr¨ uher wurde auch die folgende Einheit benutzt: 1 Gilbert =

1 10 A= A. 4π 1, 257

(21.60)

334


F¨ uhrt man in Gl.(21.58) das B-Feld mit Hilfe der Gln. (18.23) ein, so ergibt sich div(μgrad ψ) = 0. (21.61) Wenn die Permeabilit¨ at μ eine Konstante ist, wie insbesondere in Luft, so folgt daraus ψ = 0. (21.62) F¨ ur das magnetische Potenzial außerhalb der Stromleiter gilt also die Laplacesche Potenzialgleichung. Zur Berechnung solcher magnetischen Felder können daher die gleichen Methoden angewendet werden wie beim elektrischen Feld. Um das magnetische Potenzial ψ explizit berechnen zu können, gehen wir von der Biot-Savart-Laplace-Formel (21.49) aus und verwenden eine Variante des Stokesschen Satzes (A.22), die im Anhang A.1 angeben wird. Daraus ergibt sich d˜s × (r − ˜r) I I ˜ × ∇) ˜ × (r − ˜r) = (dA H(r) = 3 4π CA r − ˜r 4π r − ˜r3 A I ˜ × ∇) × (r − ˜r) =− (dA 4π r − ˜r3 A ⎛ ⎞ ˜ (r − r ) I I 1 ˜ ˜ ⎝ ⎠ dA, =∇ · dA − 4π r − ˜r3 4π r − ˜r A

A

wobei eine Operatorbeziehung verwendet wurde, die auf der bekannten Vektorzerlegung a×(b×c) = b(a·c)−c(a·b) basiert. Da 1/(r−˜r) proportional zur Greenfunktion des Laplaceoperators ist, entartet der Integrand des zweiten Terms zu einer Deltafunktion. Dieser Term verschwindet, wenn wir die Fl¨ ache A durch die Leiterschleife so legen, dass der Aufpunkt r nicht auf dieser Fl¨ ache liegt. Der erste Term kann offensichtlich aus der skalaren Funktion (r − ˜r) I ˆ ˜ · dA (21.63) ψ(r) = 4π r − ˜r3 A

abgeleitet werden, die gerade dem magnetischen Potenzial in Gl. (21.58) entspricht. Beispiel: Als Anwendungsbeispiel werde die magnetische Schirmwirkung einer Hohlkugel aus Eisen betrachtet. Die Hohlkugel mit den Radien r1 und r2 , Abb. 21.4, bestehe aus Material mit der konstanten Permeabilität μ und befinde sich in einem homogenen magnetischen Feld. Gefragt ist nach der H-Feldst¨ arke Hi im Innern des Hohlraumes, wenn die H-Feldstärke Ha des urspr¨ unglichen homogenen Feldes gegeben ist. Wir wenden die in Abschnitt 10.1.4 behandelte Vorgehensweise an und versuchen, die Grenzbedingungen durch den Ansatz (10.28) zu erf¨ ullen. Es gelte also


335

Abbildung 21.4. Zur Berechnung der magnetischen Schirmwirkung einer Hohlkugel

f¨ ur den Innenraum

c21 ψ1 = c11 r + 2 cos α, r

(21.64)

f¨ ur die Kugelwand

c22 ψ2 = c12 r + 2 cos α, r f¨ ur den Außenraum c23 ψ3 = c13 r + 2 cos α, r Die Grenzbedingungen sind

(21.65) (21.66)

∂ψ1 ∂ψ2 ∂ψ2 ∂ψ1 = und μ0 =μ ; ∂α ∂α ∂r ∂r ∂ψ3 ∂ψ3 ∂ψ2 ∂ψ2 = und μ = μ0 . f¨ ur r = r2 : ∂α ∂α ∂r ∂r f¨ ur r = r1 :

(21.67) (21.68)

Ferner muss im Innenraum ψ1 endlich bleiben, d. h. c21 = 0 sein, und das Potenzial im Außenraum muss f¨ ur r → ∞ in das Potenzial des homogenen uhren der Ansätze (21.64)Feldes u ¨bergehen, d. h. c13 = Ha . Durch Einf¨ (21.66) in die Grenzbedingungen findet man leicht, dass diese mit bestimmten Werten der Koeffizienten erf¨ ullt werden k¨ onnen. F¨ ur die H-Feldstärke Hi im Innenraum (= c11 ) ergibt sich Hi = 9Ha

5 (μr − 1)2 −2 2μr + 5 + μr μr

r1 r2

3 −1 .

(21.69)

Wenn die relative Permeabilit¨ at des Schirmmaterials μ groß gegen 1 ist, folgt aus Gl. (21.69) die N¨ aherungsformel f¨ ur den Schirmfaktor“ ” 4, 5 r22 Hi = . Ha μr r23 − r13

(21.70)

Im Innern, der Hohlkugel entsteht also ebenfalls ein homogenes Feld mit einer Feldst¨ arke, die um so kleiner wird, je gr¨ oßer μr ist. In der folgenden Tabelle

336

21 L¨ osungsverfahren f¨ ur die Vektor-Poissongleichung d/mm = Hi /Ha =

1 2 5 10 0, 40 0, 20 0, 090 0, 053

Tabelle 21.1. Zusammenhang von Schirmfaktor und Wandst¨ arke

21.1 sind einige Zahlenwerte angegeben f¨ ur ein Abschirmgehäuse mit einem ohnlichem Eisen mit μr = 200 und verschiedener Radius r1 = 5cm aus gew¨ Wandst¨ arke d. In gleicher Weise kann man untersuchen, wie eine Unterteilung der Kugelwand in mehrere Schichten die Schirmwirkung verbessert. Das hier berechnete Feldst¨ arkeverh¨ altnis gilt nur f¨ ur stationäre magnetische Felder. Bei magnetischen Wechselfeldern w¨ achst die Schirmwirkung infolge der im Eisen entstehenden Wirbelstr¨ ome, die das erzeugende Feld noch weiter schwächen, siehe Abschnitt 29 und 34.1. Das magnetische Potenzial ist keine eindeutige Größe, da das Linienintegral des H-Feldes, also die Spannung bei einem mit Strömen verketteten Weg, nicht Null ist, sondern Θ. Geht man n-mal um den Stromleiter herum, so vergr¨ oßert sich das Potenzial ψ um den Wert nΘ. Da jedoch nur Potenzialdifferenzen gemessen werden k¨ onnen und die Wirkungen nur von dem H-Feld abh¨ angen, so spielt diese Vieldeutigkeit praktisch keine andere Rolle als die Unbestimmtheit des Potenzials u ¨berhaupt. An die Stelle der Grenzbedingungen des elektrischen Feldes treten hier die in Abschnitt 22.3 abgeleiteten analogen Bedingungen und das Durchflutungsgesetz. Genau wie beim elektrischen Feld kann in 2-dimensionalen Situationen auch die Methode der konformen Abbildung (vgl. Abschnitt 11.7) benutzt werden. Z.B. liefert die Funktion f (ζ) = c ln ζ

(21.71)

das H-Feld in der Umgebung eines geraden langgestreckten (unendlich langen) Leiters, das konzentrische kreisf¨ ormige H-Feldlinien aufweist und ebene Potenzialfl¨ achen, die die Leiterachse enthalten. Das Potenzial ist ψ = c α;

(21.72)

die Potenzialfl¨ achen sind durch α =konst. gegeben. F¨ ur den Betrag des HFeldes folgt daraus c dψ =− , (21.73) H = Hα = − d(rα) r und die Konstante c ergibt sich aus dem Durchflutungsgesetz; man erhält c=−

I , 2π

(21.74)


337

wenn die positive Richtung von α und H rechtsläufig mit der positiven Richtung des Stromes I verkn¨ upft ist. Da die Potenzialgleichung eine lineare Differentialgleichung ist, so folgt, dass sich bei Vorhandensein mehrerer Leiter die Einzelfelder ungestört u ¨berlagern. Voraussetzung daf¨ ur ist lediglich, dass u ¨berall μ = konst.

(21.75)

ist. Mit Hilfe dieses Satzes kann man die magnetischen Felder in der Umge-

Abbildung 21.5. Berechnung des magnetischen Feldes

bung von Mehrleitersystemen berechnen. Bezeichnet 1, 2 und 3 in Abb. 21.5 drei parallele Leiter, die von den Str¨ omen I1 , I2 , I3 durchflossen werden (positive Richtung von hinten nach vorn), so gilt f¨ ur das magnetische Potenzial in irgendeinem Punkt P ψ=−

1 (I1 α1 + I2 α2 + I3 α3 ). 2π

(21.76)

Daraus leiten sich die Komponenten des H-Feldes in der x- und y-Richtung ab. Es ist z.B. ∂α1 ∂α2 ∂α3 1 + I2 + I3 Hx = −(gradψ)x = I1 . (21.77) 2π ∂x ∂x ∂x ¨ Die partiellen Differentiale der Winkel α bei einer Anderung von x findet man aus der Beziehung x = y cot α + k. (21.78) Hieraus ergibt sich durch partielles Differenzieren 1=− oder

Daher wird

y ∂α . sin2 α ∂x

∂α sin2 α sin α =− =− . ∂x y r

(21.79)

(21.80)

338


Hx = −

1 2π

sin α1 sin α2 sin α3 + I2 + I3 . I1 r1 r2 r3

Genau so folgt f¨ ur die Komponente von H in der y−Richtung cos α1 cos α2 cos α3 1 + I2 + I3 . Hy = I1 2π r1 r2 r3

(21.81)

(21.82)

In großer Entfernung von den drei Leitern werden die Abstände und die Winkel einander gleich. Dann folgt 1 (I1 + I2 + I3 ) sin α, 2πr 1 (I1 + I2 + I3 ) cos α. Hy = + 2πr

Hx = −

Der Betrag der magnetischen Feldst¨ arke ist in großer Entfernung 1 (I1 + I2 + I3 ). H = Hx2 + Hy2 = 2πr

(21.83) (21.84)

(21.85)

Das magnetische Feld ist also in großer Entfernung von einem System paralleler Leiter so beschaffen, als ob nur ein Leiter vorhanden wäre, der die Summe der Str¨ ome f¨ uhrt. Handelt es sich um Hin- und R¨ uckleitung eines einzigen Stromkreises, dann ist zu setzen I1 = −I2 = I, und es wird ψ=−

1 I(α1 − α2 ). 2π

(21.86)

Die Potenziallinien sind daher Kreise, die durch die Spuren der Leiterachse hindurchgehen, und deren Mittelpunkte auf der Mittelsenkrechten zur Verbindungslinie dieser Spuren liegen; sie entsprechen den Verschiebungslinien des elektrischen Feldes. Da die magnetischen Induktionslinien die Potenziallinien senkrecht schneiden m¨ ussen, so sind sie durch die Appollonischen Kreise dargestellt wie die Potenziallinien des elektrischen Feldes (Abb. 10.14). Die H-Feldst¨ arke ist auf der Verbindungslinie der Leiterspuren 1 1 1 I + , (21.87) H = Hy = 2π r1 r2 da cos α1 = +1 und cos α2 = −1. Sie setzt sich zusammen aus den von den beiden Leitern herr¨ uhrenden Beitr¨ agen kreisf¨ ormiger Leiter nach dem Durchflutungssatz. Bezeichnet a den Abstand zwischen den beiden Drahtachsen, so wird r2 = a − r1 und 1 1 1 H = I + . (21.88) 2π r1 a − r1 Der magnetische Fluss Φ, der durch einen Streifen von der Breite dr1 und der L¨ ange l zwischen den beiden Leitern hindurchgeht, ist


dΦ = Bldr1 =

μ0 Il 2π

1 1 + r1 a − r1

339

dr1 .

(21.89)

Der gesamte Fluss im Luftraum zwischen den beiden Leitungen ergibt sich hieraus durch Integration von r1 = r0 bis r1 = a−r0 , wenn r0 den Leiterradius bezeichnet. Es wird a−r0 1 a − r0 1 μ0 μ0 Il Il ln + . (21.90) Φ= dr1 = 2π r1 a − r1 π r0 r0 ¨ Von dem Prinzip der ungest¨ orten Uberlagerung der Einzelfelder kann man ferner Gebrauch machen zur Berechnung des magnetischen Feldes bei stabf¨ ormigen Leitern beliebigen Querschnitts. Man zerlegt den Querschnitt in Flächenelemente dA; dann wird bei einer Stromdichte J die Stromstärke in einem solchen Querschnitt JdA. Die Komponenten des H-Feldfeldes in einem Punkt P sind dann nach den Gl. (21.81) und (21.82) sin α 1 dA, (21.91) Hx = − J 2π r cos α 1 Hy = J dA, (21.92) 2π r wobei die Integrale u ¨ber den ganzen Leiterquerschnitt zu bilden sind.

Abbildung 21.6. Berechnung des magnetischen Feldes eines Rechteckstabes

Beispiel: F¨ ur die in Abb. 21.6 gezeichnete Schiene mit rechteckigem Querschnitt stellt man das Fl¨ achenelement durch ein kleines Rechteck dar. Die Koordinaten des Rechtecks seien x = X, y = Y , die Seiten ΔX und ΔY . Dann wird (21.93) r = (y − Y )2 + (x − X)2 , y−Y x−Y sin α = , cos α = , (21.94) r r und es ergibt sich nach einem Grenz¨ ubergang (ΔX, ΔY → 0) +a/2 +b/2 y−Y 1 I dX dY. Hx = − 2 2 2π ab −b/2 −a/2 (y − Y ) + (x − X)

(21.95)

340


Die Ausf¨ uhrung der Integration liefert 2 + x2+b/2 y+a/2 1 I x+b/2 ln 2 Hx = 2πab 2 y−a/2 + x2+b/2 2 + x2−b/2 y+a/2 1 − x−b/2 ln 2 2 y−a/2 + x2−b/2 x−b/2 x+b/2 +y+a/2 arctan − arctan y+a/2 y+a/2 x−b/2 x+b/2 −y−a/2 arctan − arctan . y−a/2 y−a/2

(21.96) (21.97) (21.98) (21.99)

mit x+b/2 := x + b/2, x−b/2 := x − b/2, y+a/2 := y + y/2 und y−a/2 := y − a/2. Der Ausdruck f¨ ur Hy ergibt sich hieraus, wenn u ¨berall x und y sowie a und b miteinander vertauscht werden. Die Feldlinien bilden ellipsenähnliche Kurven, wie in Abb. 21.6 gestrichelt angedeutet. Die Beziehungen (21.91) und (21.92) gelten auch f¨ ur das Feld innerhalb des Leiters, wenn der Leiter die gleiche Permeabilität besitzt wie die Umgebung. Genau so wie außerhalb des Leiters addieren sich auch im Innern in jedem Punkt des Leiterquerschnitts die Wirkungen der Ströme aus den u ¨brigen Querschnittsteilen. Dagegen gilt im Innern der Leiter nicht die Laplacesche Potenzialgleichung, bei deren Ableitung vorausgesetzt wurde, dass der betrachtete Raumteil stromlos ist. Beim geraden Leiter mit Kreisquerschnitt

Abbildung 21.7. H-Feld bei einer Doppelleitung

muss wegen der Symmetrie die magnetische Feldstärke im Innern des Leiters ebenso wie außerhalb f¨ ur Punkte gleichen Abstandes von der Achse konstante Werte haben; die Feldlinien sind konzentrische Kreise. Man kann daher das Durchflutungsgesetz unmittelbar anwenden. Bei gleichmäßiger Verteilung des Stromes u ¨ber den Leiterquerschnitt ist die durch eine Feldlinie mit dem Radius r hindurchgef¨ uhrte Stromst¨ arke


Ir =

r2 I, r02

341

(21.100)

wenn r0 wieder den Leiterradius und I den Gesamtstrom bezeichnen. Daher wird nach dem Durchflutungsgesetz r2 H · ds = H ds = H2rπ = 2 I, (21.101) r0 C C r I. (21.102) H = 2πr02 Auf der Verbindungsebene der beiden Drahtachsen ergibt sich damit ein Verlauf der magnetischen Feldst¨ arke, wie ihn Abb. 21.7 zeigt. Das Feld im Leiterinnern gen¨ ugt nicht der Laplaceschen Potenzialgleichung. Diese lautet im vorliegenden zylindrischen Fall aufgrund der Rotationssymmetrie (vgl. Anhang B.1) ∂ 2 ψ 1 ∂ψ = 0. + ∂r2 r ∂r Aus der Gl. (21.102) ergibt sich das Potenzial (H := H) 1 r2 ψ = − Hrdα = − αI + k. 2π r02

(21.103)

(21.104)

Daraus folgt ∂ψ 1 r2 = − 2 αI; ∂r π r0

∂2ψ 1 αI =− . 2 ∂r π r02

(21.105)

Der Ausdruck auf der linken Seite von Gl. (21.103) wird daher −(2/π)(αI/r02 ), ist also von Null verschieden.

22 Beispiele fu are Magnetfelder ¨ r station¨

22.1 Anwendungen der Laplaceschen Formel Zun¨ achst werde mit Hilfe der Laplaceschen Formel das B-Feld auf der im Mittelpunkt eines stromf¨ uhrenden Drahtringes, Abb. 22.1, senkrecht zur Ringebene stehenden Achse berechnet. In irgendeinem Punkt dieser ruft nach Gl.(21.51) ein Leiterelement des Stromkreises ein H-Feld hervor vom Betrag dH =

ds I 1 ds I 2 = . 2 4π r 4π a + 14 d2

(22.1)

Der entsprechende Vektor liegt in der durch die Achse und das Leiterelement gehende Ebene und steht senkrecht auf der Verbindungslinie des Leiterelementes mit dem betrachteten Punkt. Je zwei einander gegen¨ uberliegende Leiterelemente ergeben daher einen Beitrag zum H-Feld, der in die Richtung der Achse f¨ allt, Abb. 22.1; er ist 2dH sin β = dH

d

,

(22.2)

a2 + 14 d2

da β auch als Winkel zwischen a und r vorkommt. Man erh¨ alt die gesamte H-Feldst¨ arke in dem betrachteten Punkt, wenn man alle diese Beitr¨ age integriert. Da hier π πd (22.3) ds = 2 0 ist, so ergibt sich H =

Id2 I = 8r3 8

d2 a2 + 14 d2

3

=

I sin3 β. d

(22.4)

344

22 Beispiele f¨ ur station¨ are Magnetfelder

Abbildung 22.1. Magnetisches Feld eines Drahtringes

Bei großen Abständen nehmen H- und B-Feld also umgekehrt proportional zur dritten Potenz des Abstandes ab. Im Mittelpunkt des Ringes, α = 0, β = 90◦ , wird I (22.5) H = . d Die Formel (22.4) kann zur Berechnung des B-Feldes in der Achse einer Zylinderspule ben¨ utzt werden; man hat hier die von dem einzelnen Windungen herr¨ uhrenden Beitr¨ age zum H-Feld zu summieren. Anmerkungen: 1. Ein magnetisches Feld von der hier betrachteten Art entsteht auch im Außenraum einer Ringspule (Toroid), wenn der Ring fortlaufend bewickelt ist. Bei gegenl¨ aufig gewickelten Lagen heben sich je zwei aufeinander folgende Lagen in ihrer Wirkung nach außen auf; ist die Anzahl der Lagen ungerade, so ergibt die u ¨brigbleibende Lage ein magnetisches Feld außerhalb der Spule wie ein Drahtring vom Durchmesser des Toroids. 2. In unmittelbarer N¨ ahe des Drahtringes, Abb. 22.1, bilden die Feldlinien ungef¨ ahr konzentrische Kreise in Ebenen, die die Ringachse a enthalten. Jede solche Achsenebene zeigt ein ¨ ahnliches Bild der magnetischen Feldlinien, wie es in der Querschnittsebene einer Doppelleitung (Abschnitt 21.5) vorliegt. Zu einer theoretisch interessanten Feststellung gelangt man, wenn man sich in die Achse a des Drahtringes einen zweiten stromf¨ uhrenden geraden Leiter gelegt denkt. Die von diesem Leiter allein herr¨ uhrenden Feldlinien w¨ urden Kreise sein, die zum Drahtring koaxial verlaufen. Fließen in beiden Leitern Ströme, so u uhrenden an jeder Stelle ¨berlagern sich die Felder; zu dem vom Drahtring herr¨ quer zum Drahtring gerichteten H-Feld addiert sich eine vom geraden Leiter herr¨ uhrende Komponente in tangentialer Richtung. Das resultierende Feld hat daher in der N¨ ahe des Drahtringes schraubenförmige Feldlinien, die sich um den Drahtring herumwinden. Die Gangh¨ ohe hängt von dem Verhältnis der Stromst¨ arken in den beiden Leitern ab, so dass sich die Schraubenlinien erst nach einem oder mehreren Uml¨ aufen, gegebenenfalls sogar erst nach unendlich vielen Uml¨ aufen schließen.

22.2 Anwendung des magnetischen Potenzials

345

Nun soll das B-Feld in einer langgestreckten Zylinderspule mit dem Radius R = d/2 ermittelt werden. Dazu gehen wir zunächst von einer Zylinderspule aus und berechnen das B-Feld auf deren Symmetrieachse im Inneren. In einem Punkt P , der im Abstand z von dieser Achse liegt, kann das B-Feld bestimmt werden, indem man von Gl. (22.4) ausgeht und ein Abschnitt dx der Spule mit n Windungen und der L¨ ange l, durch die der Strom I fließt, einen Strom Idx · n/l f¨ uhrt. Mit dem linearen Materialgesetz B = μH ergibt sich f¨ ur den Betrag des B-Feldes μIR2 ndx (22.6) dB = √ 3 . 2 x2 + R2 l Integriert man den Ausdruck von x = −l/2 − z bis x = +l/2 − z (Koordinatenursprung f¨ ur x liegt in P ), dann erh¨ alt man insgesamt (Substitution mit tan u := x/R) ⎛ ⎞ l/2 + z l/2 − z nI ⎝ ⎠. (22.7) + B = μ 2l l l ( + z)2 + R2 ( + z)2 + R2 2

2

F¨ ur langgestreckte Spulen erh¨ alt man f¨ ur l R eine gute Näherung B = μ

nI . l

(22.8)

22.2 Anwendung des magnetischen Potenzials Die Amperèsche Formel gilt nicht, wenn ferromagnetische Stoffe im Raum vorhanden sind; denn sie bezieht sich auf s¨ amtliche Ströme im Raum, also auch auf die Molekularstr¨ ome in den magnetischen Stoffen, die aber von vornherein nicht bekannt sind. Bei der Ableitung wurde die Voraussetzung eingef¨ uhrt, dass die Permeabilit¨ at μ im ganzen Raume eine Konstante sei. Wenn μ in verschiedenen Raumgebieten verschiedene Werte hat, innerhalb dieser Gebiete aber als konstant angesehen werden kann, dann lassen sich die Methoden der Potenzialtheorie anwenden, da nach Abschnitt 21 in diesen Gebieten die Potenzialgleichung gilt. Als Beispiel werde ein gerader Stromleiter betrachtet, der in einen Eisenk¨ orper mit ebener Begrenzung eingebettet ist. Der Leiter soll in einer Bohrung im Eisenk¨ orper parallel zur Begrenzungsebene liegen, Abb. 22.2 (z.B. Stromleiter im Anker einer elektrischen Maschine). Der Abstand der Leiterachse von der Begrenzungsebene sei h. Wir nehmen ferner an, dass die Permeabilit¨ at des Eisens konstant sei. Dies gilt nur angenähert f¨ ur kleine Feldst¨ arken. Die Ver¨ anderlichkeit der Permeabilität mit der Feldstärke f¨ uhrt zu Komplikationen, die theoretisch nur schwierig ber¨ ucksichtigt werden k¨ onnen. In Analogie zu dem Verfahren der Spiegelung versuchen wir, die Grenzbedingungen an der Oberfl¨ ache des Eisenk¨ orpers dadurch zu erf¨ ullen, dass

346


Abbildung 22.2. Stromleiter in einem Eisenk¨ orper

wir f¨ ur die Berechnung des Feldes im Innern des Eisenkörpers einen zweiten Leiter A mit dem Abstand h auf der anderen Seite der Grenzfläche anbringen und uns dann auch den Außenraum durch einen Stoff mit der gleichen Permeabilit¨ at ausgef¨ ullt denken. Bezeichnet I die Stromstärke im Leiter A, I die Stromst¨ arke im Leiter A , so hat die Tangentialkomponente des H-Feldes in irgendeinem Punkt P der Grenzfl¨ ache gemäß Gl.(21.82) den Betrag OA 1 1 OA OA − I (I − I ). (22.9) Ht = = I 2π 2π (AP )2 (AP )2 (A P )2 F¨ ur die Normalkomponente des B-Feldes ergibt sich dort nach Gl.(21.81) der Wert μ OP Bn = (I + I ). (22.10) 2π (AP )2 Das Feld im Außenraum denken wir uns versuchsweise dargestellt durch einen Strom I im Leiter A, w¨ ahrend das Eisen durch Luft ersetzt wird. Ein solcher Strom ruft in der Grenzfl¨ ache die Tangentialkomponente des H-Feldes Ht =

1 OA I 2π (AP )2

(22.11)

und die Normalkomponente des B-Feldes Bn =

μ0 OP I 2π (AP )2

(22.12)

hervor. Da beide Komponenten an der Grenzfl¨ ache stetig sein m¨ ussen, so folgt I = I − I ;

I = μr (I + I ).

Die Grenzbedingungen sind also erf¨ ullt, wenn

(22.13)


μr − 1 I; μr + 1 2μr I = I. μr + 1 I = −

347

(22.14) (22.15)

In Abb. 22.2 sind einige Feldlinien gestrichelt gezeichnet. Das gleiche Verfahren kann man auch anwenden, wenn der Leiter außerhalb des Eisenk¨ orpers liegt. In vielen F¨ allen ist die Permeabilität μr so groß, dass die B-Feldlinien praktisch senkrecht aus dem Eisen austreten. Dann wird die Eisenoberfl¨ ache eine Niveaufl¨ ache. Um unter dieser Voraussetzung das Feld im Außenraum, Abb. 22.3, zu berechnen, hat man jenseits der Grenzfl¨ ache das Spiegelbild A des Leiters A anzubringen, das den gleichen Strom I f¨ uhrt wie der Leiter A. Das magnetische Potenzial kann dann nach Gl. (21.76) berechnet werden; in der Abbildung sind einige Feldlinien eingezeichnet. Auf der durch den Leiter gelegten Normalebene hat das H-Feld den Wert 1 1 I + ; (22.16) H = 2π x − h x + h

Abbildung 22.3. Stromleiter außerhalb des Eisenk¨ orpers

sie erscheint gegen¨ uber der Feldst¨ arke des im freien Raum befindlichen Leiter bei großen Abst¨ anden x verdoppelt infolge der Wirkung des Eisenkörpers. Das Verfahren der Spiegelung f¨ uhrt auch bei zylindrischen Eisenkörpern zum Ziel. Nach Abb. 22.4 befinde sich bei A ein Leiter mit dem Strom I in einem Eisenzylinder mit dem Radius r0 und der relativen Permeabilität μr . Hier kann man das Feld im Innern darstellen als Feld in einem Raum mit der uhrt wird, wobei Permeabilit¨ at μr , durch den bei A ein Strom I gef¨ d=

r02 . b

(22.17)

Das Feld im Luftraum l¨ asst sich darstellen als Feld zweier paralleler Stromleiter, M mit einem Strom I und A mit einem Strom I , die sich frei in Luft

348


Abbildung 22.4. Stromleiter im Innern eines Eisenzylinders

befinden. Durch Einf¨ uhren der Grenzbedingungen f¨ ur die tangentialen und radialen Feldkomponenten an der Oberfl¨ ache des Eisenzylinders ergeben sich drei Bedingungsgleichungen f¨ ur die unbekannten Ströme I , I und I , aus denen diese berechnet werden k¨ onnen. Es folgt I = I = −

μr − 1 I μr + 1

und I =

2μr I. μr + 1

(22.18)

Wird μr = ∞ gesetzt, so folgt I = I = −I;

I = 2 I.

(22.19)

In den meisten F¨ allen komplizierterer Formen der Eisenkörper, wie in elektrischen Maschinen und Apparaten, kann der Feldverlauf mit einem Feldsimulator bestimmt werden. Es ist auch m¨ oglich, den Feldverlauf auf graphischem Wege zu ermitteln. Es gelten dann außerhalb der Stromleiter sinngemäß die gleichen Regeln, wie sie in Abschnitt 11.2.1 f¨ ur das elektrische Feld abgeleitet wurden; an die Stelle der Dielektrizit¨ atskonstante tritt die Permeabilit¨ at. Meist kann man dabei zur Berechnung des Luftfeldes die Permeabilität des Eisens als unendlich groß annehmen, so dass die Begrenzungsflächen Niveaufl¨ achen sind. F¨ ur den Feldverlauf innerhalb der Wicklung erhält man eine brauchbare Ann¨ aherung, wenn man sich den Strom gleichmäßig u ¨ber den Wicklungsquerschnitt verteilt denkt; die Flussdichte muss dabei mit Hilfe des Durchflutungsgesetzes kontrolliert werden. Die Abb. 22.5 veranschaulicht z.B. das Luftfeld der in Abschnitt 22.3 berechneten Eisenkernspule, Abb. 22.9. Alle Feldlinien, die auf den Eisenkörper einm¨ unden, schließen sich innerhalb des Eisenkörpers und zwar so, dass sie mit der Wicklung oder mit einem Teil davon verkettet sind. Häufig kann man die magnetischen Streufelder mit einer gen¨ ugenden Genauigkeit berechnen, wenn man den magnetischen Widerstand des Eisens vernachlässigt. F¨ ur die Flussdichte an der Stelle 1, Abb. 22.5, gilt z.B. B · 7, 2 cm = μ0 (IN − 1960 A) oder Vs 1, 257 · 1660 μV s A 0, 029 2 = 0, 029 T. B = 7, 2 Am cm m

(22.20) (22.21)


349

Abbildung 22.5. Streufeld einer Drosselspule

In der Mitte des Wicklungsquerschnittes, etwa bei 2, hat das B-Feldstärke einen noch kleineren Wert, weil die Durchflutung die Feldlinie 2 nur noch halb so groß ist.

Abbildung 22.6. Feldbild einer Gleichstrommaschine

Eine f¨ ur manche Zwecke zul¨ assige Vereinfachung ergibt sich, wenn man die Wicklung durch unendlich d¨ unne, stromf¨ uhrende Schicht ersetzt. Man versteht unter Strombelag A den Strom, der in dieser Schicht je Länge des Querschnittes gef¨ uhrt wird. In einer solchen Schicht erfahren die magnetischen Feldlinien eine Brechung, da die Normalkomponente des B-Feldes stetig hindurchgeht, w¨ ahrend f¨ ur die Tangentialkomponente des H-Feldes nach dem Durchflutungsgesetz gilt (22.22) Ht1 − Ht2 = A. Die Abb. 22.6 zeigt als Beispiel das auf diese Weise ermittelte Feldbild einer Gleichstrommaschine bei Leerlauf1 . Durch einen solchen Strombelag kann nach Abschnitt 22.3 auch die innere Durchflutung bei permanenten Magneten dargestellt werden. 1

siehe Richter [235]

350


22.3 Der magnetische Kreis: Elektro- und Dauermagnete 22.3.1 Grundgleichungen des magnetischen Kreises ¨ F¨ ur den Ubergang des B-Feldes von einem Stoff zu einem anderen gelten ähn¨ liche Gesetze wie f¨ ur den Ubergang des D-Feldes zwischen zwei Isolierstoffen. Erfahrungsgem¨ aß gibt es aber keine Quellen des B-Feldes. Das lässt sich mathematisch mit folgender Gleichung formulieren B · dA = 0 oder div B = 0. (22.23) An der Grenzfl¨ ache zweier Stoffe muss daher die Normalkomponente Bn des B-Feldes stetig sein. Ferner m¨ ussen die Tangentialkomponenten Ht des H-Feldes auf beiden Seiten der Grenzfl¨ ache den gleichen Wert haben. Man erkennt dies, wenn man das Durchflutungsgesetz auf einen Rechteckweg anwendet, dessen Längsseiten auf beiden Seiten der Grenzfl¨ ache liegen, und dessen hinreichend kurze Schmalseiten die Grenzfl¨ ache durchstoßen. Es gilt also auch bei gekr¨ ummter Magnetisierungskurve Bn1 = Bn2 ,

Ht1 = Ht2 .

(22.24)

¨ Durch eine ¨ ahnliche Uberlegung wie bei dem elektrostatischen Feld findet man hieraus, dass das B-Feld in einem Querschlitz, das H-Feld in einem Längsschlitz den gleichen Wert hat wie im Inneren des Stoffes. Unter Einf¨ uhrung der Permeabilit¨ at (totale Permeabilit¨ at folgt ferner f¨ ur die Winkel α1 und α2 , die B-Feldlinien mit der Normalen einer Grenzfläche bilden, tan α1 μ1 = . tan α2 μ2

(22.25)

Aus Stoffen hoher Permeabilit¨ at treten daher die B-Feldlinien nahezu senkrecht aus. F¨ ur die Tangentialkomponenten des B-Feldes gilt Bt1 μ1 = . Bt2 μ2

(22.26)

In Stoffen hoher Permeabilit¨ at ist die Tangentialkomponente des B-Feldes groß im Vergleich zu der im Außenraum. Die B-Feldlinien werden also durch den Stoff hoher Permeabilit¨ at gef¨ uhrt, ¨ ahnlich wie der elektrische Strom durch die metallischen Leiter. Da ferner die B-Feldlinien in sich geschlossen sind, so bezeichnet man eine Anordnung, bei der die B-Feldlinien in der Hauptsache in ferromagnetischen Stoffen verlaufen, als magnetischen Kreis. Bei einem Elektromagneten nach Abb. 22.7 besteht der magnetische Kreis aus dem Luftspalt 1, den beiden Polen 2 und 6, den Schenkeln 3 und 5, die

22.3 Der magnetische Kreis: Elektro- und Dauermagnete

351

Abbildung 22.7. Feldlinien bei einem Elektromagneten

die Wicklungen tragen, und dem Verbindungst¨ uck 4. Durch gestrichelte Linien a, b, c, d und e ist der grunds¨ atzliche Verlauf der B-Feldlinien angedeutet. Da der Elektromagnet zur Herstellung eines bestimmten magnetischen Flusses im Luftspalt 1 dient, so bezeichnet man den Teil des gesamten magnetischen Flusses, der aus B-Feldlinien nach der Art von a besteht, als den Hauptfluss, w¨ ahrend die anderen B-Feldlinien den Streufluss darstellen. Wegen der hohen Permeabilit¨ at des Eisens ist das B-Feld im Eisen sehr viel höher als außerhalb, so dass der Hauptfluss den weitaus gr¨ oßten Teil der gesamten B-Feldlinien enth¨ alt. Darauf beruht das folgende N¨ aherungsverfahren zur Berechnung magnetischer Kreise. 22.3.2 Angen¨ aherte Berechnung von Elektromagneten Man geht vom magnetischen Fluss Φ aus, der durch das B¨ undel der Feldlinien des Hauptflusses dargestellt wird, und berechnet hieraus das B-Feld in den einzelnen Abschnitten des magnetischen Kreises, wobei man den Streufluss vernachl¨ assigt. Bezeichnet Aν den Querschnitt des Flusses in den einzelnen Abschnitten ν, so gilt Φ . (22.27) Bν = Aν alt man das H-Feld Hν mit Hilfe der MagnetisieAus dem B-Feld Bν erh¨ rungskurve des betreffenden Stoffes. F¨ ur Luftspalte gilt H1 =

B1 . μ0

(22.28)

Dann wird das Linienintegral des H-Feld angenähert berechnet durch H · ds ≈ Hν lν , (22.29) ν

wobei lν die mittlere L¨ ange der Feldlinien in den einzelnen Abschnitten bezeichnet. Die Summe ist u ¨ber den ganzen Kreis zu bilden. Andererseits ist

352


die Durchflutung gegeben durch die Windungszahl der Wicklung und die Stromst¨ arke. Trägt in dem Beispiel der Abb. 22.7 jeder Schenkel eine Wicklung aus je N/2 Windungen, und werden diese Windungen von einem Strom I derart durchflossen, dass sich die Wirkungen der beiden Wicklungen unterst¨ utzen, so gilt Hν lν = Θ = N I. (22.30) ν

Die umgekehrte Aufgabe, zu einer gegebenen Durchflutung Θ den magnetischen Fluss zu finden, kann nicht unmittelbar gelöst werden, da die Permeabilit¨ at der Eisenabschnitte selbst wieder vom B-Feld abhängt, das zunächst unbekannt ist. Man geht daher so vor, dass man f¨ ur eine Reihe von willk¨ urlich angenommenen Werten des magnetischen Flusses die Durchflutung berechnet und damit die magnetische Kennlinie des Kreises aufzeichnet, die die Abh¨ angigkeit der beiden Gr¨ oßen Φ und Θ voneinander darstellt, Abb. 22.8. Aus der magnetischen Kennlinie kann dann zu dem gegebenen Wert von Θ der Fluss entnommen werden. Zur Herstellung eines bestimmten Induktions-

Abbildung 22.8. Magnetische Kennlinie

flusses ist eine bestimmte Durchflutung Θ n¨ otig; es ist jedoch gleichg¨ ultig, ob diese Durchflutung mit kleiner Stromst¨ arke und großer Windungszahl oder großer Stromst¨ arke und entsprechend kleiner Windungszahl erzeugt wird. Die Unbestimmtheit der Windungszahl verschwindet, wenn der durch den Wicklungswiderstand entstehende Spannungsabfall vorgegeben ist. Bezeichnet man den Wicklungsquerschnitt mit A und den F¨ ullfaktor der Wicklung mit k(< 1), ferner die mittlere L¨ ange einer Windung mit lm , so wird der Widerstand einer Wicklung von N Windungen R=

N 2 lm . kA

(22.31)

Andererseits gilt das Ohmsche Gesetz R = U/I, oder unter Einf¨ uhren der durch die Wicklung erzeugten Durchflutung R=

UN . Θ

Daher ergibt sich die Windungszahl aus

(22.32)


UN kA N 2 lm = zu N = U . kA Θ Θlm

353

(22.33)

Die Windungszahl muss also um so gr¨ oßer gemacht werden, je höher die zur Verf¨ ugung stehende Spannung ist. F¨ ur den Drahtquerschnitt ergibt sich damit A1 =

Θlm kA = . N U

(22.34)

Er ist also unabh¨ angig von der Gr¨ oße des Wicklungsquerschnittes und vom F¨ ullfaktor. Zur Aufrechterhaltung des magnetischen Flusses ist theoretisch keine Leistung erforderlich. Wegen endlichen Wicklungswiderstandes ist jedoch bei wirklichen Elektromagneten immer eine bestimmte elektrische Leistung zur Aufrechterhaltung der Durchflutung notwendig. Diese Leistung, die also vollst¨ andig innerhalb der Wicklung in W¨ arme umgewandelt wird, hat den Betrag lm 2 Θ ; (22.35) Pv = I 2 R = kA sie wird um so kleiner, je gr¨ oßer der Wicklungsquerschnitt ist und je besser er ausgenutzt wird, dagegen ist sie unabh¨ angig von der Windungszahl, also auch von der Spannung. Durch die Stromw¨ arme wird die Durchflutung begrenzt, die man in einem Elektromagneten herstellen kann. Zahlenbeispiel: In dem aus Dynamoblechen zusammengesetzten Eisenkern, Abb. 22.9 soll mit Hilfe der im Schnitt gezeichneten Wicklung ein B¨ undelfluss von Φ = 0, 5mW b erzeugt werden. Die H¨ ohe des Blechpakets beträgt 2cm; infolge der Isolierung der einzelnen Bleche sei mit einem Eisenf¨ ullfaktor von 90% zu rechnen.

Abbildung 22.9. Berechnung einer Drosselspule

Nimmt man näherungsweise an, dass der ganze Fluss im Querschnitt des Luftspalts konzentriert bleibt, so wird die Induktion im Luftspalt B1 =

5 · 10−4 W b = 1 T. 5cm2

(22.36)

354


Die zugeh¨ orige magnetische Feldst¨ arke ist H1 =

Am B1 1V s/m2 = 7960 . = −6 μ0 1, 257 · 10 V s/Am cm

(22.37)

Da die Feldlinienl¨ ange im Luftspalt 0, 2cm beträgt, so wird also der auf den Luftspalt entfallende Anteil der Durchflutung Φ1 = H1 l1 = 7960 · 0, 2

Am cm = 1592A. cm

(22.38)

Die Induktion in dem die Wicklung tragenden Schenkel wird B2 =

5 · 10−4 W b = 1, 85T. 0, 9 · 3cm2

(22.39)

Dazu ergebe sich aus der Magnetisierungskurve des Bleches eine H-Feldstärke von Am . (22.40) H2 = 200 cm Der Anteil dieses Schenkels an der Durchflutung wird, da die Länge l2 = ur 9, 7cm betr¨ agt, Θ2 = H2 l2 = 200 · 9, 7A = 1940A. Schließlich erhält man f¨ die Induktion in den u brigen Abschnitten ¨ B3 =

5 · 10−4 W b = 1, 11T, 0, 9 · 5cm2

(22.41)

Dazu geh¨ ore die H-Feldst¨ arke H3 = 4A/cm. Die gesamte Länge dieser Abschnitte ist 2l3 = 21, 5cm und der Anteil der Durchflutung Θ2 = 2H3 l3 = 4 · 21, 5A = 86A.

(22.42)

Die gesamte Durchflutung muss also Θ = Θ1 + Θ2 + Θ3 = 3618A betragen. Das Beispiel zeigt, wie groß der Einfluss der Eisensättigung auf den Bedarf an Durchflutung ist. Infolge der Verkleinerung der Breite des Wicklungsschenkels auf 1, 5cm gegen¨ uber 2, 5cm in den anderen Abschnitten wird die f¨ ur diesen Abschnitt notwendige Durchflutung größer als der auf den Luftspalt treffende Anteil, w¨ ahrend die viel l¨ angeren u ¨brigen Abschnitte des Eisenkerns nur einen kleinen Bruchteil der Durchflutung beanspruchen. Wird mit einem Kupferf¨ ullfaktor von k = 60% gerechnet, so ist nach Gl. (22.35) zur Herstellung der Durchflutung eine, Leistung aufzuwenden von Pv =

lm 2 14 · 36202 Ωmm2 cmA2 Θ = 0, 0175 = 59, 5W. kA 0, 6 · 9 mcm2

(22.43)

Dabei ist die mittlere Windungsl¨ ange lm = 14cm gesetzt. Um die infolge dieser Verlustleistung entstehende Temperaturerhöhung berechnen zu können, muss man den W¨ arme¨ ubergangskoeffizienten kennen; dieser liegt bei derartigen Anordnungen in der Gr¨ oßenordnung von


h = 0, 0015

W . cm2 K

355

(22.44)

Die Oberfl¨ ache der Wicklung ist rund 170cm2 ; dazu kommt f¨ ur die Abk¨ uhlung noch ein Teil der Eisenkernoberfl¨ ache im Betrag von etwa 200cm2 , so dass die gesamte w¨ armeableitende Oberfl¨ ache etwa O = 370cm2 ausmacht. Es ergibt sich daher eine Temperaturerh¨ ohung von ΔΘ =

59, 5 W cm2 K Pv = = 107K. Oh 370 · 0, 0015 cm2 W

(22.45)

Soll die Erregung mit einer Spannung von U = 110V hergestellt werden, so ergibt sich der Drahtquerschnitt nach Gl.(22.34): A1 =

0, 0175 · 14 · 3620 Ωmm2 cmA lm Θ = = 0, 0806mm2 . U 110 Vm

(22.46)

Die Windungszahl wird kA 0, 6 · 9 cm2 = = 6700, A1 0, 0806 mm2

(22.47)

l ≈ N lm = 6700 · 14cm = 938m,

(22.48)

N= die gesamte Drahtl¨ ange

der gesamte Widerstand R=

l 0, 938 Ωmm2 km = 0, 0175 = 204Ω A1 0, 0806 m mm2

und die Stromst¨ arke I=

110V U = = 0, 54A. R 204Ω

(22.49)

(22.50)

In den F¨ allen, in denen μ, als konstant angesehen werden kann, ist der Begriff des magnetischen Widerstandes von Vorteil. Das Durchflutungsgesetz l¨ asst sich bei einem magnetischen Kreis mit einer Anzahl einzelner Abschnitte mit etwa homogenem Feld in der Form schreiben Hν lν = Θ. (22.51) Da nun Hν =

Bν μν

so ergibt sich Φ

und

Bν =

lν = Θ. μν Aν

Φ Aν

(22.52)

(22.53)

356


Diese Gleichung hat eine ¨ ahnliche Form wie das Ohmsche Gesetz f¨ ur einen elektrischen Stromkreis, wenn man den Induktionsfluss zum elektrischen Strom und die Durchflutung zur Quellenspannung in Analogie setzt ( ma” gnetomotorische Kraft“). Es entspricht dann die Größe Rm =

lν μν Aν

(22.54)

dem elektrischen Widerstand, wobei an die Stelle der elektrischen Leitfähigkeit die absolute Permeabilit¨ at im magnetischen Kreis tritt. Man nennt Rm den magnetischen Widerstand des betreffenden Abschnitts; das Reziproke davon ist der magnetische Leitwert: Λ=

μν Aν . lν

(22.55)

Der magnetische Leitwert kann, wie sich beim Einsetzen der einzelnen Größen zeigt, in Henry gemessen werden. Zahlenbeispiel: Im vorigen Zahlenbeispiel ist der magnetische Leitwert Λ=

Φ 5 · 10−4 V s = = 1, 38 · 10−7 H. Θ 3620A

(22.56)

Er nimmt mit wachsender Stromst¨ arke ab, da die Permeabilität des Eisens abnimmt. Der magnetische Widerstand des Luftspalts ist Rm =

0, 2 cm cm = 3, 18 · 106 H −1 . 1, 257 · 10−8 · 5Hcm2

(22.57)

22.3.3 Scherung Durch einen Luftspalt im magnetischen Kreis eines Eisenkerns wird der ge¨ samte magnetische Widerstand vergr¨ oßert, aber der Einfluss von Anderungen der Eisenpermeabilit¨ at, z. B. mit der Temperatur, wird dadurch gleichzeitig verringert. Ist A1 der Querschnitt, l1 die L¨ ange des Eisenpfades und hat der Luftspalt die kleine L¨ ange l0 , so wird der gesamte magnetische Widerstand l1 l0 l1 μ l0 + = 1+ . (22.58) Rm = μA1 μ0 A1 μA1 μ0 l1 Der durch den Luftspalt unterbrochene Magnetkern wirkt also wie ein geschlossener Magnetkern mit der L¨ ange l1 und dem Querschnitt A1 der aus einem Material mit der effektiven Permeabilit¨ at“ ” μ (22.59) μef f = 1 + μμ0 ll01


357

hergestellt ist. F¨ ur sehr große μ n¨ ahert sich die effektive Permeabilität dem angig von μ ist. Von dieser Methode Grenzwert μef f = μ0 (l1 /l0 ), der unabh¨ der Scherung“ wird h¨ aufig Gebrauch gemacht, wenn hohe Anforderungen ” ¨ entweder an die Konstanz der Permeabilit¨ at bei Anderungen der Feldstärke oder an die Unabh¨ angigkeit der Permeabilit¨ at von der Temperatur gestellt werden. Zahlenbeispiel: l1 = 10 cm, L0 = 1 mm, μ = 1500 μ0 ergibt μef f = 93, 7 μ0 ; μ = 2000 μ0 ergibt μef f = 95, 2 μ0 . 22.3.4 Berechnung von Dauermagneten Bei der Berechnung von Dauermagneten kann grundsätzlich das gleiche Verfahren wie bei Elektromagneten angewendet werden. Es sei z.B. zu berechnen, wie groß die Induktion im Luftspalt 1 des in Abb. 22.10 dargestellten permanenten Magneten ist. 3 sei der Magnetstahl, 2 und 4 seien Polst¨ ucke

Abbildung 22.10. Zur Berechnung eines Dauermagneten

aus weichem Eisen. Wird der ganze magnetische Kreis einmal, z.B. mit Hilfe einer vor¨ ubergehend aufgebrachten stromdurchflossenen Wicklung, bis in das Gebiet der S¨ attigung magnetisiert, so geht das B-Feld nach dem Ausschalten des Magnetisierungstromes im B, H-Diagramm auf einer Kurve zur¨ uck, die dem absteigenden Ast der Grenzkurve entspricht, Abb. 22.11. Es stellt sich ein bestimmter Gleichgewichtszustand ein, z.B. Punkt P , in dem die innere Durchflutung des Magneten gerade den Durchflutungsbedarf des Kreises deckt. Die Wirkung der Inneren Durchflutung ist durch die Koerzititvfeldst¨ arke Hk gekennzeichnet. Man denke sich nun auf den Stahlmagneten zwei gleichartige Wicklungen gebracht, die von konstanten Strömen gleicher St¨ arke aber entgegengesetzter Richtung durchflossen werden derart, dass die durch eine der beiden Wicklungen gelieferte Durchflutung gerade gleich ist der inneren Durchflutung (22.60) Θk = Hk l, wobei l die L¨ ange des Stahlmagneten 3 bezeichnet. Da sich die beiden Zusatzdurchflutungen gegenseitig aufheben, so ändert sich dadurch nicht an

358


Abbildung 22.11. Magnetisierungskurve eines Dauermagneten

dem Gleichgewichtszustand im magnetischen Kreis. Die eine der beiden Zusatzdurchflutungen kompensiert jedoch gerade die innere Durchflutung des Magneten, sie verschiebt die Magnetisierungskurve um den Betrag Hk nach rechts, wie es in Abb. 22.11 gestrichelt angedeutet ist. Die Magnetisierungkurve hat dann einen Verlauf wie bei einem Stoff ohne Remanenz. Man kann sich daher den Stahlabschnitt des magnetischen Kreises ersetzt denken durch einen Abschnitt aus weichem Eisen, dessen Magnetisierungskurve aus dem absteigenden Ast der Grenzkurve des Stahls durch Parallelverschiebung hervorgeht, und durch eine Wicklung, die eine Durchflutung Θk liefert. Damit ist die Berechnung des Stahlmagneten auf die Berechnung eines Elektromagneten zur¨ uckgef¨ uhrt. Da hier die Durchflutung gegeben ist, so muss die magnetische Kennlinie des Kreises berechnet werden, aus der man dann den Induktionsfluss zu dem Wert Θk entnehmen kann. F¨ ur eine u agige Berechnung von Dauermagneten können häufig alle ¨berschl¨ Abschnitte des magnetischen Kreises außer dem Luftspalt und dem Stahlabschnitt vernachlässigt werden. Bezeichnen A0 und l0 Querschnitt und Länge des Luftweges, A und l Querschnitt und L¨ ange des Feldlinienb¨ undels im Magnetstahl, ferner B0 und B das B-Feld, H0 und H das H-Feld im Luftspalt und im Stahl, so gilt nach dem Durchflutungsgesetz B0 l0 + H l = 0. μ0

(22.61)

Der magnetische Fluss im Luftspalt, B0 A0 , ergibt sich aus dem Fluss im Stahl, BA, durch Multiplizieren mit einem Faktor S, der die Streuung der Feldlinien ber¨ ucksichtigt und kleiner als 1 ist: B0 A0 = SBA.

(22.62)

F¨ uhrt man hieraus B0 in die oben angesetzte Form des Durchflutungsgesetzes ein und l¨ ost nach H auf, so folgt B , μ0

(22.63)

l0 A l A0

(22.64)

H = −η wobei zur Abk¨ urzung η=S


359

gesetzt ist. Gl. (22.63) ist die Gleichung einer geraden Linie, die man in das Diagramm der Magnetisierungskurve einzeichnen kann; sie gibt den Durchflutungsbedarf des Luftspaltes f¨ ur jede vorgegebene B-Feldst¨ arke B im Stahlmagneten an. Ihr Schnittpunkt mit der Kurve liefert den Betriebspunkt P , Abb. 22.11, in dem der Durchflutungsbedarf gerade durch die innere Durchflutung des Magneten gedeckt wird. Den Zahlenfaktor η;, der meist kleiner als 1 ist, nennen wir den Entma” gnetisierungsfaktor“. Die Steigung der geraden Linie OP in Abb. 22.11 ist ur den Betriebspunkt P abgelesenen Wert von B folgt die −μ0 /η. Aus dem f¨ Induktion im Luftspalt nach Gl. (22.62) B0 = S

A B. A0

(22.65)

Zahlenbeispiel: Die Magnetisierungskurve eines Aluminium-Nickelstahles sei im 2. Quadranten durch folgende Werte in der Tabelle 22.1 gegeben: Der Luftspalt des zu berechnenden Magneten habe die Abmessungen A0 =

H(A/cm) B(T )

0 −50 −100 −150 −200 −250 −300 −350 0, 600 0, 563 0, 520 0, 466 0, 403 0, 314 0, 177 0

Tabelle 22.1. Magnetisierungskurve von Aluminium-Nickelstahl (2. Quadrant)

4cm2 , l0 = 2mm. F¨ ur den Streufaktor werde S = 0, 8 angenommen. Setzen wir zun¨ achst den Querschnitt des Stahlmagneten A gleich dem des Luftspaltes A0 , so wird der Entmagnetisierungsfaktor η = 0, 8l0 /l und die B-Feldst¨ arke im Luftspalt B0 = 0, 8B. Das Volumen des Stahlabschnittes ist gleich V = Al. Anhand der obenstehenden Formeln kann man die Wertepaare der Kurven f¨ ur die beiden folgenden Abbildungen mit Hilfe eines Taschenrechners leicht ermitteln. Die Abb. 22.12 zeigt, wie hiernach mit wachsendem Volumen des Stahlabschnittes die erreichte B-Feldst¨ arke im Luftspalt zunächst rasch ansteigt, schließlich aber durch eine Vergr¨ oßerung des Stahlvolumens nur noch wenig gesteigert werden kann. Wird auch der Querschnitt des Stahlmagne¨ ten ver¨ andert, wobei der Ubergang vom Stahlquerschnitt zum Luftspaltquerschnitt durch entsprechende Polschuhe hergestellt werden muss, so gilt f¨ ur das gleiche Zahlenbeispiel folgendes: Aus irgendeinem angenommenen Stahlvolumen V erhält man den Stahlquerschnitt A = V /l, und es wird der Entmagnetisierungsfaktor η=S

l0 V l2 A0

(22.66)

360


Abbildung 22.12. Abh¨ angigkeit der B-Feldst¨ arke im Luftspalt vom Volumen des Stahlmagneten bei konstantem Querschnitt

und die B-Feldstärke im Luftspalt B0 = S

V B. lA0

(22.67)

Abbildung 22.13. Abh¨ angigkeit der B-Feldst¨ arke im Luftspalt vom Stahlquerschnitt bei konstantem Volumen

F¨ ur V = 10cm3 kann man wiederum mit einem Taschenrechner bei verschiedenen L¨ angen l des Stahlabschnittes die Werte f¨ ur η und B0 bestimmen und graphisch darstellen. Wie aus Abb. 22.13 hervorgeht, ergibt sich mit einem Stahlquerschnitt von etwa 4, 5cm2 die größte B-Feldstärke im Luftspalt, n¨ amlich etwa 0, 32T . Das Maximum der Kurve erklärt sich daraus, dass eine weitere Vergrößerung des Stahlquerschnittes zwar durch die Einschn¨ urung des Flusses im Luftspalt eine Verdichtung der Feldlinien bewirkt, dass aber gleichzeitig wegen der Verk¨ urzung des Stahlmagneten die innere Durchflutung verringert wird. Eine einfache Kennzeichnung der Wirksamkeit eines Magnetstoffes, die auf den eben benutzten Voraussetzungen beruht, erhält man durch die folgende Betrachtung. Aus Gl. (22.61) folgt f¨ ur den Betrag der Luftspaltinduktion B0 = μ0 H und aus Gl. (22.62)

l , l0

(22.68)


A . A0 Bildet man das Produkt dieser beiden Ausdr¨ ucke, so ergibt sich B0 = SB

B02 = S

A l μ0 BH. A0 l0

361

(22.69)

(22.70)

Durch Einf¨ uhren des Magnetvolumens V = Al und des Luftspaltvolumens alt man hieraus V0 = A0 l erh¨ V (22.71) B0 = S μ0 BH. V0 Bei gegebenen Volumina h¨ angt die Luftspaltinduktion also nur von dem Produkt BH ab. Dieses ist durch die Lage des Betriebspunktes P auf der Magnetisierungskurve bestimmt. Es hat in einem bestimmten Punkt P0 ein Maximum, Abb. 22.14. Dies ist der g¨ unstigste Betriebspunkt; näherungsweise gilt, dass dieser Punkt auf der Diagonale des Rechtecks Br Hk liegt. Aus den zugeh¨ origen Werten von B und H berechnet sich der g¨ unstigste Querschnitt des Magneten gem¨ aß Gl. (22.62) und (22.71) zu μ0 H V A0 . (22.72) A= B l0 S Zur u agigen Beurteilung eines Magnetmaterials kann also die Größe ¨berschl¨ (BH)max dienen, die man der entsprechenden Literatur entnehmen kann. Zahlenbeispiel: Mit der Magnetisierungskurve des vorigen Beispiels liefert die soeben beschriebene, durch Abb. 22.14 dargestellte Konstruktion B = 0, 375T, H = 220A/cm; das Produkt BH hat also den Maximalwert ur verschiedene Werte des Ma0, 375V s/m2 · 220A/cm = 8, 25W s/dm3 . F¨ gnetvolumens V folgen damit die g¨ unstigsten Werte von A, l und B0 aus den Gl. (22.72) und (22.71). Dabei ist wieder A0 = 4cm2 und l0 = 2mm gesetzt. Durch Vergrößern des Magnetquerschnitts u ¨ber den Luftquerschnitt hinaus lässt sich also eine Induktion im Luftspalt erzielen, die h¨ oher ist als die im Magnetstahl. Eine Voraussetzung dieser Betrachtungen war, dass der magnetische Kreis als Ganzes magnetisiert wird und dann sich selbst u ¨berlassen bleibt. Magnetisiert man dagegen den Magneten f¨ ur sich und setzt ihn nachträglich erst in den magnetischen Kreis ein, so erh¨ alt man etwas andere Verhältnisse, und zwar wird dann im allgemeinen die im Luftspalt befindliche B-Feldstärke geringer. Abb. 22.15 soll diesen Fall veranschaulichen. Nach der Magnetisierung uck, geht die B-Feldstärke im Magneten auf den durch P1 gegebenen Wert zur¨ ur der sich aus dem Schnitt mit der Linie 0P1 des Durchflutungsbedarfs f¨ den herausgenommenen Magneten ergibt; sie hat entsprechend dem größeren Luftweg des Magneten eine geringere Steigung als in dem oben betrachteten Fall. Schließt man nun den magnetischen Kreis nachträglich, so wächst

362


Abbildung 22.14. Konstruktion des g¨ unstigsten Betriebspunktes

Abbildung 22.15. Magnetisierungskurve des Stahlmagneten bei nachtr¨ aglichem Einsetzen in den magnetischen Kreis

die B-Feldst¨ arke nicht mehr auf dem zuletzt durchlaufenen Ast der Magnetisierungskurve, sondern wegen der Hysterese auf einem aufsteigenden Ast P1 B1 , der tiefer liegt. Ist OP die Linie des Durchflutungsbedarfs f¨ ur den magnetischen Kreis, dann ergibt sich also nicht, wie oben, die dem Punkte P entsprechende B-Feldst¨ arke, sondern der Betriebspunkt wird P2 . 22.3.5 Theorie der Kompassnadel Wird ein Magnetstab in einem magnetischen Feld drehbar aufgehängt, so stellt er sich in die Richtung der magnetischen Feldlinien. Man erkennt hier die Wirkungsweise am einfachsten, wenn man sich den Dauermagneten durch einen magnetisch neutralen Stab mit einer stromdurchflossenen Wicklung ( Strom” belag“) ersetzt denkt. Ist Φm der gesamte Magnetfluss des Stabmagneten mit dem Querschnitt A, so ist (1/μ0 )Φm /A die B-Feldstärke, die der gedachte Strom I in der Wicklung mit N Windungen im Innern der Spule erzeugen muss. Bei einem Stabmagneten von der L¨ ange l gilt daher (angenähert)


IN 1 Φm = . l μ0 A

363

(22.73)

Jede Windung der Wicklung erf¨ ahrt nun in einem homogenen Feld mit der H-Feldst¨ arke H nach Gl. (19.37) ein Drehmoment Iμ0 HA sin α,

(22.74)

wenn α den Winkel zwischen der L¨ angsrichtung der Magnetnadel und der H-Feldrichtung bezeichnet. Das Drehmoment aller N Windungen ist Md = IN μ0 HA sin α = Φm lH sin α.

(22.75)

Das magnetische Moment des Magnetstabes ist m=

1 Φm l. μ0

(22.76)

Zahlenbeispiel: Eine Magnetnadel mit Φm = 0, 6μW b und einer Länge l = 5cm hat das magnetische Moment m=

0, 6 · 0, 05μV s · Am · m = 0, 0239Am2 . 1, 257μV s

(22.77)

Im Erdfeld mit der Horizontalkomponente der B-Feldstärke B = 30μT wird auf die Nadel ein Drehmoment ausge¨ ubt Mdmax = B · m = 30 · 0, 0239 · 10−6 Md = 0, 717μN m sin α.

Vs Am2 = 0, 717 · 10−6 N m,(22.78) m2 (22.79)

Auch ein nichtmagnetisierter weicher Eisenstab sucht sich in die Feldrichtung zu drehen mit einem Moment, das umso h¨ oher ist, je mehr die Permeabilität des Stabes von μ0 abweicht (siehe Abschnitt 25). Dieses Drehmoment addiert sich zu dem durch die Dauermagnetisierung bedingten, ist aber im allgemeinen gegen dieses vernachl¨ assigbar.

23 Induktionskoeffizienten

23.1 Der Induktivit¨ atsbegriff In den letzten Abschnitten haben wir uns mit der Berechnung der Feldgrößen im station¨ aren Magnetfeldes besch¨ aftigt, wobei i. a. eine Stromdichteverteilung sowie bestimmte Randbedingungen vorgegeben sind. Dabei ist es in vielen F¨ allen zweckm¨ aßig, wenn man dazu – zumindest im Prinzip – das Vektorpotenzial A(r) mit Hilfe der zugeh¨ origen Vektor-Poissongleichung bestimmt und daraus s¨ amtliche Felder des station¨ aren Magnetfeldes bestimmt. Auf diese Weise kann man die Charakteristiken einer Problemstellung im Sinne der Theorie des station¨ aren Magnetfeldes ermitteln, die eine Näherung der Theorie des elektromagnetischen Feldes darstellt. In Bezug auf die Integraldarstellung einer speziellen L¨ osung der Vektor-Poissongleichung f¨ ur das Vektorpotenzial (21.21) sind die Geometrie eines Problems und die elektrische Stromdichte untrennbar miteinander verkn¨ upft. Daher ist man gezwungen, zumindest das Vektorpotenzial datenm¨ aßig zu erfassen, um ein Problem vollständig zu erfassen. Eine solche Datenmengen ist in vielen Anwendungen kaum zweckmäßig und h¨ aufig auch gar nicht notwendig. Man versucht daher, die Datenmenge durch Einf¨ uhrung integraler Gr¨ oßen zu reduzieren. Hinsichtlich des B-Feldes haben wir bereits in Abschnitt 18 den magnetischen Fluss Φ als integrale Gr¨ oße eingef¨ uhrt, die auf eine vorgegebene Fläche A bezogen wird und somit eine Reduktion der Datenmenge darstellt. Der magnetische Fluss hängt wiederum von Geometrie und elektrischer Stromdichte ab. F¨ ur spezielle Anordnungen kann man wie in der Elektrostatik Geometrie und elektrische Gr¨ oßen trennen. In diesem Sinne wurden in Abschnitt 12 Kapazit¨ atskoeffizienten f¨ ur Anordnungen aus idealen Leitern eingef¨ uhrt. Im Rahmen des station¨ aren Magnetfeldes f¨ uhren wir sogenannte Induktivitätskoeffizienten ein, mit denen man insbesondere die Geometrie stromdurchflossener drahtf¨ ormiger Leiteranordnungen charakterisieren kann. Wenn ausschließlich magnetisch neutrale Stoffe in der Umgebung des Stromkreises vorhanden sind, oder Stoffe mit konstanter Permeabilität, dann ist nach dem Durchflutungsgesetz die magnetische Erregung an jeder Stelle

366


des Raumes proportional der Stromst¨ arke im Leiter. Daher ist auch der von dem Stromkreis insgesamt erzeugte magnetische Fluss Φg jederzeit proportional dem Augenblickswert der Stromst¨ arke i, so dass man schreiben kann Φg = L · i,

(23.1)

was im folgenden Abschnitt f¨ ur einige einfache Anordnungen gezeigt werden soll. Dabei ist unbedingt zu beachten, welche Bezugsfläche A insbesondere bei Anordnungen mit mehreren Windung zu verwenden ist, um magnetische Gesamtfluss Φg zu ermitteln; vgl. Lehner [153]. L ist also der Proportionalitätsfaktor zwischen dem magnetischen Fluss Φg und dem diesen Fluss erzeugenden und mit ihm im Rechtsschraubensinn verketteten Strom i; er ist durch die Geometrie – die Abmessungen und die Form – des Stromkreises sowie durch die Permeabilit¨ atswerte bestimmt und wird als die (Selbst-)Induktivit¨ at des Stromkreises bezeichnet. Als Einheit dient 1 V s/A = 1 H. Bemerkung: In Abschnitt 26.2 wird sp¨ ater gezeigt, dass nach dem Induktionsgesetz in einem Stromkreis eine induzierte Umlaufspannung entsteht, wenn sich der magnetische Fluss, der mit dem Stromkreis verkettet ist, zeitlich ver¨ andert; sie ist durch Gl. (27.25) gegeben. Dabei ist es gleichg¨ ultig, wie die Fluss¨ anderung in der Schleife erzeugt wird, ob durch Bewegen des Stromkreises in einem station¨ aren Magnetfeld oder durch Formänderung des Stromkreises, oder dadurch, dass sich das magnetische Feld selbst zeitlich verändert. Im Fall drahtf¨ ormiger Leiter kann man das Induktionsgesetz mit einem Induktivit¨ atskoeffizienten formulierten. Da nun jeder Strom in seiner Umgebung ein magnetisches Feld hervorruft, dessen Feldlinien mit den Stromlinien verkettet sind, so tritt induzierte Umlaufspannung auch auf, wenn sich die Stromstärke in einem Leiter ändert, eine Erscheinung, die man als Selbstinduktion bezeichnet. Aufgrund der Richtungsregeln findet man, dass bei einer Zunahme des Stromes diese Spannung der Selbstinduktion dem Strom entgegenwirkt. Die Erfahrung zeigt, dass das Durchflutungsgesetz in der Form (18.22) auch gilt, wenn sich der Strom zeitlich ¨ andert und keine Abstrahlung elektromagnetischer Energie auftritt. Streng genommen gilt dies also nur, wenn die Abmessungen der R¨ aume, in denen das Durchflutungsgesetz angewendet wird, klein gegen die Wellenl¨ ange der Feld¨ anderungen im Raum. Da sich die Feld¨ anderungen nahezu mit Lichtgeschwindigkeit ausbreiten, ist diese Bedingung bei nicht zu großen Anordnungen f¨ ur Wechselstromvorgänge mit Frequenzen bis in den MHz-Bereich erf¨ ullt.

23.2 Induktivit¨ aten einfacher Anordnungen 23.2.1 Induktivit¨ at einer Ringspule Die Induktivit¨ at L kann auf Grund der Definitionsgleichung (23.1) mit Hilfe der f¨ ur die Berechnung magnetischer Felder abgeleiteten Regeln bestimmt

23.2 Induktivit¨ aten einfacher Anordnungen

367

werden. Bei einer Ringspule mit einem Ringkern der konstanten Permeabilität μ, Abb. 20.2, mit einem mittleren Radius r0 und der Windungszahl N ist z.B. nach Gl.(20.15) iN , (23.2) H = 2πr0 und daher B = μ

iN . 2πr0

(23.3)

Bezeichnet man den Querschnitt des Ringkerns mit A, so wird der mit der Wicklung verkettete B¨ undelfluss Φ = μA

iN . 2πr0

(23.4)

μA i, 2πr0

(23.5)

Der Gesamtfluss hat daher die Gr¨ oße Φg = N 2

wobei die Fl¨ ache s¨ amtlicher Windungen – also N A – zu ber¨ ucksichtigen ist. Daraus folgt auf Grund der Gl.(23.1) f¨ ur die Induktivit¨ at der Ringspule L = N2

μA . 2πr0

(23.6)

Genau genommen muss die Abh¨ angigkeit des H-Feldes H von dem Radius r ber¨ ucksichtigt werden. Bei rechteckigem Kernquerschnitt mit der Breite b gilt r2 iN r2 dr ; (23.7) Φ= bB dr = bμ 2π r1 r r1 hieraus folgt der verbesserte Induktivit¨ atswert Lv = N 2

r2 μb ln . 2π r1

(23.8)

23.2.2 Induktivit¨ at einer Zylinderspule Bei einer zylindrischen Spule mit N Windungen, deren Länge l groß gegen die Abmessungen ihres Querschnittes A ist und in welcher der Strom i fließt, liegt der magnetische Widerstand im wesentlichen im Innenraum der Spule. Vernachl¨ assigt man den magnetischen Widerstand des Außenraumes, so gilt f¨ ur das H-Feld (vgl. 22.1 in Gl. (22.7)) H = damit wird

iN ; l

(23.9)

368


B = μ

iN , l

Φ = μA

iN l

(23.10)

und

μA i, (23.11) l wobei die Fl¨ ache s¨ amtlicher Windungen – also N A – zu ber¨ ucksichtigen ist. Die Induktivit¨ at einer solchen Spule ist also Φg = N 2

L = N2

μA . l

(23.12)

23.2.3 Induktivit¨ at einer Doppelleitung Bei einer Doppelleitung von der L¨ ange l mit dem Achsenabstand a und dem Leiterradius r0 kann man den mit dem Strom verketteten Fluss im Luftraum ¨ am einfachsten durch Uberlagerung der von den beiden Leitern herr¨ uhrenden Fl¨ usse berechnen. W¨ are nur der eine Leiter vom Strom i durchflossen, so w¨ urde außerhalb dieses Leiters das H-Feld nach Gl.(19.33) i (23.13) 2πr sein. In dem Zwischenraum zwischen der Oberfläche dieses Leiters und der Achse des zweiten Leiters ergibt sich der Fluss a μ0 il a μ0 il a dr = ln . μ0 Hl dr = (23.14) Φ1 = 2π r 2π r 0 r0 r0 H =

Genau so groß ist der Betrag des vom Strom i in entgegengesetzter Richtung durchflossenen zweiten Leiters. Der Gesamtfluss ist daher a μ0 il ln (23.15) Φg = π r0 und die Induktivit¨ at der Doppelleitung a μ0 l ln . L= π r0

(23.16)

Diese Beziehung ber¨ ucksichtigt nur das H-Feld im Luftraum und nicht das Feld innerhalb der Leitungsdr¨ ahte. Man bezeichnet die so berechnete Induktivität daher als ¨ außere Induktivit¨ at. Dazu kommt noch die innere Induktivität, die von dem inneren H-Feld herr¨ uhrt, und deren Berechnung in Abschnitt 24 besprochen wird. 23.2.4 Induktivit¨ at eines Drahtringes Die ¨ außere Induktivit¨ at eines Drahtringes vom Durchmesser d und dem Drahtradius r0 ergibt sich mit dem in Gl.(21.38) näherungsweise berechneten magnetischen Fluss zu d d . L = μ0 ln 2 2r0

(23.17)

23.2 Induktivit¨ aten einfacher Anordnungen

369

23.2.5 Induktivit¨ at von Dr¨ ahten beliebiger Form Die Induktivit¨ at von Stromkreisen beliebiger Form, die aus verhältnismäßig d¨ unnen Dr¨ ahten gebildet sind, l¨ asst sich scheinbar mit Hilfe des magnetischen Flusses in Gl.(21.29) berechnen. Diese Gleichung gilt unter der Voraussetzung, dass man die Stromleiter durch einen Stromfaden ersetzen kann (LinienleiterN¨ aherung). Dann ist die Induktivit¨ at eines derartigen Stromkreises, der in einen Stoff mit der Permeabilit¨ at μ eingebettet ist, mit der Neumann-Formel1 ds · d˜s μ , (23.18) L= 4π C C ˜r − r wobei u ¨ber die geschlossene Kurve C integriert werden muss, welche die Leiterschleife charakterisiert. Offensichtlich besitzt der Integrand eine Singularität, so dass diese Definition der Selbstinduktivit¨ at, die man in der Literatur sehr h¨ aufig findet, ohne weitere Erkl¨ arungen keinen Sinn hat. Eine Möglichkeit ist die in Abschnitt 21.2.2 verwendete Unterscheidung von Stromfaden und Mantellinie eines d¨ unnen Linienleiters. Diese Unterscheidung muss f¨ ur den gesamten Linienleiter eingehalten werden. Diese Frage wird in den Unterabschnitten 23.2.3 und 23.2.4 im Zusammenhang mit der ¨ außeren Induktivit¨ at angesprochen. Das ist nicht notwendig, denn es gen¨ ugt nach Weizel ([285], S. 377f), die Singularit¨ at dadurch zu umgehen, dass man nur in ihrer Umgebung den Linienleiter volumenm¨ aßig betrachtet und das Vektorpotenzial A(r) mit Hilfe der Integralformel (21.21) berechnet. Eine Näherungsbetrachtung zeigt, dass man die Volumenintegration nur in einer sehr kleinen Umgebung um die Singularit¨ at ben¨ otigt und ansonsten die Formel (23.18) zur Berechnung der Selbstinduktivit¨ at L eines linienhaften, beliebig geformten Drahtringes verwenden kann. 23.2.6 Induktivit¨ at bei beliebigen magnetischen Kreisen Wenn der magnetische Kreis Eisen enth¨ alt, so ist die Induktivität i. a. von der Stromst¨ arke abh¨ angig. Nur bei sehr kleinen Stromänderungen, bei denen praktisch die reversible Permeabilit¨ at in Betracht kommt, kann mit einer konstanten Induktivit¨ at gerechnet werden. Im allgemeinen Fall kann man den verallgemeinerten Induktivit¨ atskoeffizienten f¨ ur jede Stromstärke aus der magnetischen Kennlinie Φ(i) des Kreises entnehmen ˆ := N Φ(i) , L(i) i 1

(23.19)

Franz Ernst Neumann, (Geb. 11. September 1798 in der N¨ ahe von Joachimsthal in der Uckermark; gest. 23. Mai 1895 in K¨ onigsberg) war ein deutscher Physiker und gilt als einer der Begr¨ under der theoretischen Physik. Einer seiner bedeutendsten Sch¨ uler war Gustav Kirchhoff. Unter Neumann’s Leitung verfasste Kirchhoff seine Arbeiten zur Theorie elektrischer Netzwerke.

370


wobei N die Windungszahl ist. Dieser verallgemeinerte Induktivitätskoeffiziˆ ent L(i) entspricht geometrisch der Steigung der Sekante an die Kennlinie Φ(i), die durch St¨ utzpunkte (0, 0) und (Φ(i), i) geht. Eine andere Verallgemeinerung benutzt die Tangente an die Kennlinie im Punkt (Φ(i), i) L(i) :=

dΦ(i) . di

(23.20)

In der netzwerktheoretischen Literatur wird meistens diese Definition des differentiellen Induktivit¨ atskoeffizienten verwendet (z. B. Mathis [170]). Bemerkung: Bei der Formulierung des verallgemeinerten integralen Induktionsgesetzes im Sinne von Gl. (26.24) ist dann aber zu beachten, dass der verallgemeinerte Induktivit¨ atskoeffizient in jedem Fall eine Funktion von i ˆ ist. Im Fall von L(i) gilt f¨ ur das in Strom und Spannung formulierte Induktionsgesetz (N = 1) ˆ di ˆ di ˆ d L di d L d(L(i)i) ˆ+i ˆ +i =L = L . (23.21) uL = dt dt di dt di dt Im Fall von L(i) gilt uL =

dΦ di di dΦ = = L(i) . dt di dt dt

(23.22)

Die Abh¨ angigkeit der Induktivit¨ at von der Stromstärke lässt sich bei Eisenkreisen vermindern, wenn in dem Eisenkern ein Luftspalt angebracht wird, der den Hauptteil des magnetischen Widerstandes enthält. Aus Gl. (22.53) und (22.54) geht hervor, dass die Induktivität einer Wicklung mit N Windungen N2 (23.23) L= Rm wird, wenn Rm der magnetische Widerstand des von der Wicklung umschlungenen magnetischen Kreises ist. Zahlenbeispiele: 1. Eine Zylinderspule mit der Lange l = 30cm, dem Durchmesser d = 5cm und N = 300 Windungen ohne Eisenkern hat angenähert die Induktivit¨ at L = 3002 · 1, 257 · 10−6

H 0, 052 πm2 = 740μH. m 4 · 0, 3m

(23.24)

2. Eine Doppelleitung mit a = 30cm Drahtabstand, r0 = 2mm Leiterradius und l = 1km L¨ ange hat die Induktivit¨ at

23.3 Gegeninduktion und Gegeninduktivit¨ aten

L=

1, 257 · 10−6 H1000m 300 ln = 2, 0mH. πm 2

371

(23.25)

3. Ein Drahtring von d = 30cm Durchmesser und r0 = 2mm Drahtradius hat die Induktivit¨ at L = 1, 257

300 μH 0, 15m ln = 0, 814μH. m 4

(23.26)

Der Strom in der Ablenkspule einer Braunschen Röhre wächst innerhalb 0, 1ms linear um 1A. Die Induktivit¨ at der Spule ist 0, 05H. Die Spannung an der Spule wird daher w¨ ahrend des betrachteten Zeitabschnittes bei Vernachl¨ assigung des Widerstandes der Spule nach Gl. (23.22) u=L

1A di = 0, 05H = 500V. dt 0, 1 · 10−3 s

(23.27)

23.3 Gegeninduktion und Gegeninduktivit¨ aten Befindet sich in der Nachbarschaft eines Stromkreises 1 ein zweiter 2, so wird ¨ bei Anderung des durch den Kreis 1 erzeugten magnetischen Feldes nach dem Induktionsgesetz im Kreis 2 eine Spannung induziert. Umgekehrt entsteht eine induzierte Spannung im Kreis 1 bei Strom¨ anderungen in 2. Man nennt dieses Erscheinung die Gegeninduktion. Das Induktionsgesetz wird im Rahmen des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes in den Abschnitten 26 und 26.2 n¨ aher behandelt. Im allgemeinen Fall wird nur ein Teil des in Stromkreis 1 durch den Strom i1 erzeugten Flusses mit dem Stromkreis 2 verkettet sein. Man definiert nun die Gegeninduktivit¨ at M21 zwischen Stromkreis 1 und 2 durch die Beziehung (23.28) Φ21 =: M21 i1 , in der Φ21 den magnetischen Fluss bedeutet, der mit dem Stromkreis 2 dann verkettet ist, wenn der Strom im Stromkreis 2 Null ist, wenn also dieser Stromkreis z.B. ge¨ offnet ist. Die Einheit der Gegeninduktivität ist wie die der Induktivit¨ at 1 H. Bemerkungen: 1) In Abschnitt 26.2 wird gezeigt, dass dieser magnetische Fluss nach dem Induktionsgesetz nach Gl. (26.24) maßgebend f¨ ur die in Stromkreis 2 induzierte Quellenspannung ist; sie beträgt u2 = −M21

di1 , dt

(23.29)

wenn die Z¨ ahlrichtung f¨ ur i2 den gemeinsamen Induktionsfluss im gleichen Sinne wie die Z¨ ahlrichtung von i1 umkreist. 2) Die Indizierung der Gegeninduktivit¨ at entspricht der in der mathematischen Literatur u ¨blichen Indizierung. In der Elektrotechnik wird gelegentlich

372


auch die umgekehrte Indizierung, bei der der verursachende Stromkreis an erster Stelle genannt wird, verwendet. Die gleiche Definition der Gegeninduktivität gilt auch bei Spulen mit beliebiger r¨ aumlicher Ausdehnung. Der magnetische Fluss Φ21 setzt sich dann zusammen aus den Teilfl¨ ussen, die mit den einzelnen Windungen der Spule verkettet sind. Den mit einer Spule verketteten Gesamtfluss kann man immer berechnen als Summe der Teilfl¨ usse in den einzelnen Windungen, indem man sich die Windungen in der Abb. 23.1 veranschaulichten Weise zu geschlossenen Stromkreisen erg¨ anzt denkt; die in den Erg¨ anzungsst¨ ucken induzierten Spannungen heben sich gegenseitig auf. In Abb. 23.1 setzt sich der Gesamtfluss Φ21 aus den Beitr¨ agen zusammen, die die Fl¨ ache a, b, c, d, f liefern. häufig kann man auch hier den Gesamtfluss als Produkt der Windungszahl mit einem B¨ undelfluss berechnen. Es ist zu beachten, dass die Gegeninduktivität aus

Abbildung 23.1. Zur Bestimmung des mit einer Spule verkettenden Induktionsflusses

dem Feldlinienbild definiert ist, das entsteht, wenn der Stromkreis 2 stromlos ist. In Abb. 23.2 in dies f¨ ur zwei parallele kreisförmige Drahtringe veranschaulicht. Der gemeinsame Fluss Φ21 wird durch das zwischen den beiden stark ausgezogenen Feldlinien liegenden B¨ undel dargestellt. Die anderen Feldlinien bilden den Streufluss. Fließt auch im Stromkreis 2 Strom, dann kann sich das Feldlinienbild wesentlich ¨ andern; siehe Abb. 29.32. Bemerkung: Ganz entsprechend l¨ asst sich die Einwirkung von Stromkreis 2 auf Stromkreis 1 auf Grund des Induktionsgesetzes durch die Gleichung u1 = −M12

di2 dt

(23.30)

ausdr¨ ucken. ¨ Die folgenden Uberlegungen zeigen, dass die Werte M21 und M12 einander gleich sind, dass also zwei beliebige Stromkreise 1 und 2 nur eine einzige Gegeninduktivität haben. Nach Gl.(21.25) ist der magnetische Fluss, der von einem Leiter 1 erzeugt und mit einer geschlossenen Kurve C2 verkettet ist,


373

Abbildung 23.2. Gegeninduktivit¨ at zwischen zwei parallelen Drahtringen

Φ12 =

C2

A · ds2 ,

(23.31)

wobei das Linienintegral u ¨ber die Kurve C2 zu bilden ist. Das Vektorpotenzial A ist durch den Strom im Stromkreis 1 bestimmt, und es gilt nach Gl.(21.27), wenn der Stromkreis 1 durch einen Stromfaden ersetzt wird, Φ21 = A · ds1 , (23.32) C1

f¨ ur jeden Punkt der geschlossenen Kurve C1 , wobei ds2 das Linienelement der Kurve C2 ist. Daher gilt z. B. mit Gl. (23.28) und Gl.(21.27) mit C2 = CS trom ds1 · ds2 μ . (23.33) M21 = 4π C1 C2 r1 − r2 Im Gegensatz zur Formel f¨ ur die Selbstinduktivität in Gl.(23.18) ist diese Beziehung mathematisch korrekt, da der Integrand auf den genannten Integrationswegen nicht singul¨ ar werden kann. Offensichtlich ist M21 unabhängig davon, welche Kurve mit C1 und welche mit C2 bezeichnet wird. Daraus folgt mit Gl.(23.31) (23.34) M12 = M21 =: M. Voraussetzung f¨ ur die G¨ ultigkeit dieser Beziehung ist, wie bei Gl.(21.25), dass die Permeabilit¨ at μ im ganzen Raum unabh¨ angig von der Feldstärke ist. Die Beziehung gilt also insbesondere bei Stromkreisen, die sich in Luft oder magnetisch neutralen Stoffen befinden. Bei Abwesenheit ferromagnetischer Stoffe im magnetischen Feld h¨ angt die Gegeninduktivität von der Stromstärke ab, und es ergeben sich im allgemeinen verschiedenen Werte der Gegeninduktivit¨ at, wenn nicht daf¨ ur gesorgt wird, dass die Flussdichte im Eisen die gleiche bleibt. Die Gegeninduktivit¨ at kann entweder mit Hilfe von Gl.(23.33) oder mit der Definitionsgleichung (23.28) berechnet werden. Eine andere Möglichkeit besteht darin, die Gegeninduktivit¨ at u ¨ber die Energie des magnetischen Feldes

374


zu bestimmen (siehe Abschnitt 24). Bei dem praktisch besonders wichtigen Fall paralleler, gerader Leitungen ist der Weg u ¨ber die Definitionsgleichung der einfachste.

Abbildung 23.3. Gegeninduktivit¨ at zwischen zwei parallelen Drahtringen

In Abb. 23.3 sollen 1 und 2 die Spuren der beiden Drähte einer Doppelleitung, 3 und 4 die Spuren einer dazu parallelen Doppelleitung bezeichnen; es soll die Gegeninduktivit¨ at zwischen den beiden Leitungen berechnen werden. Wir denken uns die Leitung 3, 4 stromlos und schicken durch die Leitung 1, 2 den Strom I1 . Das durch diesen Strom hervorgerufene Magnetfeld durchsetzt die Schleife 3, 4. Die Bezugsrichtung f¨ ur diesen verketteten Fluss sei durch die gezeichneten Feldlinien festgelegt; er kann aus den beiden Teilfeldern berechnet werden, die von den Dr¨ ahten 1 und 2 herr¨ uhren. Bei der in der Abbildung angedeuteten Stromrichtung w¨ urde der Strom im Leiter 1 f¨ ur sich allein einen Fluss mit kreisf¨ ormigen Feldlinien hervorrufen, von dem der Teil r14 μ0 l μ0 l I1 r14 dr = I1 ln (23.35) Φ1 = 2π r 2π r 12 r12 mit der Leitung 3, 4 in der angegebenen Richtung verkettet ist. Von Leiter 2 herr¨ uhrend w¨ urde der Fluss r24 μ0 l μ0 l I1 r22 dr = I1 ln (23.36) Φ12 = 2π r24 r22 2π r mit der Leitung 3, 4 verkettet sein. Der Gesamtfluss ist daher Φ21 = Φ1 + Φ2 =

μ0 l r14 r23 I1 ln . 2π r13 r24

(23.37)

Die Gegeninduktivit¨ at wird M=

μ0 l r14 r23 ln . 2π r13 r24

(23.38)

Unter r13 , r23 usw. sind die Abst¨ ande der Leiterachsen zu verstehen. Das Feld im Innern der Leiter tr¨ agt praktisch nichts zur Gegeninduktivität bei, da sich


375

die Beitr¨ age in den beiden H¨ alften eines jeden Leiters aufheben. Anders ist es dagegen, wenn zwei der vier Leiter, z. B. 1 und 3, zusammenfallen, dann ist das innere Feld dieses Leiters beiden Stromkreisen gemeinsam. Zur Untersuchung dieses Falles eignet sich die Energiemethode“ besser; die entsprechende ” Berechnung findet man in Abschnitt 24.

24 Energie im station¨ aren Magnetfeld

Die im magnetischen Feld aufgespeicherte Energie lässt sich wie die elektrische Energie durch die Feldgr¨ oßen ausdr¨ ucken. Allerdings stößt man bei der Ableitung des Ausdrucks f¨ ur die magnetische Energie auf einen wichtigen Unterschied. Im elektrischen Feld konnte der Ausdruck f¨ ur die elektrische Energie auf der Grundlage eines Gedankenexperimentes hergeleitet werden: Transport ¨ von Ladungen aus dem Unendlichen. Diese Uberlegung setzt voraus, das man es mit einem energetisch abgeschlossenen System zu tun hat, was im Fall des elektrischen Feldes gegeben ist. Wenn man kleine“ Stromschleifen, die man in Analogie zu den Punktla” dungen als elementare Erzeuger des magnetischen Feldes ansehen kann, aus dem Unendlichen an beliebige Orte transportiert, so ergibt sich die Schwierigkeit, dass der Strom in den Schleifen konstant gehalten werden muss; vgl. Eder ([67], S. 72). Das l¨ asst sich nur machen, wenn man jeder Schleife eine ideale Stromquelle zuordnet, wodurch man nat¨ urlich ein energetisch offenes physikalisches System erh¨ alt. Es bleibt nur, f¨ ur die feldmäßige Form der magnetischen Energie einen Ausdruck in Analogie zum elektrischen Feld aufzubauen. In der Literatur wird diese Schwierigkeit selten erwähnt und man begn¨ ugt sich h¨ aufig damit, wie weiter unten gezeigt, einen Energieausdruck f¨ ur den magnetischen Fall auf der Grundlage der Netzwerkgleichungen abzuleiten. Das ist jedoch im wesentlichen ¨ aquivalent zu der direkten Angabe des Ausdrucks f¨ ur das magnetische Feld. In diesen Ableitungen wird häufig das Induktionsgesetz verwendet, dass nicht zur Theorie des station¨ aren Magnetfeldes gehört. In Analogie zum elektrostatischen Feld (vgl. Abschnitt 13) ergibt sich f¨ ur die magnetische Energie des magnetischen Feldes in einem Volumen V 1 B(˜r)2 dV˜ (24.1) Emag := 2μ V oder mit der linearen Materialbeziehung 1 B(˜r) · H(˜r)dV˜ . Emag = 2 V

(24.2)

378


Diese Definition ist konsistent mit der Ableitung des Ausdrucks f¨ ur die magnetische Energie auf der Grundlage einer speziellen magnetischen Anordnung. Dazu kann man beispielsweise eine Ringspule mit einem Kern aus beliebigem Material w¨ ahlen. Der Querschnitt A des Ringkernes soll jedoch so klein sein, dass das magnetische Feld im Innern des Kernes als homogen angesehen werden kann. Dann l¨ asst sich der magnetische Fluss in dem Kern in der Form schreiben Φ = BA. (24.3) Unter Verwendung des Induktionsgesetzes, das erst im Rahmen des quasistation¨ aren Feldes in Abschnitt 26.2 behandelt wird, erhält man bei einer zeitver¨ anderlichen B-Feldst¨ arke B := B eine Selbstinduktionsspannung in der Wicklung mit N Windungen bei irgendwelchen Stromänderungen uL = N A

dB . dt

(24.4)

Wirkt in dem Stromkreis der Spule eine a üßere Quellenspannung U0 , so gilt daher dB . (24.5) U0 = Ri + N A dt ¨ Mit der gleichen Uberlegung wie oben ergibt sich hieraus f¨ ur die während eines Zeitelements dt gespeicherte magnetische Energie dW = iN A dB.

(24.6)

Andererseits ist nach dem Durchflutungsgesetz (H := H) iN = lH,

(24.7)

wenn l die Feldlinienl¨ ange bezeichnet. Daher gilt dW = AlHdB.

(24.8)

Wird hier das Volumen des Kerns Al = V eingef¨ uhrt, so ergibt sich dW = V HdB.

(24.9)

Die bei irgendeiner magnetischen Feldst¨ arke insgesamt gespeicherte Energie ist daher B W =V HdB. (24.10) 0

Da nun das Feld im Innern des Kerns nach Voraussetzung homogen ist, so wird die magnetische Energiedichte

B

H · dB.

w := 0

(24.11)


379

Diese Beziehung gilt nun auch f¨ ur ein Feld von ganz beliebiger Form, da jedes Feld in gen¨ ugend kleinen Ausschnitten als homogen angesehen werden kann. Die in einem beliebigen Feld gespeicherte magnetische Energie wird daher durch Integration der Beitr¨ age der einzelnen Volumenelemente erhalten W = w dV. (24.12) Bei der Ableitung der Gl. (24.11) wurden keine Voraussetzungen u ¨ber den Zusammenhang zwischen B und H gemacht. Diese Gleichung gilt daher auch f¨ ur ferromagnetische Stoffe. Durch die Einf¨ uhrung des skalaren Produkts wurde auch ber¨ ucksichtigt, dass H und B verschiedene Richtungen haben können. Bei Stoffen mit konstanter Permeabilit¨ at kann dagegen gesetzt werden dB = μ dH

(24.13)

Dann l¨ asst sich die Integration ausf¨ uhren, und es ergibt sich w=

1 1 1 B · H = μH2 = B2 . 2 2 2μ

Die im ganzen Feld gespeicherte Energie ergibt sich zu 1 1 H2 dV, W = B · H dV = μ 2 2

(24.14)

(24.15)

was Emag in den Beziehungen (24.1) und (24.2) entspricht. Man kann also die magnetische Energie berechnen, wenn die H-Feldstärke gegeben ist. Dieser Zusammenhang kann zur Bestimmung der Induktivität von räumlich ausgedehnten elektrischen Stromleitern dienen. Dazu dr¨ ucken wir Gl.(24.15) mit Hilfe des Vektorpotenzials A und der Stromdichte J aus 1 A(˜r) · J(˜r) dV˜ (24.16) W = 2 wobei man einige Hilfsmittel der Vektoranalysis (div(M × N) = N · rotM − M · rotN, Gaußscher Satz) zur¨ uckgreifen muss. Im Fall linienhafter Leiter erhalten wir iΦ i . (24.17) A(˜r)d˜s = W = 2 Leiter 2 Wenn Φ und i linear zusammenh¨ angen, wobei die Induktivität L der Proportionalit¨ atskoeffizient ist, erh¨ alt man die Beziehung W =

1 2 Li , 2

(24.18)

woraus bei bekannter Energie W in Abh¨ angigkeit des Stromes i auch der Induktivit¨ atskoeffizient berechnet werden kann. Als Anwendungsbeispiel werde

380


die Berechnung der inneren Induktivit¨ at von Drähten mit Kreisquerschnitt betrachtet. Die magnetische Feldst¨ arke im Leiterinnern ist nach Gl. (21.102) H =

r i. 2πr02

(24.19)

Bei Voraussetzung konstanter Permeabilit¨ at enthält daher ein Hohlzylinder vom Radius r, der Dicke dr und der L¨ ange l innerhalb des Leiters die Energie oder mit Gl. (24.19) 1 dW = μH2 2πrldr, (24.20) 2 oder mit Gl. (24.19) μl 3 dW = i2 r dr. (24.21) 4πr04 Die in dem Draht aufgespeicherte Energie ist r0 μl 2 μl , W =i r3 dr = i2 4πr04 0 16π

(24.22)

und f¨ ur die innere Induktivit¨ at ergibt sich gemäß Gl. (24.18) Li =

μl . 8π

(24.23)

Bei einer Doppelleitung von der L¨ ange l hat man diesen Wert zu verdoppeln, entsprechend der in Hin- und R¨ uckleitung aufgespeicherten Energie. Bei der Ableitung der Gl. (24.23) wurde die Voraussetzung gemacht, dass der Strom den Drahtquerschnitt gleichm¨ aßig ausf¨ ullt. Das gilt in langgestreckten Leitern bei Gleichstrom und niederfrequentem Wechselstrom. Bei höheren Frequenzen wird der Strom nach der Drahtoberfl¨ ache hin abgedrängt“, so dass die innere ” Induktivit¨ at kleiner wird (siehe Abschnitt 29.1). Dort wird dieser sogenannte Skineffekt allerdings als Felddiffusion gedeutet, wobei das elektromagnetische Feld nicht vollständig in den Leiter eindringt. angig von der Drahtstärke. Auf die Die innere Induktivit¨ at Li ist unabh¨ L¨ ange bezogen hat sie f¨ ur alle magnetisch neutralen Leiter (μ = μ0 ) den Wert Li μ0 mH = = 0, 05 . l 8π km

(24.24)

¨ Bemerkung: Ein naheliegender Uberlegungsfehler besteht darin, dass zur Berechnung der inneren Induktivit¨ at die Definition Φ = L i ben¨ utzt wird und dabei ein Stromfaden betrachtet wird, der die Achse des Leiters enthält. Ein solcher Stromfaden umschließt zwar den gesamten Induktionsfluss im Leiterinnern, aber dieser Fluss ist nicht mit dem ganzen Strom i des Leiters verkettet, sondern nur mit dem Bruchteil, der durch den betrachteten d¨ unnen


381

Stromfaden gef¨ uhrt wird. Die anderen Stromfäden im Leiterinnern parallel zur Achse umschließen einen kleineren Induktionsfluss; die Selbstinduktionsspannung l¨ angs des Leiters nimmt von innen nach außen ab, und es wird daher ein mittlerer Wert beobachtet; dieser ist durch die Größe Li Gl. (24.23) gegeben. Auf Grund dieser Vorstellung kann man die innere Induktivität auch mit der Definition Φ = L i berechnen. Dazu denkt man sich den Querschnitt des Leiters in Stromfäden mit dem im Grenzfall unendlich kleinen Querschnitt dA zerlegt, so das der Leiter aus r02 π/dA solchen Stromfäden besteht. In einem ringf¨ ormigen Ausschnitt mit dem Radius r und der Breite dr befinden sich 2πrdr/dA Stromfäden, die alle mit dem gleichen Fluss Φr verkettet sind. Da die H-Feldst¨ arke im Leiterinnern nach Gl. (21.102) den Wert H := H = hat, so ist dieser Fluss

Φr =

r0

Hμldr = r

i r 2πr0 r0

i μl(r02 − r2 ). 4πr02

Der mit s¨ amtlichen Stromf¨ aden verkettete Fluss ist daher iμl dA r0 2rπ Φi = 2 dr = , Φr r0 π r dA 8π

(24.25)

(24.26)

(24.27)

woraus mit Definition Φ = L i die Gl. (24.23) f¨ ur die innere Induktivität folgt. Eigentlich handelt es sich jedoch nicht um die Anwendung einer falschen Formel sondern um die Verwendung einer ung¨ unstigen Näherung der vollständigen Theorie elektromagnetischer Felder. F¨ ur hochfrequente Felder ist die Theorie des station¨ aren Magnetfeldes ung¨ unstig und man sollte besser die Theorie des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes anwenden.

Abbildung 24.1. Koaxiales Kabel

Ein anderes Beispiel bildet die Berechnung der Induktivität eines Koaxialkabels Abb. 24.1. Das magnetische Feld kann hier in drei Teile zerlegt werden: 1. Innenleiter. F¨ ur die Induktivit¨ at des Innenleiters gilt wie oben L1 =

μ1 l . 8π

(24.28)

382


2. Isolierstoff. Die H-Feldst¨ arke, ist wegen der Symmetrie des Feldes H=

i . 2πr

(24.29)

Der zwischen Innen- und Außenleiter enthaltene Fluss wird daher ri μ0 l r1 ln , Φ = μ0 l Hdr = i (24.30) 2π r0 r0 entsprechend einer Induktivit¨ at L2 =

μ0 l r1 Φ = ln . i 2π r0

(24.31)

3. Außenleiter. F¨ ur die Feldst¨ arke im Außenleiter folgt mit Hilfe des Durchflutungsgesetzes 2πrH = i − i

r2 − r12 r22 − r2 = i . r22 − r12 r22 − r12

(24.32)

In einem Volumenelement, das durch zwei koaxiale Zylinder mit den Radien r und r + dr begrenzt ist und die Länge l hat, ist eine Energie aufgespeichert vom Betrag dW = i2

μ2 l dr (r22 − r2 )2 . 2 2 − r1 ) r

4π(r22

Daraus folgt die gesamte Energie in dem Außenleiter r24 μ2 l r2 3r22 − r12 W = i2 ln − 4π(r22 − r12 ) r22 − r12 r1 4 Die entsprechende Induktivit¨ at wird daher r24 μ2 l r2 3r22 − r12 ln − . L3 = 2π(r22 − r12 ) r22 − r12 r1 4

(24.33)

(24.34)

(24.35)

Die Gesamtinduktivit¨ at ergibt sich durch Addieren der drei Anteile. Bemerkung: Bei supraleitenden Stromkreisen bleibt wegen des verschwindend kleinen Widerstandes ein einmal eingeleiteter Strom mit seinem magnetischen Feld praktisch unbegrenzte Zeit bestehen. Durch zusätzliche magnetische Felder kann der Zustand der Supraleitung aufgehoben werden; die Sprungtemperatur der supraleitenden Stoffe erniedrigt sich nämlich mit zunehmender B-Feldst¨ arke. Wird daher ein Supraleiter auf eine Temperatur unterhalb der Sprungtemperatur gebracht, so geht die Supraleitung beim ¨ Uberschreiten einer bestimmten B-Feldst¨ arke in die normale Leitung u ¨ber. Durch das magnetische Feld kann also der Widerstand eines supraleitenden


383

St¨ abchens und damit der Strom in einem Gleichstrom- oder Wechselstromkreis gesteuert werden. Davon wird bei Einrichtungen zum sehr schnellen Schalten und Steuern von Str¨ omen Gebrauch gemacht ( Kryotron“). Das ma” gnetische Feld wird mit einer kleinen Spule hergestellt, die das Stäbchen umgibt. Als Leitermaterial f¨ ur diese Spule wird ebenfalls ein Supraleiter ben¨ utzt, der in dem ganzen verwendeten Bereich des B-Feldes supraleitend bleibt. Zur Steuerung ist dann nur die geringe durch die Induktivität der Spule bedingte Blindleistung erforderlich. Die durch das St¨ abchen steuerbare Stromstärke ist dadurch begrenzt, dass der gesteuerte Strom selbst ein magnetisches Feld in dem St¨ abchen verursacht. Diese Grenzstromstärke ist daher Ig = πd

Bg , μ0

(24.36)

wenn mit Bg die zum Umkippen des Leitungsmechanismus notwendige BFeldst¨ arke, mit d der Durchmesser des St¨ abchens bezeichnet wird. Die zur Umsteuerung notwendige Stromst¨ arke in der Spule von der Länge l mit N Windungen ergibt sich aus Bg l . (24.37) Is = μ0 N Daher ist die Stromverst¨ arkung des Kryotrons Ig N = πd . Is l

(24.38)

Z. B. ergibt sich mit d = 0, 1mm, N/l = 10mm−1 eine Stromverstärkung Ig = π · 0, 1mm · 10mm−1 = 3, 14. Is

(24.39)

Fließen Str¨ ome in zwei separaten Stromkreisen, so entsteht ein magnetisches Feld, das durch beide Str¨ ome bestimmt ist. Die Energie dieses Feldes l¨ asst sich genau so wie im Falle eines einzigen Stromkreises durch die Werte von B und H an den einzelnen Stellen des Feldes berechnen, Gl. (24.15). Sie l¨ asst sich andererseits ausdr¨ ucken durch die Induktivität und die Gegeninduktivit¨ at, wie die folgende Betrachtung zeigt. Dabei wird ebenfalls vom Induktionsgesetz Gebrauch gemacht, obwohl das Ergebnis davon unabhängig ist. Die in Stromkreis 2 induzierte Quellenspannung addiert sich im allgemeinen Fall zu den u ¨brigen im Kreis 2 vorhandenen Quellenspannungen; durch diese Summe ist der Strom i2 im Kreis 2 bestimmt. Die induzierte Quellenahrend des Zeitelementes dt in den Kreis 2 spannung −M di1 /dt liefert dabei w¨ eine elektrische Arbeit vom Betrag −i2 M di1 . Sie wird dem magnetischen Feld entzogen. Den gleichen Sachverhalt kann man auch dadurch ausdr¨ ucken, dass ahrend des betrachteten Zeitelementes man sagt, die Arbeit +i2 M di1 werde w¨ als Zuwachs der Feldenergie in das magnetische Feld geliefert.

384


Vergr¨ oßert sich auch i2 um einen Betrag di2 , so entsteht eine Selbstinduktionsspannung L2 di2 /dt und die Feldenergie wächst um i2 L2 di2 . Ganz entsprechend hat der Strom i1 im Kreise 1 eine Arbeit i1 L1 di1 ¨ zur Uberwindung der Selbstinduktionsspannung und eine Arbeit i1 M di2 zur ¨ Uberwindung der aus dem Kreis 2 induzierten Spannung zu leisten. Die im ganzen Feld aufgespeicherte magnetische Energie nimmt also während des Zeitabschnittes dt um den Betrag dW = L1 i1 di1 + M (i1 di2 + i2 di1 ) + L2 di2

(24.40)

zu. L¨ asst man den Strom i1 von Null auf den Wert I1 wachsen und den Strom im Kreis 2 von Null auf I2 , so ergibt sich die Gesamtenergie des magnetischen Feldes durch Integration zu W =

1 1 L1 I12 + M I1 I2 + L2 I22 . 2 2

(24.41)

Die Gegeninduktivit¨ at kann entweder mit Hilfe von Gl.(23.33) oder mit der Definitionsgleichung (23.28) berechnet werden. Eine andere Möglichkeit besteht darin, die Gegeninduktivit¨ at u ¨ber die Energie des magnetischen Feldes zu bestimmen (siehe Abschnitt 24). Bei dem praktisch besonders wichtigen Fall paralleler, gerader Leitungen ist der Weg u ¨ber die Definitionsgleichung der einfachste; die entsprechende Berechnung findet man in Abschnitt 23.3. Dabei zeigt sich, dass das Feld im Innern der Leiter trägt praktisch nichts zur Gegeninduktivität bei, da sich die Beitr¨ age in den beiden Hälften eines jeden Leiters aufheben. Anders ist es dagegen, wenn zwei der vier Leiter, z. B. 1 und 3, zusammenfallen, dann ist das innere Feld dieses Leiters beiden Stromkreisen gemeinsam. Zur Untersuchung dieses Falles eignet sich die Energiemethode“ besser. ” F¨ ur r13 ist in diesem Falle der Drahtradius r0 des gemeinsamen Leiters zu setzen, und es ist zu dem so berechneten Wert der Gegeninduktivität, der nur die ¨ außeren Felder ber¨ ucksichtigt, noch ein Wert zu addieren, der von dem Innenfeld herr¨ uhrt. Um diesen Wert aufzufinden, berechnen wir die in dem Leiter 1 aufgespeicherte magnetische Energie. Die Stromstärke ist bei den gew¨ ahlten Bezugsrichtungen I1 + I2 , also wird die H-Feldstärke im Innern dieses Leiters nach Gl. (21.102) r (I1 + I2 ), 2πr02

(24.42)

μl 2 (I + 2I1 I2 + I22 ), 16π 1

(24.43)

H= und es folgt aus Gl. (24.15) W =

Der Vergleich mit Gl. (24.41) ergibt f¨ ur den Beitrag des inneren Feldes zur Gegeninduktivität


385

μl . (24.44) 16π Damit folgt f¨ ur die Gegeninduktivit¨ at zwischen den beiden Schleifen μr μ0 l r14 r23 + M= ln . (24.45) 2π r0 r24 4 Mi =

Zahlenbeispiel: Die Achsen der 4 Dr¨ ahte von zwei Doppelleitungen liegen auf einem Quadrat mit den Abst¨ anden r12 = r24 = r34 = r31 = 30cm. Der Radius ahte 1, 2 zu einer Doppelleitung, der Dr¨ ahte ist r0 = 2mm. Werden die Dr¨ die Dr¨ ahte 3, 4 zu einer zweiten Doppelleitung zusammengefasst, so ist die Gegeninduktivit¨ at zwischen den beiden Leitungen √ √ M 1, 257 μH 30 2 · 30 2 mH = . (24.46) ln = 0, 139 l 2π m 30 · 30 km

25 Kr¨ afte im station¨ aren Magnetfeld

Analog zu den Verh¨ altnissen im elektrostatischen Feld sind mit der Speicherung von Energie im station¨ aren Magnetfeld mechanische Kraftwirkungen verkn¨ upft, und zwar finden wir hier dreierlei mechanische Kräfte, nämlich solche zwischen den Stromleitern, Kr¨ afte an den Grenzflächen von Stoffen verschiedener Permeabilit¨ at und Kr¨ afte zwischen Stromleitern und magnetischen Stoffen; sie k¨ onnen physikalisch s¨ amtlich auf Kräfte zwischen bewegten Ladungen zur¨ uckgef¨ uhrt werden. Neben den klassischen Anwendungen magnetischer Kräfte interessiert man sich auch auf mikroskopischer Ebene f¨ ur magnetische Kräfte. Ein typisches Beispiel sind sogenannte magnetische Kraftmikroskope, die zur Klasse der Atomkraftmikroskope geh¨ oren; vgl. auch 14.4. Ein Beispiel f¨ ur solche mikroskopischen Kraftberechnungen findet man bei Zueco [304]. Dabei werden grunds¨ atzliche die gleichen Methoden angewendet wie bei makroskopischen Kraftberechnungen.

25.1 Kr¨ afte zwischen Stromleitern Zur Berechnung dient im Prinzip die Gl. (19.1). Man hat danach das B-Feld zu berechnen, die von dem ersten Leiter am Orte des zweiten Leiters erzeugt wird f¨ ur den Fall, dass dieser stromlos ist. Bezeichnet B1 das B-Feld am Orte des L¨ angenelementes ds2 des Leiters 2, so ist die Kraft, die vom magnetischen Feld auf dieses Längenelement ausge¨ ubt wird, wenn es in seiner Pfeilrichtung uhrt nach Gl. (19.13), einen Strom I2 f¨ dF = I2 (ds2 × B1 ).

(25.1)

Die Gesamtkraft ergibt sich durch Integration u ¨ber die ganze Länge des Leiters 2. Als Beispiel werde die Kraft zwischen zwei sehr langen parallelen Stromleitern mit dem Abstand a betrachtet, Abb. 25.1. Die vom Leiter 1 in der

388


Abbildung 25.1. Berechnung der Kraft zwischen parallelen Dr¨ ahten

Umgebung des Leiters 2 erzeugte B-Feldst¨ arke B1 := B1 hat auf der ganzen L¨ ange den Wert μ0 I1 ; (25.2) B1 = 2πa sie ist senkrecht zum Leiter 2 gerichtet. Auf jedes Längenelement ds2 wird daher eine Kraft vom Betrag dF = I2 B1 ds2 =

μ0 ds2 I1 I2 2πa

(25.3)

ausge¨ ubt, die die beiden Leiter einander zu nähern sucht, wenn die Stromrichtungen gleich sind. Die in einem Abschnitt von der Länge l entstehende Anziehungskraft ergibt sich durch Integration μ0 μ0 l I1 I2 ds2 = I1 I2 . (25.4) F = I2 B1 ds2 = 2πa 2πa Von dieser Beziehung wird bei der Definition der Stromstärkeeinheit 1A Gebrauch gemacht.

Abbildung 25.2. Berechnung der Kr¨ afte in einem Schalter

Als weiteres Beispiel soll die Kraft berechnet werden, die auf die Traverse eines Schalters, Abb. 25.2, vom Strom ausge¨ ubt wird. Die Stromkräfte sind hier immer so gerichtet, dass sie den Schalter zu öffnen suchen. In irgendeinem L¨ angenelement dx der Traverse liefert der in dem Längenelement dy der

25.1 Kr¨ afte zwischen Stromleitern

389

Zuf¨ uhrung fließende Strom nach der Amperèschen Formel entsprechend Gl. (21.51) den Beitrag μ0 dy I dB = sin α (25.5) 4π r2 zum B-Feld, oder mit r = x2 + y 2 und sin α = x/( x2 + y 2 ) dB =

xdy μ0 I 3. 4π x2 + y 2

Die von dem linken Stab herr¨ uhrende B-Feldstärke ist daher ∞ μ0 dy μ0 I Ix 3 = 4π x . 4π 2 2 0 x +y

(25.6)

(25.7)

Der Beitrag des anderen Stabes ist entsprechend μ0 I , 4π a − x

(25.8)

so dass die gesamte B-Feldst¨ arke μ0 I B= 4π

1 1 + x a−x

(25.9)

wird. Sie ist senkrecht zur Zeichenebene gerichtet. Die Kraft, die auf das L¨ angenelement dx des Messers ausge¨ ubt wird, ist daher dx μ0 2 dx I + (25.10) dF = 4π x a−x und es wird die Gesamtkraft dx μ0 2 a−b/2 dx μ0 2 2a − b I + I ln , F = = 4π x a − x 2π b b/2

(25.11)

wobei b die Breite der beiden Klemmst¨ ucke bezeichnet. Zahlenbeispiel: Durch einen Schalter mit a = 15cm, b = 2cm fließe ein Kurzschlußstrom von I = 10000A. Dann ergibt sich eine Kraft von F =

1, 257 · 10−6 8 HA2 10 ln 14 = 53N = 5, 4kp. 42π m

(25.12)

390


25.2 Methode der virtuellen Verschiebung zur Kraftberechnung Eine andere Methode zur Berechnung der magnetischen Feldkräfte besteht ¨ darin, dass man die Anderung der magnetischen Energie feststellt, die infolge einer gedachten Form¨ anderung – auch virtuelle Verschiebungen genannt – ¨ des Stromkreises entsteht. Andert man die Abmessung eines rechtförmigen Stromkreises in x-Richtung um ein kleines St¨ uck dx, so sind dabei (neben den elastischen Spannungen) magnetische Feldkr¨ afte zu u ¨berwinden. Bezeichnen wir die durch das magnetische Feld erzeugte Kraft in der Richtung von x mit Fx , so wird bei der Verschiebung um dx eine mechanische Arbeit1

Abbildung 25.3. Rechteckf¨ ormiger Stromschleife mit virtueller Verschiebung

dW1 = Fx dx

(25.13)

¨ geleistet. Denken wir uns den Strom I bei dieser Anderung durch eine (ideale) Stromquelle konstant gehalten, so w¨ achst bei einer solchen Formänderung der Gesamtfluss des Stromkreises, Φ = LI,

(25.14)

um einen Betrag dΦ = IdL = I

∂L dx. ∂x

(25.15)

¨ Erfolgt die Anderung in der Zeit dt, so ergibt sich eine Selbstinduktionsspannung ∂L dx dΦ =I . (25.16) u= dt ∂x dt Diese erfordert beim Strom I w¨ ahrend der Zeit dt einen elektrischen Arbeitsaufwand ∂L dW2 = u Idt = I 2 dx, (25.17) ∂x der durch die Stromquelle gebracht wird. 1

Im folgenden und auch im diesem gesamten Abschnitt verwenden wir Differenzengr¨ oßen, so dass die entsprechenden Beziehung teilweise nur n¨ aherungsweise gelten. Dennoch verzichten wir darauf, statt des Gleichungszeichens = ein N¨ aherungszeichen ≈ zu verwenden.

25.3 Kr¨ afte zwischen Stromleitern und magnetischen Stoffen

391

¨ Schließlich wird bei der Anderung ein Zuwachs der im magnetischen Feld aufgespeicherten Energie Wm =

1 2 1 ∂L LI um dWm = I 2 dx. 2 2 ∂x

(25.18)

gewonnen. Da die aufgewendete Arbeit gleich der gewonnenen, Arbeit sein muss, so folgt dW2 = dWm + dW1 , (25.19) oder nach Einsetzen der Ausdr¨ ucke (25.13), (25.17) und (25.18) in (25.19) ergibt sich 1 ∂L . (25.20) Fx = I 2 2 ∂x Die Kraft ist also immer so gerichtet, dass sie die Induktivit¨ at zu vergr¨ oßern sucht. Sie kann berechnet werden, wenn die Abhängigkeit der Induktivität des Stromkreises von x bekannt ist. Aus der Gl. (23.16) f¨ ur die Induktivität einer Doppelleitung ergibt sich z. B. sofort die Beziehung (25.4) f¨ ur die zwischen den beiden Dr¨ ahten wirkende Kraft. Handelt es sich um zwei verschiedene Stromkreise 1 und 2, so lassen sich ¨ die zwischen den Stromkreisen auftretenden Kräfte durch eine ähnliche Uberlegung finden. Bei der Verschiebung dx der beiden Stromkreise gegeneinander ¨ ergibt sich eine Anderung der Gegeninduktivität M , durch die einerseits die ¨ in den beiden Stromkreisen induzierten Spannungen, andererseits die Anderung der Feldenergie, Gl.(24.41), bestimmt sind. Damit folgt f¨ ur die in der Richtung der Verschiebung wirkende Kraft Fx = I1 I2

∂M . ∂x

(25.21)

Diese sucht also die Stromkreise in eine solche Lage zu bringen, dass die Gegeninduktivit¨ at m¨ oglichst groß wird.

25.3 Kr¨ afte zwischen Stromleitern und magnetischen Stoffen Meist lassen sich magnetische Stoffe durch ¨ aquivalente stromf¨ uhrende Leiter ersetzen. Als Beispiel werde der in Abb. 22.3 dargestellte Fall betrachtet. Die Anziehungskraft zwischen Leiter und Eisenplatte ist bei unendlich großer Permeabilit¨ at des Eisens als Kraft zwischen den beiden Strömen in A und A nach Gl. (25.4) μ0 l 2 F = I . (25.22) 2π 2h Nach dieser Beziehung wird die Anziehungskraft um so größer, je kleiner der Abstand des Leiters von dem Eisen ist. Derartige Kräfte spielen eine Rolle bei den Wicklungsk¨ opfen der elektrischen Maschinen, wo sie besonders im Kurzschlußfall hohe Betr¨ age erreichen k¨ onnen.

392


25.4 Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen Die an Grenzflächen ausge¨ ubten Kr¨ afte k¨ onnen wie im elektrischen Feld zur¨ uckgef¨ uhrt werden auf Kr¨ afte, mit denen sich die Feldlinien zu verk¨ urzen und zu verbreitern suchen. Analog den Kr¨ aften im elektrischen Feld haben L¨ angszug und Querdruck die gleiche Form wie die Dichte der aufgespeicherten Energie unter der Voraussetzung, dass die Permeabilität eine Konstante ist. Es gilt nach Gl. (24.14) σx =

1 1 1 1 B · H = BH = μH2 = B2 . 2 2 2 2μ

(25.23)

Man kann diese Beziehung durch die Betrachtung einer Ringspule ableiten, die einen Ringkern mit sehr kleinem Querschnitt A und der Feldlinienlänge l enth¨ alt. Die Induktivit¨ at der Ringspule mit Ringkern liefert, ist nach Gl. (23.6) μA . (25.24) L = N2 l Daraus folgt f¨ ur die Kraft, die die L¨ ange l zu vergrößern sucht, nach Gl. (25.20) 1 ∂L 1 μA F = I2 = − N 2 2 I 2. (25.25) 2 ∂l 2 l Die Kraft wirkt also in entgegengesetzter Richtung, sie sucht die Feldlinien zu verk¨ urzen. F¨ ur die Gl. (25.25) kann man mit (23.2) und (23.3) schreiben 1 F = − BHA. 2

(25.26)

F¨ ur die Zugspannung folgt daraus die Gl. (25.23). Dass der Querdruck der Feldlinien ebenso groß ist, ergibt sich durch eine ähnliche Betrachtung wie im elektrischen Feld, Abb. 14.2. Die Kr¨ afte können genau so berechnet werden wie im Fall des elektrischen Feldes, Abschnitt 14. Das Ergebnis ist wie dort, dass die an der Grenzfläche angreifende Kraft immer senkrecht zur Grenzfläche gerichtet ist. Die von einem Stoff mit der Permeabilit¨ at μ2 nach einem Stoff mit der Permeabilität μ1 hin gerichtete Zugspannung hat ganz analog wie im elektrischen Feld, Gl. (14.26), den Betrag 1 μ1 2 2 H σz = (μ2 − σ1 ) Ht1 + . (25.27) 2 μ2 n1 Handelt es sich um eine Grenzfl¨ ache zwischen Eisen (μ2 = μr μ0 ) und Luft (μ1 = μ0 ) so folgt hieraus σz =

μr − 1 2 (B − μr Bt2 ), 2μr μ0 n

(25.28)

wenn Bn und Bt die Komponenten der B-Feldstärke im Luftraum bezeichnen.

25.4 Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen

393

Eine Anwendung der Formel (25.28) bildet die angenäherte Berechnung der Tragkraft eines Elektromagneten. Wenn der Luftspalt des Magneten so eng ist (also z. B. bei anliegendem Anker), dass der Induktionsfluss senkrecht ache A hindurchtritt, dann ist die Tragkraft f¨ ur μr 1 (Bt ≈ 0) durch die Polfl¨ F = σz A =

1 Bn2 A 1 Φ2 , = 2 μ0 2 μ0 A

(25.29)

wobei Bn die B-Feldst¨ arke im Luftspalt bezeichnet ( Maxwellsche Formel“). ” Zahlenbeispiel: Die gr¨ oßten Werte der B-Feldstärke in Luft, die in der Elektrotechnik im allgemeinen angewendet werden, liegen bei etwa B = 2T = oßten magnetischen Zugspannungen 2V s/m2 . Daher sind die gr¨ 4 V 2 s2 m 1 kp 6 N = 1, 59 · 10 σz = = 16, 2 . (25.30) 2 1, 257 · 10−6 m4 H m2 cm2

Die Gl. (25.29) wurde unter der Voraussetzung feldstärkeunabhängiger Permeabilit¨ at des Eisens abgeleitet; sie gilt jedoch mit großer Genauigkeit auch f¨ ur die gekr¨ ummten Magnetisierungskurven des Eisens, soweit die totale Permeabilit¨ at μr groß gegen 1 ist. Ein anderer Weg zur Berechnung der an Polflächen auftretenden Kräfte geht von der magnetischen Kennlinie des magnetischen Kreises aus. In Abb. 25.4 sei der Zusammenhang zwischen dem mit der Wicklung verketteten Gesamtfluss Φ und dem Strom i in der Wicklung bei irgendeiner Stellung des Ankers durch OA dargestellt.

Abbildung 25.4. Zur Berechnung der Zugkraft eines Elektromagneten

¨ Bei einer Anderung des magnetischen Flusses ergibt sich nach dem Induk¨ tionsgesetz eine Anderung der magnetischen Energie vom Betrag dWm = i

dΦ dt = idΦ. dt

Die Gesamtenergie hat daher bei gegebener Stromstärke i den Wert

(25.31)

394


Wm =

Φ

idΦ.

(25.32)

0

Dieses Integral wird in Abb. 25.4 durch die Fläche OGD dargestellt: Wm = Fl¨ ache OGD.

(25.33)

N¨ ahert sich nun der Anker den Magnetpolen um ein kleines St¨ uck Δx, so wird vom Magneten eine mechanische Arbeit W1 = F Δx

(25.34)

geleistet. Gleichzeitig wird Φ wegen des kleineren Luftspaltes größer, Kurve OA . Dabei w¨ achst die magnetische Energie auf den Betrag Wm + ΔWm = Fl¨ ache OC D ,

(25.35)

¨ wenn der Strom I bei der Anderung konstant gehalten wird. Aus Abb. 25.4 ist ersichtlich, dass Fl¨ ache OG D = Fl¨ ache OCD + Fl¨ ache DD C C − Fläche OCC .

(25.36)

Daher wird der Zuwachs der Energie nach Gl. (25.35) mit (25.33) ΔWm = IΔΦ − Fl¨ ache OCC .

(25.37)

¨ Die zur Uberwindung der Selbstinduktionsspannung beim Strom I von der außeren Stromquelle zu leistende Arbeit ist nach dem Induktionsgesetz ¨ W2 = IΔΔΦ.

(25.38)

W2 = W1 + ΔWm ,

(25.39)

Nun gilt und daraus folgt durch Einsetzen F Δx = Fl¨ ache OCC .

(25.40)

eine Beziehung, aus der allgemein die Kraft F ermittelt werden kann. In dem Sonderfall einer geradlinigen Magnetisierungskurve wird Fl¨ ache OCC = IΔΦ,

also

F =

1 ΔΦ I . 2 Δx

(25.41)

In dem anderen Grenzfall einer Magnetisierungskurve, die zunächst sehr steil ansteigt und dann mit einem scharfen Knick in die Horizontale umbiegt, wird das Dreieck OCC zu einem Rechteck, so dass in diesem Grenzfall Fl¨ ache OCC = IΔΦ,

und F = I

ΔΦ . Δx

(25.42)

25.4 Kr¨ afte an Grenzfl¨ achen

395

In Wirklichkeit liegt die Zugkraft bei Elektromagneten mit Eisenkreisen zwischen diesen beiden Grenzen je nach der Kr¨ ummung der magnetischen Kennlinie des Kreises. Infolge dieser Kr¨ ummung wird also die Zugkraft von Elektromagneten gr¨ oßer als der unter Annahme konstanter Permeabilität berechnete Wert bis h¨ ochstens zum Doppelten dieses Wertes. Allgemein gilt F = Iα

ΔΦ , Δx

(25.43)

wobei der Zahlenwert α zwischen 0, 5 und 1 liegt und größer wird mit stärkerer Kr¨ ummung der magnetischen Kennlinie.

Abbildung 25.5. Kr¨ afte im Anker eines Elektromotors

In den Nuten der elektrischen Maschinen, Abb. 25.5, ist das B-Feld wegen der hohen Eisenpermeabilit¨ at klein gegen das B-Feld in den Zähnen. Die auf die Stromleiter in den Nuten wirkenden Kr¨ afte sind relativ gering. Die f¨ ur das Drehmoment maßgebenden Triebkr¨ afte greifen hier im wesentlichen an den Zahnflanken an. Bei breiten offenen Nuten greifen die Feldlinien in die Zahnl¨ ucken ein; der Strom im Ankerleiter verursacht eine unsymmetrische Verteilung der Feldlinien wie in Abb. 25.5 angedeutet. Dadurch treten im allgemeinen nur Kräfte des L¨ angszuges der Feldlinien an den Zahnflanken auf. In Abb. 25.5 sind diese Kr¨ afte nach rechts gerichtet. Bei schmalen tiefen und insbesondere bei geschlossenen Nuten können die Kr¨ afte des Querdruckes fast allein das Drehmoment verursachen, Abb. 25.6. Denken wir uns zun¨ achst den in der Nut liegenden Leiter stromlos, und bezeichnen wir die B-Feldst¨ arke des Erregerfeldes in den Zähnen mit B0 , so gilt f¨ ur die B-Feldst¨ arke in der als sehr schmal vorausgesetzten Nut B=

B0 , μr

(25.44)

da die Tangentialkomponente der magnetischen Erregung an den Zahnflanken stetig sein muss. Die auf den Leiter von der L¨ ange l ausge¨ ubte Kraft ist daher F1 =

1 B0 Il, μr

(25.45)

396


Abbildung 25.6. Kr¨ afte des Querdrucks bei geschlossenen Nuten

wenn der Leiter von dem Strom I durchflossen wird. Sie ist um so kleiner, je gr¨ oßer die Permeabilit¨ at des Eisens ist. Um die Grenzflächenspannungen zu berechnen, m¨ ussen wir das wirkliche Feld betrachten, an dem auch der Ankerstrom beteiligt ist. Infolge der durch den Strom I bestimmten Durchflutung ist die B-Feldst¨ arke an den beiden Zahnflanken verschieden. Es gilt längs der Nutgrenzen f¨ ur die Durchflutung angen¨ ahert die Beziehung (25.46) H · ds = (Ht1 − Ht2 )a = I. Daher sind die Tangentialkomponenten der magnetischen Induktion an den beiden Zahnflanken B0 μ0 I , + μr 2 a B0 μ0 I . = − μr 2 a

Bt1 =

(25.47)

Bt2

(25.48)

Die an den Zahnflanken angreifenden Fl¨ achenkräfte wirken einander entgegen; ihre Differenz ist nach Gl. (25.35) Die am Ankereisen selbst angreifende Kraft ist also μr − 1 mal so groß wie die auf den Leiter wirkende Kraft. Die Summe der beiden Kräfte ist F = F1 + F2 = B0 Il.

(25.49)

Sie hat denselben Wert, als ob sich der Leiter in dem Feld mit der Induktion B0 bef¨ ande. Dieses Ergebnis kann allgemeiner auch aus Gl. (27.55) abgeleitet werden. Im allgemeinen Fall sind Kr¨ afte des Längszuges und des Querdruckes von Feldlinien an den Zahnflanken am Drehmoment beteiligt, immer sind aber die Leiter selbst infolge der hohen Eisenpermeabilität stark entlastet.

26 Grundgleichungen des quasistation¨ aren Feldes

26.1 Elektrisches und magnetisches Feld ¨ Bei den bisherigen Uberlegungen wurden auf der Basis der Experimente von Coulomb sowie von Ørsted, Biot, Savart, Ampere und Laplace das elektrische und magnetische Feld als separate physikalische Systeme eingef¨ uhrt. Lediglich die Tatsache, dass bewegte elektrische Ladungen – elektrische Ströme – in ihrer Umgebung eine magnetische Erregung erzeugen, die durch das H-Feld charakterisiert wird, gab Hinweise auf einen Zusammenhang des elektrischen und magnetischen Feldes. Im folgenden wollen wir zeigen, dass es weitere Hinweise auf einen solchen Zusammenhang gibt. Dazu betrachten wir wieder einmal die Mechanik des geladenen Probek¨ orpers. Wir nehmen an, dass wir durch geeignete Experimente mit einem bewegten geladenen Probek¨ orper in einem hinreichend ausgedehnten Raumgebiet konstante magnetische Kraftwirkungen festgestellt haben, die wir durch ein konstantes B-Feld charakterisieren. Diese Eigenschaft lässt sich nach Abschnitt 19.1 zumindest im Prinzip sicherstellen, indem man einen bez¨ uglich eines willk¨ urlich gew¨ ahlten (Labor-)Koordinatensystems geladenen Probekörper mit einer bestimmten Anfangsgeschwindigkeit versieht und dessen Bewegung beobachtet. Die Bahn sollte spiralf¨ ormig oder kreisförmig verlaufen, da der Betrag der Geschwindigkeit konstant bleibt. Nach Gl. (18.21) sind diese Bahnen bei konstantem B-Feld (bez¨ uglich des gewählten Koordinantensystems) L¨ osungen der folgenden Differentialgleichung m

dv = q(v × B). dt

(26.1)

Die Probeladung wird beschleunigt. Nun betrachten wir eine ruhende Ladung Q bez¨ uglich des gewählten Koordinatensystems. Die massebehaftete Ladung Q erfährt keine Beschleunigung, d.h. es gilt dv = 0. (26.2) dt

400


W¨ ahlen wir nun ein Koordinatensystem, dass sich relativ zu dem Laborsystem mit der konstanten Geschwindigkeit −v gleichförmig bewegt (beispielsweise in Richtung der x-Koordinate), dann gibt es im Sinne der Mechanik keinen Grund, dass die Beschleunigung einen von null verschiedenen Wert annimmt. Offensichtlich ist das ein Widerspruch mit den zuvor angesprochenen Expe¨ rimenten, bei denen bei der dort vorgenommenen aktiven“ Anderung der ” Geschwindigkeit des Probek¨ orper eine Beschleunigung im Sinne von Gl.(26.1) auftritt. Dieses Paradoxon, das z. B. bei Falk und Ruppel [72] beschrieben wird, kann offensichtlich mit den bisherigen feldtheoretischen Konzepten nicht befriedigend aufgel¨ ost werden. Sp¨ ater wird gezeigt, dass erst die experimentellen Befunde der Induktionserscheinung und deren mathematische Beschreibung durch das Induktionsgesetz das soeben diskutierte Paradoxon zumindest f¨ ur kleine Relativgeschwindigkeiten v aufl¨ osen kann. Eine vollständige Lösung gelingt jedoch erst im Rahmen der speziellen Relativitätstheorie.

26.2 Das Induktionsgesetz In Faradays Notizbuch findet sich bereits im Jahre 1822 eine Bemerkung, die Ausgangspunkt f¨ ur eine fast zehnj¨ ahrige Forschungstätigkeit gewesen ist Convert Magnetism to Electricity; vgl. z. B. Simonyi [248]. Eine prinzipiell geeignete Versuchsanordnung zur Erreichung dieses Zieles hatte er, wie das Labortagebuch zeigt, bereits 1825 und 1828 aufgebaut, aber die Meßempfindlichkeit war zu gering. Endlich entdeckte er am 29.August 1831 mit einer Anordnung, die wir heute einfach als Transformator bezeichnen, den lange gesuchten Effekt, den wir als elektromagnetische Induktion bezeichnen. Wir wollen nun einen Einblick in die energetischen Verhältnisse im Zu¨ sammenhang mit Induktionsvorg¨ angen gewinnen, wobei wir uns auf Uberlegungen von Weizel [285] st¨ utzen. Dazu betrachten wir n geschlossene fadenf¨ ormige Stromkreise beliebiger Form, in denen jeweils ein konstanter Strom orige magnetische Energie kann nach Ik (k = 1, . . . , n) fließt. Die zugeh¨ Gl.(24.17) notiert werden zu 1 Ik Φk . 2 n

Emagn =

(26.3)

k=1

Die Leiter werden als drahtf¨ ormig angenommen, so dass man den magnetiachen mit den Berandungen Ck mit Hilfe des schen Fluss Φk durch die Leiterfl¨ Vektorpotenzials A, welches das Magnetfeld beschreibt, bestimmen kann Φk = A(˜r) · d˜s; (26.4) Ck

man erh¨ alt somit nach Gl.(24.17)

26.2 Das Induktionsgesetz

1 Ik 2 n

Emagn =

k=1

401

Ck

A(˜r) · d˜s.

(26.5)

Nun wird angenommen, dass sich die Stromkreise gegeneinander bewegen, wobei keine Deformation der Geometrie der Stromkreise auftreten soll und die Str¨ ome Ik weiterhin konstant sein sollen. Demnach muss neben der magnetischen Energie auch die mechanische Bewegungsenergie ber¨ ucksichtigt werden. Weiterhin nehmen wir an, dass es sich bei den Stromkreisen um reale Leiter handelt und somit Joulesche W¨ armeleistung auftritt und daher ein thermisches Bad angekoppelt werden muss. Da die Anordnung ladungsneutral ist ¨ und offensichtlich auch die mechanischen Anderungen bleibt, braucht die elektrische Energie (im Sinne der Elektrostatik) nicht ber¨ ucksichtigt werden. Im ¨ folgenden soll die zugeh¨ orige Leistungsbilanz f¨ ur kleine Anderungen der Leistungen formuliert werden, wodurch sich auch das zugehörige abgeschlossene physikalische System definiert. Es gilt ΔEmagn + ΔEmech + ΔEtherm = 0.

(26.6)

¨ Es werden nur kleine Anderungen der Energie betrachtet, so dass auch mit den Differentialen gearbeitet werden kann. ¨ Die zeitliche Anderung der magnetische Energie lässt sich auf der Grundlage von Gl.(26.5) ermitteln n 1 ∂A dEmagn = (˜r, t) · d˜s. (26.7) Ik dt 2 Ck ∂t k=1

Man kann zeigen (siehe Weizel [285]), dass die nach außen abgegebene mechanische Arbeit ΔEmech ebenso groß ist und gleiches Vorzeichen besitzt, so dass dem System insgesamt entweder die Leistung n ∂A (˜r, t) · d˜s (26.8) Ik Ck ∂t k=1

zugef¨ uhrt werden muss oder sie kann an irgendeiner Stelle im Gesamtsystem eingespart werden. In der Energiebilanz (26.6), die auch als Leistungsbilanz bezogen auf ΔT formuliert werden kann, hatten wir bereits die Wärmeleistung ber¨ ucksichtigt, wobei die Beschränkung auf die mechanische und magnetische Leistung sowie ¨ die W¨ armeleistung eine gewisse Willk¨ ur beinhaltet. Sie ist f¨ ur unsere Uberlegungen wesentlich und kann nur durch die Erfahrung gerechtfertigt werden. Ansonsten w¨ urde sich das als Ergebnis folgende Induktionsgesetz ableiten lassen, ohne experimentelle Tatsachen zu ber¨ ucksichtigen, was den Grundprinzipien physikalischer Modellbildung widersprechen w¨ urde. Man hätte jedoch das Induktionsgesetz erraten“ k¨ onnen. ” Wenn wir davon ausgehend, dass die Ströme Ik in den geschlossenen Stromkreisen von einer elektrischen Feldst¨ arke E getrieben werden, die in

402


Richtung des Wegelementes d s des jeweiligen Leiters orientiert ist. Nach Joule (vgl. Abschnitt 15) entsteht in dem gesamten Leitersystem eine Wärmeleistung von n Ik E(˜r) · d˜s. (26.9) k=1

Ck

Wir nehmen nach Gl. (26.6) an, dass f¨ ur die Energie- bzw. Leistungsanteile ein Erhaltungssatz gilt und der mechanische und magnetische Energiebedarf, der sich aufgrund des bewegten und stromdurchflossenen Leitersystems ergibt, nur durch Einsparung von W¨ armeleistung gedeckt werden kann. An dieser Stelle ist die Beschr¨ ankung auf die genannten Arten von Energieformen wesentlich. Es stellt sich nun die Frage, wie diese Einsparung vorgenommen werden ¨ kann. Eine willk¨ urliche, aber im Rahmen der voranstehenden Uberlegungen naheliegende Möglichkeit besteht in der Annahme eines elektrischen Feldes ˆ das dem elektrischen Feld E, welches die Ströme in den Leitern treibt, E, entgegengerichtet ist. Die Annahme, dass die Ströme weiterhin konstant bleiˆ Um die ben, liefert eine Bedingung f¨ ur das induzierte“ elektrische Feld E. ” ¨ Leistungsbilanz erf¨ ullen zu k¨ onnen, m¨ ussen sich die Anderungen der mechanischen und der magnetischen Leistung, die in Gl. (26.8) zusammengefasst sind, ˆ bezogenen Jouleschen W¨ mit der auf E armeleistung zu null addieren. Daraus ˆ erh¨ alt man die Bedingungsgleichung f¨ ur E n ∂A ˆ (˜r, t) + E(˜r, t) · d˜s = 0. (26.10) Ik ∂t Ck k=1

Die Frage, wie die Energie f¨ ur die W¨ armeentwicklung u ¨berhaupt in das Leitervolumen kommt, kann hier allerdings nicht behandelt werden. Dazu verweisen wir auf den Abschnitt 29 u ¨ber Felddiffusion und Wirbelströme. Die Bedingungsgleichung (26.10) soll nun f¨ ur alle Leitergeometrien und alle m¨ oglichen Bewegungen der Leiter gelten, so dass der Integrand verschwinden muss; man erh¨ alt ˆ = − ∂A . (26.11) E ∂t Wenn wir annehmen, dass rotA = B auch f¨ ur zeitabhängige magnetische Felder gilt, dann ergibt sich schließlich ∂A ∂B ˆ rotE = −rot . (26.12) =− ∂t ∂t Im Gegensatz zum E-Feld der Elektrostatik ist dieses elektrische Gegenfeld“ ” nicht rotationsfrei. Nach Weizel l¨ asst sich das Ergebnis folgendermaßen zusammenfassen: Wird das magnetische Feld durch gegenseitige Ver¨ anderung der Lage der Stromkreise variiert, so addiert sich dem E-Feld E, das den Leiˆ das zur Reduktion der Jouleschen terstrom treibt, ein zus¨ atzliches E-Feld E, ˆ W¨ arme f¨ uhrt. Die Rotation von E ist gerade die (negative) zeitliche Ableitung ˆ ist ebenso wie A gleich null. des B-Feldes B und die Divergenz von E

26.3 Die Grundgleichungen mit Induktionsgesetz

403

Wir machen jetzt die naheliegende Annahme, dass dasselbe zusätzliche EFeld auch dann auftritt, wenn B auf irgendeine Weise zeitlich geändert wird. Dies bedeutet, dass folgende Beziehungen auch in diesen allgemeineren Fällen gelten ˆ = 0. ˆ = − ∂B , divE (26.13) rotE ∂t Im Sinne der zitierten Aussage von Weizel [285] besteht das E-Feld in der quasistation¨ aren Theorie elektromagnetischer Felder aus dem in der Elektrostatik eingef¨ uhrten rotationsfreien Anteil Erotf := Estat = −gradϕ und dem ˆ = −∂A/∂t. Insgein (26.11) eingef¨ uhrten divergenzfreien Term Edivf := E samt ergibt sich somit das E-Feld zu ∂A . (26.14) ∂t Wir werden sehen, dass diese Annahme zu Folgerungen f¨ uhrt, die sich experimentell ausnahmslos best¨ atigen lassen. Insbesondere kann damit das von Faraday entdeckte und am Anfang des Abschnitts diskutierte Phänomen der Induktion mathematisch beschrieben werden. Es soll noch einmal betont werden, dass Weizels Betrachtungen nicht als Ableitung des Induktionsgesetzes missverstanden werden darf, obwohl mit dem Energiesatz eine zentrale experimentelle Erfahrung der Physik zugrundegelegt wird. Dazu ist die diskutierte Anordnung nicht universell genug. Allerdings l¨ asst sich auf diese Weise besser erkennen, dass ein Zusammenspiel scheinbar unterschiedlicher Gebiete der Physik notwendig ist, um bestimmte physikalische Effekte – in diesem Fall das Ph¨ anomen der Induktion – befriedigend zu erkl¨ aren. Letztlich kann man auf diese Weise vielleicht auch verstehen, warum in der Physik die Suche nach einer einheitlichen theoretischen Basis f¨ ur das gesamte physikalische Geschehen immer wieder unternommen wird. E = Erotf + Edivf = −gradϕ −

26.3 Die Grundgleichungen mit Induktionsgesetz Die der Elektrostatik, dem elektrischen Str¨ omungsfeld und dem stationären Magnetfeld zugrunde liegenden Ph¨ anomene f¨ uhrten zu einem System von algebraischen Gleichungen und partiellen Differentialgleichungen der Form rotE = 0, D = εE, divD = ,

(26.15)

rotH = J, B = μH, divB = 0, J = κE.

(26.16) (26.17)

Nunmehr kommt das Induktionsgesetz dazu und das Gleichungssystem muss ˙ erweitert werden (∂(·)/∂t = (·)) ˙ D = εE, divD = , rotE = −B, rotH = J, B = μH, divB = 0, J = κE.

(26.18) (26.19) (26.20)

404


Daraus folgt, dass s¨ amtliche mathematischen Felder grundsätzlich zeitab˙ ganz h¨ angig sind. Wir werden sp¨ ater sehen, dass der hinzugef¨ ugte Term −B erhebliche Auswirkungen auf die L¨ osungstypen des Gleichungssystems hat. Eine eingehende Betrachtung soll jedoch wieder auf der Ebene der Potenziale ϕ und A stattfinden. Bisher konnten das E- und das D-Feld bzw. das B- und das H-Feld mathematisch weitgehend getrennt betrachtet werden. Im Sinne der Modellbildung gilt diese Unabh¨ angigkeit nur f¨ ur das modellhafte Geschehen. Das Induktionsgesetz f¨ uhrt nunmehr zu einer Kopplung von E- und B-Feld, so dass wir von nun an alle bisher eingef¨ uhrten mathematischen Felder als verschiedene Auspr¨ agungen eines umfassenden physikalischen Feldes interpretieren m¨ ussen. In diesem Sinne m¨ ussen wir nun auch Faradays Ergebnis sehen. Das Gleichungssystem (26.18)-(26.20) beschreibt dieses physikalisches Feld in diesem Hauptabschnitt in quasistation¨ arer N¨ aherung und wir werden es als elektromagnetisches Feld bezeichnen, Alternativ zur differentiellen Form der Grundgleichungen des elektromagnetischen Feldes in quasistation¨ arer N¨ aherung kann auch eine integrale Form angegeben werden, auf die wir bereits in den vorangegangenen Abschnitten n¨ aher eingegangen sind. Wir wollen diese Gleichungen noch einmal zusammenstellen, wobei sich die Materialgleichungen nat¨ urlich nicht ändern. Die integrale Form der Beziehungen in (26.18) lassen sich wie in (6.11) und (6.12) sehr leicht mit dem Stokesschen bzw. Gaußschen Integralsatz herleiten dΦ E · dr = − , D · dA = dV = Q, (26.21) dt C V O

w¨ ahrend sich die integrale Form der Beziehungen in (26.19) mit (21.2), wobei die Definition des magnetischen Flusses Φ nach (18.27) genutzt wird H · dr = J · dA = I, B · dA = 0. (26.22) C

O

A

Im Gegensatz zur Elektrostatik – vgl. Gl. (6.11) – verschwindet das Linienintegral u ¨ber einen geschlossenen Weg C in der ersten Gl. (26.21) jedoch nicht. Vielmehr muss das Linienintegral u ¨ber das E-Feld, das nach (26.14) auch einen divergenzfreien Anteil besitzt, als Induktionsspannung ui := E · dr (26.23) C

gedeutet werden. Somit folgt aus (26.21) die bekannte integrale Form des Induktionsgesetzes dΦ ui = − . (26.24) dt

26.4 Das Induktionsgesetz und die Kontinuit¨ atsgleichung

405

26.4 Das Induktionsgesetz und die Kontinuit¨ atsgleichung In Abschnitt 26.3 wurden die Grundgleichungen mit Induktionsgesetz formuliert. Sie lauten ˙ D = εE, divD = , rotE = −B, rotH = J, B = μH, divB = 0, J = κE.

(26.25) (26.26) (26.27)

Dabei handelte es sich um eine Erweiterung der Beschreibungsgleichungen des elektromagnetischen Feldes, die aufgrund des im Jahre 1831 von Faraday entdeckten Induktionseffekts notwendig geworden sind. Es fragt sich nun, ob diese Gleichungen abgeschlossen sind, d.h. ob sie sämtlichen physikalischen Gesetzm¨ aßigkeiten gen¨ ugen, die im Zusammenhang mit quasistationären Erscheinungen benötigt werden. Die Ladungserhaltung und damit die Kontinuit¨ atsgleichung ∂ =0 (26.28) divJ + ∂t ist eine solche fundamentale Gesetzm¨ aßigkeit, die bereits im Zusammenhang mit dem station¨ aren elektrischen Str¨ omungsfeld diskutiert wurde. Im folgenden ben¨ otigen wir auch die integrale Form der Kontinuitätsgleichung dQ(t) = 0, Q(t) := J(r) · dA + (r, t) dV (26.29) dt V O

die man mit Hilfe des Gaußschen Satzes bestimmen kann. Ihre G¨ ultigkeit ist weit u ¨ber den Rahmen der klassischen Theorie des elektromagnetischen Feldes experimentell niemals widerlegt worden. Im Gegensatz zum stationären Str¨ omungsfeld kann jedoch die Ladungsdichte zeitabhängig sein, so dass im quasistation¨ aren Feld die vollst¨ andige Kontinuitätsgleichung auftritt. Betrachten wir nun das Durchflutungsgesetz rotH = J, dann lässt sich mit Hilfe der bekannten Operatoridentit¨ at der Vektoranalysis div(·) rot(·) = 0 eine Inkonsistenz mit der Kontinuit¨ atsgleichung konstruieren. Wendet man den Divergenz-Operator auf das Durchflutungsgesetz an, dann erhält man n¨ amlich ∂ = 0; (26.30) 0 = div rotH = divJ = − ∂t dem Durchflutungsgesetz unterliegt offensichtlich das stationäre Strömungsfeld mit div J = 0. Die angesprochene Inkonsistenz ist im Fall einer zeitlich veränderlichen Ladungsdichte (t) vom mathematischen Standpunkt aus gesehen evident. Der physikalische Sachverhalt soll nun anhand einer einfachen elektrischen Anordnung – eines Plattenkondensators in Abb. 26.1 – illustriert werden; vgl. z. B. Bosse [36]. Dazu wird die auf eine willk¨ urliche Fläche A bezogene Stromdichte J und damit der entsprechende Strom i berechnet, den wir als

406


Abbildung 26.1. Plattenkondensatz und Verschiebungsstrom (aus Bosse [36])

zeitabh¨ angig annehmen. Eine solche Zeitabhängigkeit des Stromes i(t) kann beim Aufladevorgang eines Kondensators beobachtet werden. Der Strom i durch die symmetrisch um den Leiter platzierte kreisförmige Fläche A in Abb. 26.1 (rechts) l¨ asst sich nach Definition des Strom (vgl. Abschnitt 15, Gl.(15.2)) wie folgt ermitteln J(r) · dA, (26.31) i(t) = A

wobei die Stromdichte J nun zeitabh¨ angig ist. Legt man das stationäre Str¨ omungsfeld zugrunde, dann sollte sich der Integralwert i(t) nicht a¨ndern, wenn man eine andere Fl¨ ache mit gleichem Rand verwendet. Das ist offensichtlich nicht richtig, da der Integralwert verschwindet, wenn man die in Abb. 26.1 (links) gezeigte Fl¨ ache verwendet, da sie nicht von einer elektrischen Stromdichte durchsetzt ist. Die Kontinuit¨ atsgleichung (26.29) zeigt, dass sich die Ladung auf der entsprechenden Platte des Kondensators verändern muss und div J nicht mehr null sein kann. Um diesen physikalischen Sachverhalt im Durchflutungsgesetz unterzubringen, wird ein zus¨ atzlicher Term ben¨ otigt. Da sich auf den Platten des Kondensators die Ladung und somit zwischen den Platten das elektrische Feld zeitlich ¨ andert, ist es naheliegend, diesem Term – unter der Voraussetzung eines linearen Materialgesetzes – als proportional zur Zeitableitung des E-Feldes anzunehmen; man erh¨ alt rotH = J + α

∂E . ∂t

(26.32)

Wendet man wiederum den Divergenz-Operator auf diese Gleichung an, wobei das E-Feld im Sinne des Helmholtzschen Satzes zerlegt wird, dann ergibt sich ∂(Edivf + Erotf + Ekonst ) 0 = div rotH = divJ + α div . (26.33) ∂t Offensichtlich ist der einzige Term, der zu einer nichttrivialen Modifikation des Durchflutungsgesetzes f¨ uhrt, die zeitliche Ableitung des rotationsfreien Anteils des E-Feldes. Nach Vergleich dieser Beziehung mit der Kontinuitätsgleichung ergibt sich α = ε. Das modifizierte Durchflutungsgesetz lautet somit rotH = J + ε mit Drotf := εErotf .

∂Drotf ∂Erotf =J+ ∂t ∂t

(26.34)

26.5 Die Grundgleichungen des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes

407

26.5 Die Grundgleichungen des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes Nachdem wir im letzten Abschnitt das Durchflutungsgesetz soweit modifiziert haben, dass die G¨ ultigkeit der Kontinuit¨ atsgleichung garantiert wird, sollen nunmehr die allgemeinen Grundgleichungen des quasistationären elektromagnetischen Feldes zusammengestellt werden. Ausgangspunkt sind die in Abschnitt 26.3 notierten vorl¨ aufigen Gleichungen des elektromagnetischen Feldes in quasistation¨ arer N¨ aherung. Danach sollen die Zustandsgleichungen im Rahmen dieser N¨ aherung des elektromagnetischen Feldes abgeleitet werden, aus denen sich s¨ amtlichen anderen Feldgr¨ oßen ableiten lassen. Bezieht man in die im letzten Abschnitt aufgef¨ uhrten Gleichungen (26.18) - (26.20) das modifizierte Durchflutungsgesetz ein, dann erhalten wir ˙ D = εE, divD = , rotE = −B, ∂Drotf , B = μH, divB = 0, rotH = J + ∂t J = κE.

(26.35) (26.36) (26.37)

Diese Gleichungen entsprechen hinsichtlich ihrer Struktur den vollständigen Gleichungen des elektromagnetischen Feldes nach Maxwell. Im Gegensatz zu den Maxwellschen Gleichungen enth¨ alt das verallgemeinerte Durchflutungsgesetz der quasistation¨ aren elektromagnetischen Gleichungen nur den rotationsfreien Anteil des D-Feldes. Im Jahre 1864 formulierte Maxwell die vollst¨ andigen Gleichungen f¨ ur das elektromagnetische Feld erstmals. Die in ihrem G¨ ultigkeitsbereich eingeschr¨ ankten quasistationären Gleichungen waren in ihrem physikalischen Gehalt schon vor Maxwell bekannt (vgl. die Ergebnisse zur Elektrodynamik von Weber, Gauß, und F. Neumann in der WeberBiographie von Wiederkehr [287]), aber eine explizite Formulierung wurde erst in den Jahren 1875-77 von Clausius1 vorgelegt. Wir können damit auch von den Clausius-Gleichungen f¨ ur das quasistationäre elektromagnetische Feld sprechen. Nachdem wir die quasistation¨ aren Feldgleichungen kennengelernt haben, wollen wir uns mit den reduzierten Feldgleichungen oder Zustandsgleichungen des elektromagnetischen Feldes befassen. Dazu beschränken wir uns auf lineare Materialgleichungen, so dass das D- und das H-Feld sowie die Stromdichte J eliminiert werden k¨ onnen. Es ergibt sich das folgende Gleichungssystem

1

˙ rotE = −B, ˙ rotf , rotB = μκE + μεE

(26.38) (26.39)

divE = /ε, divB = 0,

(26.40)

Diesen Hinweis verdankt einer von uns (W.M.) dem ehemaligen Betreuer seiner theoretisch-physikalischen Diplomarbeit, Herrn Prof. Dr. rer nat. Gerhard Gerlich, TU Braunschweig

408


wobei von der Zeit t abh¨ angen kann. Wird der Rotationsoperator rot(·) auf das verallgemeinerte Durchflutungsgesetz (26.39) angewendet, dann ergibt sich daraus die Beziehung ˙ rot rotB = μκ rotE = −μκ B,

(26.41)

wenn man das Induktionsgesetz und die Beziehung rotErotf = 0 benutzt. Wird schließlich die Operatoridentit¨ at rot(·)rot(·) = grad(·)div(·) − (·) und die Divergenzfreiheit von B genutzt, so erh¨ alt man ˙ B = +μκ B.

(26.42)

Es handelt sich um eine lineare partielle Differentialgleichung 2. Ordnung vom Typ einer Diffusions- oder W¨ armeleitungsgleichung im vektoriellen Fall. Wird der Rotationsoperator auf das Induktionsgesetz in Gl. (26.38) angewendet und setzt man das verallgemeinerte Durchflutungsgesetz in diese Gleichung ein, dann ergibt sich ˙ − μεE ¨ rotf . rot rotE = −μκ E

(26.43)

Um diese Differentialgleichung interpretieren zu können, wird die Operatoridentit¨ at rotrot = graddiv − benutzt, so dass man die folgende Beziehung erh¨ alt ˙ = graddiv E + μεE ¨ rotf . (26.44) E − μκ E Da auf der rechten Seite dieser partiellen Differentialgleichungen ein Quellterm (wenn man div E = /ε einsetzt) und eine zweite Zeitableitung auftritt, handelt es sich bei dieser Gleichung f¨ ur das E-Feld um eine inhomogene ¨ rotf mit Hilfe einer separaten Gleichung beW¨ armeleitungsgleichung, da E stimmt werden kann. Dazu ermitteln wir die Bestimmungsgleichungen f¨ ur das skalare elektrische Potenzial ϕ und das Vektorpotenzial A. ˙ ein Wir setzen den Ansatz B = rotA in das Induktionsgesetz rotE = −B ˙ = 0. Daraus folgt die bereits in Gl. (26.14) formulierte und erhalten rot(E+A) Darstellung des E-Feldes ˙ E = −gradϕ − A, (26.45) wenn man wie in der Elektrostatik −gradϕ f¨ ur das Feld ansetzt, auf das der Rotationsoperator angewendet wird. Im Gegensatz zur Theorie des station¨ aren Magnetfeldes soll die Divergenz des Vektorpotenzials in der quasistation¨ aren Theorie des elektromagnetischen Feldes nicht null gesetzt werden (Coulomb-Eichung), sondern wir w¨ ahlen nach Wunsch und Schulz ([295], S. 282ff) die Eichbedingung divA = −μκ ϕ. Wenden wir den Divergenzoperator auf Gl.(26.45) an, dann folgt ˙ = −ϕ + μκ ϕ˙ = /ε. divE = −div gradϕ − divA

(26.46)

Das elektrische Potenzial ϕ erf¨ ullt also in der verwendeten Eichung eine inhomogene Diffusionsgleichung.

26.5 Die Grundgleichungen des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes

409

Wenden wir den Gradient-Operator auf Gl. (26.46) an und beachten, dass sich nach Anhang A.1 der Laplace-Operator und der Gradient-Operator grad in der Reihenfolge der Anwendung vertauschen lassen, dann ergibt sich mit Erotf = −gradϕ aus (26.14) ˙ rotf . grad divE = Erotf − μκ E

(26.47)

Setzen wir nun graddivE aus Gl. (26.46) in Gl. (26.44) ein, so ergibt sich nach kurzer Rechnung die inhomogene Diffusionsgleichung f¨ ur Edivf ˙ divf = μεE ¨ rotf = μεgradϕ. Edivf − μκ E ¨

(26.48)

Die Inhomogenit¨ at wird zuvor mit der inhomogenen Diffusionsgleichung (26.46) f¨ ur ϕ ermittelt. Wird die Coulomb-Eichung verwendet, reduziert sich die Gl. (26.46) zu einer Poissongleichung, wobei die Ladungsdichte von der Zeit abh¨ angen kann. Bez¨ uglich des Vektorpotenzials A ist die Vorgehensweise sehr einfach. Wir setzen die Beziehung B = rotA in Gl. (26.42) ein und erhalten ˙ rotA = +μκ rotA.

(26.49)

Nutzen wir die Eigenschaft der Vertauschbarkeit der Operatoren und rot (siehe Anhang A.1), dann ergibt sich ˙ = 0. rot A − μκ A (26.50) Diese Gleichung wird befriedigt, wenn das Vektorpotenzial Lösung der folgenden vektoriellen Diffusionsgleichung ist ˙ = 0. A − μκ A

(26.51)

Ist eine L¨ osung dieser Gleichung bekannt, dann lassen sich das B-Feld und der divergenzfreie Anteil des E-Feldes durch Anwendung des Rotationsoperators ermitteln 1 B = rotA, Edivf = rotrotA. (26.52) μκ Damit wird das elektrische Potenzial ϕ offensichtlich nicht gebraucht. Die zweite Beziehung ergibt sich direkt aus dem verallgemeinerten Durchflutungs¨ gesetz (26.39). Der Ubergang zu den Potenzialen hat demnach hinsichtlich des in der Theorie des quasistation¨ aren Feldes zu lösenden mathematischen Grundproblems scheinbar keine besonderen Vorteile. In jedem Fall hat man es mit der L¨ osung einer partiellen Differentialgleichung vom Diffusionstyp zu tun, auf die wir in Abschnitt 28 n¨ aher eingehen. Man sollte aber beachten, dass die Diffusionsgleichungen f¨ ur B und E (einschließlich der Divergenzbedingungen) nur hinreichend daf¨ ur sind, das die Lösungen dieser Gleichungen auch L¨ osungen der Maxwellschen Gleichungen f¨ ur das quasistationäre elektromagnetische Feld sind. Im Gegensatz dazu f¨ uhren die Potenzialgleichungen f¨ ur

410


ϕ und A immer zu L¨ osungen der quasistation¨ aren Maxwellschen Gleichungen; vgl. auch Wunsch und Schulz ([295], S. 282ff). Weiterhin soll auch an dieser Stelle betont werden, dass die Diffusionsgleichung des Vektorpotenzials (26.51) im Sinne der Systemtheorie (siehe Abschnitt 2) als Zustandsgleichungen interpretiert werden kann und das die zugeh¨ origen Beobachtungsgleichungen die Beziehungen (26.52) sind.

27 Elementare Betrachtungen zur Induktionswirkung

Bewegt man einen Leiter durch ein magnetisches Feld, so werden auch die Leitungselektronen im Inneren des Leiters mitgef¨ uhrt. Die Elektronen erfahren daher Kr¨ afte senkrecht zur Bewegungsrichtung des Leiters und zur Feldlinienrichtung des Magnetfeldes. Wird z.B. ein Kupferstab, Abb. 27.1, mit der Geschwindigkeit v durch ein magnetisches Feld senkrecht zum B-Feld B bewegt, so wirken die magnetischen Feldkr¨ afte auf die Elektronen entgegengesetzt zu der durch den Pfeil gekennzeichneten Richtung. Dadurch tritt an ¨ dem einen Stabende ein Uberschuss, am anderen ein Mangel an Elektronen auf. Auf der Leiteroberfl¨ ache entsteht eine entsprechende Ladungsverteilung. L¨ angs des Stabes stellt sich ein Potenzialgef¨ alle ein, das die Elektronen in der Pfeilrichtung zu bewegen sucht. Im Gleichgewichtszustand halten sich die mit dem Potenzialgef¨ alle verbundenen elektrischen Feldkräfte den magnetischen Feldkr¨ afte die Waage. Das resultierende E-Feld im Leiter und an seiner Oberfl¨ ache ist Null. Die auf die Leitungselektronen beim Bewegen des Leiters

Abbildung 27.1. Induktionswirkung in einem bewegten Stab

einwirkenden magnetischen Feldkr¨ afte lassen sich durch die Wirkung eines EFeldes Ei ersetzen; dieses Feld hat die Richtung wie der Strompfeil in Abb. 27.1 und kann auf folgende Weise berechnet werden. Auf irgendeine Ladung Q wird durch das E-Feld Ei nach Abschnitt 6 eine Kraft ausge¨ ubt: (27.1) F1 = Q Ei .

412


Die magnetische Feldkraft ist nach Gl.(19.1) F2 = Q (v × B).

(27.2)

Durch Gleichsetzen erh¨ alt man Ei = v × B.

(27.3)

Die ist eine spezielle Form des Induktionsgesetzes; weiter unten wird daraus die allgemeine Form Gl.(27.25) abgeleitet. Das E-Feld Ei wird auch induziertes E-Feld genannt; sie ist senkrecht zum magnetischen B-Feld und zur Bewegung gerichtet. Besteht der bewegte K¨ orper aus einem elektrischen Leiter, so bewegen sich die elektrischen Ladungen unter der Einwirkung des E-Feldes Ei solange, bis das dadurch erzeugte Gegenfeld das E-Feld Ei im Inneren des Leiters gerade kompensiert. Ist der bewegte Körper ein Nichtleiter, so ergibt sich eine Polarisation wie in einem elektrischen Feld mit dem E-Feld Ei (siehe dazu Abschnitt 30). Bei einem stabf¨ ormigen Leiter wie in Abb. 27.1 erhält man durch Multiplikation der L¨ ange des Stabes mit der in die Stabrichtung fallende Komponente des E-Feldes Ei eine Spannung. Diese Spannung wirkt wie die Leerlaufspannung einer Spannungsquelle, wenn der Leiter außerhalb des Feldes zu einem geschlossenen Stromkreis erg¨ anzt wird. In einem solchen Stromkreis fließt der Strom außen von dem mit + bezeichneten zu dem mit − bezeichneten Stabende, innerhalb des Stabes von dem Minusende zum Plusende, wie bei einer in dem Stab wirkenden Quellenspannung. Wird mit l die in das Feld eintauchende L¨ ange des Stabes bezeichnet und der entsprechende Längenvektor l des Stabes eingef¨ uhrt, so ist f¨ ur die induzierte Quellenspannung Ui = (v × B) · l.

(27.4)

Die Gl.(27.4) gilt auch, wenn sich die Geschwindigkeit v zeitlich ändert; es andert sich dann auch die induzierte Quellenspannung, und in jedem Zeit¨ punkt gilt f¨ ur den Augenblickswert der induzierten Quellenspannung ui = (v × B) · l.

(27.5)

Schneidet ein Stab mit der L¨ ange l die B-Feldlinien senkrecht, und wird er senkrecht zu sich selbst bewegt wie in Abb. 27.1, so ergibt sich hieraus im besonderen (27.6) ui = vBl. Ist das magnetische Feld nicht homogen oder die Geschwindigkeit der einzelnen Punkte des Stabes nicht die gleiche, so gilt die Beziehung (27.5) f¨ ur jeden kleinen Abschnitt von der L¨ ange ds des Stabes, Abb. 27.2: dui = Ei · ds = (v × B) · ds.

(27.7)

die in einem drahtf¨ ormigen Leiter induzierte Quellenspannung ist daher allgemein


413

Abbildung 27.2. B-Feld in einem Draht beliebiger Form

b

(v × B) · ds.

ui =

(27.8)

a

Die gleichen Gesetze gelten auch f¨ ur r¨ aumlich beliebig ausgedehnte Leiter.

Abbildung 27.3. Induktion in einer Bremsscheibe

Wird z.B. eine Blechscheibe zwischen den beiden Polen eines Magneten gedreht, Abb. 27.3, so erfahren die Elektronen eine Ablenkung in radialer Richtung. Es tritt eine Spannung zwischen der Achse und dem Rand der Blechscheibe auf. Da die Bewegungsrichtung senkrecht auf der Feldlinienrichtung steht, so gilt hier f¨ ur die in einem Abschnitt dr des Radius induzierte Spannung nach Gl.(27.7) dui = vBdr = 2πnBrdr,

(27.9)

wenn n die Drehfrequenz bezeichnet. Kann das magnetische Feld auf der ganzen Scheibe als homogen angesehen werden, so ist die zwischen Rand und Achse auftretende Quellenspannung r0 rdr = πnr02 B. (27.10) Ui = 2πnB 0

Zahlenbeispiel: B = 1T = 1V s/m2 , r0 = 1m, n = 2000/min. Es wird

414


Ui = π · 2000 · 1 · 1

V sm2 T m2 = 6, 28 · 103 2 = 105V. min m 60s

(27.11)

Bei der in Abb. 27.3 gezeichneten Anordnung ruft diese Spannung Ströme

Abbildung 27.4. Wirbelstr¨ ome in der Bremsscheibe

hervor, die sich innerhalb der Blechscheibe in der durch gestrichelte Linien in Abb. 27.4 dargestellten Weise schließen. Wegen dieses Kurzschlusses wird die Quellenspannung nicht als Spannung zwischen den Klemmen a und b erhalten. Um die Blechscheibe zu drehen, muss man eine mechanische Arbeit aufwenden, die der durch diese Wirbelstr¨ ome“ entwickelten Wärme gleichwertig ist. ” Es ergibt sich also eine Bremswirkung. Auf dem gleichen Prinzip beruht die Unipolarmaschine; siehe Lehner [153]. Hier wird das Auftreten der Wirbelstr¨ ome dadurch vermieden, dass die Scheibe in ihrer ganzen Ausdehnung in ein Magnetfeld gebracht wird, das zur Achse symmetrisch ist, so dass die induzierte Quellenspannung Ui auf jedem Radius die gleiche Gr¨ oße hat. Sie tritt jetzt als Spannung zwischen a und b in Erscheinung. Eine volles Verst¨ andnis der Unipolar-Induktion ist jedoch nur mit Hilfe der Relativit¨ atstheorie m¨ oglich (vgl. Becker [16]).

Abbildung 27.5. Hall-Effekt

Eine weitere Anwendung des Induktionsgesetzes ist der Hall-Effekt; siehe Ibach und L¨ uth [122] Da der elektrische Strom in Leitern immer eine Driftbewegung von Ladungstr¨ agern ist, so ergibt sich eine ähnliche Erscheinung


415

wie die elektrische Induktion auch innerhalb eines in einem stationären Magnetfeld ruhenden Leiters, so bald dieser vom Strom durchflossen wird (E. H. Hall, 1880). Fließt z. B. durch ein d¨ unnes Metallband Strom in der Längsrichtung des Bandes und wird das Band von einem magnetischen Feld senkrecht durchstoßen, Abb. 27.5, so erfahren die mit der Driftgeschwindigkeit v str¨ omenden Leitungselektronen Kr¨ afte in der Querrichtung des Bandes, die zu einer Anh¨ aufung von negativen und positiven Ladungen auf den beiden L¨ angsseiten des Bandes f¨ uhren. Die auf die Elektronen wirkenden Kräfte lassen sich wie bei Abb. 27.4 darstellen durch die Wirkung eines E-Feldes EH := v × B.

(27.12)

Die Stromdichte in dem Leiter ist nach Gl. (37.9) J = ∓nev.

(27.13)

je nachdem, ob es sich um Elektronenleitung oder um Löcherleitung handelt. Damit ergibt sich das E-Feld zu 1 (J × B). ne

(27.14)

EH =: RH (J × B).

(27.15)

EH = ∓ Man setzt

und nennt RH die Hall-Konstante; sie kann durch Messung der quer zum Leiter entstehenden Spannung, der Stromdichte und des B-Feldes bestimmt werden. Aus dem Hall-Effekt erh¨ alt man Aufschluss u ¨ber die Art der Leitung (Elektronen- oder L¨ ocherleitung), u ¨ber die Dichte n und u ¨ber die Beweglichkeit der Ladungstr¨ ager (n = 1/(eRH ); b = σ/(ne) = σRH ). Einige gemessene Zahlenwerte sind cm3 , As 3 cm , ≈ 103 . . . 105 As cm3 . = 200 . . . 600 As

f¨ ur Kupfer RH = −5, 5 · 10−5 f¨ ur Silizium und Germanium RH f¨ ur Indiumantimonid RH

(27.16) (27.17) (27.18)

Bei einem rechteckigen Pl¨ attchen mit der Dicke d, das von einem Strom I parallel zu einer Rechteckseite durchflossen wird und sich senkrecht zu den Kraftlinien eines B-Feldes B befindet, Abb. 27.5, wird die senkrecht zur Stromrichtung entstehende Spannung nach Gl. (27.15) I UH =: RH B. d

(27.19)

Wird z. B. ein Germaniumpl¨ attchen mit RH = 104 cm3 /As und 1mm Dicke von einem Strom I = 1A durchflossen, so wird in einem magnetischen Feld mit B = 0, 1T

416


UH = 104

cm3 1A Vs 0, 1 · 10−4 2 = 1V. As 0, 1cm cm

(27.20)

Die Gl.(27.7) f¨ ur die in einem L¨ angenelement des Leiters induzierte Span¨ nung l¨ asst sich durch die folgenden Uberlegungen in eine andere Form bringen. Dabei wird ber¨ ucksichtigt, dass es sich bei dem Ausdruck (v × B) · ds um ein Spatprodukt handelt, das man geometrisch als Volumen des aus den drei Vektoren v, B und ds gebildeten Prismas interpretieren kann; vgl. Abb. 27.6. Das Produkt v ×B entspricht der Fl¨ ache eines Parallelogramms. Das Spatprodukt kann man zyklisch vertauschen (siehe z.B. Merziger, Wirths [188])

Abbildung 27.6. Darstellung der induzierten Quellenspannung durch das Volumen eines Prismas

(v × B) · ds = (B × ds) · v = (ds × v) · B.

(27.21)

Zur Umformung des Induktionsgesetzes Gl.(27.7) benutzen wir diese Rechenregel: Ei · ds = (v × B) · ds = B · (ds × v). (27.22) Hier stellt ds × v die Fl¨ ache eines Parallelogramms dar, das aus den beiden Vektoren ds und v gebildet wird. Dieses Produkt ist also gleich der Fläche A, die bei der Bewegung des Leiterelementes ds u ¨berstrichen wird, geteilt durch die Zeit. Das skalare Produkt des Vektors dieser Fläche mit dem Vektor des BFeldes ergibt nach Gl. (19.6) den magnetischen (Induktions-)Fluss, der durch diese Fl¨ ache hindurchgeht, oder die Feldlinienzahl, die von dem Leiterelement ds u ¨berstrichen wird, geteilt durch die dazu erforderliche Zeit. Daraus folgt der Satz: Die in einem Leiterelement induzierte Quellenspannung ist gleich dem von dem Leiterelement geschnittenen Fluss geteilt durch die Zeit. Bezeichnet man den in der Zeit dt von ds u ¨berstrichenen Fluss mit dΦs = B · dA,

(27.23)

so gilt daher Ei · ds =

d(dΦs ) . dt

(27.24)


417

Abbildung 27.7. Induktion in einem geschlossenen Drahtkreis

Die zwischen den beiden Enden des Drahtes auftretende Quellenspannung ergibt sich durch Integration von Ei · ds u ¨ber die Leiterlänge. Bei den Anwendungen hat man es immer mit geschlossenen Stromkreisen zu tun. F¨ ur die Berechnung der in einem geschlossenen Kreis induzierten Spannung ui die man dann als Umlaufspannung bezeichnet, muss die Fläche, wie in Abb. 27.7 dargestellt, zu einem Kragen“ zusammengebogen werden. Bei ” der eingezeichneten Richtung der Vektoren ds und v zeigt der Flächenvektor des Kragens nach innen. Erg¨ anzt man den Kragen durch zwei Stirnflächen zu einer Trommel, so kann man das Integral der Induktionslinien u ¨ber die Fläche des Kragens ersetzen durch die beiden Integrale u ¨ber die Stirnflächen. Denn da die Induktionslinien in sich geschlossen sind, m¨ ussen alle durch den Kragen eindringenden Linien an den Stirnfl¨ achen der Trommel wieder austreten. Orientiert man die Fl¨ achenvektoren der beiden Stirnseiten so, dass sie mit der durch ds gegebenen Umlaufrichtung im Sinne einer Rechtsschraube verkn¨ upft sind – in Abb. 27.7 ist das die Richtung nach links –, so ergibt das Integral u ache den Fluss Φ(t), das Integral u ¨ber die linke Stirnfl¨ ¨ber die rechte Fläche den Fluss Φ(t + dt). Damit ist die Umlaufspannung oder Induktionsspannung ¨ ausgedr¨ uckt durch die zeitliche Anderung des magnetischen Flusses durch die vom Umlauf berandete Fl¨ ache dΦ (27.25) Ei · ds = ui = − . dt C wobei Umlaufrichtung und Fl¨ achenvektor rechtsschraubig einander zugeordnet sind; vgl. (26.24). Das ist die von Faraday gefundene Form des Induktionsgesetzes. Es besagt, dass die in einem geschlossenen Stromkreis induzierte Umlaufspannung gleich der Abnahmegeschwindigkeit des mit der Schleife verketteten magnetischen Flusses ist. Die Abnahmegeschwindigkeit des magnetischen Flusses wird auch als magnetischer Schwund bezeichnet. Das Induktionsgesetz kann daher in der folgenden Form ausgesprochen werden: Die Umlaufspannung in einer geschlossenen Schleife ist gleich dem magnetischen Schwund. Die Fassung (27.25) des Induktionsgesetzes gilt nicht nur f¨ ur die Bewegung von Leiterschleifen in Magnetfeldern, sondern erfahrungsgemäß auch

418


dann, wenn sich das magnetische Feld zeitlich ändert. Man kann sich das Verschwinden eines Magnetfeldes in der Feldlinienvorstellung so veranschaulichen, dass sich die geschlossenen Feldlinien mehr und mehr zusammenschn¨ uren, bis sie in einem Punkt zusammenschrumpfen. Dabei werden ebenfalls die Leiter geschnitten. Das Induktionsgesetz gilt ferner auch dann in der gleichen Form, wenn es sich um Bewegungen von Magneten oder Stromkreisen gegen feststehende Stromkreise handelt. Der magnetische Fluss kann berechnet werden als Flächenintegral der magnetischen Induktion u ache, die von dem Leiter berandet wird, Gl. ¨ber eine Fl¨ (19.6). Da die Feldlinien in sich geschlossen sind, ist die Form dieser Fläche ohne Einfluss auf den Wert des Oberfl¨ achenintegrals. Es tragen nur solche Induktionslinien zum Induktionsfluss bei, die mit dem Rand der Fläche verkettet sind. Wenn der Stromleiter ein Feldlinienb¨ undel mehrmals umschlingt, wie z. B. bei einer Spule, dann ist es meist einfacher, den mit dem Stromleiter verketteten Gesamtfluss durch Multiplikation des von einer Windung umschlungenen Induktionsflusses mit der Zahl der Windungen zu berechnen. Bezeichnet man diesen als Windungsfluss oder B¨ undelfluss Φ und wird dieses Flußb¨ undel von den N Windungen einer Spule umschlungen, so ist der Gesamtfluss (27.26) Φg = N Φ, und das Induktionsgesetz lautet ui = −N

dΦ . dt

(27.27)

Diese Form des Induktionsgesetzes kann man auch mit Hilfe eines Induktionskoeffizienten L formulieren. Im Fall eines nichtlinearen Zusammenhanges des magnetischen Flusses und des Stromes erhält man einen nichtlinearen Induktionskoeffizienten L(i) und es gilt die Beziehung in Gl. (23.22) uL =

dΦ di di dΦ = = L(i) . dt di dt dt

In den meisten praktischen F¨ allen ist diese Beziehung jedoch nur als eine N¨ aherungsformel zu betrachten. Nach (27.25) ist die auf einem geschlossenen Weg induzierte Quellenspannung ui definiert als das Linienintegral der induzierten Feldstärke Ei auf diesem Wege. Ei ist nach Gl. (27.3) dasjenige E-Feld, das an jeder Stelle des Raumes auf Ladungstr¨ ager die gleichen Kräfte aus¨ ubt wie das wirkliche magnetische Feld. Der Nutzen dieser Definition liegt darin, dass man in geschlossenen Stromkreisen die Stromst¨ arke nach dem Ohmschen Gesetz aus der induzierten Spannung berechnen darf. Dies ergibt sich auf folgende Weise. Wir betrachten einen in sich geschlossenen Stromleiter, der irgendwie der Induktionswirkung magnetischer Felder unterliegt. Es kann sich also z. B. um einen Drahtring handeln oder um die Wicklung eines Transformators, die u ¨ber einen beliebigen ¨ außeren Widerstand geschlossen ist.


419

Abbildung 27.8. Zusammensetzung der E-Feldst¨ arke in einem induzierten Leiter arke Eq eines wirbelfreien aus der E-Feldst¨ arke Ei des Wirbelfeldes und der E-Feldst¨ Feldes

An jeder Stelle des Stromleiters wirken auf die Ladungsträger Kräfte infolge der induzierten Feldst¨ arke Ei , Abb. 27.8. Unter der Wirkung dieser Kräfte und gegebenenfalls infolge anderer elektrischer Spannungen bildet sich eine bestimmte Verteilung von Oberfl¨ achenladungen aus, die an der betreffenden Stelle des Leiters eine zus¨ atzliche Feldst¨ arke Eq erzeugen. Das gesamte E-Feld an der betrachteten Stelle des Leiters ist daher E = Ei + Eq .

(27.28)

An einem L¨ angenelement ds des Leiters, Abb. 27.8, das die betrachtete Stelle enth¨ alt, entsteht daher die Spannung E · ds = (Ei + Eq ) · ds,

(27.29)

wobei die Richtung von ds durch den Strompfeil gegeben sei. Wäre der Stromkreis unterbrochen, so dass kein Strom fließen kann, dann w¨ urde sich eine solche Verteilung der Oberfl¨ achenladungen einstellen, dass Eq = −Ei und E = 0 ist. Bei geschlossenem Stromkreis entsteht eine bestimmte Stromstärke i. Sie ergibt sich aus der Spannung zwischen den beiden Endflächen 1 und 2 des L¨ angenelementes und dem Widerstand des dadurch abgegrenzten Leiterabschnittes. Nach dem Ohmschen Gesetz ist E · ds = (Ei + Eq ) · ds = iρ

ds . A

(27.30)

wenn A den Leiterquerschnitt und ρ den spezifischen Widerstand des Leiters in dem betrachteten Abschnitt bezeichnen. Diese Gleichung integrieren wir auf beiden Seiten u ¨ber den ganzen geschlossenen Stromweg (z. B. längs der Leiterachse): ds (27.31) Ei · ds + Eq · ds = i . A Das erste Integral ist die Umlaufspannung ui , Gl. (27.25). Das zweite Integral ist wegen rotE = 0 gleich Null, da die Feldst¨ arke Eq durch die Oberflächenladungen verursacht wird, also einem wirbelfreien Feld zugehört. Im dritten Integral ist i wegen divJ = 0 l¨ angs des ganzen Stromleiters konstant und kann daher vor das Integral gesetzt werden. Als Faktor von i verbleibt das Integral

420


&

(/A)ds. Das ist aber nichts anderes als der gesamte Widerstand R des geschlossenen Stromweges, gleichg¨ ultig wie er im einzelnen zusammengesetzt ist. Das Ergebnis lautet also (27.32) ui = i R.

F¨ ur die Berechnung der Stromst¨ arke in einem geschlossenen Stromkreis kann die Umlaufspannung ui wie eine Quellenspannung behandelt werden. Damit ist die Bezeichnung induzierte Quellenspannung“ f¨ ur die Umlauf” spannung begr¨ undet. Ihre Verwendung ist zulässig, wenn es sich um die Berechnung des Stromes in geschlossenen Stromkreisen handelt. Das − Zeichen in Gl. (27.25) bedeutet, dass in einem geschlossenen Drahtring bei Zunahme des mit dem Ring verketteten Induktionsflusses ein Strom entsteht, der den Fluss linksl¨ aufig umkreist (wie die Drehung einer Linksschraube, die sich in der Flussrichtung bewegt).

Abbildung 27.9. Zur Erl¨ auterung des verketteten Flusses

Bemerkung: Bei der Anwendung des Induktionsgesetzes in der Form (27.25) auf Bewegungsvorg¨ ange muss beachtet werden, dass die Linie, auf der die Umlaufspannung festgestellt wird, fest mit den Leitern verbunden zu denken ist. Bei dem im Anschluss an Abb. 27.3 besprochenen Beispiel der Unipolarmaschine ergibt sich das in Abb. 27.9 dargestellte Bild. Der magnetische Fluss gehe von vorn nach hinten durch die Zeichenebene hindurch. In einer Ausgangslage, die durch den gestrichelten Radius OA gekennzeichnet sei, umfasst die Schleife OA21 einen Quadranten, also ein Viertel des Gesamtflusses, der durch die Scheibe hindurchtritt. Dreht sich nun die Scheibe in der Pfeilrichtung bis der Punkt A nach A kommt, so ist die Randlinie zur Berechnung der Umlaufspannung die Linie OA A21. Sie zeigt, dass sich der Fluss Φ proportional mit dem Drehwinkel α vergr¨ oßert, nämlich um Φ=

α α Φges = Br02 π. 2π 2π

(27.33)

Die induzierte Quellenspannung betr¨ agt daher Ui =

1 1 dα dΦ = Br02 = Br02 ω = Br02 πn dt 2 dt 2

(27.34)


421

Abbildung 27.10. Beispiel f¨ ur die Anwendung des Induktionsgesetzes

¨ in Ubereinstimmung mit Gl. (27.10). Durch die Außerachtlassung der genannten Regel werden häufig Fehler bei der Anwendung des Induktionsgesetzes in der Form (27.25) gemacht. Ein instruktives Beispiel ist das folgende. Nach Abb. 27.10, Teil a umgebe ein geschlossener Drahtring AB einen senkrecht auf der Zeichenebene stehenden Eisenkern, der einen magnetischen Fluss Φ durch den Drahtkreis hindurchf¨ uhrt. Der Eisenkern werde nun gem¨ aß Abb. 27.10, Teil b und c so aus dem Drahtkreis herausgef¨ uhrt, dass dieser bei A durchgeschnitten wird, aber während der Bewegung u ¨ber den Eisenkern elektrisch leitend verbunden bleibt. Die Frage ist, ob bei dieser Bewegung in dem Drahtkreis eine Spannung und damit ein Strom entsteht. Auf den ersten Blick k¨ onnte es scheinen, als ändere sich bei der beschriebenen Bewegung der mit dem Leiter verkettete Fluss von Φ auf 0, so dass eine Spannung induziert wird. Dies ist jedoch nicht der Fall. Nach der oben ausgesprochenen Regel muss die Randlinie fest mit jedem Körper verbunden bleiben. Als Randlinie kann z. B. die Linie A1 CA2 BA1 betrachtet werden. Diese Linie umschließt w¨ ahrend der ganzen Bewegung keinen Fluss, so dass auch keine Spannung auftritt. Nat¨ urlich w¨ urde eine Spannung entstehen, wenn der Fluss Φ im Falle Abb. 27.10, Teil a durch Abschalten seiner Erregung zum Verschwinden gebracht werden w¨ urde. (Heringsche Versuche; siehe Lehner [153]).

Abbildung 27.11. Spule zur Ausmessung magnetischer Felder

Das Induktionsgesetz liefert nach Rogowski und Steinhaus [236] eine einfache Methode zur Ausmessung magnetischer Felder. Dazu dient eine Probespule S, Abb. 27.11, von so kleinen Abmessungen, dass das magnetische Feld in ihrer Umgebung als homogen angesehen werden kann. Die Spule wird mit einem ballistischen Galvanometer G verbunden; siehe auch Abb. 27.12. Bringt man die Spule rasch in das magnetische Feld oder nimmt man sie aus dem

422


magnetischen Feld rasch heraus, so ¨ andert sich der Induktionsfluss, der mit der Spule verkettet ist; damit ergibt sich kurzzeitig eine induzierte Spannung und ein Stromstoß im Galvanometer. Aus dem ballistischen Ausschlag des Galvanometers kann die magnetische Induktion am Orte der Spule berechnet werden.

Abbildung 27.12. Magnetischer Spannungsmesser nach Rogowski und Steinhaus

Bezeichnet A die Fl¨ ache der Spulen¨ offnung und B die B-Feldstärke in ¨ dieser Offnung, so ist der von einer Windung der Spule umfasste B¨ undelfluss Φ = B · A = BA cos α,

(27.35)

und der Gesamtfluss wird bei N Windungen der Spule Φg = N Φ = N BA cos α,

(27.36)

wobei α den Winkel zwischen Spulenachse und Feldlinienrichtung bedeutet. Der Gesamtfluss hat seinen gr¨ oßten Wert, wenn die Achse der Spule in die Richtung der Feldlinien f¨ allt. Dann wird Φ = BA.

(27.37)

Beim Herausnehmen der Spule aus dem Magnetfeld ändert sich der Fluss, und es entsteht nach Gl. (27.25) eine induzierte Quellenspannung ui . Der dadurch hervorgerufene Strom ist nach dem Ohmschen Gesetz i=

ui , R

(27.38)

wobei R den Gesamtwiderstand des Stromkreises bezeichnet. Damit wird i=−

1 dΦg N dΦ =− . R dt R dt

(27.39)

Wird die Spule rasch aus dem Feld herausgenommen, so ergibt sich ein ballistischer Ausschlag des Galvanometers, der die Elektrizitätsmenge anzeigt, die w¨ ahrend der Bewegung der Spule durch den Stromkreis fließt, also


Q= 0

∞

idt = −

N R

dΦ =

N (Φ1 − Φ2 ), R

423

(27.40)

wobei Φ1 und Φ1 die Fl¨ usse zu Beginn und Ende der Bewegung bedeuten. W¨ achst also der die Spule durchsetzende B¨ undelfluss von Null auf den Wert Φ beim Hineinbringen der Spule in das Feld, oder nimmt er von diesem Wert Φ auf Null ab beim Herausnehmen der Spule aus dem Feld, so ergibt sich der gleiche aber entgegengesetzt gerichtete Ausschlag des ballistischen Galvanometers; dieser Ausschlag liefert die Elektrizitätsmenge Q. Damit lässt sich berechnen N (27.41) Φ = Q. R Die Richtung der Feldlinien kann dadurch bestimmt werden, dass man den gr¨ oßten Ausschlag durch Beobachten bei verschiedenen Stellungen der Spule zu erreichen sucht; dann ist das B-Feld B =

RQ NA

(27.42)

und ihre Richtung die der Spulenachse. Anmerkung und Zahlenbeispiel: Da der Wicklungsquerschnitt der Spule eine r¨ aumliche Ausdehnung besitzt, so ergibt sich die Frage, was man unter der ¨ Offnung A der Spule zu verstehen hat. Wir bezeichnen die Abmessungen der Spule nach Abb. 27.13 und denken uns die Wicklung unendlich fein unterteilt. Eine Schicht der Wicklung vom Radius r und der Dicke dr umschließt den in Richtung der Spulenachse verlaufenden Induktionsfluss

Abbildung 27.13. Zur Berechnung der wirksamen Fl¨ ache

Φ = Br2 π,

(27.43)

da das Feld wegen der Kleinheit der Spule als homogen angesehen werden kann. In dieser Schicht sind bdr N b(r2 − r1 )

(27.44)

424


Windungen vorhanden. Daher ist der Gesamtfluss dieser Schicht dΦg = N

dr Br2 π r2 − r1

(27.45)

und der Gesamtfluss der Spule Φg =

N Bπ r2 − r1

r2 dr =

N πB r23 − r13 . r2 − r1 3

(27.46)

Setzt man diesen Gesamtfluss Φg = N AB,

(27.47)

so folgt f¨ ur die mittlere Windungsfl¨ ache A=

π r23 − r13 π = (r12 + r1 r2 + r22 ). 3 r2 − r1 3

(27.48)

Ist z. B. r1 = 0, 4cm, r2 = 1cm, b = 0, 6cm, so wird A=

π (0, 16 + 0, 4 + 1)cm2 = 1, 633cm2 . 3

(27.49)

Die Spule enthalte N = 10000 Windungen; der Gesamtwiderstand des aus Spule und Galvanometer gebildeten Kreises sei R = 1000 Ohm. Zeigt das Galvanometer eine Elektrizit¨ atsmenge Q = 0, 001As, so wird Φ=

1000 R Q= 0, 001ΩAs = 10−4 V s = 10−4 W b; N 10000

daraus folgt B =

10−4 W b Φ = = 0, 613T. A 1, 633cm2

(27.50)

(27.51)

In den elektrischen Maschinen ist die Anordnung immer so getroffen, dass sich bei der Drehung des Ankers der gesamte Fluss ändert, der mit den Ankerspulen verkettet ist. Verfolgt man z. B. die Drehung eines Gleichstromankers w¨ ahrend eines sehr kleinen Zeitabschnittes Δt, der so kurz ist, dass die B¨ ursten auf den gleichen Stromwenderstegen bleiben, so findet man, dass dabei der magnetische Fluss, der die Ankerwicklung auf dem Wege von der Minuszur Plusb¨ urste umschlingt, um einen ganz bestimmten Betrag ΔΦ ab- oder zunimmt, siehe auch Abschnitt 29.4. Dann hat die zwischen den B¨ ursten auftretende Spannung einen Betrag, der durch den Grenzwert gegeben ist, dem sich das Verh¨ altnis ΔΦ/Δt bei hinreichend kleinem Δt nähert: ui = dΦg /dt. Da bei den elektrischen Maschinen die Ankerleiter senkrecht von den magnetischen Feldlinien geschnitten werden, so wird hier das Induktionsgesetz


425

meist in der durch Gl. (27.5) gegebenen Form angewendet, die zu dem gleichen Ergebnis f¨ uhrt. 10−4 W b Φ = = 0, 613T. (27.52) B = A 1, 633cm2 Wird der Ankerkreis geschlossen, so fließt in den Ankerleitern Strom (Generator). Die auf die Ankerleiter im magnetischen Feld ausge¨ ubten Kräfte verursachen ein Bremsmoment, und die entnommene elektrische Arbeit ist ¨ gleich der mechanischen Arbeit zur Uberwindung dieses Bremsmomentes. Bezeichnet man den in dem betrachteten Wicklungsabschnitt während des Zeitelements dt fließenden Strom mit I, so ist die elektrisch erzeugte Leistung dW = −IdΦg /dt; also ist die Arbeit dW = −I dΦg ;

(27.53)

sie muss in Form von mechanischer Arbeit aufgewendet werden, d. h. es muss bei der Drehung des Ankers um den Winkel dα ein Bremsmoment Md u ¨berwunden werden, so dass dW = −I dΦg = Md dα;

(27.54)

daraus ergibt sich f¨ ur dieses Bremsmoment Md = −I

dΦg . dα

(27.55)

Die gleiche Beziehung gilt auch f¨ ur den Fall des Motors, bei dem der Strom I von ¨ außeren Quellen erzeugt wird; das Moment Md ist dann als Triebmoment aufzufassen. Ein und derselbe physikalische Vorgang, nämlich die Ablenkung bewegter Elektronen im magnetischen Feld, ist also die Ursache von Motor- und Generatorwirkung. Beim Motor werden die Leitungselektronen mit Hilfe einer ¨ außeren elektrischen Energiequelle durch die Stromleiter hindurchgef¨ uhrt. Die Stromleiter befinden sich in einem magnetischen Feld, dessen Feldlinien senkrecht zu dieser Bewegungsrichtung stehen. Dadurch erfahren die Elektronen Ablenkungskr¨ afte quer zur Richtung der Leiter. Da sie im Leiter durch die Bildkr¨ afte festgehalten sind, so u ¨bertragen sich die Ablenkungskräfte auf die Leiter. Beim Generator werden umgekehrt die Stromleiter mechanisch durch das magnetische Feld hindurch bewegt; dadurch ergibt sich eine Ablenkung der Elektronen in der L¨ angsrichtung der Leiter bis zum Gleichgewichtszustand, in dem l¨ angs der Leiter eine Verschiebung von Ladungen entsteht. Zur Aufrechterhaltung dieser Ladungsverteilung ist ein Arbeitsaufwand nicht erforderlich, solange der Stromkreis unterbrochen ist. Fließt beim Schließen des Stromkreises Strom, so ergibt sich eine L¨ angsbewegung der Elektronen in den Stromleitern und damit eine mechanische Bremskraft quer zur Stromrichtung, ¨ zu deren Uberwindung eine mechanische Arbeit aufgewendet werden muss.

426


Beispiele: Eine einfache Anwendung dieser Zusammenhänge bildet die elektromagnetische Pumpe f¨ ur leitende Fl¨ ussigkeiten, Abb. 27.14. In einem isolierenden Rohr wird mit Hilfe zweier Metallelektroden (Fläche A = al) durch die Fl¨ ussigkeit ein elektrischer Strom I geschickt. Senkrecht dazu und zur Str¨ omungsrichtung v ist ein konstantes Magnetfeld mit der B-Feldstärke B gerichtet. Auf die Fl¨ ussigkeitsscheibe zwischen den beiden Elektroden wirkt die Kraft F = BId und damit der Druck

Abbildung 27.14. Prinzip der elektromagnetischen Pumpe

p=

BI BId = . ad a

(27.56)

Dieser treibt die Fl¨ ussigkeit durch das Rohr. Stellt sich dabei eine Geschwindigkeit v der Fl¨ ussigkeitsstr¨ omung ein, so entsteht eine induzierte Spannung oßert den ohmschen Spannungsabfall zwischen den Ui = Bvd. Sie vergr¨ Elektroden. Die zu ihrer Deckung erforderliche Leistung Ui I wird in mechanische Leistung zur Fortbewegung der Fl¨ ussigkeit umgewandelt. Ist z. B. a = 2cm, B = 1T = 1V sm”2, I = 100A, so wird der Druck p=

N 1 · 100V sA = 5000 2 = 0, 05bar. 0, 02m2 m m

(27.57)

Ist die Geschwindigkeit v = 0, 1m/s und d = 10cm, so wird die induzierte Spannung Vs m (27.58) Ui = 1 · 0, 1 · 0, 1 2 m = 10mV m s und die auf die Fl¨ ussigkeit u ¨bertragene Bewegungsleistung Ui I = 1W = 1N m/s. 2. Das Gegenst¨ uck zur elektromagnetischen Pumpe bildet der sogenannte magnetohydrodynamische Generator. Das Prinzip ist durch Abb. 27.15 veranschaulicht. Zur direkten Umwandlung von Verbrennungswärme fossiler Brennstoffe in elektrische Arbeit wird in einer Brennkammer Brennstoff mit Luft gemischt und unter Druck verbrannt. Die erhitzten Gase sind teilweise ionisiert (thermische Ionisierung); sie str¨ omen durch die D¨ use D aus. Durch ein


427

magnetisches Feld senkrecht zur Zeichenebene werden die positiven und negativen Ladungstr¨ ager abgelenkt und gelangen zu den Auffangplatten A. Bezeichnet v die Ausstr¨ omgeschwindigkeit der Teilchen und B die B-Feldstärke, so ist die auf die Teilchen wirkende Kraft qvB. Infolge der durch die Teilchen erzeugten Aufladung der Auffangplatten entsteht ein elektrisches Gegenfeld E, dessen Feldkräfte qE der magnetischen Kraft entgegenwirken. Die Grenze f¨ ur die Spannung zwischen den beiden Elektroden ist erreicht, wenn beide Kr¨ afte einander gleich sind. Daraus folgt die erzeugte Leerlaufspannung

Abbildung 27.15. Prinzip des MHD-Generators

U0 = E d = vBd,

(27.59)

wenn mit d der Plattenabstand bezeichnet wird. Die Auffangplatten bilden die Pole eines Generators. Im Kurzschluss des Generators gelangen bei geeigneter Bemessung alle Ladungsteilchen auf die Platten. Der Kurzschlussstrom kann durch die Leitfähigkeit a des heißen ionisierten Gases ausgedr¨ uckt werden. Die Kurzschlussstromdichte ist Jk = σ

U0 = σvB. d

(27.60)

Die Leitf¨ ahigkeit des Gases h¨ angt stark von der Temperatur ab. Bei 3000K lassen sich Leitf¨ ahigkeiten von der Gr¨ oßenordnung σ = 1S/cm erreichen. Ist z. B. B = 1T = 1V s/m2 , v = 100m/s, d = 10cm, so wird die Leerlaufspannung U0 = 100

m Vs · 1 2 · 10cm = 10V. s m

(27.61)

Die Kurzschlußstromdichte wird Jk = 1

A S Vs m 1 100 = 104 2 . cm m2 s m

(27.62)

Bei einer Fl¨ ache der Auffangplatten von 100cm2 wird die Kurzschlussstromst¨ arke A Ik = 104 2 100cm2 = 100A. (27.63) m

428


Der durch die Gasstrecke bedingte Innenwiderstand des Generators ist Ri =

10V = 0, 1 Ω. 100A

(27.64)

28 L¨ osungsverfahren fu ¨ r Diffusionsgleichungen

Um Probleme der quasistation¨ aren elektromagnetischen Felder lösen zu können, werden Methoden zur L¨ osung von partiellen Vektor-Differentialgleichungen vom Diffusionstyp (vgl. Gl. (26.51)) ∂u = Du. ∂t

(28.1)

ben¨ otigt, wobei D eine reelle Konstante ist. Im Fall spezieller Geometrien sind sogar analytisch L¨ osungen verf¨ ugbar. Betrachtet man den skalaren Fall, so h¨ angt u nur von der Zeit und z. B. der Ortsvariablen x ab, so kann man die 1-dimensionale Diffusionsgleichung nach Einf¨ uhrung dimensionsloser Koordinaten τ := t/Dl und ξ := x/l (l: charakteristische Länge) in folgender Weise darstellen ∂2u ∂u ˜ ˜ = . (28.2) ∂t ∂x2 Man kann leicht nachpr¨ ufen, dass (ξ − ξ )2 e 4πτ √ u ˜(τ, ξ) = C 4τ

(28.3)

eine L¨ osung von Gl. (28.2) ist; dabei ist C eine Konstante und ξ kennzeichnet das Maximum der Funktion. Offensichtlich reduziert sich das Maximum der L¨ osung mit der Zeit und sie verbreitert sich. Diese L¨ osung ist Greensche Funktion des Problems, was man an der folgenden – symbolisch gemeinten – Grenzfunktion erkennt (vgl. Lehner [153], S. 371ff) (ξ − ξ )2 e 4πτ √ = δ(ξ − ξ ). (28.4) lim τ →0 4τ Die Deltafunktion“ kann als Anfangsbedingung f¨ ur τ = 0 interpretiert wer” den. Im Fall allgemeiner Anfangsbedingungen h(ξ) kann die entsprechende

430

28 L¨ osungsverfahren f¨ ur Diffusionsgleichungen

L¨ osung wie in der Systemtheorie von Zeitsignalen mit Hilfe eines Faltungsintegrals berechnet werden (ξ − ξ )2 e 4πτ u(τ, ξ) = dξ . h(ξ ) √ 4πτ IR

(28.5)

Weitere Felddiffusionsprobleme, die man wenigstens komponentenweise auf eine eindimensionale skalare Diffusionsgleichung zur¨ uckf¨ uhren kann, werden ausf¨ uhrlich bei Lehner [153] behandelt. Hat man es mit Felddiffusionsproblemen zu tun, bei denen mindestens zwei Ortsdimensionen ber¨ ucksichtigt werden m¨ ussen, muss man wie der Laplaceoder Poissongleichung versuchen, mit Hilfe eines Produktansatzes versuchen, die vektorielle Diffusionsgleichung zu reduzieren. Mit Hilfe der sich daraus ergebenden L¨ osungen kann man aufgrund der Linearität der Diffusionsgleichung weitere L¨ osungen durch Bildung von Linearkombinationen erzeugen. Der zylindrische Leiter ist ein wichtiges Beispiel dieser Klasse von Problemen und wird daher in Abschnitt 29.1.1 ausf¨ uhrlich behandelt. Auch bei diesem Problem tritt nat¨ urlich die Schwierigkeit auf, dass das elektromagnetische Feld im Unendlichen nicht verschwindet. Mit Hilfe von Symmetrieargumenten gelingt es jedoch, ein ebenes Problem zu definieren, bei dem das magnetische Feld nur vom Betrag des Radius r := r abhängt. Aus der Quellenfreiheit des B-Feldes (divB = 0) folgt, dass die Radialkomponente Br verschwindet. Insgesamt ergeben sich zwei partielle Differentialgleichungen f¨ ur Bϕ (r, t) und Bz (r, t), wobei ϕ der Winkel des Zylinderkoordinatensystems ist. Mit Hilfe eines Produktansatzes Bϕ := Rϕ (r) · Tϕ (t), bei dem die jeweils die Zeit t von der Ortskoordinaten r separiert wird, erhält man in beiden Fällen lineare gew¨ ohnliche Differentialgleichungen zweiter Ordnung vom Besselschen Typ, f¨ ur die ein Fundamentalsystem (zwei Basisl¨ osungen) bekannt sind, aus denen man andere L¨ osungen mit Hilfe von Linearkombinationen ermitteln kann. In vielen F¨ allen gelingt es jedoch nicht, das Separationsverfahren erfolgreich einzusetzen. Das kann am Aufbau der partiellen Differentialgleichung oder der Art der Randbedingung liegen. Beispielsweise lässt sich ∂u ∂2u 2 =0 + x + t2 2 ∂x ∂t

(28.6)

offensichtlich nicht mit Hilfe des Ansatzes u(x, t) = X(x) · T (t) separieren. Andererseits kann man auch die Diffusionsgleichung ∂2u ∂u =0 +κ ∂x2 ∂t

(28.7)

mit den inhomogenen Randbedingungen u(0, t) = g1 (t), u(1, t) = g2 (t) und u(x, 0) = f (x) mit Hilfe diese Ansatzes nicht separieren. Geht man auf eine neue Funktion v(x, t) u ¨ber, die folgendermaßen definiert ist v(x, t) := u(x, t) − g1 (t) − x(g2 (t) − g1 (t)),

(28.8)

28 L¨ osungsverfahren f¨ ur Diffusionsgleichungen

431

dann erh¨ alt man die folgende inhomogene Diffusionsgleichung ∂2v ∂v = −g1 (t) − x(g2 (t) − g1 (t)) +κ ∂x2 ∂t

(28.9)

mit homogenen Randbedingungen v(x, 0) = f (x), v(0, t) = 0, v(1, t) = 0.

(28.10)

Bei solchen inhomogenen Diffussionsgleichungen kann eine Verallgemeinerung der Separationsmethode zum Erfolg f¨ uhren. Bei der Methode der Entwicklung nach Eigenfunktionen eines Sturm-Liouville-Problems wird der Produktansatz verallgemeinert, indem man im Fall einer Ortskoordinate x folgenden L¨ osungsansatz macht u(x, t) =

∞

Tn (t) · Xn (x),

(28.11)

n=1

wobei es sich bei den Xn (x) ein Fundamentalsystem – ein vollständiges Funktionensystem – f¨ ur eine zugeordnete gew¨ ohnliche Differentialgleichung auf dem interessierenden Intervall handelt. Die Vollst¨ andigkeit dieses Funktionensystems wird garantiert, wenn es sich bei der zugordneten Differentialgleichung mit den Randbedingungen um ein sogenanntes Sturm-Liouvillesches Randwertproblem handelt. Das Verfahren ist sehr aufwendig und f¨ uhrt vielfach nur zu analytischen N¨ aherungsl¨ osungen, aber es unumgänglich, wenn man an analytischen L¨ osungen interessiert ist. Weitere Einzelheiten u ¨ber diese Methode findet man z. B. bei Courant, Hilbert [55]. Diese Ausf¨ uhrungen machen jedoch deutlich, dass analytische Lösungen nur bei Problemen zu erwarten sind, bei denen gewisse Symmetrien genutzt werden k¨ onnen, um das Problem in seiner Komplexität zu reduzieren. In allgemeineren F¨ allen bleibt nur die numerische Simulation, die allerdings bei parabolischen partiellen Differentialgleichungen – darum handelt es sich nämlich bei Diffusionsgleichungen – auch besondere Schwierigkeiten bereitet. Weitere Einzelheiten findet man in der entsprechenden Spezialliteratur u ¨ber die nume¨ rische Analyse von Wirbelstromproblemen. Eine Ubersicht gibt Kost [142], wo man man auch weitere Literatur findet; eine Einf¨ uhrung in die numerischen Methoden gibt Lehner [153]. Numerische Methoden m¨ ussen insbesondere bei Wirbelstromproblemen mit nichtlinearen Materialgleichungen oder Hystereseeffekten eingesetzt werden, wobei nichtlineare Felddiffusionsprozesse auftreten; vgl. z. B. Hiptmair [114]. Es sind jedoch auch analytische Methoden verf¨ ugbar; vgl. Mayergoyz [182].

29 Anwendungen des quasistation¨ aren Feldes

29.1 Wirbelstr¨ ome und Skineffekt Befinden sich in einem magnetischen Wechselfeld elektrisch leitende Stoffe, so entstehen in diesen Stoffen nach dem Induktionsgesetz Wechselströme auf Bahnen, die mit den magnetischen Induktionslinien verkettet sind; man bezeichnet diese Ströme als Wirbelstr¨ ome. In stromf¨ uhrenden Leitern u ¨berlagern sich die Wirbelströme dem Leiterstrom. Auch durch das magnetische Feld des Leiterstromes selbst werden Wirbelstr¨ ome im Leiter hervorgerufen. Dadurch ergibt sich eine ungleichm¨ aßige Verteilung des Stromes u ¨ber den Leiterquerschnitt, die man als Stromverdr¨ angung bezeichnet. Die Wirbelströme erzeugen selbst ein Magnetfeld und wirken daher auch auf das urspr¨ ungliche Feld zur¨ uck, es scheint eine Feldverdr¨ angung zu entstehen. Infolge der im Leiter entstehenden Stromw¨ arme wird dem magnetischen Feld dabei Energie entzogen. Man bezeichnet als Wirbelstromverluste die Leistung, die infolge der Wirbelstr¨ ome in Form von W¨ arme verlorengeht. Bemerkung: In der Einleitung zu diesem Abschnitt als auch in den weiteren Ausf¨ uhrungen wird gelegentlich von Feld- oder Stromverdrängung gesprochen. Diese h¨ aufig verwendete Vorstellung entspricht in keiner Weise den tatsächlichen Verh¨ altnissen bei quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldern, da die Grundgleichungen nach Abschnitt 26.5 vom Typ einer Diffusionsgleichung. Vielmehr handelt es sich um eine Felddiffusion (vgl. auch Lehner [153]) in den Leiter, bei der die Eindringtiefe begrenzt ist und somit ein Eindringmaß definiert werden kann. Verschiedene Beispiele zur Stromverdrängung findet man u. a. bei Schunk [244]. In einem Wirbelstromfeld sind elektrische und magnetische Feldstärke durch das Durchflutungsgesetz und das Induktionsgesetz miteinander verkn¨ upft. Das Linienintegral des H-Feldes ist auf jedem geschlossenen Weg durch die Durchflutung des Weges bestimmt. Auch das Induktionsgesetz gilt in ei-

434


nem r¨ aumlich ausgedehnten Feld auf beliebigen Bahnen; das Linienintegral des E-Feldes ist also auf jedem geschlossenen Weg gleich dem magnetischen Schwund dieses Weges. 29.1.1 Stromverdr¨ angung im zylindrischen Leiter Ein besonders einfacher Fall der Felddiffusion oder Stromverdr¨ angung liegt bei langen kreiszylindrischen Leitern vor. Wenn man sich auf die Betrachtung eines kurzen L¨ angenabschnittes eines solchen Leiters beschränkt, so darf man annehmen, dass die elektrische und die magnetische Feldstärke nur von dem Abstand r von der Achse abh¨ angen, Abb. 29.1, und in jedem Leiterquerschnitt die gleichen Werte besitzen. Die magnetische Feldstärke hat u ¨berall die tangentiale Richtung, w¨ ahrend das E-Feldstärke wie die Stromdichte axial gerichtet ist. Stromdichte und E-Feldst¨ arke sind im Sinne des Ohmschen Gesetzes linear verkn¨ upft durch die Beziehung

Abbildung 29.1. H-Feld in einem zylindrischen Leiter

J = κE,

(29.1)

wobei hier durchweg vorausgesetzt wird, dass der Verschiebungsstrom im Leiter gegen den Leitungsstrom vernachl¨ assigt werden kann (siehe Abschnitt 33). Wendet man daher das Durchflutungsgesetz auf einen Kreis vom Radius r an, so folgt f¨ ur jeden Zeitpunkt r r J2πrdr = 2πκ Erdr, (29.2) 2πrH = 0

0

oder durch Differenzieren ∂H 1 + H = κ E. ∂r r

(29.3)

H und E bedeuten die Augenblickswerte der Feldstärken. Um das Induktionsgesetz anzuwenden, betrachte man ein in einer Achsenebene des Leiters liegendes Rechteck, Abb. 29.2, dessen eine lange Seite in die Achse f¨ allt, und dessen andere davon den Abstand r hat; die Länge

29.1 Wirbelstr¨ ome und Skineffekt

435

Abbildung 29.2. Anwendung des Induktionsgesetzes

des Rechtecks sei l. Ein solches Rechteck wird von den H-Feldlinien senkrecht durchsetzt, so dass der gesamte magnetische Fluss in dem Rechteck r r Φ= Bldr = μl Hdr (29.4) 0

0

betr¨ agt, wenn unter μ die als konstant angesehene Permeabilität des Leitermaterials verstanden wird. Bei der Bestimmung des Linienintegrals der elektrischen Feldst¨ arke hat man die angenommene Bezugsrichtung des Induktionsflusses im Sinne einer Rechtsschraube zu umkreisen. Dies ergibt r ∂ ∂Φ = −μl Hdr; (29.5) E · ds = E|r=0 l − E|r l = − ∂t ∂t 0 die aus den Radien gebildeten Rechteckseiten tragen zu dem Linienintegral nichts bei, da die elektrische Feldst¨ arke senkrecht auf diesen Seiten steht. Durch Differenzieren nach r ergibt sich ∂E ∂H =μ . ∂r ∂t

(29.6)

Differenziert man die Gl. (29.3) nach t und f¨ uhrt die eben gefundene Gleichung ein, so ergibt sich ∂2E ∂E 1 ∂E = κμ . (29.7) + 2 ∂r r ∂r ∂t Um diese partielle Differentialgleichung zu l¨ osen, kann man ein Separationsverfahren anwenden oder wenn man sich auf in der Zeit sinusförmig veränderliche Feldgr¨ oßen beschr¨ ankt, kann man direkt einen Produktansatz in kom” plexer Form“ benutzen. Dabei setzt man f¨ ur die komplexen Augenblickswerte an √ ˜ t) := E(r) 2 ejωt , E(r, (29.8) √ jωt ˜ (29.9) H(r, t) := H(r) 2 e , √ jωt ˜ J(r, t) := J(r) 2 e (29.10) Die Gr¨ oßen E, H und J stellen f¨ ur jeden Punkt des Raumes Zeiger“ in ” der komplexen Ebene dar. Dabei werden keine gesonderten Bezeichnungen

436


eingef¨ uhrt wenn klar ist, ob es sich um den ortsabhängigen komplexen Zeiger E(r) oder die ortsund zeitabh¨ angige reellen Größe E(r, t) usw. handelt. Die absoluten Betr¨ age dieser Zeiger geben die Effektivwerte der Größen in dem betreffenden Raumpunkt an. F¨ uhrt man die Ansätze (29.9) in die Gl. (29.7) ein, so folgt d2 E 1 dE + k 2 E = 0. + (29.11) dr2 r dr Dabei ist gesetzt 1 2 ωκμ. (29.12) k := −jωκμ; k = (1 − j) 2 Aus dem E-Feldst¨ arke folgt das H-Feldst¨ arke mit der Gl. (29.6) H=

1 dE , jωμ dr

(29.13)

und es gilt f¨ ur den komplexen Zeiger der Stromdichte J = κ E.

(29.14)

Die Gl. (29.11) ist die Differentialgleichung f¨ ur die Besselschen Funktionen der Ordnung Null1 . Von den verschiedenen Arten dieser Funktionen kommt hier nur diejenige in Betracht, welche f¨ ur r = 0 endlich ist, da die elektrische Feldst¨ arke u ¨berall im Leiterquerschnitt endliche Werte haben muss. Es ist dies die Besselsche Funktion erster Art, die durch die Potenzreihe J0 (kr) = 1 −

1 1!2

kr 2

2 +

1 2!2

kr 2

4 −

1 3!2

kr 2

6 + ···

(29.15)

definiert ist. Durch Einsetzen in Gl. (29.11) u ¨berzeugt man sich leicht, dass diese Funktion die Differentialgleichung befriedigt. Als Lösung der Differentialgleichung ergibt sich daher E(r) = c J0 (kr),

(29.16)

wobei c eine willk¨ urliche Konstante bedeutet. Um mit Hilfe von Gl. (29.13) die H-Feldst¨ arke zu berechnen, benutzt man die Formel dJ0 (x) = −J1 (x), dx

(29.17)

wobei J1 (x) die Besselsche Funktion erster Ordnung bezeichnet. Damit wird H(r) = −c 1

k J1 (kr). jωμ

siehe Besselsche Differentialgleichung“ in Abramowitz und Stegun [2] ”

(29.18)


437

Die Integrationskonstante c kann aus dem Effektivwert I des Stromes im Leiter bestimmt werden. Das Durchflutungsgesetz liefert bei Anwendung auf die Randlinie des Leiterquerschnitts H|r0 2πr0 = I,

(29.19)

wenn der Stromzeiger als Bezugsgr¨ oße willk¨ urlich in die reelle Achse der komplexen Ebene gelegt wird; oder mit Gl. (29.18): c=−

jωμ I . 2πr0 k J1 (kr0 )

(29.20)

F¨ ur das E-Feldstärke und die Stromdichte ergibt sich damit Ik J0 (kr) jωμ J0 (kr) I = ; 2πr0 k J1 (kr0 ) 2πr0 κ J1 (kr0 ) Ik J0 (kr) J(r) = . 2πr0 J1 (kr0 )

E(r) = −

(29.21) (29.22)

Wenn kr sehr klein ist, also bei sehr niedrigen Frequenzen, gilt f¨ ur J0 (kr) nach Gl. (29.15) die Näherungsformel J0 (kr) ≈ 1,

(29.23)

ebenso mit Gl. (29.17) J1 (kr0 ) ≈ Daher wird die Stromdichte J=

1 kr0 . 2

I . r02 π

(29.24)

(29.25)

Bei niedrigen Frequenzen ist also der Strom gleichmäßig u ¨ber den Querschnitt des Leiters verteilt. Die elektrische Feldst¨ arke zeigt an, wie groß der Spannungsabfall längs des Leiters ist. Der Spannungsabfall l¨ angs einer Mantellinie (r = r0 ) kann dargestellt werden durch die Wirkung eines Widerstandes R und einer Induktivität ur einen Abschnitt des Leiters von der Länge l Li , Es gilt also f¨ I(R + jωLi ) = E l =

Ikl J0 (kr) , 2πr0 κ J1 (kr0 )

(29.26)

eine Beziehung, aus der die Gr¨ oßen R und Li durch Gleichsetzen von reellen und imagin¨ aren Teilen berechnet werden k¨ onnen2 . Die Größe R ist maßgebend f¨ ur die Verluste, die in dem Leiter durch die Stromwärme auftreten; sie stellt den Wechselstromwiderstand des Leiters dar. Die Größe Li gibt den Beitrag des Magnetfeldes im Leiterinneren zur Induktivität des Stromkreises an, ist 2

siehe Abramowitz und Stegun [2]

438


also die innere Induktivit¨ at bei Wechselstrom. Einfache Formeln ergeben sich f¨ ur große und kleine Werte von kr0 , also hohe und niedrige Frequenzen. Setzt man r0 πf κμ, (29.27) x= 2 und f¨ uhrt man den Gleichstromwiderstand R0 =

1 r02 πκ

(29.28)

ein, so erh¨ alt man mit Hilfe der Potenzreihe (29.15) f¨ ur kleine Werte von x(< 1) die N¨ aherungsformeln R 1 = 1 + x4 , R0 3 ωLi x4 = x2 1 − . R0 6

(29.29) (29.30)

und f¨ ur große Werte von x(> 1) mit Hilfe der f¨ ur große Werte des Argumentes geltenden Entwicklungen der Besselschen Funktionen

Abbildung 29.3. Wechselstromwiderstand und -induktivit¨ at eines Drahtes

R = x+ R0 ωLi = x− R0

3 1 + , 4 64x 3 3 + . 64x 128x2

(29.31) (29.32)

Die Gr¨ oßen R/R0 und ωLi /R0 sind in Abb. 29.3 graphisch dargestellt. Bei sehr hohen Frequenzen wird (29.33) ωLi = R.


439

Zahlenbeispiel: Es sei der Widerstand einer Kupferleitung von 4 mm Durchmesser und 1 km L¨ ange f¨ ur eine Frequenz f = 40000Hz zu berechnen, κ = 57Sm/mm2 . Es wird 1 S H = 3, (29.34) x = 0, 2cm π · 40000 · 57104 · 1, 257 · 10−8 s−1 2 cm cm also nach Gl. (29.31) und Gl. (29.32) R/R0 = 3, 27, ωLi /R0 = 2, 98. Nun ist 1000 Ω = 1, 4 Ω. (29.35) R0 = 57 · 12, 57 Daher ergibt sich R = 4, 57 Ω;

Li =

2, 98 · 1, 4Ωs = 1, 66 · 10−5 H. 40000 · 6, 28

(29.36)

Bei Gleichstrom ist nach Gl. (24.23) die innere Induktivität Li = 5·10−5 H. Die Zunahme des Widerstandes mit der Frequenz ist so zu erklären, dass bei hohen Frequenzen der Strom im wesentlichen in einer Schicht an der Oberfl¨ ache des Leiters fließt. Man erkennt dies, wenn man die Näherungsformeln ur großes der Besselschen Funktionen J0 und J1 mit imaginärem Argument f¨ Argument x (x > 2) benutzt; vgl. z. B. Bronstein, Semendjajew [41]. Sie lauten √ √ √ 1 2x 2 . (29.37) |J0 (x2 2j)| = |j −1 J1 (x2 2j)| = √ e 4πx 2 Damit ergibt sich aus Gl. (29.22) der Effektivwert der Stromdichte r0 −√ωκμ(r0 −r) I √ e Jef f (r) = |J(r)| = . ωκμ 2πr0 r

(29.38)

Bezeichnet man den Abstand des betrachteten Punktes von der Leiteroberfl¨ ache mit y, r0 − r = y (29.39) so nimmt also die Stromdichte mit wachsender Tiefe y etwa nach einer Exponentialfunktion ab. Große Werte der Stromdichte finden sich bei hohen Frequenzen nur in der N¨ ahe der Oberfl¨ ache des Leiters (Skineffekt, Hauteffekt). 29.1.2 Ebene Wirbelfelder Wenn man von vornherein die Voraussetzung macht, dass die stromf¨ uhrende Schicht sehr d¨ unn ist, dann kann man die Kr¨ ummung der Leiteroberfläche vernachl¨ assigen und die in Abb. 29.4 dargestellten Verhältnisse zugrunde legen,

440


die sich bei ebener Begrenzung des Leiters ergeben. Die Feldgrößen hängen dann nur von dem Abstand y von der Leiteroberfläche ab. Die Vektoren E und J haben die Richtung der Leiterachse, die in die z-Richtung fällt. Nach der Rechtsschraubenregel muss dann die positive Richtung des H-Feldes die x-Richtung sein. Wendet man das Durchflutungsgesetz auf das Rechteck a, dy in der x, y-Ebene an, so ergibt sich

Abbildung 29.4. Ebene Wirbelstr¨ omung

∂H dy Ha− H + ∂y

a = κEady,

oder −

dH = κE. dy

(29.40)

Die Anwendung des Induktionsgesetzes auf ein Rechteck b, dy in der y, z-Ebene ergibt dE ∂E dy b = μbjωHdy, oder − = jωμH. (29.41) −Eb + E + ∂y dy Aus den Gl. (29.40) und (29.41) folgt

mit der L¨ osung

d2 E = jωκμE dy 2

(29.42)

E(y) = c1 e−βy−jβy + c2 eβy+jβy

(29.43)

in der β=

πf κμ

(29.44)

bedeutet. Da die Feldst¨ arke mit zunehmender Tiefe nicht unbegrenzt zunehmen kann, so muss c2 = 0 sein, also E(y) = c1 e−βy−jβy .

(29.45)

Man erh¨ alt den (reellen) Augenblickswert √ E(y, t) in irgend einem Zeitpunkt t, wenn man den Zeiger E(r) mit 2ejωt multipliziert, also mit der Winkelgeschwindigkeit ω rotieren l¨ asst und die Projektion auf eine feste Achse, z. B. auf die imagin¨ are Achse, bildet; man findet


E(y, t) =

√

2c1 e−βy sin(ωt − βy).

441

(29.46)

Diese Formel stellt eine Welle dar, die von der Oberfläche des Leiters nach innen fortschreitet. Verfolgt man n¨ amlich die Punkte gleicher Schwingungsphase, so gilt f¨ ur sie ωt − βy = konst. (29.47) oder

ω t + konst. (29.48) β Die Geschwindigkeit des Fortschreitens der Schwingungsphase ist also durch y=

v=

dy ω = dt β

(29.49)

gegeben, die man Phasengeschwindigkeit) nennt. Dabei nehmen die Amplituden beim Fortschreiten gem¨ aß einem Exponentialgesetz ab. In Abb. 29.5 sind die augenblicklichen Werte der elektrischen Feldstärke in Abhängigkeit von der Tiefe unter der Oberfl¨ ache und f¨ ur verschiedene Zeitpunkte dargestellt. An dieser Stelle soll angemerkt werden, dass es sich nat¨ urlich nicht um die

Abbildung 29.5. Eindringen des E-Feldes in den Leiter

Wellenl¨ osung“ einer Wellengleichung handelt, da Wirbelstromeffekte wie in ” Abschnitt 26.5 dargelegt, durch partielle Differentialgleichungen vom Typ einer Diffusionsgleichung mathematisch beschrieben werden, die jedoch im Fall ¨ von zeitlich sinusförmiger Anderung der Gr¨ oßen zu schwingenden“ Lösungen ” mit D¨ ampfung“ f¨ uhren. ” Die Tiefe δ, bei der die elektrische Feldstärke auf den e-ten Teil ihres Oberfl¨ achenwertes abgenommen hat, bezeichnet man als Eindringmaß δ=

1 1 =√ . β πf κμ

(29.50)

442


Die Eindringtiefe des Feldes betr¨ agt 4 · · · 8 δ. F¨ ur die magnetische Feldstärke ergibt sich aus Gl.(29.41) 1+j β E. (29.51) H= j ωμ Der Faktor

1+j 1 = + 1 = −j + 1 j j

(29.52)

√ stellt in der Zahlenebene, Abb. 29.6, einen Zeiger vom Betrag 2 dar, der einen Winkel von −π/4 mit der reellen Achse bildet. Daraus geht hervor, dass der Zeiger des H-Feldes dem Zeiger des E-Feldes um 45◦ nacheilt. Das H-Feld dringt im u ¨brigen in der gleichen Weise in das Leiterinnere ein wie das EFeld. Die Konstante c1 kann wieder aus dem Durchflutungsgesetz berechnet

Abbildung 29.6. Phasenverschiebung zwischen E- und H-Feldst¨ arke

werden. An der Oberfl¨ ache des Leiters ist nach den Gl. (29.45) und (29.51) H=

1+j β c1 . j ωμ

(29.53)

Bei einem kreiszylindrischen Leiter ist der Umfang des Leiterquerschnittes 2πr0 . Daher liefert das Durchflutungsgesetz 1+j β c1 2πr0 = I, j ωμ

(29.54)

wenn der Stromzeiger wieder in die reelle Achse der komplexen Ebene gelegt wird. Daraus folgt ωμ j I. (29.55) c1 = 1 + j β2πr0 Der Spannungsabfall an der Leiteroberfl¨ ache liefert den Wechselstromwiderstand und die innere Induktivit¨ at des Leiters R + ωLi =

ωμ j 1 + j ωμ l l= . 1 + j β2πr0 2 β 2πr0

F¨ ur gen¨ ugend hohe Frequenzen gilt also

(29.56)


R = ωLi =

l 2r0

l μf = , πκ κ2πr0 δ

443

(29.57)

wie es auch aus den Gl. (29.31), (29.32) und (29.33) hervorgeht. Gl. (29.57) zeigt, das R durch den Gleichstromwiderstand eines Rohres vom Radius r0 und der Dicke δ gegeben ist; δ wird daher auch ¨ aquivalente Leitschichtdicke genannt. Der Wechselstromwiderstand w¨ achst mit der Wurzel aus der Frequenz, w¨ ahrend die innere Induktivit¨ at umgekehrt proportional mit der Wurzel aus der Frequenz abnimmt. Es handelt sich also um eine irrationale Impedanz, die nicht in den Rahmen der u ¨blichen Netzwerktheorie mit konzentrierten Bauelementen passt. Darauf wird in der Literatur häufig nicht hingewiesen. Eine ausf¨ uhrliche Studie u ¨ber irrationale Impedanzen findet man bei Belevitch [21]. Neuere Anwendungen von Skineffekt-Modellen im Hinblick auf die Modellierung der Aufbau- und Verbindungstechnologie (Packaging) von integrierten Schaltungen findet man bei Engin und Mathis et al. [68]; siehe auch die Monographie von Swaminathan, Engin [257]. Zahlenbeispiel: F¨ ur das vorige Beispiel ergibt sich mit β = 30cm−1

(29.58)

das Eindringmaß 1 cm = 0, 333 mm. (29.59) 30 Die Eindringtiefe hat die Gr¨ oßenordnung des Leiterradius. Trotzdem ergeben die Formel (29.57) noch eine einigermaßen gute Annäherung. Sie liefern f¨ ur den Widerstand 40000 · 1, 257 · 10−8 s−1 Hcm 1000m = 4, 2Ω. (29.60) R = ωLi = 2 · 0, 2cm π · 57 · 104 cmS δ=

und f¨ ur die innere Induktivit¨ at Li =

4, 2Ωs cm = 1, 67 · 10−5 H. 40000 · 6, 28

(29.61)

Bei der Frequenz von 40kHz wird die Laufgeschwindigkeit der in das Kupfer von der Oberfl¨ ache her eindringenden Welle“ nach Gl. (29.49) ” 2π40 · 103 cm m ω ≈ 84 . (29.62) v= = β 30 s s Es ist sehr zweckm¨ aßig, das Eindringmaß f¨ ur verschiedene Materialien (Kupfer, Aluminium, Eisen) anhand von Formel 29.57 mit einem Taschenrechner zu studieren, um ein Gef¨ uhl f¨ ur die Gr¨ oßenordnung solcher Eindringtiefen zu gewinnen. Z. B. ist das Eindringmaß bei Kupfer bei 50 Hz gleich 9, 44 mm, bei 1 M Hz nur 0, 0667 mm.

444


Bei hohen Frequenzen sind die elektrischen und magnetischen Felder wegen der geringen Eindringtiefe der metallischen Leiter praktisch auf die isolierenden R¨ aume beschr¨ ankt. Bei langgestreckten Leiteranordnungen beliebigen Querschnitts werden die magnetischen Feldlinien wegen der F¨ uhrung an den Leiteroberfl¨ achen identisch mit elektrischen Potenziallinien. Daher besteht zwischen der Induktivit¨ at und der Kapazität von Leitungen ein allgemeiner Zusammenhang. Betrachtet man die Funktion u(x, y) Gl. (11.47) als Potenzialfunktion des E-Feldes, dann gibt v(x, y) das magnetische Potenzial an. F¨ ur die Kapazit¨ at zwischen zwei Leitern gilt nach Gl. (11.65) & εl dv U = # . (29.63) C= I du Dabei ist das Integral u angs des Leiterumfanges zu nehmen, das Inte¨ber dv l¨ gral u ur ¨ber du von der einen zur anderen Leiteroberfläche. Ganz analog gilt f¨ die Induktivit¨ at # μ0 l du Φ L= = & . (29.64) I dv Daraus folgt LC = εμ0 l2 .

(29.65)

Das Produkt aus Induktivit¨ at und Kapazität einer Leitung ist bei hohen Frequenzen unabh¨ angig von der geometrischen Form der Leiter und ihrer Anordnung und nur bestimmt durch Dielektrizitätskonstante und Permeabilität des Isolierstoffes und die Leitungsl¨ ange. Die bisher betrachtete Form der Stromverdrängung bezeichnet man als allseitige Stromverdr¨ angung. Dazu geh¨ ort auch die Stromverteilung in einem leitenden Stoff, der als R¨ uckleitung eines in diesen Stoff isoliert eingebetteten Leiters dient, wie z. B. im Seewasser als R¨ uckleitung eines einadrigen Telegraphenkabels. Hier werden die Stromlinien im Wasser zum Kabel hingedrängt. Sie schn¨ uren sich mit wachsender Frequenz immer enger in der Umgebung ¨ des Kabels zusammen. Ahnlich liegen die Verhältnisse bei der R¨ uckleitung des Stromes einer oberirdischen Leitung durch die Erde; auch hier drängen sich die Stromlinien des R¨ uckstromes in der Erde bei höheren Frequenzen immer dichter unterhalb der Leitung zusammen, so dass der R¨ uckstrom im wesentlichen in einem Kanal unterhalb der Leitung fließt, dessen Querschnitt bei h¨ oheren Frequenzen immer kleiner wird. F¨ ur das Eindringmaß gilt in allen diesen F¨ allen die Gl. (29.50). 29.1.3 Einseitige Stromverdr¨ angung in Ankerleitern und in Spulen Eine einseitige Stromverdr¨ angung tritt bei den in die Nuten eines Eisenkörpers eingebetteten Kupferleitern der elektrischen Maschinen auf, Abb. 29.7. Das durch die Leiter erzeugte magnetische Feld hat Feldlinien, die angenähert senkrecht aus den Zahnflanken austreten und nahezu geradlinig von der einen


445

Zahnflanke zur anderen u ¨bergehen. Die Feldlinien schließen sich im Eisen, wie in Abb. 29.7 angedeutet. Wird der magnetische Widerstand des Eisenweges gegen den des Luftweges vernachl¨ assigt, so ist nach dem Durchflutungsgesetz die magnetische Feldst¨ arke an jeder Stelle des Luftspaltes proportional dem darunter fließenden Strom. W¨ are der Strom gleichmäßig u ¨ber die Leiter verteilt, so w¨ urde die Feldverteilung die neben der Nut aufgezeichnete sein.

Abbildung 29.7. Zur Untersuchung der einseitigen Stromverdr¨ angung“ ”

Bei Wechselstrom gilt innerhalb der Leiter die Gl. (29.41), wenn als positive Richtung f¨ ur E die aus der Zeichenebene herauszeigende Richtung gew¨ ahlt wird. Das Durchflutungsgesetz liefert, auf ein schmales horizontales Rechteck in der Nut von der H¨ ohe dy und der Breite b angewendet, analog zu Gl. (29.40) a dH = κ E, (29.66) − dy b wobei der zeitliche Anteil separiert und in komplexer Form abgetrennt wurde (vgl. Abschnitt 29.1.1). In ¨ ahnlicher Weise wie oben lassen sich Gl. (29.40) und Gl. (29.66) zu einer einzigen vereinigen mit der L¨ osung (29.43), wobei jedoch a β= πf κμ. (29.67) b Daraus folgt f¨ ur die magnetische Feldst¨ arke mit Gl. (29.41) H(y) =

(1 + j)β −βy−jβy c1 e − c2 e+βy+jβy . jωμ

(29.68)

Die Konstanten c1 und c2 ergeben sich aus den Grenzbedingungen. Betrachten wir den p-ten Leiter der Nut von unten gez¨ ahlt und legen wir den Nullpunkt der y-Achse in die untere Kante dieses Leiters, bezeichnen wir ferner mit I1 den Strom in einem einzelnen Leiter, so ist die Durchflutung der durch y = 0 definierten Feldlinie (p − 1)I1 die Durchflutung der durch y − h gehenden ur diese beiden Feldlinien Feldlinie pI1 Das Durchflutungsgesetz liefert f¨

446


(1 + j)β (c1 − c2 ), jωμ (1 + j)β −βh−jβh pI1 = −b c1 e − c2 e+βh+jβh , jωμ

(p − 1)I1 = −b

(29.69) (29.70)

und es folgt durch Aufl¨ osen jωμ pI1 − (p − 1)I1 eβh+jβh ; (1 + j)bβ 2 sinh β(1 + j)h jωμ pI1 − (p − 1)I1 e−βh−jβh c2 = . (1 + j)bβ 2 sinh β(1 + j)h

c1 =

(29.71) (29.72)

F¨ uhrt man diese Werte in Gl. (29.43) ein und berechnet die Stromdichte, so folgt jωκμ pI1 cosh β(1 + j)y − (p − 1)I1 cosh β(1 + j)(h − y) . (1 + j)bβ sinh β(1 + j)h (29.73) Um den Effektivwert der Stromdichte hieraus berechnen zu können, muss man die Hyperbelfunktionen in die reellen und imaginären Teile zerlegen. Dazu dienen die beiden folgenden Formeln (vgl. Merziger et al. [189]) J(y) =

sinh(x + jy) = sinh x cos y + j cosh x sin y, cosh(x + jy) = cosh x cos y + j sinh x sin y.

(29.74) (29.75)

Mit Hilfe dieser Formeln kann der Betrag der komplexen Stromdichte J, der den Effektivwert Jef f der Stromdichte angibt, gebildet werden.

Abbildung 29.8. Zur Berechnung der Widerstandserh¨ ohung eines Leiters in der Nut

Aus dem Effektivwert der Stromdichte ergeben sich die Verluste in einem Abschnitt von der H¨ ohe dy des Stabes mit Hilfe von Gl. (16.20). Die Gesamtverluste in dem Stab erh¨ alt man durch Summieren der einzelnen Beiträge u ¨ber die H¨ ohe des Stabes


h

P = al 0

1 J 2 dy. κ

447

(29.76)

Der Wirkwiderstand R1 des Stabes ist definiert durch P = I12 R1 .

(29.77)

Durch Ausrechnung ergibt sich damit die folgende Beziehung R1 = ϕ(x) + p(p − 1)ψ(x), R0

(29.78)

in der R0 den Gleichstromwiderstand des Stabes bezeichnet, R0 =

l , κah

und x = βh = h

a πκf μ. b

(29.79)

(29.80)

Es bedeutet ferner sinh 2x + sin 2x , cosh 2x − cos 2x sinh x + sin x ψ(x) = x . cosh x − cos x ϕ(x) = x

(29.81) (29.82)

Das erste Glied (29.78) Leiters liegenden Stäbe in dem betrachteten Leiter zus¨ atzliche Wirbelstr¨ ome hervorruft. Die Funktionen ϕ(x) und ψ(x) sind in Abb. 29.8 dargestellt1. Die Abb. 29.9 veranschaulicht die Stromverteilung in den drei St¨ aben einer Nut f¨ ur x = 3. Die Stromdichte in den aneinander

Abbildung 29.9. Stromverteilung in den drei Leitern einer Nut

liegenden Begrenzungsfl¨ achen der St¨ abe sind im allgemeinen voneinander verschieden. Setzt man z. B. in Abb. 29.9 die Stromdichte an der unteren Kante des unteren Leiters = 1, so ist die Stromdichte an der oberen Kante dieses Leiters rund 10; die Stromdichte an der unteren Kante des folgenden Stabes ist rund 12, an der oberen Kante 21; beim dritten Stab ist die Stromdichte an der

448


Abbildung 29.10. Schr¨ ankstab

unteren Kante 23, an der oberen 32. Dagegen geht die magnetische Feldstärke nat¨ urlich von Stab zu Stab stetig u ¨ber. Um die Widerstandserhöhung zu vermindern, stellt man die Leiter als Litze her, indem man sie unterteilt. Die einzelnen Dr¨ ahte der Litze m¨ ussen dabei so durch das Gesamtfeld des Leiters hindurchgef¨ uhrt werden, dass der von je zwei Litzendrähten umschlungene Fluss m¨ oglichst klein wird. Als Beispiel zeigt Abb. 29.10 die beiden Hälften eines Schr¨ ankstabes“; die beiden H¨ alften werden ineinander gelegt, so das ” alle Leiter einmal umeinander herumgef¨ uhrt sind. Wie in Abb. 29.11 veranschaulicht, heben sich die von zwei beliebigen Leitern einer Stabhälfte umschlungenen Fl¨ usse gerade auf; die beiden von den Pfeilen rechts umlaufenen und mit − bezeichneten Fl¨ achen ergeben zusammengesetzt eine Fläche, die gleichwertig der links umlaufenen +-Fl¨ ache ist.

Abbildung 29.11. Flussverkettung des Schr¨ ankstabes

29.1.4 Wirbelstr¨ ome in Eisenblechkernen Ein weiteres Beispiel f¨ ur die Felddiffusion oder Feldverdr¨ angung geben die in Eisenblechpaketen entstehenden Wirbelstr¨ ome. Die Wirbelströme umkreisen das magnetische Feld innerhalb eines jeden Bleches, wie es Abb. 29.12 zeigt. Unter der Voraussetzung konstanter Permeabilität des Bleches und so kleiner Dicke d im Vergleich zur Breite b, dass die Wirbelströmung im wesentlichen geradlinig verl¨ auft, gelten die Gl. (29.40) und (29.41) mit den Lösungen (29.43), (29.44) und (29.68). Legen wir den Nullpunkt der y-Achse in die Blechmitte, und bezeichnen wir den Effektivwert der magnetischen Feldstärke an den Begrenzungsfl¨ achen des Bleches mit H0 , so ergeben sich die Konstanten c1 und c2 aus den Bedingungen


449

Abbildung 29.12. Wirbelstr¨ ome in einem Eisenblech

(1 + j)β jωμ (1 + j)β H = H0 = jωμ

H = H0 =

c1 e−β(1+j)d/2 − c2 e+β(1+j)d/2 ;

(29.83)

c1 e+β(1+j)d/2 − c2 e−β(1+j)d/2 .

(29.84)

f¨ ur y = +d/2 bzw. y = −d/2. Daraus folgt

Abbildung 29.13. Strom- und Feldverteilung in dem Eisenblech

c1 = −c2 =

jωμH0 , (1 + j)β 2 cosh β(1 + j)(d/2)

(29.85)

cosh β(1 + j)y , cosh β(1 + j)(d/2)

(29.86)

und es wird B(y) = μH(y) = μH0 und nach Gl. (29.40) J(y) = −

dH sinh β(1 + j)y = −β(1 + j)H0 . dy cosh β(1 + j)d/2

(29.87)

F¨ ur den Effektivwert der komplexen Stromdichte Jef f ergibt sich daraus √ √ cosh 2βy − cos 2βy . (29.88) Jef f = |J| = β 2H0 √ cosh βd + cos βd In Abb. 29.13 ist die Verteilung des B-Feldes und der Stromdichte u ¨ber den Querschnitt des Bleches veranschaulicht. Die magnetischen Feldlinien scheinen nach außen hin zusammengedr¨ angt zu werden.

450


Der ganze durch den Blechstreifen gef¨ uhrte magnetische Fluss ist darstellbar durch den Zeiger

d/2

bBdy =

Φ= −d/2

d 2μbH0 tanh β(1 + j) , (1 + j)β 2

(29.89)

wobei der komplexe Fluss nicht gesondert bezeichnet wird, da sich im folgenden aus dem Zusammenhang ergibt, ob es sich um den komplexen Fluss handelt oder nicht. Er hat den Scheitelwert √ 2μbH0 cosh βd − cos βd . (29.90) 2|Φ| = β cosh βd + cos βd Daraus erh¨ alt man die mittlere B-Feldst¨ arke durch Division mit dem Querschnitt bd des Bleches; ihr Scheitelwert ist: 1 cosh x − cos x Bm = 2μH0 , (29.91) x cosh x + cos x wobei x = βd

(29.92)

gesetzt ist. F¨ ur die Verluste in dem Volumen V des Bleches ergibt sich, wenn an Stelle von H0 mit Hilfe von Gl. (29.91) die mittlere Induktion Bm in Gl. (29.87) eingef¨ uhrt wird, V

1 κd

d/2

J 2 dy = −d/2

1 2 3 sinh x − sin x κω 2 d2 Bm V. 24 x cosh x − cos x

(29.93)

Die hier vorkommende Funktion F (x) =

3 sinh x − sin x x cosh x − cos x

(29.94)

ist in Abb. 29.14 dargestellt. Die in einem aus derartigen Blechen zusam-

Abbildung 29.14. Zur Berechnung der Wirbelstromverluste


451

mengesetzten Eisenkern mit dem VolumenV entstehenden Wirbelstromverluste betragen also 1 2 κω 2 d2 Bm Pw = V F (x). (29.95) 24 F¨ ur kleine Werte von x ist F (x) ≈ 1. Damit ergibt sich die Näherungsformel Pw ≈

1 2 κω 2 d2 Bm V. 24

(29.96)

Die Wirbelstromverluste wachsen im Gebiet niedriger Frequenzen proportional mit dem Quadrat der Frequenz und dem der Blechdicke, so dass man durch Verkleinern der Blechdicke die Wirbelstromverluste erheblich vermindern kann. F¨ ur große Werte von x ist F (x) ≈

3 . x

(29.97)

Im Gebiet hoher Frequenzen wachsen also die Verluste bei konstanter BFeldst¨ arke wie d ω 3/2 . (29.98) Befindet sich auf dem geschlossenen Eisenkern eine Wicklung mit N Windungen, und betr¨ agt die mittlere Feldlinienl¨ ange l, so gilt nach dem Durchflutungsgesetz IN . (29.99) H0 = l Die in der Wicklung vom magnetischen Fluss Φk des ganzen Blechpaketes induzierte Spannung ist dΦk . (29.100) uL = N dt oder unter Einf¨ uhrung komplexer Gr¨ oßen UL = jωN Φk ,

(29.101)

wobei auch hier keine neuen Bezeichnungen eingef¨ uhrt werden. Der magnetische Fluss Φk ist durch die Summe der in den einzelnen Blechen gef¨ uhrten Fl¨ usse gegeben. Bezeichnet man daher die H¨ ohe des Eisenblechpaketes mit a, so gilt nach Gl. (29.89) f¨ ur den Fluss Φk =

d 2μabH0 tanh β(1 + j) . (1 + j)βd 2

(29.102)

Damit kann man berechnen, wie groß der Beitrag des Eisenkernes zu dem komplexen Wechselstromwiderstand der Spule ist. Es ergibt sich Z :=

UL 2μabjωN 2 d = tanh β(1 + j) . I (1 + j)βld 2

(29.103)

452


Diese Impedanz ist nat¨ urlich wiederum irrational, so dass die gleichen Hinweise gelten wie zuvor. F¨ ur sehr niedrige Frequenzen folgt daraus Z=

μabN 2 jω = jωL0 , l

(29.104)

wenn mit

μabN 2 . l die Gleichstrominduktivit¨ at der Spule eingef¨ uhrt wird. Allgemein wird damit nach Gl. (29.103) L0 :=

Z = L0

d 2jω tanh β(1 + j) . (1 + j)βld 2

(29.105)

(29.106)

Durch Zerlegen in den reellen und imagin¨ aren Teil findet man f¨ ur die Wechselstrominduktivit¨ at der Spule L = L0

1 sinh x + sin x x cosh x + cos x

(29.107)

und f¨ ur den Wirbelstromwiderstand der Spule R = ωL0

1 sinh x − sin x . x cosh x + cos x

(29.108)

Die Abb. 29.15 zeigt den Verlauf der beiden Funktionen 1 sinh x + sin x , x cosh x + cos x 1 sinh x − sin x F2 (x) = . x cosh x + cos x F1 (x) =

(29.109) (29.110)

F¨ ur niedrige Frequenzen (x < 0, 5) ergeben sich die Näherungsformeln

Abbildung 29.15. Zur Berechnung von Induktivit¨ at und Wirkwiderstand


R ≈ ωL0

1 x2 = κμω 2 d2 L0 ; 6 12

L ≈ L0 .

F¨ ur hohe Frequenzen (x > 4) wird angen¨ ahert 1 4πf ωL0 = L0 . R = ωL = x d κμ

453

(29.111)

(29.112)

Die Grenze, oberhalb der infolge der Feldverdrängung“ eine erhebliche Schwä” chung des Feldes auftritt, ist etwa durch x = 1 gegeben. Die dadurch definierte Frequenz bezeichnet man als Grenzfrequenz des Bleches. Es gilt f¨ ur diese Frequenz (29.113) βd = d πfg κμ = 1. also

1 . (29.114) πκμd2 Sie l¨ asst sich durch Verkleinern der Blechdicke und durch Wahl eines Materials mit m¨ oglichst geringer Leitf¨ ahigkeit erh¨ ohen. Bei der Grenzfrequenz ist die Induktivit¨ at um etwa 4% kleiner als bei Gleichstrom. fg =

Zahlenbeispiel: Eine Drosselspule habe eine Gleichstrominduktivität L0 = 0, 2H; der Kern sei aus besonders dicken Eisenblechen mit d = 0, 2cm zusammengesetzt. Die Leitf¨ ahigkeit des Eisens sei a = 7·104S/cm; die Permeabilität sei μr = 200. Dann ergibt sich S H f 4 −8 = 0, 149 . (29.115) x = 0, 2cm πf · 7 · 10 · 200 · 1, 257 · 10 cm cm Hz ur hohe Die Grenzfrequenz des Bleches ist fg = 45Hz. Die Näherungsformeln f¨

Abbildung 29.16. Induktivit¨ at und Wirbelstromwiderstand einer Drosselspule mit Eisenblechkern

Frequenzen gelten also etwa oberhalb f = 200Hz. Hier nimmt die Induktivität umgekehrt proportional mit der Wurzel aus der Frequenz ab, während der Wirbelstromwiderstand im gleichen Maße zunimmt. In Abb. 29.16 sind die Gr¨ oßen R und L in Abh¨ angigkeit von der Frequenz f dargestellt.

454


Abbildung 29.17. Grenzfrequenz verschiedener Eisenbleche

29.1.5 Abschirmung von Hochfrequenzfeldern Wird in ein magnetisches Wechselfeld ein Metallblech gebracht, so entstehen in dem Blech Wirbelstr¨ ome, die dem erzeugenden Feld entgegenwirken. Man kann daher mit Hilfe von Metallblechen magnetische Wechselfelder abschirmen, z. B. die Streufelder einer Drosselspule dadurch, dass man die Spule in ein Blechgeh¨ ause einschließt. F¨ ur solche elektromagnetischen Schirme gelten die gleichen Gesetze wie sie hier betrachtet wurden. Die Wirbelstromverluste werden von dem Stromkreis gedeckt, der das magnetische Feld erzeugt. Besonders einfach liegt der Fall, wenn die Eindringtiefe so klein ist, dass nur ein kleiner Bruchteil des Feldes durch die Blechh¨ ulle hindurchgelangt. Dann wird das magnetische Feld innerhalb des Schirmes gef¨ uhrt wie eine Fl¨ ussigkeitsstr¨ omung in einem Gef¨ aß, so dass die magnetische H-Feldstärke H0 an der Blechoberfl¨ ache nach Abschnitt 21.5 leicht berechnet werden kann; f¨ ur den Zeiger der Stromdichte folgt aus Gl. (29.45) und (29.53), wenn man den Zeiger der magnetischen Feldst¨ arke als Bezugsgröße durch den Effektivwert H0 ersetzt, (29.116) J(y) = β(1 + j) H0 e−β(1+j)y . √ Dabei ist β = πf κμ und y der Abstand des betrachteten Punktes im Blech von der Blechoberfl¨ ache. F¨ ur die in dem Fl¨ achenelement dA des Bleches in W¨ arme umgesetzte Verlustleistung ergibt sich πf μ dA ∞ 2 2 dA. (29.117) dPw = |J(y)| dy = H0 κ 0 κ Die Gesamtverluste ergeben sich durch Summieren u ¨ber die gesamte Oberfl¨ ache der Schirmh¨ ulle. Die Schirmwirkung ist um so besser, je größer β ist. Große Leitfähigkeit ergibt daher eine gute Schirmwirkung und ist hinsichtlich der Verluste g¨ unstig, w¨ ahrend hohe Permeabilit¨ at zwar f¨ ur die Schirmwirkung vorteilhaft ist, aber zu gr¨ oßeren Verlusten f¨ uhrt (siehe Abschnitt 34). Um eine möglichst gute


455

Schirmwirkung zu bekommen, verwendet man Doppelgehäuse, die innen aus Kupfer oder Aluminium, außen aus Eisenblech bestehen. Das Kupferblech setzt die Feldst¨ arke so weit herab, dass im Eisen keine erheblichen Verluste mehr entstehen können, w¨ ahrend das Eisenblech das restliche Feld abschirmt. 29.1.6 Triebstr¨ ome eines Wechselstromz¨ ahlers In manchen F¨ allen kann man die Wirbelstr¨ omung angenähert berechnen, wenn man die R¨ uckwirkung der Wirbelstr¨ ome auf das erzeugte Feld vernachlässigt; das ist allgemein bei sehr niedrigen Frequenzen zulässig. Als Beispiel werde die Str¨ omung in der Triebscheibe eines Wechselstromz¨ ahlers betrachtet. Wir machen dabei die vereinfachende Annahme, dass der magnetische Induktionsfluss in Form eines zylindrischen B¨ undels mit dem gegen den Radius r0 der Triebscheibe kleinen Radius rk durch die Triebscheibe hindurch geht, Abb. 29.18. In den außerhalb des Feldlinienb¨ undels liegenden Teilen der Blechscheibe gilt f¨ ur jeden geschlossenen Weg, der mit dem Kraftlinienb¨ undel nicht verkettet ist,

Abbildung 29.18. Triebstr¨ ome eines Induktionsz¨ ahlers

E · ds = 0,

(29.118)

d. h. das elektrische Feld und damit das Strömungsfeld sind wirbelfrei. Es kann daher das E-Feld aus einem skalaren Potenzial ϕ abgeleitet werden, f¨ ur das die Potenzialgleichung (14.15) gilt wie in einem stationären Strömungsfeld. Da die Str¨ omung am Rand der Blechscheibe tangential verlaufen muss, so ist der Rand der Scheibe eine Stromlinie. Ferner m¨ ussen die das Feldlinienb¨ undel unmittelbar umgebenden Stromlinien aus Symmetriegr¨ unden konzentrische Kreise sein. Es ergibt sich also ein Stromlinienbild, das dem Bild der Potenziallinien des elektrischen Feldes zwischen zwei geraden parallelen Leitern entspricht, Abb. 10.14. Der Abstand des zweiten Leiters, B in Abb. 29.18, vom Mittelpunkt der Scheibe ist a=

r02 . b

(29.119)

456


Die Potenziallinien des Wirbelstromfeldes sind Kreise, die die Strecke AB als Sehne haben. Das Potenzial ist also in irgendeinem Punkt P ϕ = c(α2 − α1 ).

(29.120)

Die Konstante c wird aus dem Induktionsgesetz bestimmt, nach dem die Umlaufspannung um den Punkte gleich der Abnahmegeschwindigkeit des Flusses ist. Geht man einmal um den Punkt A herum, so wächst α1 von Null auf 2π, uckkommt. Es gilt daher, wenn mit ω w¨ ahrend α2 auf seinen Anfangswert zur¨ die Kreisfrequenz des Wechselflusses in A bezeichnet wird, mit Φ der Zeiger vom Betrag des Effektivwertes, −c2π = −jωΦ;

(29.121)

also wird der Zeiger des wechselnden Potenzials ϕ=

jωΦ (α2 − α1 ). 2π

(29.122)

F¨ ur Punkte innerhalb des von Feldlinien durchsetzten Teiles der Scheibe gilt f¨ ur die elektrische Feldst¨ arke nach dem Induktionsgesetz r2 (29.123) E · ds = E2πr = −jωΦ 2 . rk Damit ist das Feld in jedem Punkt der Scheibe bekannt. Es ist jedoch zu beachten, dass dieses Resultat nur gilt, wenn das durch die Wirbelströme erzeugte magnetische Feld vernachl¨ assigbar klein ist gegen das durch den Fluss Φ gegebene urspr¨ ungliche Feld.

29.2 Die Ummagnetisierungsverluste in ferromagnetischen Werkstoffen Bei ferromagnetischen Stoffen entstehen im magnetischen Wechselfeld neben den Wirbelstromverlusten noch Verluste infolge der Hysterese. Ein Teil der Energie, die zur Verschiebung der Blochw¨ ande und f¨ ur das Umklappen der Molekularmagnete erforderlich ist, erh¨ oht den Wärmeinhalt des Magnetstoffes. Die Hystereseverluste k¨ onnen aus der Hystereseschleife berechnet werden. Entsprechende systematische Rechnungen wurden erstmals von Steinmetz ausgef¨ uhrt; vgl. Steinmetz [254]. Hinweise zur mathematischen Modellierung von Hystereseeffekten findet man in Abschnitt 20.3. Nach Abschnitt 23 wird bei der Magnetisierung eines Stoffes Energie aufgenommen mit der Dichte

B

H dB.

w= 0

(29.124)

29.2 Die Ummagnetisierungsverluste in ferromagnetischen Werkstoffen

457

Abbildung 29.19. Berechnung Hystereseverluste

Im magnetischen Wechselfeld pendelt die magnetische Erregung zwischen zwei Grenzen ±Hm , Abb. 29.19. Das Integral (29.124) stellt in irgendeinem Zeitpunkt die in Abb. 33.1 schraffierte Fl¨ ache abcd dar, wenn mit der Berechnung im Punkt a begonnen wird. W¨ ahrend einer Periode durchläuft der Punkt ¨ b die ganze Hystereseschleife. W¨ urden die beiden Aste der Hystereseschleife zusammenfallen, dann w¨ are die in der einen halben Periode vom Eisen aufgenommene Energie genau so groß wie die w¨ ahrend der zweiten Halbperiode abgegebene. Da dies nicht der Fall ist, so bleibt bei einem vollen Umlauf eine Differenz zwischen aufgenommener und abgegebener Energie, die durch die von der Hystereseschleife berandete Fl¨ ache dargestellt wird. Diese Differenz ist die Arbeit, die w¨ ahrend einer Periode im Eisen in Wärme umgewandelt wird. Bezeichnet man diese aus der Hystereseschleife zu berechnende Arbeit mit wh und die Frequenz des Wechselstroms mit f , so ist also die räumliche Dichte der Hystereseverlustleistung f wh . Hat der Eisenkern das Gesamtvolumen V , so wird die Hystereseverlustleistung Ph = V f wh .

(29.125)

Die Leistung Ph wird meist in Bezug auf die Masse – häufig auch Gewicht genannt – angegeben, da die Masse proportional dem Volumen ist. Man setzt pm := Ph /m und gibt diese spezifische Leistung bei fester B-Feldstärke und Frequenz an. F¨ ur jedes Material ist wh eine bestimmte Funktion des Scheitelwertes der B-Feldst¨ arke Bm . Daher sind auch die auf die Masseeinheit bezogenen Hystereseverluste eine Funktion von Bm ; sie sind ferner proportional der Frequenz. Infolge der Kr¨ ummung der Magnetisierungskurve entsteht bei sinusförmigem zeitlichen Verlauf des magnetischen Flusses und damit der induzierten Quellenspannung ein nichtsinusf¨ ormiger Strom, wie dies durch Abb. 29.20 veranschaulicht ist. Man kann eine nicht sinusf¨ ormige periodische Stromkurve nach Fourier in eine Reihe von harmonischen Sinusstr¨ omen zerlegen: (siehe z. B. Marko [168]) √ √ √ i = I1 2 sin(ωt+ϕ1 )+I2 2 sin(2ωt+ϕ2 )+I3 2 sin(3ωt+ϕ3 )+· · · , (29.126)

458


Abbildung 29.20. Verzerrung der Stromkurve

wobei I1 , I2 , . . . , In usw. die Effektivwerte der Teilströme bezeichnen, ϕ1 , ϕ2 , oßen k¨ onnen aus dem vorgegebenen Ver. . . , ϕn usw. Phasenwinkel. Diese Gr¨ lauf von i(t) berechnet werden mit Hilfe der Formeln √ ω 2π/ω i sin nωtdt; In 2 cos ϕn = π 0 √ ω 2π/ω In 2 sin ϕn = i cos nωtdt. π 0

(29.127) (29.128)

F¨ ur den Effektivwert des zusammengesetzten Wechselstromes gilt ferner I = I12 + I22 + I32 + · · ·. (29.129) Zerlegt man nun im vorliegenden Fall den Strom i in die Grundschwin-

Abbildung 29.21. Zerlegung der Stromkurve bei Hysterese

gung i1 und den Rest id , Abb. 29.21, so findet man, dass die Grundschwingung eine Phasenverschiebung α gegen den Fluss aufweist, und zwar eilt die Grundschwingung des Stromes dem Fluss um diesen Winkel α voraus. Zeigerdiagramme gelten nur f¨ ur sinusf¨ ormig ver¨ anderliche Größen. Um zu einer


459

angen¨ aherten Darstellung der Verh¨ altnisse in einem Zeigerdiagramm zu kommen, kann man sich den wirklichen Strom i(t) denken durch einen Sinusstrom, der 1. den gleichen Effektivwert I hat wie der wirkliche Strom, 2. die gleiche Frequenz wie die Grundschwingung des wirklichen Stromes, und der 3. die gleichen Verluste bei gleicher Spannung ergeben w¨ urde wie der wirkliche Strom. Um die letzte Forderung zu erf¨ ullen, denke man sich zunächst den Leiterwiderstand R der Spule nach außerhalb verlegt. Dann ist die Spannung an der Spule gleich der Selbstinduktionsspannung UL . Die Hystereseverluste sind nun bestimmt durch die in Phase mit dieser Spannung liegende Komponente Ih des Ersatzstromes, Abb. 29.22. Diese Komponente ist daher

Abbildung 29.22. Zeigerdiagramm einer Spule mit Eisenkern

Ih =

Ph UL

(29.130)

Auch die Wirbelstromverluste im Eisenkern haben eine in Phase mit UL liegende Komponente des Stromes und damit eine Vergrößerung des Winkels δ zwischen Strom und Fluss zur Folge. Man bestimmt daher aus der Summe der Wirbelstrom- und Hystereseverluste Pv einen Wirkstrom Iv =

Pv , UL

(29.131)

der als maßgebend f¨ ur die Phasenvoreilung des Stromes I gegen Φ angesehen wird und an die Stelle von Ih in Abb. 29.22 tritt. Damit kann das Dreieck der Stromzeiger gezeichnet werden und es gilt sin δ =

Iv . I

(29.132)

Der Winkel δ, um den der Ersatzstrom dem Fluss Φ voreilt, wird damit etwas verschieden von dem Winkel α zwischen den Grundschwingungen.

460


Nunmehr kann auch der ohmsche Spannungsabfall IR in der Spule, der in Phase mit dem Strom I liegt, ber¨ ucksichtigt werden wie es Abb. 29.22 zeigt. Da die Wirbelstromverluste bei den in der Starkstromtechnik in Betracht kommenden niedrigen Frequenzen nach dem vorigen Abschnitt ungefähr proportional mit dem Quadrat der Frequenz wachsen, die Hystereseverluste dagegen nur proportional, so lassen sich die Gesamtverluste Pv leicht in diese beiden Werte zerlegen. F¨ ur kohlenstoffarmes Eisenblech von 0, 35mm Dicke ergeben sich z.B. bei 50Hz folgende massebezogenen Hysterese- und Wirbelstromverluste f¨ ur die maximale B-Feldst¨ arke Bm Bm = 1, 0T : ph = 2, 2W/kg, pw = 1, 2W/kg, Bm = 1, 5T : ph = 6, 3W/kg, pw = 2, 3W/kg,

(29.133) (29.134)

wobei pw die massebezogenen Wirbelstromverluste sind. Durch Legieren mit Silizium lassen sich massebezogenen Wirbelstrom- und Hystereseverluste herabsetzen. Mit 4% Siliziumgehalt kann man die massebezogenen Gesamtverluste pv = ph + pw auf etwa 0, 9W/kg herabsetzen. Bei geringer magnetischer Aussteuerung, wie sie vielfach in der Nachrichtentechnik vorliegt, teilt man die Ummagnetisierungsverluste in drei Teile: a) Hystereseverluste. Sie sind, wie oben festgestellt, proportional der Frequenz f , dem Eisenvolumen V und der von der Hystereseschleife eingeschlossenen Fl¨ ache. Es zeigt sich, dass bei kleinen Flussdichten diese Fläche uhrt ungef¨ ahr proportional der dritten Potenz der H-Feldstärke Hm ist. Dies r¨ daher, dass hier die Hystereseschleife in vielen Fällen angenähert durch zwei Parabel¨ aste dargestellt werden kann, Abb. 29.23. F¨ ur den aufsteigenden Ast kann man dann setzen

Abbildung 29.23. Hystereseverluste bei kleinen Feldst¨ arken

B = μα H + νH 2 ,

(29.135)

wobei μα die Anfangspermeabilit¨ at, ν eine andere Materialkonstante bezeichnet. Diese Beziehung bildet den Anfang einer Potenzreihe; sie gilt auch f¨ ur


461

den absteigenden Ast, wenn man sie auf den anderen Eckpunkt der Schleife anwendet. Die in Abb. 29.23 schraffierte Fl¨ ache wird 2Hm 8 2 3 B dH = 2μα Hm + νHm . (29.136) 3 0 Die ganze Rechteckfl¨ ache ist 2Bm · 2Hm .

(29.137)

2 2Bm = 2μα Hm + 4νHm .

(29.138)

Nun gilt aber nach Gl. (29.135)

Also ist die Rechteckfl¨ ache 2 3 4μα Hm + 8νHm .

(29.139)

F¨ ur die Fl¨ ache der Hystereseschleife ergibt sich damit wh =

8 3 νHm , 3

(29.140)

und es folgt f¨ ur die Hystereseverluste mit Gl. (29.125) Ph =

8 3 νf V Hm . 3

(29.141)

Man definiert den Hysteresewiderstand Rh einer Spule durch die Beziehung Ph = I 2 R h .

(29.142)

F¨ ur diesen Widerstand gilt dann der Ansatz Rh = k1 If,

(29.143)

in dem k1 f¨ ur die betreffende Spule eine Konstante bezeichnet. b) Die Wirbelstromverluste. Die Wirbelstromverluste sind im allge2 und f 2 . meinen bei den in Betracht kommenden Frequenzen proportional Bm Kann man die Permeabilit¨ at bei den vorkommenden Stromstärken als nahezu konstant ansehen, so kann man unter Einf¨ uhrung des Wirbelstromwiderstanur diese Verluste schreiben des Rm f¨ Pw = I 2 Rw = k2 I 2 f 2 ,

(29.144)

Rw = k2 f 2 .

(29.145)

wobei also c) Die Nachwirkungsverluste. Es zeigt sich, dass die gesamten Verluste noch einen Rest enthalten, der proportional der Frequenz ist wie der Hystereseverlust, aber proportional dem Quadrat der Stromstärke wie der Wirbelstromverlust. Man f¨ uhrt diesen Rest auf Diffusionsvorgänge im Kristallgitter

462


und andere Nachwirkungserscheinungen zur¨ uck. F¨ ur den entsprechenden Widerstand, den man als Nachwirkungswiderstand bezeichnet, gilt der Ansatz Rn = k3 f.

(29.146)

Die Summe der drei damit eingef¨ uhrten Widerstände stellt den Verlustwiderstand dar Rv = k1 If + k2 f 2 + k3 f, (29.147) er bildet die Differenz aus dem Wirkwiderstand R der Spule und dem Gleichstromwiderstand R0 : (29.148) Rv = R − R0 . Zur Bestimmung der Verluste bei kleinen Feldstärken wird eine Ringspule mit einem Kern aus dem betreffenden Material hergestellt und der Verlustucke gemessen. Die Abb. 29.24 widerstand Rv in einer Wechselstrommessbr¨ zeigt die einfachste (wenn auch nicht praktisch zweckmäßigste) Form einer solchen Messbr¨ ucke. Der Wechselstromgenerator S liefert den Wechselstrom mit der Frequenz f . Durch Ver¨ andern des Messwiderstandes R2 und der Messinduktivit¨ at (Induktionsvariometer) L kann der Ton im Fernhörer F (oder anderes Nullinstrument) zum Verschwinden gebracht werden. Dann gilt, da die Potenzialdifferenz zwischen a und b durch die beiden Anschlusspunkte des Fernh¨ orers halbiert wird,

Abbildung 29.24. Messung der Verluste bei kleinen Feldst¨ arken

Lx = L,

Rx = R 2 .

(29.149)

Die Flussdichte im Eisenkern der Spule kann aus der Spannung U berechnet werden, die halb so groß ist wie die vom Voltmeter angezeigte Spannung. Die Stromst¨ arke in der Spule ist betragsmäßig I=

U Rx2

+ (2πf Lx )2

.

Damit kann die Selbstinduktionsspannung UL = U 2 − (IRx )2 = I2πf Lx

(29.150)

(29.151)


463

berechnet werden. Nach dem Induktionsgesetz ist der Scheitelwert der BFeldst¨ arke bei sinusf¨ ormigem Verlauf der Spannung Bm =

UL 4, 44AN f

(29.152)

wobei mit A der Kernquerschnitt, mit N die Windungszahl der Spule bezeichnet ist. Der Scheitelwert der H-Feldst¨ arke ist √ I 2N Hm = , (29.153) l wenn l die mittlere Feldlinienl¨ ange bezeichnet, und es ergibt sich die Wechselfeldpermeabilität des Kernes μ=

l Bm = Lx . Hm AN 2

(29.154)

Die gesamten Eisenverluste betragen Pv = I 2 (Rx − R0 ) = I 2 Rv .

(29.155)

Man zerlegt den Verlustwiderstand Rv in seine drei Bestandteile, indem man

Abbildung 29.25. Trennung der Verlustanteile

Messungen bei verschiedenen Stromst¨ arken und verschiedenen Frequenzen ur bestimmte Stromstärken in Abhängigkeit ausf¨ uhrt. Die Größe Rv /f wird f¨ von der Frequenz aufgetragen, Abb. 29.25. Mit den durch die Messpunkte gelegten geraden Linien ergeben sich die Abschnitte r1 und r2 auf der Ordinatenachse. Diese liefern, in Abh¨ angigkeit von I aufgetragen, eine gerade Linie, Abb. 29.26, deren Schnitt mit der r-Achse den Wert k3 ergibt. Dann kann ferner r − k3 (29.156) k1 = I berechnet werden und aus Gl. (29.147) k2 =

Rv − k1 If − k3 f . f2

(29.157)

464


Abbildung 29.26. Zur Berechnung der Verlustanteile

Eine nur vom Material abh¨ angige Angabe f¨ ur die Verluste erhält man, wenn man sie auf die Masse bezieht. Die Induktivit¨ at einer Spule w¨ achst bei kleinen Stromstärken etwas mit dem Strom an. Nach Gl. (29.138) gilt f¨ ur die Permeabilit¨ at μ=

Bm = μα + 2νHm . Hm

(29.158)

Man kann also bei kleinen Stromst¨ arken eine Spule mit Eisenkern darstellen durch die Reihenschaltung aus einer Induktivität, die mit der Stromstärke linear anw¨ achst, und einem Widerstand, der einen konstanten Anteil R0 enthält und einen Anteil Rv , der mit Frequenz und Stromstärke zunimmt. In der komplexen Wechselstromrechnung (siehe Abschnitt 4.3) können die Ummagnetisierungsverluste einer Spule entweder durch einen Widerstand in Reihe mit der Spule oder durch einen Parallelwiderstand dargestellt werden. Eine andere Darstellung geht davon aus, dass infolge der Verluste der Strom dem Feld um einen Winkel δ voreilt, Abb. 29.22. Es ist also IL = Φg ejδ

(29.159)

ILe−jδ = Φg .

(29.160)

Die Eisenverluste k¨ onnen daher auch durch die Einf¨ uhrung einer komplexen Induktivit¨ at Lkompl := Le−jδ . (29.161) ber¨ ucksichtigt werden. Eine weitere vielfach ben¨ utzte M¨ oglichkeit besteht schließlich darin, dass man f¨ ur die Permeabilit¨ at eine komplexe Größe einf¨ uhrt, die komplexe Permeabilit¨ at (29.162) μ := μ − jμ . Der Realteil μ ist im wesentlichen maßgebend f¨ ur die Induktivität, der Imaur die Verluste. Es gilt gin¨ arteil μ f¨ tan δ =

μ . μ

(29.163)

29.3 Der Transformator

465

29.3 Der Transformator 29.3.1 Allgemeine Beziehungen Eingangs- und Ausgangswicklung des Transformators (Primär- und Sekundärwicklung) befinden sich meist auf einem geschlossenen Kern (Eisenblechpaket, Eisenpulverkern, Bandwickelkern oder Ferritkern). Der Kern sorgt daf¨ ur, dass m¨ oglichst der ganze in der einen Wicklung erzeugte Fluss auch durch die andere Wicklung hindurchgef¨ uhrt wird, dass also die Streuung gering ist, und dass zur Herstellung des f¨ ur die Energie¨ ubertragung notwendigen Flusses ein m¨ oglichst geringer Magnetisierungsstrom erforderlich wird. Das Schaltbild des Transformators ist in Abb. 5.12 dargestellt. Neben den Zählpfeilen f¨ ur die Str¨ ome muss hier auch der Wicklungssinn der beiden Wicklungen ber¨ ucksichtigt werden. Er wird zweckm¨ aßig durch einen Punkt am einen Ende der Wicklung markiert, wie in Abb. 5.12. Dadurch soll festgelegt werden, dass beim Durchlaufen der Wicklungen von dem Punkt aus der gemeinsame Kern in gleichem Sinn umkreist wird. In Abb. 5.12 umkreisen also die Zählrichtungen der Str¨ ome in den beiden Wicklungen den Kern gleichsinnig. Ist der Eisenkern verzweigt, dann m¨ ussen die Punkte f¨ ur je 2 Wicklungen getrennt festgelegt werden, da sich der Magnetfluss jeder einzelnen Wicklung in verschiedener Weise verzweigt.

Abbildung 29.27. Schema eines Transformators, Windungszahlen N1 und N2

Bei der folgenden N¨ aherungsbetrachtung seien nun zunächst die Verluste in den Wicklungen und im Eisenkern sowie die Streuung vernachlässigt. Die Windungszahlen der Prim¨ ar- und der Sekund¨ arwicklung seien N1 und N2 . Am Eingang 1 2 erzeuge eine Quelle die Wechselspannung U1 mit dem Effektivwert U1 . Bei Leerlauf der Ausgangsklemmen 3 4 stellt sich nach dem Induktionsgesetz in jedem Zeitpunkt ein solcher magnetischer Fluss ein, dass die Selbstinduktionsspannung gerade gleich der Eingangsspannung u1 ist ( Spannungs” gleichgewicht“). Daraus folgt f¨ ur den Scheitelwert Φ1 des Flusses Φ1 =

U1 . 4, 44N1 f

(29.164)

466


Abbildung 29.28. Zeigerdiagramm des verlust- und streuungsfreien Transformators

Bei sinusf¨ ormigem Verlauf der Prim¨ arspannung verläuft auch der Fluss sinusf¨ ormig. In dem Zeigerdiagramm Abb. 29.28 eilt der Fluss Φ1 der Spannung orige Leerlaufstrom in der Primärwicklung U1 um genau 90◦ nach. Der dazugeh¨ ergibt sich nach Abb. 29.20 aus der Magnetisierungskennlinie und verläuft daher nicht sinusf¨ ormig; sein Effektivwert sei I0 . Der komplexe Leerlaufstrom oder Magnetisierungstrom“ I0 liegt bei Vernachlässigung der Hysterese-und ” Wirbelstromverluste in Phase mit Φ1 und eilt daher der Spannung U1 ebenfalls um 90◦ nach. Wegen der vernachl¨ assigten Streuung ist der Fluss Φ1 auch vollständig mit der Ausgangswicklung verkettet und erzeugt dort die komplexe Spannung U2 mit dem Effektivwert (29.165) U2 = 4, 44N2 f Φ1 . Infolge der durch die Punkte gekennzeichneten Festlegung u ¨ber den Wicklungssinn der Wicklungen liegt U2 in Phase mit U1 ; so dass unter Einf¨ uhrung der Wicklungs¨ ubersetzung N1 (29.166) u ¨= N2 f¨ ur die komplexen Spannungen gilt 1 U1 . (29.167) u ¨ Wird nun der Ausgang mit dem komplexen Widerstand Z2 belastet, so entsteht der Sekund¨ arstrom U2 I2 = − . (29.168) Z2 Das Minuszeichen ist durch die in Abb. 29.27 entgegen der Bezugsrichtung der Spannung u2 festgelegte Bezugsrichtung des Stromes i2 bedingt. Im Zeiuber der bei Vergerdiagramm Abb. 29.28 erscheint daher I2 um 180◦ gegen¨ braucherwiderständen u ¨blichen Darstellung gedreht. Der Strom I2 durchfließt U2 =


467

die Ausgangswicklung und erzeugt eine Durchflutung N2 I2 des magnetischen Kreises. Da das Spannungsgleichgewicht auf der Eingangsseite erhalten bleiben muss, muss auch der Fluss Φ1 die gleiche Größe behalten. Seine Durchflutung wird durch I0 gedeckt; daher muss auf der Eingangsseite zusätzlich ein Strom entstehen, der die sekund¨ are Durchflutung gerade kompensiert. Wir nennen diesen Strom den prim¨ aren Zusatzstrom I1z ; er hat also die entgegengesetzte Richtung wie I2 , und sein Effektivwert ergibt sich aus N1 I1z = N2 I2 .

(29.169)

Infolge des gleichen Flusses bleibt auch die Sekundärspannung U2 die gleiche. Mit Gl. (29.167) und (29.168) folgt I1z = −

N2 U1 I2 = 2 . N1 u ¨ Z2

(29.170)

Der prim¨ are Zusatzstrom kann demnach dargestellt werden als Strom in einem Widerstand u ¨Z2 , an dem die Prim¨ arspannung liegt. Der gesamte Primärstrom wird (29.171) I1 = I1z + I0 .

Abbildung 29.29. Ersatzbild des verlust- und streuungsfreien Transformators

Daraus ergibt sich das in Abb. 29.29 dargestellte Ersatzbild. Der Magnetisierungsstrom I0 wird durch geeignete Bemessung des Eisenkerns immer klein gegen den Betriebsstrom gehalten. Der ideale Transforma¨ tor ( idealer Ubertrager“) entsteht, wenn I0 gegen I1z vernachlässigbar klein ” ist. Daher gelten f¨ ur den idealen Transformator die Gleichungen U2 =

1 U1 , u ¨

I2 = −¨ uI1 .

(29.172)

¨ Der Eingangswiderstand des idealen Ubertragers ist gleich dem mit dem Qua¨ drat der Ubersetzung multiplizierten Lastwiderstand. Diese Eigenschaft wird ¨ in der Nachrichtentechnik zur Leistungsanpassung ben¨ utzt, indem die Ubersetzung so gew¨ ahlt wird, dass der u ¨bersetzte Widerstand gleich dem Innenwiderstand der Quelle auf der Prim¨ arseite ist.

468


29.3.2 Streuungs-Ersatzbild Das Ersatzbild Abb. 29.29 kann leicht durch die Ber¨ ucksichtigung der Verluste und der Streuung vervollst¨ andigt werden. Die Wirkwiderstände R1 und R2 der beiden Wicklungen k¨ onnen nach außerhalb gelegt werden, da sie nur jeweils von einem der beiden Str¨ ome I1 und I2 durchflossen werden. Ebenso wirken mit je einer Wicklung verkn¨ upften Feldlinien der magnetischen Streufl¨ usse wie Induktivit¨ aten Lσl und Lσ2 in Reihe mit den beiden Wicklungen. Daraus ergibt sich das Streuungs-Ersatzbild Abb. 29.30 des Transformators. Die sekund¨ are Streuinduktivit¨ at und der sekundäre Widerstand arseite. Der primäre Zusatzstrom erscheinen mit u ¨2 multipliziert auf der Prim¨ u, und die am Lastwiderstand wirkende Sekundärspannung ist I1z = I2 = I2 /¨ Ü2 auf der Prim¨ arseite eingetragen. U2 ist als U2 = u

Abbildung 29.30. Streuungs-Ersatzbild des Transformators

Da die Streufl¨ usse ihren magnetischen Widerstand in der Hauptsache in der Luft und magnetisch neutralen Stoffen haben, sind die Streuinduktivitäten praktisch unabhängig von der Stromst¨ arke und relativ klein; ihre Summe ¨2 Lσ2 Lσ = Lσ1 + u

(29.173)

kann daher n¨ aherungsweise durch Messung des Eingangswiderstandes bei kurzgeschlossenem Ausgang bestimmt werden; diese Messung liefert auch die Kupferverluste“ I12 (R1 + u ¨2 R2 ). ” ummung Die prim¨ are Hauptinduktivit¨ at“ Lh1 dagegen hängt wegen der Kr¨ ” der Magnetisierungskurve von der Betriebsspannung ab; sie ist definiert durch Lh1 =

U N1 Φ1 √ ≈ 1, ωI I0 2 0

(29.174)

und kann daher n¨ aherungsweise bei Leerlauf des Ausgangs gemessen werden. Die Ummagnetisierungsverluste im Eisenkern können auf Grund von Abb. 29.22 durch einen ohmschen Widerstand parallel Lh1 ber¨ ucksichtigt werden, und daher ebenfalls bei Leerlauf gemessen werden.


469

29.3.3 Die Streuung Bei Transformatoren mit Eisenkern sind die magnetischen Streufl¨ usse klein gegen den magnetischen Hauptfluss im Eisenkern. Wegen der räumlichen Ausdehnung der Wicklungsquerschnitte k¨ onnen jedoch die einzelnen Windungen mit verschieden großen Magnetfl¨ ussen verkettet sein. Dies soll im folgenden n¨ aher betrachtet werden. Der bei offener Sekund¨ arwicklung durch den Primärstrom erzeugte mit dem Prim¨ arkreis verkettete magnetische Fluss sei Φg1 . Mit der Wicklung 2 ist dabei ein bestimmter Fluss Φg12 verkettet. Man denkt sich nun die beiden Fl¨ usse Φg1 und Φg12 durch B¨ undelfl¨ usse Φg1 und Φg12 von solcher Größe ersetzt, dass sie in den beiden Wicklungen die gleichen Gesamtfl¨ usse ergeben w¨ urden Φg1 Φg12 , Φ12 = (29.175) Φ1 = N1 N2 Wenn keine Feldlinien außerhalb des Kernes verlaufen w¨ urden, dann w¨ urden diese beiden B¨ undelfl¨ usse einander gleich sein und identisch mit dem in Wirklichkeit in dem Eisenkern des Transformators vorhandenen Induktionsfluss. Infolge der Streufeldlinien sind die beiden B¨ undelfl¨ usse etwas verschieden von dem Induktionsfluss im Eisenkern; sie sind als Rechengrößen zu betrachten. Ihre Differenz bezeichnet man als den prim¨ aren Streufluss Φσ1 = Φ1 − Φ12 .

(29.176)

Negative Werte dieses Flusses zeigen an, dass die Verkettung der Feldlinien mit der Sekund¨ arwicklung vollst¨ andiger ist als mit der Primärwicklung. Mit Hilfe der so eingef¨ uhrten Fl¨ usse definiert man nun die prim¨ are Streuinduktivit¨ at Lσ1 =

N1 Φσ1 . i1

(29.177)

¨ Durch eine entsprechende Uberlegung ergibt sich f¨ ur die sekund¨ are Streuinduktivit¨ at N2 Φσ2 Lσ2 = . (29.178) i2

Beispiel: Berechnung der Streuung eines Transformators. Auf dem Schenkel eines Transformators, Abb. 29.31, befinde sich eine Primärwicklung I mit der H¨ ohe h1 und eine Sekund¨ arwicklung II mit der Höhe h2 ; die durch einen Spalt von der Breite s getrennt sind. Fließt bei stromloser Sekundärwicklung in der Prim¨ arwicklung der Strom i1 , so entsteht neben dem Hauptfluss Φh mit den Feldlinien 1 ein Luftfeld mit Feldlinien 2, w¨ ahrend Feldlinien von der Form 3 nicht auftreten k¨ onnen, da ihre Durchflutung 0 wäre. Die Stärke des Luftfeldes kann dadurch abgesch¨ atzt werden, dass der magnetische Widerstand im Eisen gegen den im Luftraum vernachl¨ assigt wird. Das Linienintegral der

470


magnetischen Feldst¨ arke f¨ ur eine Feldlinie 2 ist dann Hl, wobei l die mittlere Feldlinienl¨ ange in der Luft bedeutet. Die Durchflutung der Feldlinie 2 ergibt sich aus dem verketteten Bruchteil (x/h1 )N1 der Windungszahl N1 der Prim¨ arwicklung: x Hl = i1 N1 . (29.179) h1 Die Feldst¨ arke nimmt von H = 0 f¨ ur x = 0 linear auf den Wert i1 N1 /l auf der

Abbildung 29.31. Zur Berechnung der Streuung eines Transformators

Innenseite der Wicklung zu. Der magnetische Fluss, der sich aus Feldlinien der Form 2 zusammensetzt, ergibt sich durch Integration der B-Feldstärke μ0 H u ormigen Fl¨ achenelemente mit der Breite dx und der mittleren ¨ber die ringf¨ Windungsl¨ ange l1 der Wicklung I: h1 l1 1 (29.180) Bl1 dx = μ0 i1 N1 h1 . 2 l 0 Dieser Fluss ist ebenso wie der im Eisen gef¨ uhrte Hauptfluss Φh , ganz mit arwicklung verkettet. Daher ist der mit der den N2 Windungen der Sekund¨ Sekund¨ arwicklung verkettete Gesamtfluss: l1 1 Φg12 = N2 Φh + μ0 i1 N1 N2 h1 . 2 l

(29.181)

Die Feldlinien 2 sind dagegen jeweils nur mit dem Bruchteil (x/h1 )N1 der prim¨ aren Windungszahl verkettet. Daher ist der primäre Gesamtfluss h1 x Φg1 = N1 Φh + Bl1 N1 dx (29.182) h 1 0 oder

1 l1 Φg1 = N1 Φh + μ0 i1 N12 h1 . 3 l Daraus folgt nach Gl. (29.175) l1 1 Φ1 = Φh + μ0 i1 N1 h1 , 3 l

(29.183)

(29.184)


471

und

l1 1 Φ12 = Φh + μ0 i1 N1 h1 , 2 l sowie nach Gl. (29.176) der prim¨ are Streufluss

(29.185)

l1 1 Φσ1 = − μ0 i1 N1 h1 . 6 l

(29.186)

Die prim¨ are Streuinduktivit¨ at wird nach Gl. (29.177) l1 1 Lσ1 = − μ0 N12 h1 . 6 l

(29.187)

Fließt andrerseits bei stromloser Prim¨ arwicklung durch die Sekundärwicklung der Strom i2 , so stellt sich der gleiche Fluss Φh im Eisenkern ein, wenn i2 N2 = I1 N1 gemacht wird. Die Feldlinien von der Form 2 durchsetzen den ganzen Innenraum der Sekund¨ arwicklung bis zum Eisenkern. Die H-Feldstärke ist hier i2 N2 /l, und es ergeben sich Feldlinien der Form 3 mit der H-Feldstärke are Gesamtfluss wird daher (i2 N2 /l)(y/h2 ). Der sekund¨ Φσ2 = N2 Φh + oder

μ0 i2 N22 (h1

l2 l1 + s) + μ0 i2 N22 l l

h2

0

y2 dy h22

1 l2 l1 Φσ2 = N2 Φh + μ0 i2 N22 (h1 + s) + h2 . l 3 l

(29.188)

(29.189)

Der mit der Primärwicklung verkettete Gesamtfluss wird l1 1 Φg21 = N1 Φh + μ0 i2 N1 N2 h1 . 2 l

(29.190)

Hieraus folgt

1 l2 l1 Φ2 = Φh + μ0 i2 N2 (h1 + s) + h2 l 3 l l1 1 Φ21 = Φh + μ0 i2 N2 h1 . 2 l

,

(29.191) (29.192)

und der sekund¨ are Streufluss Φσ2 = Φ2 − Φ21 = μ0 i2 N2

l1 1 1 l2 h1 + s + h2 2 l 3 l

Die sekund¨ are Streuinduktivit¨ at wird l1 1 1 l2 h1 + s + h2 . Lσ2 = μ0 N22 2 l 3 l

(29.193)

(29.194)

472


¨ 29.3.4 Der lineare Ubertrager Die Eigenschaften des Transformators werden spannungsunabhängig, wenn die Permeabilit¨ at des Kernes unabh¨ angig von der Feldstärke ist. Dies wird ¨ ¨ bei den Ubertragern der Nachrichtentechnik zwecks verzerrungsfreier Ubertragung der Nachrichtensignale angestrebt. In dem Streuungsersatzbild sind dann alle Induktivit¨ aten konstant; das Bild veranschaulicht, wie bei hohen Frequenzen die Streuinduktivit¨ aten, bei niedrigen Frequenzen die Hauptin¨ duktivit¨ at die Ubertragung zwischen Eingang und Ausgang sperren. In einem mittleren Frequenzbereich gelten angen¨ ahert die Gl. (29.172) des idealen Transformators. Mit Hilfe des oben erl¨ auterten Berechnungsganges der Streuinduktivitäten k¨ onnen folgende Gr¨ oßen definiert werden. Die prim¨ are Gesamtinduktivit¨ at ist N1 Φ1 . i1

L1 =

(29.195)

Damit wird die prim¨ are Hauptinduktivit¨ at Lh1 = L1 − Lσ1 =

N1 Φ12 i1

(29.196)

Die Gegeninduktivit¨ at wird nach Gl. (23.28) M=

N2 Φ12 . i1

(29.197)

N1 M N2

(29.198)

Damit gilt auch Lh1 = und Lσ1 = L1 −

N1 M N2

(29.199)

¨ Durch die entsprechenden Uberlegungen findet man die sekund¨ are Gesamtinduktivit¨ at N2 Φ2 L2 = , (29.200) i2 und die sekund¨ are Hauptinduktivit¨ at Lh2 = L2 − Lσ2 =

N2 Φ12 . i2

(29.201)

Auf Grund dieser Beziehungen gilt ferner Lh2 =

N2 N2 M, Lσ2 = L2 − M ; M := Lh1 Lh2 , N1 N1

(29.202)

und es verhalten sich die Hauptinduktivit¨ aten wie die Quadrate der Windungszahlen:


Lh1 N2 = 12 = u ¨2 . Lh2 N2

473

(29.203)

Wenn die Streuinduktivit¨ aten Null w¨ aren, w¨ urde nach den Gl. (29.198), (29.199) und (29.202) gelten M=

L1 L2

und u ¨=

L1 . M

(29.204)

In Wirklichkeit ist die Gegeninduktivit¨ at immer kleiner als dieser Wert. Dies wird durch den sogenannten Streugrad oder Streufaktor σ ausgedr¨ uckt, indem man setzt M2 σ := 1 − . (29.205) L1 L2 Der Streugrad ist Null, wenn die Streuung Null ist und hat den Wert 1, wenn die beiden Wicklungen vollst¨ andig unabhängig voneinander sind. Ferner bezeichnet man √ M2 k := = 1 − σ. (29.206) L1 L2 als Kopplungsgrad oder Kopplungsfaktor; er liegt ebenfalls zwischen Null und 1. Die Streuinduktivit¨ aten sind praktisch meist sehr klein gegen die Hauptinduktivit¨ at; dann folgt aus Gl. (29.205), (29.198) bis (29.202) die Näherungsformel Lσ2 Lσ Lσ1 + = . (29.207) σ= L1 L2 L1

Beispiel: In dem vorigen Beispiel ist zur Berechnung des Streugrades nach Gl. (29.207) angen¨ ahert zu setzen L1 =

N1 Φh , i1

L2 =

N2 Φh , i2

(29.208)

und zu ber¨ ucksichtigen, dass zur Erzeugung des gleichen Hauptflusses sein muss. Damit ergibt sich 1 l1 1 l2 i1 N1 l1 μ0 s + h1 + h2 σ= . (29.209) Φh l 3 l 3 l F¨ uhrt man die mittlere Feldlinienl¨ ange lE des Hauptflusses im Eisen ein, sowie die Permeabilit¨ at μr des Eisens und den Eisenquerschnitt AE , so folgt schließlich 1 1 1 lE σ= (29.210) sl1 + h1 l1 + h2 l2 . μr AE l 3 3 Der Streugrad ist umgekehrt proportional der relativen Permeabilität des Ei¨ sens. Er bleibt bei proportionaler Anderung sämtlicher Abmessungen konstant, ist also in erster N¨ aherung unabh¨ angig von der Größe des Transformators.

474


Fließen in der Prim¨ ar- und in der Sekundärwicklung Ströme, dann kann die Induktionswirkung im Kreis 1 auf den Gesamtfluss Φg = L1 i1 + M i2

(29.211)

zur¨ uckgef¨ uhrt werden; ebenso im Kreis 2 Φg = L2 i2 + M i1 .

(29.212)

Unter Einf¨ uhrung der Streuinduktivit¨ aten kann man hierf¨ ur auch schreiben M (N2 i2 + N1 i1 ); N2 M Φg = Lσ2 i2 + (N2 i2 + N1 i1 ). N1 Φg = Lσ1 i1 +

(29.213) (29.214)

Diese Gleichungen kann man so deuten, als ob mit jedem Kreis jeweils ein Streufluss“, der nur von dem Strom in diesem Kreis herr¨ uhrt, und ein ge” ” meinsamer Fluss“, der von der Summe der Durchflutungen herr¨ uhrt, verkettet w¨ aren. Diese rein mathematische Zerlegung darf nicht zu der Annahme verleiten, dass diese Fl¨ usse in Wirklichkeit Flussb¨ undeln entsprechen m¨ ussten, die nur mit einem Kreis bzw. mit beiden Kreisen verkettet sind. Das resultierende Magnetfeld der beiden Str¨ ome kann zwar Feldlinien enthalten, die mit je einem der beiden Kreise verkettet sind, und solche, die beide Kreise gemeinsam umschlingen; aber die durch diese Feldlinien gebildeten B¨ undel sind nicht gleich den Fl¨ ussen Φg und Φg . Es kann sogar der Fall vorkommen, dass es u ¨berhaupt keine Feldlinien gibt, die beiden Stromkreisen gemeinsam sind, w¨ ahrend doch die Summe der Durchflutungen beider Kreise einen endlichen Wert hat. Ein Beispiel stellt das in Abb. 29.32 aufgezeichnete Feld zweier paralleler Drahtkreise dar, die in entgegengesetzter Richtung von Strömen im Verh¨ altnis 1 : 2 durchflossen sind (vgl. Weber [281]).

Abbildung 29.32. Feldlinienbild zweier paralleler Drahtkreise

In Abb. 29.27 haben die Spannungen der Selbstinduktion, L1 di1 /dt und L2 di2 /dt, sowie die Spannungen der Gegeninduktion, M di1 /dt und M di2 /dt gleiches Vorzeichen bei gleichen Vorzeichen der Stromänderungen. Auf der Eingangsseite deckt die Spannung u1 zwischen den Eingangsklemmen 1, 2 in


475

jedem Zeitpunkt die Summe von prim¨ arer Selbstinduktionsspannung, Gegeninduktionsspannung und Ohmschem Spannungsabfall : u1 = L1

di2 di1 +M + i1 R1 . dt dt

(29.215)

Auf der Ausgangsseite ergibt sich die Spannung u2 zwischen den Ausgangsklemmen 3, 4 in jedem Zeitpunkt als die Summe der sekundären Selbstinduktionsspannung, der Gegeninduktionsspannung und dem Ohmschen Spannungsabfall di1 di2 +M + i2 R2 . (29.216) u2 = L2 dt dt Im Fall sinusf¨ ormiger Spannungen und Str¨ ome erhält man bei Einf¨ uhrung komplexer Amplituden die 2-Torgleichungen in Impedanzform entsprechend ¨ (4.131) f¨ ur den verlustbehafteten linearen Ubertrager aus den Gl. (29.215) und (29.216) U1 = I1 (R1 + jωL1 ) + I2 jωM, U2 = I1 jωM + I2 (R2 + jωL2 ).

(29.217) (29.218)

Vernachl¨ assigt man die Ohmschen Verluste und die Streuungen, dann erhält man nach einigen Umformungen aus den Gln. (29.217) und (29.218) unter Ber¨ ucksichtigung von (29.204) und (29.205) U1 1 = I1 + I2 , u sL1 ¨ 1 U2 − U1 = (σ − 1) I2 . u ¨

(29.219) (29.220)

¨ Die Beschreibungsgleichungen f¨ ur den idealen Ubertrager (29.172) ergeben sich aus den Gln. (29.219) und (29.220) offensichtlich, in dem man auf den Fall fester Kopplung (σ = 1) und außerdem zum Grenzwert L1 → ∞ unter den Bedingungen u ¨bergeht. Damit wird – wie bei den ¨ < ∞ und |U1 | < ∞ u Kirchhoffschen Gleichungen in Abschnitt 4.1 – eine vollständige Entkoppelung der Beziehungen f¨ ur die Spannungen und Ströme erreicht. Man beachte ¨ u nicht mehr in Impedanzform beschrieben ¨brigens, dass der ideale Ubertrager werden kann. Es existiert jedoch die A-Matrixform (vgl. (4.136) und Bosse III [36]) u U2 U1 ¨ 0 . (29.221) = I1 (−I2 ) 0 1/¨ u ¨ Auch wenn der ideale Ubertrager schon vorher zumindest formelmäßig verwendet wurde, hat Cauer zuerst die Bedeutung dieses Modells erkannt und ausf¨ uhrlich im Zusammenhang mit der Netzwerksynthese untersucht; vgl. Cauer [42], [44].

476


¨ 29.3.5 Kopplungs-Ersatzbilder des linearen Ubertragers F¨ ur die in Abb. 29.33 gezeichnete Anordnung gelten die gleichen Beziehungen (29.217) und (29.218), wie man leicht feststellen kann. Hier sind drei Spulen mit den Induktivit¨ atswerten L1 − M, L2 − M und M im Stern miteinander verbunden. Die beiden erstgenannten Spulen enthalten die beiden Wicklungswiderst¨ ande R1 und R2 . Im Querzweig fließt ein Strom von der Stärke I1 + I2 . Berechnet man die Spannung zwischen a und b auf dem Wege u ¨ber e und, so ergibt sich sofort die Gl. (29.217). Die Gl. 29.218 entsteht durch Anwenden des zweiten Kirchhoffschen Satzes auf den Kreis d, c, e, f . Man kann mit diesem Kopplungs-Ersatzbild“ die Gegeninduktivität auf eine Induktivität ” zur¨ uckf¨ uhren. F¨ ur die G¨ ultigkeit des Ersatzbildes ist es belanglos, dass bei von eins verschiedenem Windungszahl Verh¨ altnis des Transformators einer der beiden Werte L1 − M und , L2 − M negativ werden kann. Das Kopplungsersatzbild ist dann von Nutzen, wenn die Werte L1 , L2 und M unabhängig von den Spannungen und Str¨ omen sind, also bei Spulen mit magnetisch neutralem Kern oder bei hinreichend kleiner magnetischer Aussteuerung des Kernmaterials, wie es in der Hochfrequenz- und Nachrichtentechnik vorkommt. Dann gilt das Ersatzbild bei beliebiger Eingangsspannung und bei beliebiger Belastung. Es gilt sogar bei ganz beliebigen Potenzialen aller Klemmen wenn Primärund Sekund¨ arseite des Transformators so miteinander verbunden sind, wie es in Abb. 29.34 dargestellt ist.

Abbildung 29.33. Kopplungs-Ersatzbild des Transformators

Bei der umgekehrten Verbindung der beiden Wicklungen, wie in Abb. 29.35, geht das Ersatzbild in das der Abb. 29.36 u ¨ber. Die beiden Kopplungsersatzbilder sind also in diesen beiden F¨ allen auch dann anwendbar, wenn sich der Transformator in einem Netz befindet, in dem Sekundär- und Primärwicklung noch in beliebiger Weise u ¨ber weitere Zweige in Verbindung stehen. Im ersten Fall, Abb. 29.34 ist der komplexe Widerstand zwischen den beiden Klemmen a und c, wenn die anderen Klemmen isoliert sind, nach dem Ersatzbild (29.222) Zac = R1 + R2 + jω(L1 + L2 − 2M ); er geht in den Wirkwiderstand der beiden hintereinander geschalteten Wicklungen u ¨ber, wenn die Streuung Null ist und die Windungszahlen gleich sind.


477

Die beiden Wicklungen sind gegeneinander geschaltet“. Im anderen Fall da” gegen, Abb. 34.9, wird der Widerstand zwischen b und c nach Abb. 29.35

¨ Abbildung 29.34. Aquivalenter Transformator zum Ersatzbild 29.33

Zbc = R1 + R2 + jω(L1 + L2 + 2M );

(29.223)

Die Induktivit¨ at hat hier im Idealfall bei gleichen Wicklungen den vierfachen Wert einer Wicklungsinduktivit¨ at; die beiden Wicklungen sind wirksam hin” tereinander geschaltet“. Durch Messung der beiden Widerstände Zac und Zbc kann die Gegeninduktivit¨ at bestimmt werden. Es ist

Abbildung 29.35. Hintereinanderschaltung der beiden Wicklungen

jωM =

1 (Zbc − Zac ) . 4

(29.224)

Beim sogenannten Spartransformator, bei dem die Sekundärwicklung durch einen Teil der Prim¨ arwicklung gebildet wird, gelten das Streuungs-Ersatzbild Abb. 29.30 und das Kopplungs-Ersatzbild Abb. 29.33. An die Stelle von R1 tritt jedoch R1 − R2 , da nur dieser Teil von i1 allein durchflossen wird; ferner liegt R2 nicht am Ausgang, sondern in Reihe mit Lh1 bzw. M . Wegen des Durchflutungsgleichgewichts werden der Strom in diesem gemeinsamen Wicklungsteil und damit die Stromw¨ armeverluste geringer als beim Transformator mit getrennten Wicklungen.

478


Abbildung 29.36. Kopplungs-Ersatzbild f¨ ur den Transformator Abb. 29.35

29.4 Elektrisch-mechanische Energiewandlung 29.4.1 Allgemeines Der Vorgang der Umwandlung elektrischer Arbeit in mechanische Arbeit mit Hilfe der elektrischen oder magnetischen Feldkräfte ist umkehrbar. Bewegt sich ein geladener K¨ orper in einem elektrischen Feld unter der Einwirkung der Feldkr¨ afte und leistet dabei eine mechanische Arbeit, so ergibt sich eine R¨ uckwirkung der Bewegung auf das elektrische Feld dadurch, dass der Bewegung des Ladungstr¨ agers ein elektrischer Strom entspricht; entweder wird daher durch die Bewegung des Ladungstr¨ agers das elektrische Feld abgebaut, also dem Feld elektrische Energie entzogen, oder es muss aus einer äußeren Stromquelle dem Feld elektrische Arbeit zugef¨ uhrt werden. Wird andererseits der Ladungstr¨ ager durch eine ¨ außere mechanische Kraft entgegen den Feldkräften bewegt, so f¨ uhrt er dem elektrischen Feld Energie zu; es wird entweder das Feld verst¨ arkt, oder es kann in einem ¨ außeren Stromkreis elektrische Leistung entnommen werden. Genau das gleiche gilt f¨ ur die Umwandlung von elektrischer Leistung in mechanische Leistung mit Hilfe magnetischer Feldkräfte, wie dies bereits in Abschnitt 26.2 ausgef¨ uhrt wurde. Diese umkehrbare Energieumwandlung liegt einer großen Gruppe von elektrotechnischen Geräten zugrunde, insbesondere den elektrischen Maschinen, den Strom-, Spannungs- und Leistungsmessern, den Elektrizit¨ atsz¨ ahlern, den Fernhörern, Lautsprechern und den magnetischen und elektrischen Mikrophonen. Elektrische Feldkräfte werden nur in Sonderf¨ allen ben¨ utzt, meist beruht die Energieumwandlung auf der Anwendung magnetischer Feldkr¨ afte. Die Ursache daf¨ ur liegt darin, dass mit magnetischen Feldern leichter hohe Energiedichten hergestellt werden können als mit elektrischen Feldern. Die Dichte der in einem elektrischen Feld aufgespeicherten elektrischen Energie ist nach Abschnitt 13 1 εE2 . (29.225) 2 arke E muss hinreichend weit unterhalb der In Luft ist ε = ε0 die Feldst¨ Durchschlagsfeldst¨ arke liegen, darf also in Luft höchstens etwa 10kV /cm sein. Damit wird w=

29.4 Elektrisch-mechanische Energiewandlung

w=

479

F V2 Ws Ws 1 0, 886 · 10−13 108 2 = 0, 45 · 10−5 3 = 4, 5 · 10−6 3 . (29.226) 2 cm cm cm cm

Im magnetischen Feld gilt nach Abschnitt 24 w=

1 B2 . 2 μ

(29.227)

F¨ ur Luft ist μ = μ0 ; es lassen sich Flussdichten von 1 T esla leicht herstellen. Damit wird 1 10−8 V 2 s2 Acm Ws w= = 0, 4 3 . (29.228) −8 4 2 1, 257 · 10 V s cm cm Die Energiedichte des magnetischen Feldes kann also in Luft rund 105 mal gr¨ oßer gemacht werden als die Energiedichte des elektrischen Feldes. Die elektrischen Maschinen arbeiten daher ausschließlich mit magnetischen Feldkr¨ aften. 29.4.2 Die Grundgleichungen der elektrischen Maschine ¨ Im folgenden wird eine kurze Ubersicht u ¨ber die Anwendungen elektromagnetischer Felder auf dem Gebiet elektrischer Maschinen gegeben. F¨ ur weitergehende Betrachtungen dieses Gebietes werden die folgende zweibändige Monographie von M¨ uller und Ponick [197] sowie M¨ uller, Vogt und Ponick [198] sehr empfohlen. Die Hauptteile der elektrischen Maschinen sind Ständer und Läufer. Einer dieser beiden Hauptteile tr¨ agt die Nutzwicklung, und zwar bei den Gleichstrommaschinen der L¨ aufer, bei den Wechselstromsynchron- und Induktionsmaschinen der Ständer. Den Klemmen dieser Wicklung wird die elektrische Leistung entnommen, wenn es sich um einen Generator handelt, die elektrische Leistung zugef¨ uhrt beim Betrieb der Maschine als Motor. Die Nutzwicklung besteht im allgemeinen aus mehreren Wicklungssträngen, die in verschiedener Weise miteinander verbunden werden können, bei Gleichstrom z. B. in Parallel- oder Hintereinanderschaltung, bei Dreiphasenstrom in Dreieckoder Sternform. Jeder Wicklungsstrang ist grundsätzlich so ausgef¨ uhrt, dass ein durch einen Wicklungsstrang fließender Gleichstrom auf dem Umfang des L¨ aufers in abwechselnder Folge magnetische Nord- und S¨ udpole, also eine periodische Verteilung der Flussdichte, erzeugen w¨ urde. Die Zahl p der Polpaare ist also durch die Ausf¨ uhrung der Nutzwicklung gegeben. Der zweite Teil ist entweder als Magnetsystem ausgebildet mit der gleichen Zahl p von Polpaaren wie die Nutzwicklung, das mit Gleichstrom erregt wird (z. B. Gleichstrommaschinen und Wechselstromsynchronmaschinen), oder mit einer gleichartigen Wicklung wie der andere Teil (z. B. Wechselstrominduktionsmaschinen). Die in einem Wicklungsstrang der Nutzwicklung induzierte Quellenspannung ist nach dem Induktionsgesetz u0 = −

dΦ , dt

(29.229)

480


wenn Φ den Gesamtfluss bezeichnet, der mit dem Wicklungsstrang verkettet ist. Φ kann nun hier im allgemeinen Fall sich entweder dadurch ändern, dass der Fluss selbst zeitlich ver¨ anderlich ist oder dadurch, dass sich der Läufer gegen den St¨ ander dreht. Es kann also Φ eine Funktion der Zeit und des Winkels α zwischen St¨ ander und L¨ aufer sein. Daher gilt allgemein f¨ ur die in einem Wicklungsstrang induzierte Quellenspannung u0 = −

∂Φ dα ∂Φ − , ∂α dt ∂t

dα = 2πn, dt

(29.230)

oder

∂Φ ∂Φ − . (29.231) ∂α ∂t n ist definiert als Quotient Zahl der Umdrehungen geteilt durch Zeit und wird Drehzahl oder Umdrehungsfrequenz genannt. Die Gl. (29.231) nennen wir die erste Hauptgleichung der elektrischen Maschinen. Wird der Generator durch einen Verbraucher belastet, so fließt in der Wicklung ein Strom i. Die w¨ ahrend eines Zeitelementes dt von dem Wicklungsstrang gelieferte elektrische Arbeit ist u0 = −2πn

dW = u0 idt = −2πni

∂Φ ∂Φ dt − i dt. ∂α ∂t

(29.232)

Ist hier n = 0, so verschwindet das erste Glied, und man erkennt, dass der verbleibende Ausdruck rechts die Abnahme der magnetischen Energie des Stromkreises darstellt, das ist dW = Lidi. Bei endlichem n wird die in den äußeren Stromkreis gelieferte elektrische Arbeit dW gedeckt durch diesen Beitrag der magnetischen Feldenergie und die dem Leiter zugef¨ uhrte mechanische Arbeit Md dα. Diese wird also durch den ersten Ausdruck in Gl.(29.232) dargestellt, und es gilt ∂Φ (29.233) Md dα = −2πni dt. ∂α Hieraus ergibt sich der Augenblickswert des Drehmoments Md = −i

∂Φ . ∂α

(29.234)

Dies ist die zweite Hauptgleichung der elektrischen Maschinen. Beide Hauptgleichungen gelten sowohl f¨ ur Generator- als auch f¨ ur Motorbetrieb. 29.4.3 Die Gleichstrommaschine Bei der Gleichstrommaschine wird der Fluss Φ durch den konstanten Erregerstrom in der Wicklung des St¨ anders erzeugt; ∂Φ/∂t ist Null, also u0 = −2πn

dΦ . dα

(29.235)


481

Die B¨ ursten liegen so auf dem Kommutator, dass sie jeweils den Maximalwert der an einem Wicklungsstrang w¨ ahrend einer Umdrehung entstehenden Spannung abgreifen, also den Maximalwert von dΦ/dα. In der zu diesem Maximalwert geh¨ origen Stellung des L¨ aufers (Ankers) geht Φ gerade durch 0; die H¨ alfte aller Windungen des Wicklungsstranges umschließt einen positiven Fluss, die andere H¨ alfte einen gleich großen negativen Fluss. Die einzelnen Windungen der in sich geschlossenen Ankerwicklung sind gleichm¨ aßig auf dem Umfang verteilt und haben eine Breite, die gleich dem Winkelabstand zwischen zwei aufeinander folgenden Magnetpolen ist, so dass jede Windung bei g¨ unstigster Lage gegen¨ uber einem Magnetpol einen m¨ oglichst großen Teil Φm des zwischen Magnetpol und Anker u ¨bergehenden Flusses umschließt. Die Breite einer Windung entspricht also längs des Umfanges einem Winkel π/p. Zwischen zwei B¨ ursten liegt in jeder Stellung des Ankers ein Wicklungsstrang, der N derartige Windungen hintereinander geschaltet enth¨ alt. Wir betrachten nun einen solchen Wicklungsstrang bei einer kleinen Winkeldrehung Δα des Ankers. In der Ausgangslage war der mit dem Wicklungsstrang verkettete Gesamtfluss Φ = 0, da sich die beiden Flusshälften gerade aufheben. Nach der Winkeldrehung Δα fehlt aber in der einen Flusshälfte der Beitrag von N (Δα/(π/p)) Windungen, die gerade unter einem Magnetahrend in der anderen Flusshälfte pol lagen, also der Beitrag N (p/π)Φm Δα, w¨ dieser Beitrag hinzukommt. Die gesamte Flussänderung ist also p 2N Φm Δα, π

(29.236)

und es wird

ΔΦ p dΦ ≈ = 2N Φm . (29.237) dα Δα π Damit ergibt sich nach der ersten Hauptgleichung f¨ ur die angenähert konstante Leerlaufspannung zwischen den B¨ ursten U0 = 4N npΦm .

(29.238)

Aus der zweiten Hauptgleichung wird, wenn man den Ankerstrom mit I bezeichnet, p Md = 2IN Φm . (29.239) π Der Zusammenhang zwischen dem Fluss Φm und dem Erregerstrom Ie , ist durch die magnetische Kennlinie des Magnetsystems gegeben, Abb. 22.8. Wird dieser Strom aus einer fremden Stromquelle entnommen ( Fremderregung“), ” so ¨ andert sich die Leerlauf Spannung bei konstanter Drehgeschwindigkeit mit dem Erregerstrom wegen der Proportionalit¨ at mit dem Fluss Φm in ähnlicher Weise, Abb. 29.37. Man nennt diese Kennlinie Leerlaufkennlinie der Gleichstrommaschine. U0 ist ferner proportional der Drehzahl n des Ankers. Infolge ¨ des Ankerwiderstandes und des Ubergangswiderstandes an den B¨ ursten, die zusammen den inneren Widerstand des Generators bilden, und infolge der

482


Abbildung 29.37. Leerlaufkennlinie der Gleichstrommaschine

R¨ uckwirkung des durch den Ankerstrom erzeugten magnetischen Feldes auf das Gesamtfeld ergibt sich bei Belastung ein Spannungsverlust, so dass die Klemmenspannung etwas kleiner wird als U0 , der Unterschied ist jedoch gering. Beim selbsterregten Nebenschlussgenerator wird der Erregerstrom aus dem Anker entnommen. Der Erregerstrom w¨ achst nach dem Schließen des Erreoßer ist als der Spannungsverbrauch Ie Re des gerstromkreises, solange U0 gr¨ Erregerstromkreises (Re : Widerstand des Erreger-Stromkreises), also bis zum Punkt P , Abb. 29.37. Bei diesem urspr¨ unglich als dynamoelektrisches Prinzip (siehe z. B. Lindner [158]) bekannt gewordenen Verfahren von W. Siemens (1866) handelt es sich um die erste Art der technischen Anwendung des R¨ uckkopplungsprinzips“; siehe auch Abschnitt 40.4.4. Durch Verändern des ” Widerstandes Re kann die Leerlaufspannung geändert werden. Beim selbsterregten Reihenschlussgenerator (Hauptschlussgenerator) durchfließt der Ankerstrom auch die Erregerwicklung; es ist Ie = /I. Die Kennlinie in Abb. 29.37 gibt also hier gleichzeitig den Zusammenhang zwischen Leerlaufspannung und Ankerstrom an. Das Drehmoment Md ist beim Generator ein Bremsmoment. Zu seiner ¨ Uberwindung ist eine Leistung P = 2πnMd erforderlich, die genau gleich der gelieferten elektrischen Leistung U0 I ist. Erzeugt man den Gleichstrom I im Anker durch eine a üßere Stromquelle, so bleibt das Drehmoment entsprechend der zweiten Hauptgleichung dasselbe; die Maschine wird bei gleicher Stromrichtung unter Umkehr der Drehrichtung zum Motor. Damit kehrt sich auch das Vorzeichen der Spannung um, sie wirkt der aüßeren Spannung entgegen ( Gegenspannung“). ” Beim Nebenschlussmotor, bei dem Erregerwicklung und Anker parallel von der Netzspannung gespeist werden, w¨ achst die Drehzahl n so lange, bis die mit n ebenfalls wachsende Gegenspannung U0 bis auf den inneren Spannungsabfall IRi gerade gleich der Netzspannung U ist, also bis U0 = H − IRi .

(29.240)

Da der innere Spannungsabfall klein ist, gilt angenähert U0 = U . Damit wird die Drehzahl U . (29.241) n= 4N pΦm


483

Sie ist nach Gl. (29.241) nur so weit von der Belastung abhängig, wie der Spannungsabfall IRi gegen U in Erscheinung tritt. Durch Schw¨ achen des Flusses, also Vergr¨ oßern eines Widerstandes im Erregerkreis, kann die Drehzahl gesteigert werden. Die Ankerstromst¨ arke I ist dadurch gegeben, dass im Gleichgewichtszustand das vom Motor gelieferte Drehmoment Md gleich dem durch die Belastung des Motors bestimmten Lastmoment Mb wird: I=

Mb π . 2N pΦm

(29.242)

Schw¨ achung des magnetischen Feldes Φm hat also bei gleicher Belastung eine Vergr¨ oßerung des Ankerstromes zur Folge.

Abbildung 29.38. Belastungskennlinie von Nebenschluss- und Hauptschlussmotor

Beim Reihenschlussmotor durchfließt der Ankerstrom auch die Erregerwicklung. Daher ist Φm eine Funktion des Ankerstromes, die durch die magnetische Kennlinie dargestellt ist. Die Stromstärke ergibt sich wieder aus der Belastung. Sie ist aber nicht mehr proportional dem Belastungsmoment wie beim Nebenschlussmotor, sondern w¨ achst wegen der Zunahme des Flusses mit dem Strom langsamer, Abb. 29.38. F¨ ur die Drehzahl gilt die gleiche Formel (29.241) wie beim Nebenschlussmotor, jedoch ist hier die Drehzahl nicht mehr nahezu unabh¨ angig von der Belastung, sondern nimmt (infolge der Zunahme des Flusses mit dem Ankerstrom) mit zunehmender Belastung ab, Abb. 29.39. Der Reihenschlussmotor ist nachgiebig“, w¨ ahrend der Nebenschlussmotor bei ” Belastungsschwankungen starr“ bleibt. ” Unmittelbar nach dem Einschalten eines Motors ergibt sich wegen des kleinen inneren Widerstandes eine sehr hohe Stromstärke; sie kann durch einen Vorwiderstand (Anlasser) begrenzt werden. Ist der Widerstand dieses Anochststromst¨ arke nach dem Schließen des Schalters lassers Ra , so ist die H¨ Ia ≈ U/Ra . Durch diesen Anlaufstrom ist das Anlaufdrehmoment bestimmt; wird z.B. der Anlaufstrom doppelt so groß wie die Nennstromstärke des Motors gemacht, so wird das Anlaufdrehmoment beim Nebenschlussmotor doppelt so groß wie das Nenndrehmoment, beim Reihenschlussmotor dagegen wegen des gleichzeitig verst¨ arkten Flusses mehr als doppelt jedoch weniger als viermal so groß.

484


Abbildung 29.39. Drehzahlkennlinie von Nebenschluss- und Hauptschlussmotor

29.4.4 Die Synchronmaschine Bei den Wechselstromsynchronmaschinen f¨ ur Dreiphasenstrom trägt der Ständer drei gleichartige Wicklungsstr¨ ange, die gegeneinander längs des Umfanges um je 1/3 Periode des magnetischen Flusses, also um einen Winkel 2π/3p verschoben sind. Fließen durch diese drei Wicklungsstränge Ströme, die eine zeitliche Phasenverschiebung von je 120◦ besitzen, deren Maximalwerte also in Abst¨ anden von je 1/3 Periode aufeinander folgen, so durchläuft das Maximum des magnetischen Flusses w¨ ahrend einer Periode des Wechselstroms gerade den Winkel 2π/p; es ergibt sich ein umlaufendes magnetisches Feld, das f¨ ur einen vollen Umlauf p Perioden des Wechselstroms benötigt. Die Drehzahl dieses Drehfeldes ist also f (29.243) n= , p wenn mit f die Frequenz des Wechselstromes bezeichnet wird. Der L¨ aufer (Polrad) mit der vom Erregergleichstrom durchflossenen Wicklung dreht sich im Betrieb des Synchronmotors mit dieser sogenannten synchronen Drehzahl. Dabei haben ungleichnamige magnetische Pole von Ständerund L¨ auferfeld die gleiche Stellung; der L¨ aufer wird durch die magnetischen Feldkr¨ afte vom St¨ anderdrehfeld mitgenommen. Wird der Läufer abgebremst, wird also mechanische Arbeit entnommen, dann bleiben die Magnetpole des L¨ aufers etwas gegen¨ uber den ungleichnamigen Polen des Ständerfeldes zur¨ uck, so dass eine Tangentialkomponente der magnetischen Feldkräfte am Läufer auftritt, die dem Bremsmoment das Gleichgewicht hält; der Läufer behält daher weiter seine synchrone Drehzahl n. Wird die Welle des Läufers immer st¨ arker abgebremst, so wird schließlich der Winkel zwischen dem Läufer und dem St¨ anderfeld so groß, dass die Pole des Läufers in die L¨ ucken zwischen je zwei St¨ anderpole kommen; dann f¨ uhrt die geringste weitere Vergrößerung der Belastung zum Außertrittfallen des L¨ aufers; er kommt zum Stillstand. Die genauere Beschreibung dieser Verh¨ altnisse ergibt sich aus den Hauptgleichungen. Zur Vereinfachung nehmen wir an, dass der magnetische Kreis nur wenig ges¨ attigt ist, so dass die von St¨ ander- und Läufererregung f¨ ur sich allein erzeugten magnetischen Fl¨ usse sich zum Gesamtfluss addieren. Der mit einem Wicklungsstrang des St¨ anders verkettete Fluss setzt sich hier aus zwei Teilen zusammen:


485

1. dem von dem L¨ aufer erzeugten Fluss, der von der Winkelstellung des L¨ aufers gegen den St¨ ander abh¨ angt. Im Betrieb der Maschine wächst der Winkel zwischen L¨ aufer und St¨ ander entsprechend der Drehzahl proportional der Zeit, ω f (29.244) α = 2πnt = 2π t = t. p p Der mit dem Wicklungsstrang verkettete aus dem Läufer herr¨ uhrende Fluss habe in der betrachteten Ausgangsstellung α = 0 gerade ein Maximum. Verdreht man den L¨ aufer um den Winkel (1/4)2π/p, so geht der Fluss durch Null; nach einer weiteren Drehung um (1/4)2π/p hat er das Maximum entgegengesetzter Richtung, geht dann wieder durch Null usw. Im einfachsten Fall sinusf¨ ormiger Verteilung des Flusses l¨ angs des Umfanges gut also f¨ ur den vom L¨ aufer herr¨ uhrenden Teil des Gesamtflusses Φ1 = Φ0 cos pα,

(29.245)

wobei Φ0 den Maximalwert (bei α = 0) des mit dem Wicklungsstrang verketteten Flusses bezeichnet. 2. Der durch den Wicklungsstrang fließende Strom mit dem Augenblickswert i erzeugt einen mit der Wicklung verketteten Fluss, der ihm angenähert proportional ist, da ein großer Teil des magnetischen Widerstandes im Luftspalt liegt. Wir schreiben daher f¨ ur diesen Teil des Flusses Φ2 = Ls i,

(29.246)

wobei Ls die dem Fluss Φ2 entsprechende Induktivität des Wicklungsstranges ist. Bemerkung: Bei einem Polrad hat der L¨ aufer ausgeprägte Pole (Schenkelpolrad); dann h¨ angt die Induktivit¨ at Ls des Wicklungsstranges von der Stellung des L¨ aufers ab. Im folgenden wird zur Vereinfachung konstante d. h. von der L¨ auferstellung unabh¨ angige Induktivit¨ at angenommen. Es wird also Rotationssymmetrie des L¨ aufers vorausgesetzt (Trommelläufer, Vollpolmaschine). Damit gilt Φ = Φ0 cos pα + Ls i,

(29.247)

und es wird aus der ersten Hauptgleichung u0 = 2πnpΦ0 sin 2πf t − Ls

di . dt

(29.248)

Sieht man von dem geringen ohmschen Spannungsabfall in der Ankerwicklung ab, so ist die Klemmenspannung des Wicklungsstranges beim Betrieb als Motor u = −u0 , also u = −2πnpΦ0 sin ωt + Ls

di . dt

(29.249)

486


Danach setzt sich der Zeiger der Klemmenspannung U aus zwei Teilen zusammen, einem Zeiger mit dem Effektivwert 2π Ui = √ npΦ0 , 2

(29.250)

der die in dem Wicklungsstrang durch das L¨ auferfeld erzeugte Spannung darstellt wenn in der St¨ anderwicklung kein Strom fließt, und einem zweiten Zeiger uber dem Strom I im Wicklungsstrang um 90◦ voreilt. DieIjωLs , der gegen¨ ser zweite Zeiger gibt den induktiven Spannungsabfall in der Wicklung an. In komplexer Form lautet die Gl. (29.249) U = Ui + jωLs I.

(29.251)

Die Spannung Ui h¨ angt wie Φ0 vom Erregerstrom Ie in der Wicklung des L¨ aufers ab; der Zusammenhang ist durch die magnetische Kennlinie gegeben. Ui kann also durch den Erregerstrom eingestellt werden. Es ist die Spannung, die an dem leerlaufenden Wicklungsstrang entsteht, wenn das Polrad durch eine Kraftmaschine mit der Drehzahl n angetrieben wird. Das Zeigerdiagramm und das zu Gl. (29.251) geh¨ orige Ersatzschaltbild der Synchronmaschine ist durch Abb. 29.40 gegeben.

Abbildung 29.40. Ersatzbild und Spannungsdiagramm der Synchronmaschine

Wie beim Gleichstrommotor ist die Stromstärke I durch das Belastungsmoment Mb bestimmt. Es stellt sich im Gleichgewicht ein solcher Strom ein, dass das Drehmoment des Motors Md gleich diesem Lastmoment ist. Der Zusammenhang des Drehmomentes Md mit der Stromstärke kann aus der zweiten Hauptgleichung berechnet werden; sehr angenähert ergibt sich Md


487

auch aus der von einem Strang aufgenommenen Wirkleistung U I cos ϕ, da die Verluste gering sind. Unter Ber¨ ucksichtigung der Beiträge aller drei Wicklungsstr¨ ange zum Gesamtdrehmoment wird danach Md = 3

U I cos ϕ . 2πn

(29.252)

Da die Netzspannung U konstant und gegeben ist, kann man das Drehmoment aus der Strecke ab des Zeigerdiagramms, Abb. 29.40, entnehmen. Diese Strecke repr¨ asentiert die Spannung ab = ωLs I cos ϕ,

(29.253)

also gilt f¨ ur das Drehmoment Md = ab

3U 1 . 2πn ωLs

(29.254)

Der Faktor von ab ist bei konstantem U eine Konstante. Bei konstantem Er-

Abbildung 29.41. Kreisdiagramm der Synchronmaschine

¨ regerstrom bleibt auch Ui konstant; jede Anderung der Belastung verändert daher von den Seiten des Dreiecks oac nur ac; daraus ergibt sich das Kreisdiagramm der Synchronmaschine, Abb. 29.41. Hier ist Oc gleich der Netzur die Stromstärke spannung, Oa gleich Ui ; die Strecke ac stellt ein Maß f¨ dar, ab ; (29.255) I= ωLs die Strecke ab gibt nach Gl. (29.254) das Belastungsdrehmoment an. Ui eilt der Netzspannung U um den Winkel ϑ nach. Bei Belastungsänderung bewegt sich der Punkt a auf dem gezeichneten Kreis. Wenn der Motor entlastet wird, urzer; so wird entsprechend dem kleineren Moment die Strecke ab immer k¨ bei vollkommener Entlastung wandert der Punkt a nach d, ϑ wird 0. Wie das Diagramm zeigt, fließt nunmehr ein Blindstrom I = dc/(ωLs ), der der

488


Spannung um ϕ = 90◦ nacheilt. Verst¨ arkt man nun die Erregung, so wächst Ui , und man kann den Punkt d nach c verlegen. Nun stimmt Ui vollkommen mit der Netzspannung u ¨berein, Ui = U , der Ständerstrom verschwindet. Gegen diese Leerlaufphasenlage“ des L¨ aufermagnetfeldes dreht sich im ” Belastungsfall der L¨ aufer des Motors um einen Winkel zur¨ uck, der der Phasenverschiebung ϑ entspricht und der Polradwinkel heißt. Der räumliche Nacheilwinkel des L¨ aufers ist also ϑ (29.256) α= . p Je st¨ arker die Welle abgebremst wird, um so größer wird dieser Winkel. F¨ ur das Drehmoment folgt aus Gl. (29.254) mit ab = Ui sin ϑ: Md =

3 Ui U sin ϑ = Mk sin ϑ. 2π nωLs

(29.257)

¨ Uberschreitet ϑ den Winkel 90◦ , dann reicht das Drehmoment nicht mehr ¨ zur Uberwindung des Lastmomentes Mb , aus ( Kippunkt“ ak , Kippmoment“ ” ” Mk ); es muss Mb < Mk sein. Wird der L¨ aufer von der Leerlauflage aus durch eine Kraftmaschine beschleunigt, so dreht er sich gegen¨ uber der Leerlauflage vor, der Punkt a wandert nach unten, z.B. nach a . Das Drehmoment Md stellt sich der Drehung entgegen, die Maschine nimmt jetzt mechanische Leistung auf, und es wird elektrische Leistung in das Netz geliefert. Der untere Teil des Kreises beschreibt also die Verh¨ altnisse beim Synchrongenerator.

Abbildung 29.42. Belastungskennlinie der Synchronmaschine

Der allgemeine Zusammenhang zwischen Moment und Stromstärke kann aus dem Zeigerdiagramm als Zusammenhang zwischen den Strecken ab und ac entnommen werden; er ist in Abb. 29.42 f¨ ur verschiedene Einstellung der Erregung aufgetragen. Wird bei konstanter Belastung die Erregung geändert, so verschiebt sich der Punkt a auf einer Waagerechten. Daher ergeben sich f¨ ur den Zusammenhang zwischen Ie und I Kurven von der in Abb. 29.43 gezeigten Form, die sogenannten V -Kurven. Bei jeder Belastung gibt es einen bestimmten Erregerstrom, f¨ ur den der St¨ anderstrom am kleinsten wird.


489

Abbildung 29.43. St¨ anderstrom und Erregerstrom der Synchronmaschine

Schließlich kann aus dem Zeigerdiagramm noch entnommen werden, dass die Phasenverschiebung zwischen Netzspannung und Ständerstrom ebenfalls von der Erregung abh¨ angt. Bei dem zum minimalen Ständerstrom gehörigen Erregerstrom ist ϕ = 0. Bei kleinerer Erregung des Motors ergibt sich eine induktive Phasenverschiebung, bei st¨ arkerer Erregung eine kapazitive Phasenverschiebung zwischen Spannung und Strom (Anwendung als Phasenschie” ber“zum Ausgleich von unerw¨ unschten Phasenwinkeln im Netz). Die genauere Theorie der Synchronmaschine folgt aus der Analogie zum Transformator, dessen Prim¨ arwicklung (L¨ aufer) mit einem konstanten Strom gespeist wird ( Stromtransformator“). ” Das Moment Md nimmt mit wachsender Abweichung aus der Leerlauflage zu. Dadurch ergibt sich eine elastische Bindung des Läufers an die synchro¨ ne Drehzahl. Jedes Zur¨ uckbleiben des L¨ aufers verursacht einen Uberschuss des treibenden Momentes gegen¨ uber dem Bremsmoment, der den Läufer wieder beschleunigt und in seine richtige Lage zur¨ uckbringt; umgekehrt ergibt sich bei einem Voreilen des L¨ aufers gegen¨ uber seiner Gleichgewichtslage ein ¨ Uberschuss des bremsenden Momentes, so dass der Läufer ebenfalls wieder in die Gleichgewichtslage zur¨ uckgef¨ uhrt wird. Nennt man das Lastmoment beim Motor oder das der elektrischen Belastung entsprechende Bremsmoment beim Generator Mb , so ergibt sich die Winkelabweichung α des Läuferfeldes nach Gl. (29.257) aus: (29.258) Md = Mk sin ϑ = Mk sin pα. Vergr¨ oßert sich α in der dadurch bestimmten Gleichgewichtslage um den kleinen Winkel Δ, so wird das Moment Mb = Mk sin p(α + Δ) ≈ Mk sin pα + ΔpMk cos pα. ¨ Es entsteht also ein Uberschuss des Momentes vom Betrag 2 Mb ΔpMk cos pα = ΔpMk 1 − = Δp Mk2 − Mb2 . Mk

(29.259)

(29.260)

Dieses Moment wird synchronisierendes Moment genannt, da es den Läufer wieder in seine Gleichgewichtslage zur¨ uckzubringen sucht. F¨ ur die Schnelligkeit, mit der der L¨ aufer in die Gleichgewichtslage zur¨ uckkehrt, ist das Tr¨ agheitsmoment J maßgebend; es gilt

490


−J

d2 Δ =p dt2

Mk2 − Mb2 Δ.

(29.261)

Diese Gleichung zeigt an, dass sich infolge des Trägheitsmomentes Pende¨ lungen um die Gleichgewichtslage ergeben. Der durch ein Uberschussmoment beschleunigte Läufer beh¨ alt zun¨ achst seine größere Drehgeschwindigkeit bei und schwingt u ¨ber die der Belastung entsprechende Lage hinaus; durch das dann auftretende r¨ ucktreibende synchronisierende Moment wird er wieder abgebremst, hat aber beim Durchgang durch die richtige Phasenlage wieder eine zu kleine Drehgeschwindigkeit, so dass er wieder etwas zur¨ uckbleibt usw. Die alt man mit dem Ansatz Frequenz f0 der Pendelungen erh¨ Δ = Δ0 sin 2πf0 t.

(29.262)

Durch Einsetzen in die Drehmomentgleichung (29.261) folgt f¨ ur die Resonanzfrequenz p 4 1 f0 = Mk2 − Mb2 . (29.263) 2π J Diese Resonanzfrequenz wird also mit wachsender Annäherung des Nutzmomentes an das Kippmoment immer kleiner; sie hat ihren höchsten Wert im Leerlauf. Bei periodischen Ungleichf¨ ormigkeiten im Antrieb können bei Resonanz die Amplituden der Pendelschwingungen bis zum Außertrittfallen anwachsen. Um das zu vermeiden, werden im Polrad D¨ ampferrahmen oder D¨ ampferwicklungen angebracht. Sie bilden geschlossene Stromkreise, die mit dem Drehfeld verkettet sind und mit ihm umlaufen. Sobald Pendelungen auftreten, ergibt sich eine Relativbewegung dieser D¨ ampferwicklungen gegen das Drehfeld; damit werden in den Windungen Spannungen induziert,und es entstehen Ströme, die die Pendelbewegung bremsen. 29.4.5 Die Asynchronmaschine Die Wechselstromasynchronmaschinen (Induktionsmaschinen) haben auf dem St¨ ander eine Wicklung von der gleichen Beschaffenheit wie die Wicklung des St¨ anders der Wechselstromsynchronmaschinen; diese Ständerwicklung wird an das Netz angeschlossen. Der L¨ aufer hat entweder eine gleichartige Wicklung wie der St¨ ander, die u ande oder kurz geschlossen ist, oder er ist ¨ber Widerst¨ als K¨ afigl¨ aufer“ ausgebildet, tr¨ agt also auf dem Umfang axiale Stäbe, die an ” den Stirnseiten durch Ringe kurzgeschlossen sind (Kurzschlussläufer). Die in den drei Wicklungsstr¨ angen des Ständers fließenden Dreiphasenstr¨ ome verursachen wie bei der Synchronmaschine ein mit der Drehzahl n1 =

f1 p

(29.264)


491

umlaufendes Drehfeld. In den St¨ aben oder Drähten des Läufers wird durch dieses Feld eine Spannung induziert, die immer dort am stärksten ist, wo sich ein Maximum der Flussdichte des Drehfeldes befindet. Da die Läuferwicklung in sich geschlossen ist, entstehen Ströme in den Läuferstäben, die ebenfalls ungef¨ ahr dort ihr Maximum haben. Zwischen diesen Stäben und dem Magnetfeld ergeben sich mechanische Kr¨ afte, die so gerichtet sind, dass sie den L¨ aufer in der Umlaufrichtung des Feldes mitzunehmen suchen. Mit wachsender Ann¨ aherung der Drehzahl n2 des Läufers an die synchrone Drehanderung in den Läuferstromkreisen zahl n1 wird die Schnelligkeit der Fluss¨ immer geringer. Bei synchronem Lauf w¨ urde u ¨berhaupt keine Spannung mehr im L¨ aufer induziert werden; damit w¨ urde der Läuferstrom verschwinden, das Drehmoment w¨ are Null. Die L¨ auferdrehzahl ist daher hier immer kleiner als die synchrone Drehzahl ( Asynchronmotor“). ” ome im Läufer ist durch die RelativgeDie Frequenz f2 der Wechselstr¨ schwindigkeit zwischen L¨ aufer und Drehfeld gegeben; sie ist also in dem Verh¨ altnis kleiner als die St¨ anderfrequenz f1 , in dem der Unterschied zwischen den Drehzahlen n1 und n2 zur Drehzahl n1 des Ständerfeldes steht, f2 n1 − n2 = . f1 n1

(29.265)

Dieses Verh¨ altnis nennt man den Schlupf: Es ist also s :=

n1 − n2 . n1

(29.266)

Wie bei einem Transformator haben wir es hier mit zwei miteinander magnetisch gekoppelten Stromkreisen zu tun; im Gegensatz zum Transformator haben hier jedoch die Str¨ ome in der Sekund¨ arwicklung (Läufer) eine andere Frequenz als in der Prim¨ arwicklung (St¨ ander). Betrachten wir zun¨ achst den St¨ anderkreis, so können wir hier wie beim Transformator den Gesamtfluss in zwei Teile zerlegen, von denen der erste, der Hauptfluss, mit der Prim¨ ar- und der Sekund¨ ardurchflutung verkettet ist, der zweite dagegen, der prim¨ are Streufluss, nur mit der primären Durchflutung. Wie bei den Synchronmaschinen kann man f¨ ur den ersten Teil schreiben Φ1 = Φ0 cos pα,

(29.267)

pα = 2πf1 t = ωt,

(29.268)

wobei und α den Winkel bezeichnet, den das Flussdichtemaximum des mit der Geschwindigkeit n1 umlaufenden St¨ anderdrehfeldes in irgendeinem Zeitpunkt gegen¨ uber der Ausgangslage durchlaufen hat. Der zweite Teil des primären Gesamtflusses kann in der Form Φσ1 = Lσ1 i1 ,

(29.269)

492


geschrieben werden, wobei also Lσ1 die Streuinduktivität der Ständerwicklung bezeichnet. Damit wird die erste Hauptgleichung analog Gl. (29.248) u01 = 2πn1 pΦ0 sin pα − Lσ1

di1 dt

(29.270)

oder u01 = ωΦ0 sin ωt − Lσ1 .

(29.271)

aufers verketDer gleiche Fluss Φ0 cos pα ist auch mit der Wicklung des L¨ tet, wenn die Windungszahl der L¨ auferwicklung die gleiche ist wie die des St¨ anders; andernfalls muss mit dem Verh¨ altnis der Windungszahlen N2 /N1 multipliziert werden. Der Winkel α zwischen dem Läufer und dem Drehfeld ergibt sich aus (29.272) pα = 2πf2 t = sωt. Dr¨ uckt man ferner den mit dem L¨ auferstrom allein verketteten Fluss durch die aufers aus und beachtet, dass der Läufer nur mit Streuinduktivit¨ at Lσ2 des L¨ der Differenzdrehzahl n1 − n2 von St¨ anderfeld- und Läuferdrehzahl induziert wird, so folgt f¨ ur den L¨ auferstromkreis aus der ersten Hauptgleichung u02 = 2π(n1 − n2 )pΦ0 oder u02 = sω

N2 di2 , sin pα − Lσ2 N1 dt

di2 N2 . Φ0 sin sωt − Lσ2 N1 dt

(29.273)

(29.274)

Die Spannung auf der St¨ anderseite setzt sich nach Gl. (29.271) zusammen aus der vom Hauptfluss herr¨ uhrenden Spannung 1 Ui1 = √ ωΦ0 2

(29.275)

auferseite induzierte Spannung und der Streuspannung ωLσ1 I1 . Die auf der L¨ setzt sich nach Gl. (29.274) zusammen aus s(N2 /N1 )Ui1 und der Streuspanauferstromes sω ist. Der Unternung sωLσ2 I2 , da die Kreisfrequenz des L¨ schied gegen¨ uber dem Transformator besteht also nur darin, dass auf der Sekund¨ arseite die Spannung des Hauptflusses und die Streuspannung s-mal so groß sind. D.h. es gilt das Ersatzbild des Transformators, wenn alle Spannungen auf der L¨ auferseite durch s dividiert werden. Aus Abb. 29.34 wird so das Ersatzbild der Wechselstrominduktionsmaschine, Abb. 29.44. Das Verhältnis ¨ altnis genannt. Lh1 der Windungszahlen u ¨ := N1 /N2 wird Ubersetzungsverh¨ ist die Hauptinduktivit¨ at des St¨ anders, die den Leerlaufstrom oder Magnetisierungsstrom I0 bestimmt. Aus diesem Ersatzbild lassen sich alle wichtigen Betriebseigenschaften der Induktionsmaschinen ableiten. Wir begn¨ ugen uns im folgenden mit einer N¨ aherungsbetrachtung, die sich ergibt, wenn der verhältnismäßig kleine assigt wird, und wenn man sich die Spule mit St¨ anderwiderstand R1 vernachl¨


493

Abbildung 29.44. Ersatzbild der Wechselstrominduktionsmaschine

der Induktivit¨ at Lh1 unmittelbar zwischen die Eingangsklemmen gelegt denkt. Zur Abk¨ urzung setzen wir f¨ ur die gesamte Streuinduktivität Lσ = Lσ1 + u ¨2 Lσ2

(29.276)

Der St¨ anderstrom I1 setzt sich nun aus dem Leerlaufstrom I0 und dem prim¨ aren Zusatzstrom I1z zusammen. Dieser Zusatzstrom kann gemäß dem Ersatzbild als Strom in einer Spule mit der Induktivität Lσ und dem Widerstand u ¨2 R2 /s berechnet werden, an der die Ständerspannung U1 liegt. Das Zeigerdiagramm f¨ ur diesen Strom ist in Abb. 29.45 dargestellt. Der Phasenwinkel zwischen Spannung und Zusatzstrom ist mit γ bezeichnet.

Abbildung 29.45. Zur Bestimmung des prim¨ aren Zusatzstromes

¨ Andert sich die Drehzahl des L¨ aufers, so a ¨ndert sich s. Da aber U1 durch das Netz konstant gehalten wird und der Winkel bei a gerade 90◦ sein muss, ¨ so bewegt sich bei einer solchen Anderung der Punkt a auf dem gezeichneten Halbkreis. Dies f¨ uhrt zu dem Kreisdiagramm der Asynchronmaschine (Heyland), das ¨ ahnlich wie das der Synchronmaschine die Betriebseigenschaften bei Belastungs¨ anderungen beschreibt. Wir dividieren alle Seiten des rechtwinkligen Spannungsdreiecks in Abb. 29.45 durch ωLσ . Dann wird aus dem Spannungsdreieck das Stromdreieck Abb. 29.46; insbesondere wird aus der are Zusatzstrom I1z . Er ist gegen die Spannung U1 um den Strecke ac der prim¨ Winkel γ phasenverschoben. Errichtet man daher im Punkt c die Senkrechte uber zu cd, so gibt diese Senkrechte die Lage des Spannungszeigers U1 gegen¨ dem Stromzeiger ca an. Der Durchmesser Halbkreises ist U1 /(ωLσ ). Die Lage des Punktes a l¨ asst sich aus dem Schlupf s leicht bestimmen. Betrachtet man n¨ amlich den Abschnitt 0x auf der im Kreismittelpunkt er-

494


Abbildung 29.46. Zur Ableitung des Kreisdiagramms der Induktionsmaschine

¨ richteten Senkrechten, so ergibt sich aus der Ahnlichkeit der Dreiecke 0xd und acd 0x ac = . (29.277) 0d ad Mit u ¨ 2 R2 1 U1 0d = , ac = I1z , ad = I1z (29.278) 2 ωLσ sωLσ wird 0x = s

1 U1 . 2u ¨ 2 R2

(29.279)

0x ist also gleich dem Schlupf s multipliziert mit einer Konstanten; auf der Mittelsenkrechten kann eine Skala f¨ ur s aufgetragen werden. F¨ ur s = 0 (Synchronismus) geht a in c u ber. F¨ u r s = 1 (Stillstand) ergibt sich ein bestimmter ¨ Punkt a0 , der Anlaufpunkt.

Abbildung 29.47. Kreisdiagramm der Induktionsmaschine

Zu dem primären Zusatzstrom I1z muss der Leerlaufstrom I0 addiert werden, der wegen der Eisenverluste gegen¨ uber der Spannung U1 um etwas wealt man das näherungsweise g¨ ultige Kreisniger als 90◦ nacheilt. Damit erh¨ diagramm Abb. 29.47 der Induktionsmaschine, aus dem f¨ ur jeden Wert des Schlupfes der St¨ anderstrom I mit seiner Phasenverschiebung ϕ gegen die St¨ anderspannung entnommen werden kann. Das Kreisdiagramm liefert ferner


495

das zu jedem Betriebspunkt geh¨ orige Drehmoment Md aus dem Abschnitt ab. Dieser Abschnitt stellt die Wirkkomponente des Stromes I1z dar, gibt aluhrte Leistung an; so mit U1 multipliziert die einem Wicklungsstrang zugef¨ die gesamte dem L¨ aufer zugef¨ uhrte Leistung ist daher 3U1 ab. Sie ist gemäß dem Ersatzbild auch gleich I22 R2 /s. Von dieser Leistung wird im Läufer der arme umgewandelt. Das Verhältnis der als Wärme verloren Teil I22 R2 in W¨ gehenden Leistung zur Gesamtleistung ist also s; der in mechanische Arbeit umgewandelte Anteil der Leistung ist (1 − s)3U1 ab.

(29.280)

Damit wird das Drehmoment Md =

(1 − s)3U1 ab 3 U1 = ab. 2πn2 2π n1

(29.281)

Die Strecke ab bildet also ein Maß f¨ ur das Drehmoment. F¨ ur den Zusammen-

Abbildung 29.48. Drehzahlkennlinie der Induktionsmaschine

hang zwischen Drehmoment und Drehzahl des Läufers erhält man auf diese Weise Kurven von der in Abb. 29.48 gezeigten Art. Das maximale Drehmoallt. Hier wird ab = ak 0 = 0x = 0d, ment entsteht, wenn es mit ak zusammenf¨ und mit Gl. (29.279) s

1 U1 u ¨ 2 R2 1 U1 = , also s = , 2u ¨ 2 R2 2 ωLσ ωLσ

und

(29.282)

3 U12 s 3 U12 1 = . (29.283) 4π n1 u ¨ 2 R2 4π n1 ωLσ Dieses maximale Moment ergibt sich also bei um so kleineren Drehzahlen, aufers ist. je gr¨ oßer der Widerstand R2 des L¨ Der Motor l¨ auft nach dem Anschalten an, wenn das Anlaufmoment M0 gr¨ oßer ist als das entgegenstehende Bremsmoment der Belastung. Durch Vergr¨ oßern des L¨ auferwiderstandes R2 mit einem Zusatzwiderstand kann man den Punkt a0 weiter nach links verlegen und damit das Anlaufmoment M0 vergr¨ oßern. Md = Mk =

496


Da die W¨ armeverluste im L¨ aufer s-mal so groß sind wie die gesamte Leistungsaufnahme, so erfordert ein hoher Wirkungsgrad einen möglichst geringen Schlupf s. Im normalen Betrieb verh¨ alt sich der Asynchronmotor daher ähnlich wie ein Gleichstromnebenschlussmotor. Bei u ¨bersynchroner Geschwindigkeit (n2 größer n1 ) wird s negativ, der Punkt a r¨ uckt in dem Diagramm, Abb. 29.47, auf die untere Hälfte des Kreises, z.B. nach a ; der Wirkstrom kehrt seine Richtung um; es wird also elektrische Leistung in das Netz geliefert, die Maschine arbeitet als Generator. Wird andererseits der L¨ aufer entgegen seinem Anlaufmoment in entgegengesetzter Richtung gedreht, so wird s gr¨ oßer als 1. Der Punkt a wandert u ¨ber den Punkt a0 hinaus nach rechts. Die Maschine arbeitet als Bremse; doch wird hier nicht wie bei Generatorbetrieb elektrische Leistung ins Netz geliefert, sondern die Summe aus der vom Netz zufließenden Leistung und der mechanisch zugef¨ uhrten Leistung wird in W¨ arme umgewandelt. 29.4.6 Lineare elektrisch-mechanische Systeme Die elektrisch-mechanischen Energiewandler der Nachrichtentechnik (Lautsprecher, Mikrophone) sind lineare Systeme; die elektrisch oder mechanisch erzeugten Kr¨ afte sind proportional den Str¨ omen oder Spannungen; die Bewegungsamplituden und Geschwindigkeiten sind proportional den Kräften. Diese Linearit¨ at ergibt sich bei elektrodynamischen Systemen“ dadurch, dass die ” in einem konstanten Magnetfeld mit der B-Feldstärke B := B auf einen utzt wird, Stromleiter wirkende Kraft vom Augenblickswert Ft = B · l · i ben¨ bei elektromagnetischen Systemen“, wie z.B. beim Fernhörer, bei denen die ” Kraft an sich gem¨ aß Gl. (25.29) quadratisch vom magnetischen Fluss abhängt, dadurch, dass die durch den Strom i verursachten Flussänderungen Li einem konstanten Fluss Φ0 u ¨berlagert werden, so dass der gesamte Fluss Φ = Φ0 + Li

(29.284)

wird. Das Quadrat dieses Flusses, Φ2 = Φ20 + 2Φ0 Li + L2 i2 ,

(29.285)

enth¨ alt den von der Stromst¨ arke linear abhängigen Teil 2Φ0 Li, gegen den der quadratische Teil L2 i2 um so mehr verschwindet, je größer Φ0 gegen Li gemacht wird. In ¨ ahnlicher Weise wird bei der Verwendung elektrischer Feldkr¨ afte (Kondensatorlautsprecher, Kondensatormikrophon) die Nutzspannung u einer großen konstanten Vorspannung U u ¨berlagert, so dass das nach Gl. (14.36) f¨ ur die Kraft maßgebende Quadrat der Gesamtspannung, (U + u)2 = U 2 + 2U u + u2 , ebenfalls angen¨ ahert linear von u abh¨ angig wird.

(29.286)


497

Bei magnetischen Feldkr¨ aften, die auch hier aus dem gleichen Grund wie bei den elektrischen Maschinen vorwiegend angewendet werden, gilt also allgemein f¨ ur die Augenblickswerte Ft = Ki,

(29.287)

wobei die Konstante K mit Hilfe der Grundgleichungen des magnetischen Feldes aus den Abmessungen der Anordnung berechnet werden kann. Diese Kraft wirkt auf den mechanischen Teil des Energiewandlers, also z.B. die Membran des Fernh¨ orers, ein. Setzt sich dieser Teil nun unter der Einwirkung dieser Kr¨ afte in Bewegung, so ergibt sich wie bei den elektrischen Maschinen eine R¨ uckwirkung auf den elektrischen Stromkreis. Infolge der Bewegung des mechanischen Teiles entsteht in dem Stromkreis eine Gegenspannung ug . Dass dies allgemein so sein muss, folgt aus dem Energiesatz. Die Arbeit, die der mechanische Teil des Systems u ¨bernimmt, wenn er unter der Einwirkung der ahrend der Zeit dt eine Auslenkung dx erfährt, ist Kraft Ft w¨ dW = Ft dx = Ft

dx dt = Ft vdt, dt

(29.288)

¨ wobei v die Geschwindigkeit bezeichnet. Dieser Arbeit entspricht die zur Uberwindung der Gegenspannung ug erforderliche elektrische Arbeit ug idt. Durch Gleichsetzen findet man (29.289) ug = Kv. Die Gegenspannung ist also allgemein proportional der Geschwindigkeit v; die Konstante ist die gleiche wie die zwischen Kraft und Strom. Bei einer gegebenen Anordnung kann man den Zusammenhang zwischen ug und v auch aus dem Induktionsgesetz ableiten und so die Konstante K bestimmen. So ist z.B. bei einem elektrodynamischen Lautsprecher, dessen Spule in ein magnetisches Feld mit der B-Feldst¨ arke B taucht und eine Gesamtdrahtlänge l besitzt, Ft = Bli.

(29.290)

Wird andererseits die Spule mit der Geschwindigkeit v in dem Magnetfeld bewegt, so entsteht nach dem Induktionsgesetz eine Spannung ug = Blv.

(29.291)

In beiden F¨ allen ist also K = Bl. Die Gl. (29.287) und (29.289) entsprechen den beiden Hauptgleichungen der elektrischen Maschinen. Zahlenbeispiel: Bei einem Kopfh¨ orer sei durch Messung K = 10mN/mA = 10N/A bestimmt worden; ein Strom von 1mA erzeuge also eine Kraft von 10mN . Dann gilt auch hier ug = Kv. Bei einer Membranamplitude von x ˆ= 0, 02μm und einer Frequenz von 1000Hz wird die Geschwindigkeitsamplitude ( Schnelle“) der Membranbewegung ”

498


vˆ = x ˆω = 0, 02 · 10−6 m2π · 103 s−1 = 0, 126

m mm = 0, 126 · 10−3 . (29.292) s s

Damit ergibt sich also f¨ ur die induzierte Spannung der Scheitelwert u ˆg = K vˆ = 10

m N · 0, 126 · 10−3 = 1, 26mV. A s

(29.293)

In Abb. 29.49 ist das allgemeine Ersatzbild des elektrischen Kreises eines

Abbildung 29.49. Allgemeines Ersatzbild eines magnetischen Energiewandlers

solchen Energiewandlers dargestellt. In der Wicklung des Wandlers wirkt die Gegenspannung ug . Die Gesamtspannung ist daher u = iR + L

di + Kv. dt

(29.294)

Besteht der mechanische Teil aus einer elastisch gelagerten Masse (Membran), so gilt f¨ ur den Zusammenhang zwischen der Kraft Ki und der Geschwindigkeit der Bewegung dv + rv + h vdt. (29.295) Ki = m dt # Dabei ist h vdt = hx die proportional mit der Auslenkung x wachsende elastische R¨ uckstellkraft, m die bewegte Masse und r eine Konstante, die ein Maß f¨ ur die D¨ ampfung der Bewegung darstellt; bei Fernhörern und Lautsprechern sind diese Konstanten mitbedingt durch die R¨ uckwirkung der Luft auf die Membran, aus der die Schallabstrahlung hervorgeht. Die beiden Gl. (29.294) und (29.295) kann man zu einem Ersatzbild der linearen elektrisch-mechanischen Energiewandler mit magnetischem Antrieb vereinigen. Wir dividieren zu diesem Zweck die zweite Gleichung auf beiden ur v. Dann lautet sie Seiten durch K und setzen ug K f¨ r h m dug + 2 ug + 2 (29.296) ug dt. i= 2 K dt K K Der Strom i stellt sich also aus drei Teilstr¨ omen zusammengesetzt dar; der erste hat die gleiche Gr¨ oße wie der Strom in einem Kondensator mit der Kapazit¨ at Cm = m/K 2 , der zweite Teil entspricht dem Strom in einem Widerstand Rm = K 2 /r, der dritte Teil dem Strom in einer Spule mit der Induktivität Lm = K 2 /h, wenn an allen drei Elementen die gleiche Spannung ug wirkt.


499

Abbildung 29.50. Ersatzbild des magnetischen Energiewandlers

Anders ausgedr¨ uckt: ug kann als der Spannungsabfall angesehen werden, den der Strom i an der Parallelschaltung der drei Elemente Cm , Rm und Lm hervorruft. Daraus ergibt sich das Ersatzbild des magnetischen Energiewandlers, Abb. 29.50. Bemerkung: Dass hier die Wirkung der tr¨ agen Masse durch die Kapazität eines Kondensators, die Wirkung einer Federkraft durch die Induktivität einer ¨ Spule dargestellt werden k¨ onnen, h¨ angt mit der formalen Ahnlichkeit der elektrischen und mechanischen Grundgesetze zusammen. Wegen der Beziehungen dv Ft = m , und Ft = h vdt (29.297) dt einerseits und u=L

1 di , und u = dt C

idt

(29.298)

andrerseits kann die Masse m in Analogie zur Induktivität, die Federkonstante h in Analogie zum Kehrwert der Kapazit¨ at gesetzt werden, wenn der Strom der Geschwindigkeit und die Spannung der Kraft entspricht. ¨ Es kann aber auch wegen der Ahnlichkeit der Beziehungen 1 1 dFt , und v = Ft dt v= (29.299) h dt m mit u=L

1 di , und u = dt C

idt

(29.300)

f¨ ur die Federkonstante der Kehrwert der Induktivität, f¨ ur die Masse die Kapazit¨ at gesetzt werden, wenn der Strom der Kraft und die Spannung der Geschwindigkeit entspricht. Diese beiden M¨ oglichkeiten f¨ uhren zu zwei verschiedenen elektrischen Ersatzbildern f¨ ur beliebige lineare mechanische Systeme, durch die alle Rechenverfahren, die f¨ ur elektrische Netzwerke gelten, ohne weiteres auf mechanische Systeme u onnen; Einzelheiten findet man beispielsweise bei ¨bertragen werden k¨ Reinschke und Schwarz [234]. ¨ Ganz analoge Uberlegungen gelten auch bei Drehbewegungen. An die Stelle der Gl. (29.287) tritt dann die entsprechende Beziehung f¨ ur das durch den Strom i bewirkte Drehmoment

500


Md = Km i.

(29.301)

Dreht sich nun der mechanische Teil des Energiewandlers um den Winkel α, so ¨ ergibt eine gleichartige Uberlegung wie oben f¨ ur die dadurch im elektrischen Stromkreis entstehende Gegenspannung an Stelle von Gl. (29.289) u g = Km

dα = Km ω = Km 2πn, dt

(29.302)

wenn ω die augenblickliche Winkelgeschwindigkeit, n die augenblickliche Drehzahl bezeichnen.

Abbildung 29.51. Drehspulinstrument

Als Beispiel werde ein ballistisches Drehspulgalvanometer betrachtet. Die Drehspule befinde sich mit N Windungen im Feld des permanenten Magneten mit der B-Feldstärke B := B. Tauchen die Windungen auf eine Länge l in das Feld ein und ist r der Radius der Spulenwindungen, Abb. 29.51, so ist das Drehmoment (29.303) Md = 2BlrN i. Die Konstante Km wird also Km = 2BlrN. F¨ ur die mechanische Bewegung der Spule gilt nun die Beziehung dω + Dω + s ωdt, Km i = J dt

(29.304)

(29.305)

wobei J das Tr¨ agheitsmoment des drehbaren Systems, s eine das R¨ uckstellmoment kennzeichnende Gr¨ oße und D ein Maß f¨ ur die mechanische Dämpfung des Systems ist. Die Gl. (29.305) ist v¨ ollig analog der Gl. (29.295); ebenso gilt die Gl. (29.294) in der gleichen Form, wenn v durch ω ersetzt wird. Daher gilt auch das Ersatzbild Abb. 29.50 mit Cm =

J K2 K2 , Rm = m , Lm = m . 2 Km D s

(29.306)


501

Da die Spannung an der Spule mit der Induktivität Lm einerseits durch 2 /s)(dim /dt) ausgeKm (dα/dt) und andererseits durch Lm(dim /dt) = (Km dr¨ uckt werden kann, ergibt sich der Ausschlag α des Instrumentes aus dem Strom im in der Induktivit¨ at Lm : α=

Km im . s

(29.307)

Mit diesem Ersatzbild l¨ asst sich z. B. der zeitliche Verlauf des Ausschlags α nach dem Anlegen einer Spannung ermitteln. L¨ asst man in Gl. (29.305) das R¨ uckstellmoment weg, so ergeben sich die Gleichungen f¨ ur einen frei drehbaren Anker, z. B. den Anker eines Gleichstrommotors mit konstanter Felderregung. F¨ ur die Konstante Km gilt hier nach Gl. (29.238) und (29.239) angen¨ ahert Km =

U0 , 2πn0

(29.308)

wobei U0 die Nennspannung, n0 die Nenndrehzahl des Motors bezeichnen. Der Gleichstromanker wirkt also in erster N¨ aherung wie ein Kondensator mit der Kapazit¨ at 2 2πn0 1 J. (29.309) Cm = 2 J = Km U0 Auf diese Weise k¨ onnen hohe Kapazit¨ atswerte verwirklicht werden. Zahlenbeispiel: Das Tr¨ agheitsmoment eines Vollzylinders aus einem Material mit der Dichte γ ist in bezug auf seine Drehachse J=

π 4 γr l, 2

(29.310)

wenn r den Radius, l die L¨ ange des Zylinders bezeichnen. Der Anker eines 1 − kW -Gleichstrommotors f¨ ur 220V und eine Nenndrehzahl n = 3000min−1 = ahert durch einen Vollzylinder mit dem Radius r = 50s−1 lasse sich angen¨ 40mm = 4 · 10−2 m und der L¨ ange l = 150mm = 0, 15m ersetzen. F¨ ur Eisen und Kupfer werde n¨ aherungsweise γ = 8kg/dm3 = 8000kg/m3 gesetzt. Damit wird J=

π 8000 · 256 · 10−8 · 0, 15kgm2 = 4, 8 · 10−3 kgm2 . 2

(29.311)

Aus Gl. (29.309) folgt Cm =

2π50 220

2

4, 8 · 10−3 F = 10−2 F = 10 000 μF.

(29.312)

Der Ableitungsstrom dieses Ersatzkondensators ist gleich dem Leerlaufstrom des Motorankers.

30 Der Verschiebungsstrom im quasistation¨ aren Feld

Elektrostatische Felder mit den im Abschnitt 6 besprochenen Eigenschaften setzen eine verschwindende Leitf¨ ahigkeit voraus. Wegen der endlichen Leitf¨ ahigkeit der Isolierstoffe stellt sich bei zeitlich konstanten Potenzialen in Wirklichkeit eine elektrische Str¨ omung ein. Die Potenzialverteilungen gehorchen bei konstanten Spannungen immer den Gesetzen des Str¨ omungsfeldes. Werden z.B. mehrere reale Kondensatoren hintereinander geschaltet an eine Gleichspannung gelegt, so verteilt sich die Spannung auf die einzelnen Kondensatoren im allgemeinen durchaus nicht umgekehrt wie die Kapazitätswerte, wie es unter der Voraussetzung elektrostatischer Felder sein m¨ usste, sondern im Endzustand immer entsprechend den Isolationswiderständen, die ganz andere Verh¨ altnisse haben k¨ onnen. Das zeitlich konstante elektrische Feld ist immer ein elektrisches Str¨ omungsfeld. Str¨ omungsfeld und elektrostatisches Feld unterscheiden sich im allgemeinen, und zwar wegen der Verschiedenheit der Grenzbedingungen. Während beim elektrostatischen Feld die Elektrodenoberflächen Potenzialflächen sind, trifft dies beim Str¨ omungsfeld angen¨ ahert nur dann zu, wenn die Leitfähigkeit der Elektroden sehr groß ist gegen die des leitenden Zwischenmediums. Die Brechungsgesetze der Str¨ omungslinien und der D-Feldlinien zeigen ferner, dass die Grenzbedingungen an beliebigen Grenzfl¨ achen nur dann f¨ ur beide Arten von Feldern die gleichen sind, wenn u ¨berall das Verhältnis ε/κ den gleichen konstanten Wert hat. Nur in diesem Falle stimmt das elektrostatische Feld mit dem Str¨ omungsfeld u ullt, dann ist die ¨berein. Sind diese Bedingungen nicht erf¨ Potenzialverteilung im station¨ aren Zustand durch die Gesetze des Strömungsfeldes bestimmt. Die Grenzbedingungen des elektrostatischen Feldes haben im Str¨ omungsfeld keine G¨ ultigkeit; insbesondere gilt nicht mehr, dass die Normalkomponente des D-Feldes an den Grenzfl¨ achen stetig ist. Vielmehr gilt im Str¨ omungsfeld nach Formel (15.9) κ1 En1 = κ2 En2 .

(30.1)

Hieraus ergibt sich f¨ ur das Verh¨ altnis der Normalkomponenten des D-Feldes an beliebigen Grenzfl¨ achen

504


Dn1 ε1 κ 2 = . Dn2 ε2 κ 1

(30.2)

Es m¨ unden also von der einen Seite der Grenzfläche her mehr oder weniger D-Feldlinien ein, als von der anderen Seite ausgehen; an der Grenzfläche sind Ladungen vorhanden. Die Dichte der Ladungen ist ε1 κ 2 −1 ; (30.3) Dn1 − Dn2 = Dn2 ε2 κ 1 Sie wird nur dann Null, wenn die oben angef¨ uhrte Bedingung erf¨ ullt ist. Dass nun trotzdem der Elektrostatik ein so breiter Raum gewidmet wurde, hat seinen Grund darin, dass die Gesetze des elektrostatischen Feldes angen¨ ahert gelten, wenn es sich um ver¨ anderliche Felder handelt. Sobald sich die Potenziale zeitlich ¨ andern, werden Ladungen transportiert, denen in den Zuleitungen zu den Elektroden des Feldes elektrische Ströme entsprechen. Dieser Vorgang bestimmt die Potenzialverteilung wie im elektrostatischen Feld und ¨ u altnism¨ aßig langsamen zeitlichen Anderungen ¨berdeckt meist schon bei verh¨ v¨ ollig den des Str¨ omungsfeldes. Wenn sich die Spannung an einem Kondensator ändert, so ergibt sich infolge der damit verbundenen Ladungs¨ anderung ein Strom, der um so stärker ist, je rascher sich die Spannung ¨ andert, du . dt

i=C

(30.4)

Mit der Ladung ¨ andert sich das D-Feld im Nichtleiter. Man kann daher die ¨ Ladungs¨ anderung und damit den Ladungsstrom auch zur¨ uckf¨ uhren auf Anderungen des D-Feldes im Nichtleiter, indem man annimmt, dass die Gl. (30.4) auch f¨ ur beliebig kleine Ausschnitte des Feldes gilt. Betrachten wir als einen solchen Ausschnitt ein Prisma von der in Abb. 16.4 dargestellten Art, und belegen wir die beiden Grundfl¨ achen A mit sehr d¨ unnen Metallfolien, so ist die Kapazit¨ at des Prismas zwischen diesen Metallbelegungen C≈ε

A , n

(30.5)

¨ wobei n die Anderung in Richtung der Fl¨ achennormale ist. An der Kapazit¨ at liegt die Potenzialdifferenz ϕ an und es fließt der Ladestrom i. Der von diesem kleinen Kondensator aufgenommene Ladestrom ist daher nach Gl.(30.4) A d(ϕ) i ≈ ε ; (30.6) n dt daf¨ ur kann man schreiben i ≈ε A

d

ϕ n

dt

.

(30.7)


505

Nach Bildung eines Grenz¨ uberganges in Richtung immer kleinerer Kapazit¨ aten und nach Einf¨ uhren von Richtungen f¨ ur die Stromdichte J, das E-Feld E und das D-Feld D erh¨ alt man J=ε

∂Drotf ∂Erotf = , ∂t ∂t

(30.8)

wobei es sich nach Abschnitt 26 bei dem E-Feld und dem D-Feld um die rotationsfreien Anteile handelt, was durch den Index rotf“ gekennzeichnet ” wird. Man kann daher den von einem beliebigen Feld aufgenommenen Ladestrom ¨ so berechnen, als ob an jeder Stelle des Nichtleiters bei zeitlichen Anderungen ¨ des E-Feldes ein Strom fließen w¨ urde, dessen Dichte durch die Anderungsgeschwindigkeit des D-Feldes gegeben ist. Diesen Strom bezeichnet man als Verschiebungstrom. Er setzt sich mit dem infolge der Leitfähigkeit des Isolierstoffes fließenden Leitungsstrom zusammen, so dass an jeder Stelle des Feldes f¨ ur die Stromdichte insgesamt zu setzen ist J = κE + ε

∂Erotf . ∂t

(30.9)

Man bezeichnet diese Gr¨ oße vor allem in der ¨ alteren Literatur als die Dichte des wahren Stromes. Die Einf¨ uhrung des Verschiebungsstromes erfolgte fr¨ uher zun¨ achst willk¨ urlich; sie wurde plausibel gemacht, indem man nach Maxwell die dielektrische Verschiebung durch eine Verschiebung von Elektrizitätsmen¨ ¨ gen im Nichtleiter und im Ather erkl¨ arte. Da jedoch die Vorstellung des Athers im Sinne der Relativit¨ atstheorie zu Schwierigkeiten f¨ uhrte und somit nicht mehr akzeptiert wurde, musste der Verschiebungsstrom als eine Rechengröße betrachtet werden, die in Analogie zum elektrischen Strömungsfeld eingef¨ uhrt wird (vgl. Abschnitt 17). Man bezeichnet deshalb das D-Feld D auch als elektrische Flussdichte; fr¨ uher war die Bezeichnung Verschiebungsdichte“ u ¨blich. ” In Abschnitt 26.4 wurde gezeigt, dass der (rotationsfreie) Verschiebungsstrom notwendig ist, um die Kontinuit¨ atsgleichung f¨ ur die Ladung zu erf¨ ullen. Damit ist dieser Verschiebungsstrom in unserer Darstellung der Theorie des quasistation¨ aren elektromagnetischen Feldes nicht nur eine Rechengröße. Daran anschließend sollte noch darauf hingewiesen werden, dass nur der erste Term der wahren Stromdichte 30.9 einen Beitrag zum Magnetfeld ergibt, worauf in der Literatur nur selten hingewiesen wird; eine Ausnahme ist die Arbeit von Raff [223]. Man kann das leicht verstehen, indem man im Durchflutungsgesetz rot H = J das H durch B/μ ersetzt und den Rotationsoperator darauf anwendet rotrot B = μJ. (30.10) Nutzt man die Beziehung rotrot(·) = grad div(·) − (·) (vgl. Anhang A.1), dann ergibt sich die folgende partielle Differentialgleichung f¨ ur das B-Feld B = −μrot J,

(30.11)

506


wenn man div B = 0 ber¨ ucksichtigt. Setzt man den wahren Strom (30.9) in die rechte Seite dieser Gleichung ein, dann trägt offensichtlich nur der Leitungsstrom κE zum Magnetfeld bei. Bemerkung: Nach Abschnitt 26 wird die Einf¨ uhrung des Verschiebungsstroultigkeit der Ladungsbilanz in den quasimes ∂Drotf /∂t notwendig, um die G¨ station¨ aren Feldgleichungen zur sichern. Ein verallgemeinerter Verschiebungsstrom, der auch den divergenzfreien Anteil ∂Ddivf /∂t enthält, muss erst dann eingef¨ uhrt werden, wenn es sich um rasch veränderliche Felder handelt. Dann ist die magnetische Wirkung des verallgemeinerten Verschiebungsstromes im Nichtleiter der magnetischen Wirkung des Leitungsstromes gleichwertig, so dass es auf die Dichte des verallgemeinerten wahren“ Stromes ankommt (sie” he Abschnitt 33). Den verallgemeinerten Verschiebungsstrom werden wir im Unterschied zu dem bisherigen als Maxwellschen Verschiebungsstrom bezeichnen; vgl. Abschnitt 32.1. Da der (rotationsfreie) Verschiebungsstrom (30.8) als eine Fortsetzung des Ladestromes aufgefasst werden kann, so gilt auch f¨ ur den wahren Strom das Gesetz von der Erhaltung der Elektrizit¨ at, das ausgedr¨ uckt werden kann durch die Beziehungen J · dA = 0, div D = 0. (30.12) Wenn nun der Verschiebungsstrom den Leitungsstrom erheblich u ¨berwiegt, so dass man diesen vernachl¨ assigen kann, so muss an den Grenzflächen die Normalkomponente des Verschiebungsstromes stetig sein, also ε1

dEn1 dEn2 = ε2 dt dt

(30.13)

oder ε1 En1 = ε2 En2 .

(30.14)

Das ist aber die im elektrostatischen Feld g¨ ultige Bedingung, Gl. (8.18). Die Stromlinien des ver¨ anderlichen E-Feldes sind in diesem Falle identisch mit den D-Feldlinien des elektrostatischen Feldes. Hierin liegt die Bedeutung der Kenntnisse vom elektrostatischen Feld. Bei vielen praktischen Anwendungen, insbesondere bei Wechselstrom, treten in den Nichtleitern veränderliche elektrische Felder auf, bei denen der Verschiebungsstrom den Leitungsstrom weit u ¨berwiegt. Daher gelten hier sehr genau die Gesetze der elektrostatischen Felder. Dies trifft meist schon bei Frequenzen von einigen Hz zu und gilt bis zu sehr hohen Frequenzen. Abweichungen treten erst bei so hohen Frequenzen oder so großen räumlichen Abmessungen auf, dass die endliche Ausbreitungsgeschwindigkeit der Felder, die in der Gr¨ oßenordnung der Lichtgeschwindigkeit liegt, in Erscheinung tritt. Es gilt also mit dieser Einschr¨ ankung: Im langsam ver¨ anderlichen Feld ist die Potenzialverteilung in Nichtleitern angen¨ ahert die gleiche wie im elektrostatischen Feld.


507

Ein Beispiel f¨ ur die Fortsetzung eines Verschiebungsstromes durch einen Leitungsstrom bilden Funken- und Blitzentladungen. Ein zwischen zwei Elektroden bei gen¨ ugend hoher Spannung entstehender Funke wächst längs einer gestreckten Bahn dadurch, dass an seinem Kopfende infolge der dort herrschenden hohen Feldst¨ arke die Luft ionisiert, also elektrisch leitend wird. An dem Kopfende geht der in der Funkenbahn fließende Leitungsstrom in einen Verschiebungsstrom u ¨ber. Die Geschwindigkeit, mit der der Kopf vorwärts wandert, ist nun dadurch begrenzt, dass mit wachsender Geschwindigkeit auch der Verschiebungsstrom w¨ achst, Gl. (30.12); unendlich hohe Geschwindigkeit h¨ atte also unendlich große Stromst¨ arke zur Voraussetzung. Da in Wirklichkeit die Stromst¨ arke durch den Generator oder durch die vorhandenen Ladungen und Stromwege begrenzt ist, stellt sich eine endliche Wanderungsgeschwindigkeit f¨ ur das Vorschieben des Funkenkopfes ein, derart, dass die Leitungsstromst¨ arke in der Funkenbahn gerade zur Deckung des von dem Kopf ausgehenden oder dort einm¨ undenden Verschiebungsstromes ausreicht. Bei einem Blitz liegt diese Geschwindigkeit in der Gr¨ oßenordnung von 20000 km/s.

31 Bewegte Leiter und das Induktionsgesetz

31.1 Bewegte Leiter Bei der technischen Anwendung der Induktionswirkung kommen oft Anordnungen vor, deren Teile sich gegeneinander bewegen, z. B. in elektrischen Maschinen. Die zweite Feldgleichung dΦ (31.1) ui = E · ds = − dt C in der integralen Form setzt voraus, dass sich die Körperelemente, u ¨ber die sich die Integration erstreckt, nicht gegeneinander bewegen, also z. B. fest miteinander verbunden sind. Bewegt sich ein Teil des Systems mit der Geschwindigkeit v, so gilt in diesem Teil f¨ ur die von B induzierte E-Feldstärke rot E = −

∂B . ∂t

(31.2)

F¨ ur einen ruhenden Beobachter hat aber das E-Feld E nach Gl. (27.3) den E = E + v × B.

(31.3)

Deswegen lautet die zweite Feldgleichung f¨ ur einen mit der Geschwindigkeit v bewegten K¨ orper in differentieller Form rot E = −

∂B + rot (v × B). ∂t

Die zugeh¨ orige integrale Form liefert die Umlaufspannung ∂B ui = · dA + E · ds = − (v × B) · ds, ∂t CA CA

(31.4)

(31.5)

A

wobei Umlaufrichtung des Linienintegrals und Orientierung des Flächenvektors im Sinne einer Rechtsschraube miteinander verkn¨ upft sind.

510


Eine Ableitung von Gl. (31.4) kann alternativ aus der integralen Form von Gl. (31.2) mit zeitabh¨ angiger Fl¨ ache A(t) ∂ rotE · dA = − B · dA (31.6) ∂t A(t)

A(t)

erfolgen. In diesem Fall kann die Zeitableitung mit der Flächenintegration nicht vertauscht werden. Wenn man jedoch die verallgemeinerte Zeitableitung Dt ∂(·) − vdiv(·) − rot (v × (·)) (31.7) Dt (·) := ∂t verwendet, wobei v der Vektor der Geschwindigkeit ist, dann ergibt sich wegen div B = 0 direkt die Gl. (31.5), wobei der Stokessche Satz verwendet wurde. Eine Ableitung als auch einen Beweis der Operatorbeziehung findet man z. B. bei Becker ([17], S. 129 und S. 36f). F¨ ur technische Anwendungen ist das verallgemeinerte Induktionsgesetz f¨ ur bewegte K¨ orper eine v¨ ollig ausreichende N¨ aherung, aber eine vollständige Beziehung ergibt sich erst auf der Grundlage der speziellen Relativitätstheorie, worauf an dieser Stelle nicht eingegangen werden soll; siehe 31.3. Der interessierte Leser wird auf die entsprechende Literatur verwiesen; siehe z. B. Lehner [153]. Beispiel: Die B-Feldst¨ arke im Luftspalt eines Wechselstrommagneten M , Abb. 31.1, ¨ andere sich zeitlich gem¨ aß der Beziehung

Abbildung 31.1. Bewegter Leiter im zeitlichen ver¨ anderlichen Magnetfeld

ˆ cos ωt. Bz = B

(31.8)

Im Luftspalt schwinge parallel zu sich selbst ein stabförmiger Leiter sinusf¨ ormig mit der Geschwindigkeit vx = vˆ cos ωt um eine Ruhelage; d. h. mit der Auslenkung

(31.9)

31.1 Bewegte Leiter

x=

vx dt =

vˆ cos ωtdt =

vˆ sin ωt. ω

511

(31.10)

In dem rechtwinkligen Koordinatensystem habe B nur eine Komponente Bz in z-Richtung. Orientiert man auch den Flächenvektor dA in z-Richtung, dann braucht das Fl¨ achenintegral nur die Beträge zu ber¨ ucksichtigen. Da Bz u ache konstant ist, wird ¨ber die Fl¨ ∂Bz ∂Bz ˆ sin ωt b + vˆ sin ωt . − dA = − (b + x)l = lω B (31.11) ∂t ∂t ω A

Im zweiten Integral zeigt das Vektorprodukt aus vx und Bz in negative yRichtung. Da beide Anteile unabh¨ angig von y sind, ergibt das Integral l ˆ cos2 ωt. (v × B) · dy = −vx Bz l = −ˆ vB (31.12) 0

Ber¨ ucksichtigt man bei der Addition von (31.11) und (31.12), dass cos2 ωt − sin2 ωt = cos 2ωt

(31.13)

ist, so erh¨ alt man f¨ ur die Spannung ui in der in Abb. 31.1 eingezeichneten Z¨ ahlrichtung: ˆ sin ωt − lBˆ ˆ v cos 2ωt. (31.14) ui = blBω Man h¨ atte das Ergebnis auch erhalten, Wenn man den Fluss durch die Fläche in der Form Φ = (b + x)Bl (31.15) angeschrieben und dann Gl. (31.1) benutzt h¨ atte. Bemerkung: Bei der Anwendung der Gl. (31.3) können weitere zu Fehlschl¨ ussen f¨ uhrende Schwierigkeiten auftreten, wenn gleichzeitig stromf¨ uhrende Leiter oder Stoffe mit von 1 verschiedener Permeabilitätszahl in dem magnetischen Feld bewegt werden. Ein instruktives Beispiel bilden die in den Nuten liegenden Leiter des Ankers elektrischer Maschinen. Diese Leiter befinden sich in einem schwachen Restfeld, das um so geringer ist, je höher die Permeabilit¨ at des Eisens ist (vgl. auch Abschnitt 21.5). Wie durch Anwenden der Gl. (31.1) gezeigt werden kann, hat trotzdem die induzierte Leiterspannung den gleichen Betrag als ob der Leiter in dem durch die Erregermagnete erzeugten gleichm¨ aßig verteilten Feld liegen w¨ urde. An Hand der Abb. 31.2 soll mit einem einfachen Modell dieser Effekt erl¨ autert werden. Der durch das Feld mit der Geschwindigkeit v bewegte Leiter befinde sich im Innern eines mitbewegten Hohlzylinders aus Eisen. Das urspr¨ unglich homogene Magnetfeld habe in großem Abstand von dem Hohlzylinder die konstante B-Feldst¨ arke B.

512


Ist die Leiterschleife außerhalb des magnetischen Feldes geschlossen und hat der Leiter im magnetischen Feld den Weg x = vt zur¨ uckgelegt, so ist der von der Schleife in dem Zeitpunkt t umfasste Fluss

Abbildung 31.2. Bewegter Leiter in einem mitbewegten Eisenzylinder

Φ = xBl = vtBl

(31.16)

und die induzierte Spannung wird vBl. Der Eisenzylinder hat also keinen Einfluss auf die induzierte Spannung. Diese hat die gleiche Gr¨ oße als ob der Leiter ohne Eisenh¨ ulle mit der Geschwindigkeit v durch das B-Feld B hindurchgef¨ uhrt werden w¨ urde, obwohl doch das B-Feld am Ort des Leiters bei hoher Permeabilität des Eisenzylinders verschwindend klein ist. Die Richtigkeit dieses bemerkenswerten Ergebnisses sieht man sofort ein, wenn man die Divergenzfreiheit des B-Feldes B ber¨ ucksichtigt. Da ein beliebiges H¨ ullenintegral u ¨ber das B-Feld den Wert Null liefert, ergibt sich der durch die Fl¨ ache A1 hindurchtretende magnetische Fluss Φ auch als negative Summe der durch die restlichen Fl¨ achen hindurchtretenden Fl¨ usse. Das skalare Produkt zwischen den Fl¨ achen A3 , A4 der vorderen und der hinteren Deckfl¨ ache und des B-Feldes B liefert keinen Beitrag zum Fluss. Somit liefert nur die ganz im homogenen Feld liegende Fläche A2 das behauptete Ergebnis. B(A1 , t) · dA1 = − B(A2 , t) · dA2 = B · l · v · t. (31.17) Φ(t) = A1

A2

31.2 Bewegte nichtleitende Ko ¨rper Wird ein nichtleitender K¨ orper (κ = 0, μ = μ0 ) mit der Geschwindigkeit v durch ein station¨ ares magnetisches Feld B bewegt, so wird in dem Körper nach ur das dadurch Gl. (27.3) die elektrische Feldst¨ arke Ei = v × B induziert. F¨ verursachte D-Feld außerhalb des K¨ orpers gilt jedoch nicht D = εEi , sondern D = (ε − ε0 )(v × B),

(31.18)

31.3 Weitere Bewegungseffekte

513

da nur die materiellen Dipole bewegt werden und nur sie zum D-Feld beitragen. Eine ¨ ahnliche Korrektur ist bei der Bewegung eines nichtleitenden Körpers in einem elektrischen Feld E notwendig. An den Oberflächen einer isolierenden Platte in einem Plattenkondensator betr¨ agt die Ladungsdichte D = εE. Darin r¨ uhrt der Anteil (ε−ε0 )E von den materiellen Dipolen der nichtleitenden Platte her. Wird die Platte mit der Geschwindigkeit v zwischen den feststehenden Plattenelektroden verschoben, so wirken diese Oberflächenladungen wie elektrische Str¨ ome, die auf den beiden Oberfl¨ achen entgegengesetzte Richtungen haben. Der Strombelag ist vD = (ε − ε0 )E,

(31.19)

und nach dem Durchflutungsgesetz entsteht in der Isolierstoff-Platte ein magnetisches Feld mit der Feldst¨ arke H = (ε − ε0 )vE.

(31.20)

Werden auch die Kondensatorplatten mitbewegt, so entsprechen die Oberfl¨ achenladungen εE auf den Kondensatorplatten elektrischen Strömen vεE in entgegengesetzten Richtungen. Die H-Feldstärke in dem Isolierstoff wird daher jetzt als Differenz (31.21) H = ε0 vE.

31.3 Weitere Bewegungseffekte Die u ¨brigen elektromagnetischen Effekte, die bei Bewegungen von materiellen K¨ orpern auftreten, haben wegen ihrer Kleinheit meist keine Bedeutung. Es sind im wesentlichen die folgenden: 1. Bewegte Raumladungen Wirken wie elektrische Ströme von der Dichte J = v.

(31.22)

und erzeugen daher ebenso wie diese magnetische Felder. 2. Auch bei der Bewegung ungeladener Leiter entstehen elektrische und magnetische Felder, wenn sich die Bewegungsgeschwindigkeit zeitlich ändert, da dann die Leitungselektronenwolke infolge ihrer Trägheit etwas voreilt oder zur¨ uckbleibt, so dass unkompensierte Raumladungen auftreten. 3. Bei Bewegungsgeschwindigkeiten v, die nicht mehr klein gegen die Lichtgeschwindigkeit c sind, treten in den Grundgleichungen des quasistation¨ aren elektromagnetischen Gleichungen und den vollständigen Maxwellschen Gleichungen sowie (31.4) wegen des Gesetzes der konstanten Licht geschwindigkeit noch Faktoren von der Größenordnung 1 − (v/c)2 auf, die sich aus der Relativit¨ atstheorie ergeben (siehe Abschnitt 31.1).

514


Bemerkungen: 1. Das Feld in der Umgebung einer mit konstanter Geschwindigkeit v frei fliegenden Ladung Q, z.B. eines Elektrons, hat man sich folgendermaßen vorzustellen. In irgendeinem Punkt P in der Umgebung der Ladung, Abb. 31.3, finden wir gem¨ aß der E-Feldstärke einer Punktladung die Feldst¨ arke Q . (31.23) E = 4πε0 r2 x und y seien Koordinaten eines Systems, in dessen Ursprung sich die Ladung

Abbildung 31.3. E-Feld der bewegten Punktladung

befindet. Die x- und y-Komponenten der E-Feldstärke im Punkte P sind Q x x E= , 2 r 4πε0 (x + y 2 )3/2 Q y y Ey = E = . r 4πε0 (x2 + y 2 )3/2

Ex =

(31.24) (31.25)

Infolge der Bewegung der Ladung nimmt w¨ ahrend eines Zeitelements dt die Koordinate x des festen Raumpunktes P um dx = vdt ab. Daher nehmen die Feldst¨ arkekomponenten zu um dEx = −

∂Ex dx, ∂x

dEy = −

∂Ey dx. ∂x

(31.26)

¨ Diesen Anderungen der E-Feldst¨ arke entsprechen Verschiebungsströme im Punkt P : dEx Qv 2x2 − y 2 = , dt 4π (x2 + y 2 )5/2 dEy Qv 3xy = . Jy = ε0 2 dt 4π (x + y 2 )5/2

Jx = ε0

(31.27) (31.28)

Abb. 31.4 zeigt den dadurch bestimmten Verlauf der Linien des Verschiebungsstromes. Die x-Komponente wird Null f¨ ur √ (31.29) y = ±x 2.

31.3 Weitere Bewegungseffekte

515

Auf diesen Geraden verl¨ auft also die Str¨ omung senkrecht zur Flugbahn. In der Flugbahn selbst und auf der durch die Ladung gehenden, zur Flugrichtung senkrechten Ebene ist dagegen die y-Komponente der Strömung Null; die Str¨ omung hat hier die Richtung der Flugbahn.

Abbildung 31.4. Verschiebungsstr¨ ome der bewegten Punktladung

Mit der Str¨ omung entsteht ein magnetisches Feld mit Feldlinien, die wegen der Symmetrie Kreisform haben. Die Ebenen dieser Kreise stehen senkrecht auf der Flugrichtung, ihre Mittelpunkte liegen in der Flugbahn. Die Durchflutung einer solchen Feldlinie mit dem Radius y ist y Jx 2πydy. (31.30) Θ= 0

Die Integration lässt sich leicht ausf¨ uhren und ergibt Θ=

1 y2 Qv 2 . 2 (x + y 2 )3/2

(31.31)

Wird das Durchflutungsgesetz auf die Feldlinie mit dem Radius y angewendet, 2πyH = Θ, so folgt f¨ ur die H-Feldst¨ arke H=

y sin α 1 1 Qv 3 = Qv 2 . 4π r 4π r

(31.32)

Die H-Feldst¨ arke ist an jeder Stelle des Raumes wie die Stromdichte proportional dem Produkt Qv. Die im magnetischen Feld aufgespeicherte Energie ist daher nach Gl. (24.14) und (24.15) proportional Q2 v 2 ; sie wächst proportional dem Quadrat der Geschwindigkeit wie die kinetische Energie mv 2 /2 eines bewegten K¨ orpers der Masse m. Bei den Elektronen ist eine andere Masse als diese scheinbare elektromagnetische Masse“ nicht nachweisbar. ” ¨ Die oben durchgef¨ uhrte Uberlegung gibt eine physikalische Begr¨ undung der Amperèschen Formel Gl. (21.51). Die Stromstärke I in dem Leiterst¨ uck von der L¨ ange ds ist gleichwertig einer mit der Geschwindigkeit v bewegten Elektrizit¨ atsmenge Q = Idt = I(dt/ds)ds = I(ds/v), d. h. es ist Qv = Ids.

(31.33)

516


Damit werden die Gl. (31.32) und (21.51) identisch. Bei hohen Geschwindigkeiten v, die sich der Lichtgeschwindigkeit nähern, entsteht eine Verzerrung des in Abb. 31.4 dargestellten Feldes infolge der R¨ uckwirkung des magnetischen Feldes gem¨ aß dem Induktionsgesetz. Dadurch andert sich auch die scheinbare elektromagnetische Masse, siehe Gl. (37.3). 2. ¨ Es ist noch die Frage zu betrachten, was man unter der Geschwindigkeit v einer frei im Raum fliegenden Ladung zu verstehen hat. Erfahrungsgem¨ aß gelten die physikalischen Grundgesetze der Mechanik und der Elektrodynamik in jedem Koordinatensystem, das eine feste Orientierung gegen das Fixsternsystem hat, sowie in allen parallel dazu, also ohne Drehung, gleichf¨ ormig bewegten Koordinatensystemen. Solche Systeme nennt man Inertialsysteme. So kann ein in der Sonne verankertes Koordinatensystem, das fest gegen die Fixsterne orientiert ist, als ein Inertialsystem angesehen werden. Ein im Mittelpunkt der Erde verankertes derartiges System ist mit sehr großer Annäherung ein Inertialsystem, solange es sich um Vorgänge handelt, die kurz im Vergleich zu einem Erdumlauf um die Sonne, also zu einem Jahr, sind. Ein Koordinatensystem, das fest mit der Erdoberfläche verbunden ist (Laboratorium) ist zwar kein Inertialsystem, da es an der Erddrehung teilnimmt. Trotzdem kann auch ein solches System f¨ ur viele Zwecke als Inertialsystem angesehen werden, wenn n¨ amlich die Erddrehung während der Zeitdauer des betrachteten Vorganges unmerklich ist. Streng genommen lautet daher die Antwort auf die oben gestellt Frage: Unter v ist die Geschwindigkeit des Elektrons relativ zu einem Beobachter zu verstehen, vorausgesetzt, dass sich dieser in einem Inertialsystem befindet. F¨ ur die Beobachtung auf der Erde ist dies praktisch gleich der Relativgeschwindigkeit der Elektronen gegen den Beobachter auf der Erde. W¨ urde sich aber ein Beobachter mit seinen Messger¨ aten mit gleichförmig fliegenden Elektronen mitbewegen, dann w¨ urde er ruhende Elektronen mit ihrem elektrostatischen Feld beobachten k¨ onnen, aber kein magnetisches Feld der oben geschilderten Art.

Teil VII

Das instation¨ are elektromagnetische Feld

32 Die Maxwellsche Theorie des elektromagnetisches Feldes

32.1 Die Maxwellsche Erg¨ anzung und Wellen In Abschnitt 26.4 wurde den Gleichungen des elektromagnetischen Feldes, die nur das Induktionsgesetz ber¨ ucksichtigen, noch der Term ∂Drotf /∂t hinzugef¨ ugt, um die Konsistenz mit der Kontinuit¨ atsgleichung der Ladungen herzustellen. Es konnte gezeigt werden, dass die Zustandsgleichungen des elektromagnetischen Feldes trotzdem vom Typ einer Diffusionsgleichung sind, d.h. physikalisch gesehen, dass der neue Anteil keine magnetischen Wirkungen erzeugt. Maxwell hat nun den obengenannten Gleichungen des elektromagnetischen Feldes eine solche Erweiterung – die Maxwellsche Erg¨ anzung – hinzugef¨ ugt, so dass sich Zustandsgleichungen f¨ ur das elektromagnetische Feld vom Typ einer Wellengleichung ergeben. In diesen Zustandsgleichungen ist auch eine zweite Zeitableitung enthalten. Es ist u ¨blich, den neuen Term als Maxwellschen Verschiebungsstrom1 zu bezeichnen. Betrachtet man die in Abschnitt 26.5 abgeleitete Diffusionsgleichung des E-Feldes in Gl. (26.44) etwas genauer (vereinfacht f¨ ur den ladungsfreien Fall div E = 0) ˙ = μεE ¨ rotf , (32.1) E − μκ E dann wird schnell klar, wie man diese Gleichung zu erweitern hat, um eine (ged¨ ampfte) Wellengleichung zu erhalten. Um eine zweite Zeitableitung zu er¨ auch der divergenzfreie halten, muss neben dem rotationsfreien Anteil von μεE Anteil auftreten, d.h. der vollst¨ andige Term ∂D/∂t muss hinzugef¨ ugt werden. Das ist die eigentliche Maxwellsche Erg¨ anzung“, denn der rotationsfreie An” teil allein f¨ uhrt nicht auf Zustandsgleichungen mit Wellenlösungen. Maxwell ¨ keine hat hinsichtlich des Grundes der Einf¨ uhrung seines Zusatzterms ∼ E n¨ aheren schriftlichen Aufzeichnungen hinterlassen, sondern nur die sich daraus ergebenden Folgerungen diskutiert. So f¨ uhrte die von Maxwell im Jahre 1

Bei dem in den vorherigen Abschnitten benutzten Verschiebungsstrom handelte es sich nur um seinen rotationsfreien Anteil

520


1861 eingef¨ uhrte Hypothese dazu, dass der von ihm eingef¨ uhrte Verschie” bungsstrom“ die gleichen magnetischen Wirkungen wie der Leitungsstrom hervorruft. Man kann jedoch annehmen, dass ihm klar war, dass er auf diese Weise zu einer Wellengleichung kommen w¨ urde (siehe auch Zapolsky [299]) und dass dies einer zun¨ achst theoretischen Begr¨ undung des Lichtes auf der Grundlage der elektromagnetischen Theorie f¨ uhrt. Ein Zusammenhang von Licht und Elektrizit¨ at war u ¨brigens seit langem vermutet worden; Hinweise dazu findet man bereits in dem von Leonard Euler im Jahre 1769 verfassten Buch Briefe an eine Deutsche Prinzessin“ [70]. Zur Illustration des von Max” well neu in die elektromagnetische Theorie eingef¨ uhrten theoretischen Aspekts der Wellenausbreitung soll ein Plattenkondensator betrachtet werden.

Abbildung 32.1. Magnetische Wirkung des Verschiebungsstromes

Wird an die beiden Platten eines Kondensators, Abb. 32.1, eine Wechselstromquelle angeschlossen, so fließt in dem so gebildeten Stromkreis ein Wechselstrom, der sich in dem isolierenden Raum zwischen den beiden Platten als Verschiebungsstrom fortsetzt, so dass an jeder Stelle des Stromkreises der Gesamtstrom den gleichen Wert i hat. In dem ringförmigen Raum A, z.B. einem Ring aus Isolierstoff, findet man daher ein magnetisches Feld mit konzentrischen Feldlinien. Das Linienintegral des H-Feldes längs einer solchen Feldlinie ist in jedem Zeitpunkt gleich der Stromstärke i. Man kann das BFeld in dem Ring messen, indem man den Ring mit Draht bewickelt, der an ein Voltmeter angeschlossen wird. In der Lage B des Ringes ergibt sich nun infolge der magnetischen Wirkungen des Maxwellschen Verschiebungsstromes der gleiche Induktionsfluss wie in der Lage A (wobei davon abgesehen werde, dass ein Teil der Verschiebungslinien sich außen um den Ring herum schließt). Diese Gleichwertigkeit von Verschiebungsstrom und Leitungsstrom hinsichtlich der magnetischen Wirkung ist von grundlegender Bedeutung, wenn es sich um rasch ver¨ anderliche Vorg¨ ange handelt, da der Verschiebungsstrom mit zunehmender Schnelligkeit der Feldst¨ arke¨ anderungen wächst. So wie der Raum in der Umgebung des Stromleiters von einem magnetischen Feld erf¨ ullt ist, so sind auch mit den Linien des Verschiebungsstromes zwischen den beiden Platten magnetische Feldlinien verkettet, die bei symmetrischer Anordnung konzentrische Kreise bilden.

32.2 Die Maxwellschen Gleichungen

521

32.2 Die Maxwellschen Gleichungen Die der Elektrostatik, dem elektrischen Str¨ omungsfeld und dem stationären Magnetfeld zugrunde liegenden Ph¨ anomene f¨ uhrten zu einem System von algebraischen Gleichungen und partiellen Differentialgleichungen, das in Abschnitt 26.3 um das Induktionsgesetz erweitert wurde. Damit auch die allgemeine Form der Kontinuit¨ atsgleichung weiterhin ihre G¨ ultigkeit behält, wurde noch ein zus¨ atzlicher Term eingef¨ ugt, der nach Maxwell als Verschiebungsstrom bezeichnet wird. Es handelt sich allerdings nur um den rotationsfreien Anteil des von Maxwell eingef¨ uhrten Terms; vgl. Abschnitt 30. Das quasistationäre elektromagnetische Feld wird also durch die folgenden Gleichungen beschrieben ˙ D = εE, divD = , rotE = −B, ∂Drotf , B = μH, divB = 0, rotH = J + ∂t J = κE.

(32.2) (32.3) (32.4)

Wird nun nach Maxwell der vollst¨ andige Verschiebungsstrom ∂D/∂t eingef¨ ugt, dann erh¨ alt man nunmehr die vollst¨ andigen Gleichungen f¨ ur das elektromagnetische Feld, das man h¨ aufig auch als Maxwellsche Gleichungen des elektromagnetischen Feldes bezeichnet ˙ D = εE, divD = , rotE = −B, ∂D , B = μH, divB = 0, rotH = J + ∂t J = κE.

(32.5) (32.6) (32.7)

Grunds¨ atzlich ¨ andert sich das Durchflutungsgesetz nur sehr wenig, aber diese ¨ Anderung hat erhebliche Auswirkungen. W¨ ahrend die quasistationären Feldgleichungen auf Potenzialgleichungen f¨ ur A und ϕ auf partielle Differentialgleichungen vom Diffusionstyp f¨ uhren, ergeben sich aus den Maxwellschen Gleichungen Potenzialgleichungen vom Wellengleichungstyp. Das soll f¨ ur den Fall linearer Materialgleichungen (D = εE) gezeigt werden. Dazu machen wir wegen div B = 0 wiederum den Ansatz B = rot A und setzen diese Beziehung in das verallgemeinerte Durchflutungsgesetz ein; man erhält ∂E 1 rot rot A = J + ε . μ ∂t

(32.8)

Verwendet man die Beziehung rotrot(·) = grad div(·)−(·) (vgl. Anhang A.1) grad divA − A = μJ + με

∂E , ∂t

wobei diesmal die Coulomb-Eichung nicht benutzt wird.

(32.9)

522


Mit dem Ansatz B = rot A kann man auch eine alternative Form des Induktionsgesetzes ableiten ∂A ∂(rotA) ⇔ rot E + rot E = − = 0. (32.10) ∂t ∂t Da E + ∂A/∂t rotationsfrei ist, kann man wie in der Elektrostatik einen Gradienten-Ansatz mit einem skalaren Potenzial ϕ machen und es ergibt sich E = −grad ϕ −

∂A . ∂t

Setzt man Gl.(32.11) in Gl.(32.9), so erh¨ alt man ∂ϕ ∂2A grad divA − A = μJ − με grad − με 2 . ∂t ∂t

(32.11)

(32.12)

Auf entsprechende Weise erh¨ alt man f¨ ur das skalare Potenzial ϕ die Beziehung ∂(divA) ϕ = − − . ε ∂t

(32.13)

W¨ urde man die Coulomb-Eichung divA = 0 verwenden, dann vereinfacht sich zwar die Gl. (32.13) und man erh¨ alt eine Poissonsche Differentialgleichung, aber in der Gl. (32.12) bleibt ein komplizierterer Term in ϕ u ¨brig. Man verwendet deshalb die sogenannte Lorenz-Eichung divA = −εμ

∂ϕ , ∂t

(32.14)

um die Divergenz des Vektorpotenzials festzulegen. Damit ergeben sich die beiden partiellen Differentialgleichungen ∂2A = −μJ, ∂t2 ∂2ϕ ϕ − με 2 = − . ∂t ε

A − με

(32.15) (32.16)

Im Sinne der Systemtheorie in Abschnitt 2 können diese Gleichungen als Zustandsgleichungen des vollst¨ andigen elektromagnetischen Feldes angesehen werden, woraus sich die beobachtbaren Felder E, D, B und H mit Hilfe der Beobachtungsgleichungen“ (32.11) und B = rot A sowie den Materialglei” chungen bestimmen lassen. Im folgenden sollen die L¨ osungsverfahren der Wellengleichungen (32.15) und (32.16) nicht in voller Allgemeinheit diskutieren, denn selbst wenn wir uns auf die elektromagnetischen Felder beschränken, gibt es eine Vielzahl von analytischen und numerischen Methoden. Stattdessen sollen einige f¨ ur die elektrotechnischen Anwendungen wichtigen Fälle behandelt und anhand derer einige analytische L¨ osungswege solcher Gleichungen illustriert werden.

32.2 Die Maxwellschen Gleichungen

523

Den interessierten Leser m¨ ussen wir auf die umfangreiche Literatur verweisen. Hinsichtlich der analytischen Verfahren sollen insbesondere die Monographien von M¨ uller [195], Becker [18], Lehner [153] erwähnt werden, während Russer [239], Salazar-Palma et al. [240], Chari und Salon [51] und Chew et al. [52] eine ¨ sehr gute Ubersicht auch u ¨ber numerische Methoden bei elektromagnetischen Wellen bieten. Auch die Methode der Greenschen Funktion kann im Fall inhomogener Wellengleichungen wiederum sehr hilfreich sein, um Lösungen bei allgemein vorgegebener Ladungsdichte und Stromdichte J als Faltungsintegral aufzuschreiben; vgl. z. B. Lopez Davalos [56] und Ludwig [163]. Dabei wird die Greensche Funktion G im Fall einer skalaren Wellengleichung mit Hilfe einer raumzeitlichen Delta-Funktion“ ermittelt ” ∂2 (32.17) − με 2 G(r, t; ˜r, t˜) = −4πδ(t − t˜)δ(r − ˜r). ∂t Die L¨ osungen lassen sich dann in integraler Form formulieren ∞ ˜ ˜ G(r, t; ˜r, t)dV dt˜. ϕ(r, t) =

(32.18)

−∞

F¨ ur den unendlich ausgedehnten Raum ergibt sich die folgende retardierte √ Greensche Funktion (c := 1/ με) G(r, t; ˜r, t˜) =

r − t˜) δ(t − r−˜ c ; r − ˜r

(32.19)

desweiteren gibt es noch eine avancierte Greensche Funktion, die man im freien Raum aus Kausalit¨ atsgr¨ unden u ¨blicherweise ausschließt; z. B. Ludwig ([163], S. 176ff), Lehner ([153], S. 454f). Setzt man die Greensche Funktion (32.19) und nutzt die Deltafunktion, dann erhält man folgende Potenziale r, t − r−˜r c 1 ϕ(r, t) = dV˜ , (32.20) 4πε r − ˜r J r, t − r−˜r c μ dV˜ . (32.21) A(r, t) = 4π r − ˜r

33 Elementare Betrachtungen zum instation¨ aren elektromagnetischen Feld

In einem ver¨ anderlichen elektromagnetischen Feld in quasistationärer Näherung ist der (quasistation¨ are) Verschiebungsstrom nach Abschnitt 30 definiert als die Zunahme des Flusses des D-Feldes geteilt durch die Zeit. Die Dichte dieses Verschiebungsstromes betr¨ agt ∂Drotf /∂t und setzt sich mit der Leitungsstromdichte J in dem betreffenden Stoff zur Dichte Jw des sogenannten wahren Stromes in der quasistation¨ aren Näherung zusammen, Gl.(30.9), Jw := J +

∂Drotf . ∂t

(33.1)

Ist der Stoff linear und elektrisch isotrop, so gilt Jw := J + ε

∂Erotf . ∂t

(33.2)

Der durch irgendeine Fl¨ ache A in dem Raum hindurchfließende Gesamtstrom ist gleich dem Flächenintegral der wahren Stromdichte i= Jw · dA. (33.3) A

Erweitert man den Verschiebungsstrom im Maxwellschen Sinne, dann erweitern sich auch die wahre Stromdichte und der zugehörige Strom ax := J + JM w

∂E ∂D =J+ε . ∂t ∂t

(33.4)

und

ax JM · dA. w

i=

(33.5)

A

Dies ist zun¨ achst nichts weiter als eine willk¨ urliche Definition. Sie erhält aber ihren Sinn dadurch, dass nach der Erfahrung – wie bereits erwähnt – der

526


Maxwellsche Verschiebungsstrom in gleicher Weise magnetische Wirkungen hervorruft wie der Leitungsstrom. Dabei beziehen sich die genannten Erfahrungen auf das Auftreten von elektromagnetischen Wellen. Nimmt man den Maxwellschen Verschiebungsstrom in das Durchflutungsgesetz auf, so ergibt sich aus Gl.(26.34) die erste Feldgleichung der Maxwellschen Theorie ∂D , (33.6) rot H = J + ∂t die besagt, dass der Wirbel des H-Feldes an jeder Stelle des Raumes gleich der wahren (Maxwellschen) Stromdichte an dieser Stelle ist; sie lautet in integraler Form ∂D H · dr = J+ dA, (33.7) ∂t C A

wobei das Fl¨ achenintegral u ¨ber eine vom Weg C des Linienintegrals berandete Fl¨ ache A zu nehmen ist. Dabei sind Umlaufrichtung und Orientierung des Fl¨ achenvektors im Sinne einer Rechtsschraube miteinander verkn¨ upft. Die zweite Feldgleichung der Maxwellschen Theorie stellt, wie bereits in der quasistationären Theorie des elektromagnetischen Feldes diskutiert, eine Verallgemeinerung des Induktionsgesetzes dar. Die in einem beliebigen ge¨ schlossenen Weg C innerhalb eines Leiters bei Anderungen des magnetischen Flusses induzierte Spannung ist nach Gl. (27.25) dΦ (33.8) Ei · dr = − . ui = dt C Sie ist unabh¨ angig von dem Leitermaterial, und man hat daher anzunehmen, dass das Linienintegral des E-Feldes den gleichen Wert hat, auch wenn u ¨berhaupt kein Leiter vorhanden ist. Diese Folgerung wird in der Tat durch die ¨ Erfahrung best¨ atigt. Andert sich der magnetische Induktionsfluss in einem ¨ Nichtleiter, so entsteht also ebenfalls ein elektrisches Feld. Uber die Struktur ¨ dieses Feldes kann man eine Aussage machen mit Hilfe der folgenden Uberlegung. Wir denken uns in dem Magnetfeld ein Flächenelement ΔA mit der Berandung C senkrecht zur Richtung der magnetischen Feldlinien abgegrenzt. Wendet man auf dieses Fl¨ achenelement das Induktionsgesetz nach Gl. (33.8) an und wandeln das Linienintegral nach dem Stokesschen Satz in ein Flächenintegral um, so findet man n¨ aherungsweise ∂B · ΔA, (33.9) E · dr ≈ rot E · ΔA ≈ − ∂t C wenn man noch die Definition des magnetischen Flusses benutzt. Daraus folgt nach Division durch ΔA mit n := ΔA/ΔA die folgende Beziehung 1 ∂B · n. (33.10) E · dr ≈ rot E · n ≈ − ΔA C ∂t


527

Der Wirbel des E-Feldes ist danach an jeder Stelle des Raumes gleich der Abnahmegeschwindigkeit des B-Feldes. Die Richtung des Wirbels des E-Feldes ¨ ist durch die Richtung der Anderung des B-Feldes gegeben; in einem Feld mit geraden parallelen B-Feldlinien steht die Richtung des E-Feldes u ¨berall senkrecht auf der Richtung der B-Feldlinien. Zwischen dem E-Feld und dem B-Feld besteht demnach ein ähnlicher Zusammenhang wie zwischen dem H-Feld und der wahren Maxwellschen Stromdichte. So wie jeder elektrische Strom mit dem Auftreten eines magnetischen Feldes verkn¨ upft ist, das geschlossene, mit den Stromlinien verkettete Feldli¨ nien hat, so entsteht bei jeder Anderung des magnetischen Induktionsflusses ein elektrisches Feld mit in sich geschlossenen Feldlinien, die mit den magnetischen Feldlinien verkettet sind.

Abbildung 33.1. Elektrisches Feld in der Umgebung eines Transformatorkernes

In Abb. 33.1, Bild a ist der Verlauf der Feldlinien des induzierten elektrischen Feldes in der Umgebung eines von Windungen freien Teiles eines Transformatorkernes dargestellt. L¨ angs einer jeden Feldlinie hat die Umlaufspannung den gleichen Wert: sie ist gleich der Abnahmegeschwindigkeit des Flusses im Eisenkern, wenn man von den magnetischen Streulinien absieht. Liegt eine Windung aus Kupferdraht in dem Feld, wie in Abb. 33.1, Bild b. so setzen sich – interpretiert im Sinne der klassischen mikroskopischen Transporttheorie – die Leitungselektronen unter der Einwirkung der induzierten elektrischen Feldst¨ arke in Bewegung, bis an dem einen Drahtende eine bestimmte positive Ladung, am anderen eine negative Ladung vorhanden ist, die f¨ ur sich allein ein Potenzialgef¨ alle in entgegengesetzter Richtung erzeugen w¨ urden. Es stellt sich ein Gleichgewichtszustand ein, in dem das E-Feld innerhalb des Drahtes Null ist. Die ganze Umlaufspannung findet man dann zwischen den beiden Drahtenden. Der Leiter schiebt also das elektrische Feld auf den Raum zwischen seinen Enden zusammen. Die Abbildung 33.1 soll nur ein qualitatives Bild geben. Der genaue Verlauf der elektrischen Feldlinien wird durch den Eisenkern und seine Struktur, z.B. Schichtung aus Blechen, beeinflusst. Bemerkung: Eine Anwendung findet das elektrische Wirbelfeld im leiterfreien Raum beim Betatron (Steenbeck 1940). Hier werden ähnlich wie beim

528


Zyklotron Ladungstr¨ ager tangential in einen dosenförmigen luftleeren Raum geschossen, der parallel zur Achse von einem magnetischen Feld durchsetzt ist. W¨ ahrend beim Zyklotron das magnetisch Feld zeitlich konstant bleibt, wird hier ein magnetisches Wechselfeld mit der Frequenz f ben¨ utzt. Der Betrag des E-Feldes des Wirbelfeldes auf einer Kreisbahn mit dem Radius r ist nach Gl.(33.8) 1 dΦ , (33.11) Ei = 2πr dt wenn mit Φ der durch die Kreisbahn gehende Fluss bezeichnet wird. Sie beschleunigt auf der Kreisbahn laufende Elektronen etwa während einer Viertelperiode auf eine Anlaufspannung dΦ = n2πf Φmax , (33.12) Ua = n dt max wobei n die Zahl der Elektronenuml¨ aufe w¨ ahrend der Zeit 1/(4f ) ist. Damit k¨ onnen hohe Spannungen hergestellt werden. Wie sich aus der Betrachtung der Bewegungsgleichungen der Elektronen ergibt, erfordert hier die Stabilisierung der Elektronenbahn auf einen Kreis die Einhaltung bestimmter Bedingungen (Kr¨ ummung der magnetischen Feldlinien nach außen, Zunahme des B-Feldes in der Umgebung der Elektronenbahn mit dem Radius, B-Feld in der Elektronenbahn halb so groß wie bei homogenem Feld mit gleichem Φmax (siehe z.B. Prassler [221]). Nach den beiden Feldgleichungen der Maxwellschen Theorie sind elektri¨ sches und magnetisches Feld wechselseitig miteinander verkn¨ upft. Andert sich der Induktionsfluss, so entstehen geschlossene elektrische Feldlinien, die mit dem Fluss verkettet sind. Mit dem Entstehen der elektrischen Feldlinien ist das Auftreten von Leitungsstr¨ omen und von Verschiebungsstrom verbunden. ¨ Die Str¨ ome erzeugen wieder ein magnetisches Feld. Eine Anderung eines der ¨ beiden Felder f¨ ur sich allein ist nicht m¨ oglich. Nur wenn die Anderungen sehr langsam vor sich gehen, kann man diese gegenseitige Abhängigkeit vernachl¨ assigen. Bei der Beschreibung des Ladevorganges eines Kondensators in Abschnitt 30 war stillschweigend die Voraussetzung gemacht, dass die entstehenden magnetischen Felder und ihre R¨ uckwirkungen vernachlässigt werden k¨ onnen. Ganz ¨ ahnlich wird bei der Berechnung des Stromverlaufes nach dem Einschalten einer Spule zwar die in dem Leiter durch die Flussänderung entstehende Quellenspannung ber¨ ucksichtigt, nicht aber das elektrische Feld, das nach der zweiten Feldgleichung auch außerhalb der Leitungsdrähte vorhanden ist und das durch seine Verschiebungsstr¨ ome wieder auf das magnetische Feld zur¨ uckwirkt. Der genaue Feldverlauf ist außerordentlich kompliziert und nur in wenigen besonders einfachen F¨ allen der analytischen Berechnung zugänglich, sondern muss mit einem Feldsimulator (ANSYS [79], etc.) ermittelt werden. Bemerkung: Man kann jedoch meist den infolge der Vernachlässigung der magnetischen Wirkungen des Verschiebungsstromes entstehenden Fehler auf


529

Grund der Feldgleichungen leicht absch¨ atzen. Als Beispiel werde die in Abb. 22.9 dargestellte Drosselspule betrachtet. Fließt durch die Wicklung ein Wechselstrom von 50Hz mit dem Scheitelwert 0, 54A, so entsteht ein magnetischer Fluss mit dem Scheitelwert Φm = 5 · 10−4 V s. Die infolge der Flussänderungen im Fenster des Eisenkerns auftretenden elektrischen Feldlinien bilden ungefähr Kreise, die den Fluss umschlingen; sie haben daher eine mittlere Länge von etwa 15cm. Nach dem Induktionsgesetz ist die Umlaufspannung längs einer solchen Feldlinie im Maximum ωΦm = 314 · 5 · 10−4 s−1 V s = 0, 16V.

(33.13)

Die E-Feldst¨ arke l¨ angs der Feldlinie ist daher ungefähr E =

0, 16V V ≈ 0, 01 , 15cm cm

(33.14)

und die Dichte des Verschiebungsstromes beträgt im Maximum ε0 ωE = 0, 886 · 10−13 · 314 · 0, 01

A F −1 V s ≈ 3 · 10−13 2 ., cm cm cm

(33.15)

Denkt man sich das ganze Fenster des Eisenkerns mit einem Verschiebungsstrom von dieser Dichte ausgef¨ ullt, so ist sein Querschnitt ungefähr 28cm2 , und die durch die Verschiebungsstr¨ ome verursachte zusätzliche Durchflutung betr¨ agt A (33.16) Θ = 3 · 10−13 · 28A ≈ 10−11 2 . cm Das ist ein verschwindend kleiner Betrag gegen die Durchflutung des Wechselstromes in der Wicklung von 3600 A.

Abbildung 33.2. Elektrostatisches Feld bei einem unterbrochenen Stromkreis

Die enge Verkn¨ upfung der magnetischen und elektrischen Felder, wie sie in den Maxwellschen Feldgleichungen zum Ausdruck kommen, hat zur Folge, dass sich jede Feld¨ anderung im Raum nur mit einer endlichen Geschwindigkeit

530


ausbreiten kann. Es ist interessant, das Entstehen eines magnetischen Feldes an Hand der beiden Grundgesetze gedanklich zu verfolgen. In Abb. 33.2 ist ein einfache Anordnung mit einer Gleichspannungsquelle dargestellt, der an einer Stelle eine Unterbrechung mit ganz kleinem Abstand der beiden Drahtenden haben soll. Infolge der von der Spannungsquelle erzeugten Potenzialdifferenz spannen sich elektrische Feldlinien von dem positiven Drahtende zum negativen. Auf der Oberfl¨ ache des oberen Drahtes befinden sich positive, auf der Oberfl¨ ache des unteren Drahtes negative Ladungen. Wir wollen nun verfolgen, wie sich das Feldbild ver¨ andert, wenn die beiden Drahtenden miteinander in Ber¨ uhrung gebracht werden. In Abb. 33.3, Teil a ist gezeigt, wie unmittelbar Ladungen entgegengesetzten Vorzeichens infolge der Kräfte des elektrischen Feldes sich auszugleichen suchen. Dieser Ausgleich wirkt so wie ein Strom, der in einem kurzen Abschnitt des Drahtes in der Umgebung der Ber¨ uhrungsstelle von oben nach unten fließt. Dieser Strom baut das elektrische Feld ab, und es ergibt sich daher ein Maxwellscher Verschiebungsstrom, der von unten nach oben fließt und den Leitungsstrom schließt; er ist in der Abbildung gestrichelt eingezeichnet. Dieses Bild ist aber nicht vollst¨ andig. Mit dem Strom ergibt sich nach der ersten Feldgleichung in der Umgebung der Ber¨ uhrungsstelle ein magnetisches Feld, dessen Feldlinien den Strom im Leiter ungefähr in Kreisform umschließen und zwar innerhalb des von den Verschiebungsströmen begrenzten etwa kugelf¨ ormigen Raumes. Außerhalb dieses Raumes können keine derartigen Feldlinien auftreten, da ihre Durchflutung Null wäre. Das Entstehen des magnetischen Feldes hat nach der zweiten Feldgleichung ein elektrisches Feld zur Folge mit Feldlinien, die wieder mit dem magnetischen Fluss verkettet sind. L¨ angs der Strombahn, die durch den Leitungsstrom und den Verschiebungsstrom gebildet wird, wirkt die Umlaufspannung dieses elektrischen Feldes, und man findet aus den Richtungsregeln, dass die induzierte Quellenspannung dem Strom auf diesem Weg entgegenwirkt. Das Magnetfeld sucht also das Anwachsen des Stromes und damit den Abbau des urspr¨ unglichen elektrischen Feldes zu verhindern. Je rascher der Strom anw¨ achst, um so schneller wächst das magnetische Feld, um so gr¨ oßer wird aber die den Strom hemmende induzierte Spannung. Es stellt sich daher ein Gleichgewicht ein zwischen der Feldstärke des urspr¨ unglichen Feldes und der durch das Anwachsen des Magnetfeldes nach dem Induktionsgesetz entstehenden elektrischen Feldstärke, so dass der Abbau des elektrischen Feldes mit einer ganz bestimmten endlichen Geschwindigkeit vor sich geht. Einige Zeit sp¨ ater finden wir die in Abb. 33.3, Teil b dargestellte Feldverteilung. Die Ladungen sind nun auf einer gr¨ oßeren Länge des Drahtes ausgeglichen, ein gr¨ oßerer Raum ist frei vom elektrischen Feld; er ist bereits mit dem magnetischen Feld ausgef¨ ullt. In dem Raum außerhalb dieser Zone hat das elektrische Feld noch die gleiche Beschaffenheit wie vor dem Schließen des Stromkreises. Der Vorgang setzt sich in gleicher Weise fort, wobei die durch die Maxwellschen Verschiebungsstr¨ ome gebildeten Grenzflächen zwischen dem urspr¨ unglichen elektrischen Feld und dem entstehenden magnetischen Feld


531

immer weiter in den Raum hinauseilt, bis schließlich der ganze Raum vom magnetischen Feld ausgef¨ ullt ist (vom Spannungsabfall längs des Leiters, der ein schwaches elektrisches Feld bedingt, sehen wir hier ab). Diesen Vorgang der Ausbreitung des Feldes bezeichnet man als elektromagnetische Welle. Eine elektromagnetische Welle entsteht immer, wenn sich die Ströme oder Spannungen in einem Stromkreis irgendwie ¨ andern; einige spezielle Formen und Eigenschaften der elektromagnetischen Wellen werden im nächsten Abschnitt 34 betrachtet.

Abbildung 33.3. Aufbau des elektrischen und Aufbau des magnetischen Feldes

Bildet man auf beiden Seiten der ersten Feldgleichung (33.6) die Divergenz, so ergibt sich mit Hilfe von (div rotA = 0) und (33.4) ax div JM = 0, w

(33.17)

eine Beziehung, die aussagt, dass die Linien des Maxwellschen wahren Stromes immer in sich geschlossen sind. Endigt ein Leitungsstrom an einer Grenzfläche zwischen einem Leiter und einem Nichtleiter, so fließt ein Maxwellscher Verschiebungsstrom gleicher St¨ arke im Nichtleiter von dieser Stelle weg. Aus Gl.(33.17) folgt mit Gl.(33.1) div J +

∂ div D = 0. ∂t

(33.18)

F¨ uhrt man hier mit (div D = ) die Raumladungsdichte ein, so ergibt sich div J = −

∂ . ∂t

(33.19)

Der Leitungsstrom ist also nur quellenfrei, wenn die Raumladungsdichte Null oder zeitlich konstant ist. Auf dem gleichen Weg ergibt sich aus der dritten Feldgleichung ∂ div B = 0 und ∂t

div B = konst.

Die Konstante ist erfahrungsgem¨ aß Null, also

(33.20)

532


div B = 0.

(33.21)

Die magnetischen Induktionslinien sind entweder endlos oder in sich geschlossen. Alle Gesetze der elektromagnetischen Theorie sind in den Gln. (33.6),(33.9), (33.17) und (33.21)enthalten, die f¨ ur den Verlauf beliebiger elektromagnetischer Felder gelten. An den Grenzfl¨ achen von Stoffen verschiedener Eigenschaften ergeben sich aus diesen Gleichungen gewisse Grenzbedingungen, die eine Verallgemeinerung der fr¨ uher aufgestellten Grenzbedingungen darstellen. Im ganzen ergeben sich auf diese Weise vier Bedingungen, die an Grenzfl¨ achen erf¨ ullt sein m¨ ussen: 1. Die Normalkomponente der wahren Stromdichte muss stetig sein: Jwn1 = Jwn2 .

(33.22)

Dies folgt aus Gl.(33.17), wenn man ein Fl¨ achenelement der Grenzfläche betrachtet. Der von der einen Seite eintretende Strom muss gleich dem auf der anderen Seite austretenden Strom sein. An der Grenzfläche zwischen einem metallischen Leiter und einem Isolator gilt folgendes. Innerhalb der Metalle ist der Verschiebungsstrom wegen der hohen Leitfähigkeit gegen¨ uber dem Leitungsstrom nicht nachweisbar. In Metallen gibt es praktisch nur den Leitungsstrom. In einem guten Isolator, z.B. Luft, u ¨berwiegt andererseits der Verschiebungsstrom. Es muss daher hier κEn1 = ε

dEn2 dt

(33.23)

sein. Die Normalkomponente des Leitungsstromes geht stetig u ¨ber in die Normalkomponente des Verschiebungsstromes; die Normalkomponente des EFeldes hat auf beiden Seiten von Grenzfl¨ achen im allgemeinen verschiedene Werte. 2. Die Tangentialkomponente des E-Feldes muss stetig sein: Diese Beziehung folgt aus der Integralform der zweiten Feldgleichung, wenn man sie auf ein hinreichend schmales Rechteck anwendet, dessen lange Seiten beiderseits der Grenzfl¨ ache liegen und dessen kurze Seiten die Grenzflächen durchstoßen. Die beiden Bedingungen 1 und 2 zeigen, dass im allgemeinen Fall die Linien des wahren Stromes an den Grenzflächen gebrochen werden, und zwar in ziemlich komplizierter Weise, wenn es sich um zeitlich veränderliche Gr¨ oßen handelt. In Wechselfeldern durchl¨ auft der Winkel, den die Stromlinien mit der Grenzfl¨ ache bilden, w¨ ahrend jeder Periode 360◦ (vgl. Abschnitt 34). 3. Die Normalkomponente des B-Feldes muss stetig sein: Bn1 = Bn2 .

(33.24)

Dies folgt aus Gl.(33.21) in gleicher Weise wie fr¨ uher z. B. Gl.(22.24), ebenso 4. Die Tangentialkomponente des H-Feldes muss stetig sein: Ht1 = Ht2 .

(33.25)


533

Die magnetischen Feldlinien werden also gebrochen, wenn die Permeabilität in den beiden aneinander grenzenden Stoffen verschiedene Werte hat. Das zur Berechnung von elektromagnetischen Feldern und Wellen dienende System von Gleichung ist im folgenden nochmals zusammengestellt, wobei die Kontinuit¨ atsgleichung f¨ ur die Stromdichte J bereits in den Maxwellschen Feldgleichungen enthalten ist ∂B ∂D , rot E = − Feldgleichungen: rot H = J + ∂t ∂t ∂D Kontinuit¨ atsgleichungen: div J + = 0, div B = 0. ∂t M aterialgleichungen : D = εE, J = κE, B = μH.

(33.26)

Die Maxwellschen Feldgleichungen gelten in der hier aufgestellten Form zun¨ achst nur f¨ ur ruhende K¨ orper. Bei Bewegungen von leitender oder nichtleitender Materie im Raum treten zus¨ atzlicher Effekte auf, die durch diese Gleichungen nicht beschreiben werden. Im Fall des quasistationären elektromagnetischen Feldes sind wir im Abschnitt auf eine derartige Erweiterung eingegangen und nur mit wenigen Hinweisen auf das allgemeine elektromagnetische Feld. Der allgemeine Fall kann erst im Rahmen der speziellen Relativit¨ atstheorie detailliert behandelt werden; vgl. z. B. Hehl [102].

34 Elektromagnetische Wellen

34.1 Elementarform der elektromagnetischen Welle Nach den vorherigen Abschnitten entsteht eine elektromagnetische Welle, sobald sich die Ströme oder Spannungen zeitlich ändern. Zeitlich konstante Spannungen und Str¨ ome liegen vor, wenn sich Elektrizitätsmengen in Ruhe oder in gleichf¨ ormiger Bewegung befinden; Strom- und Spannungs¨ anderungen werden durch ungleichm¨ aßig bewegte Elektrizitätsmengen verursacht. Die einfachste elektromagnetische Welle wird sich daher ergeben, wenn eine punktf¨ ormige Elektrizit¨ atsmenge in einem sonst von Ladungen und materiellen K¨ orpern freien Raum ungleichf¨ ormig bewegt wird. Die bei allgemeinen Bewegungen von r¨ aumlich ausgedehnten Ladungen entstehenden Wellen lassen ¨ sich durch Uberlagerung der von den einzelnen Ladungsteilchen ausgehenden Wellen darstellen. Da sich jede Bewegung nach Fourier in zeitlich sinusförmigen Bewegungen zerlegen l¨ asst, so erh¨ alt man einen Einblick in diese Vorgänge, wenn man eine sinusf¨ ormige Bewegung von Ladungen betrachtet. Solche Bewegungen treten auch auf, wenn sich die Str¨ ome und Spannungen in einem Stromkreis zeitlich sinusf¨ ormig ver¨ andern. In jedem kleinen Ausschnitt des vom Wechselstrom durchflossenen Leiters schwingt die Elektronenwolke gegen¨ uber den feststehenden positiven Ladungen der Atomr¨ umpfe in der Längsrichtung des Leiters hin und her. Die von einem drahtf¨ ormigen Leiter ausgehende elektromagnetische Welle kann aus den von den L¨ angenelementen des Leiters herr¨ uhrenden Teilwellen zusammengesetzt gedacht werden. Die von einem sehr kurzen von Sinusstrom durchflossenen Leiterabschnitt ausgehende Welle bildet die Elementarform der elektromagnetischen Welle. Sie wird durch den Wechselstrom i in dem Leiterabschnitt von der sehr kleinen Länge l erregt oder, was damit gleichwertig ist, durch eine Ladung Q, die mit der Geschwindigkeit v sinusf¨ ormig um eine Ruhelage schwingt. Beide Vorgänge sind gleichwertig, wenn gem¨ aß Gl.(31.33) vQ = Il. (34.1)

536


Eine solche Erregungsstelle wird Hertzscher Dipol genannt.

Abbildung 34.1. Koordinaten der schwingenden Ladung

Die Lage eines beliebigen Punktes P im Raum gegen¨ uber der schwingenden Ladung werde durch die Koordinaten, Abb. 34.1, gekennzeichnet. Die z-Achse werde in die Bewegungsrichtung der Ladung gelegt. Aus Symmetriegr¨ unden h¨ angen dann die Feldgr¨ oßen nur von den beiden Zylinderkoordinaten a und z ab. In dem Raum außerhalb des Dipols gelten die Feldgleichungen in der Form rotH = +jωε0 E, rotE = −jωμ0 H,

(34.2) (34.3)

wenn der Voraussetzung gem¨ aß eine sinusf¨ ormige Zeitabhängigkeit mit der Kreisfrequenz ω eingef¨ uhrt wird. Dabei werden die in komplexer Form dargestellten Felder nicht besonders gekennzeichnet, wenn klar ist, ob es sich um reelle oder komplexe Felder handelt. Ausgehend von den Gln. (33.26) erhält man diese Gleichungen, wenn ε = ε0 und μ = μ0 sowie die Stromdichte J = 0 ist, so dass mit Hilfe der Materialgleichungen die Felder D und B eliminiert werden k¨ onnen. Anschließend separiert man den Zeitanteil oder geht direkt auf sinusf¨ ormige Gr¨ oßen u ¨ber, wobei die komplexen Ortsanteile die Gln. (34.2) und (34.3) erf¨ ullen m¨ ussen. Formal entspricht die Beziehung (34.2) der im stationären magnetischen uhrt Feld geltenden Beziehung rot H = J, wenn J an Stelle von jωε0 E eingef¨ wird, und man kann auch hier das H-Feld aus einem Vektorpotenzial ableiten, indem man H = rot A (34.4) setzt. F¨ uhrt man dies in Gl.(34.3) ein, so folgt rot(E + jωμ0 A) = 0.

(34.5)

Diese Gleichung sagt aus, dass das Feld des in der Klammer stehenden Vektors wirbelfrei ist; daher kann dieser Vektor aus einem zunächst noch unbekannten skalaren Potenzial ϕ abgeleitet werden; die Lösung von Gl.(34.5) kann in folgender Weise notiert werden

34.1 Elementarform der elektromagnetischen Welle

537

E + jωμ0 A =: −grad ϕ

(34.6)

E = −grad ϕ − jωμ0 A.

(34.7)

oder F¨ uhrt man andererseits den Ansatz (34.4) in Gl.(34.2) ein, so folgt mit Hilfe der Operatoridentit¨ at rotrot(·) = grad(·)div(·) − (·) aus Anhang A.1 grad div A − A = jωε0 E oder E=

1 1 grad divA − A. jωε0 jωε0

(34.8)

(34.9)

Durch Vergleich dieser Beziehung mit Gl.(34.7) findet man 1 div A, jωε0 A = −ω 2 ε0 μ0 A. ϕ=−

(34.10) (34.11)

Wir setzen zur Abk¨ urzung1 c= √

1 km ; = 299 792.458 ε0 μ0 s

(34.12)

dann wird aus Gl.(34.11) ω2 A. (34.13) c2 F¨ ur die Augenblickswerte des Vektorpotenzials gilt also die sogenannte Wellengleichung: 1 ∂2A (34.14) A = 2 2 . c ∂t Die magnetischen Feldlinien sind aus Symmetriegr¨ unden Kreise, deren Mittelpunkte auf der z-Achse liegen. Es muss daher der Vektor A parallel zur z-Achse gerichtet sein. Wir nehmen ferner an, dass genauso wie im Fall des station¨ aren Feldes der Vektor A nur von dem Abstand r des Punktes P von der Erregungsstelle abh¨ angt. Es zeigt sich, dass man mit dieser Annahme alle Bedingungen des Problems erf¨ ullen kann. In Zylinderkoordinaten lautet nun die Gl.(34.13), da alle Komponenten von A mit Ausnahme derjenigen in der z-Richtung Null sind, nach Gl.(B.2) mit Az statt ϕ 1 d ω2 1 d2 (r Az ) 2 dAz = − Az ; (34.15) r = r2 dr dr r dr2 c2 A = −

hieraus folgt 1

Die Vakuumlichtgeschwindigkeit ist aufgrund ihrer u ¨berragenden Bedeutung auf diesen zahlenm¨ aßigen Wert von der 17. Generalversammlung f¨ ur Maß und Gewichte im Jahre 1983 festgelegt worden.

538


r Az = Ce±kr ,

(34.16)

wobei

ω (34.17) c und C eine zunächst noch unbestimmte Konstante darstellt. Da wir uns auf die Betrachtung von Feldern beschr¨ anken, die von dem Dipol ausgehen, so ist nur das negative Vorzeichen von k brauchbar, und es wird schließlich k := j

Az =

C −j ωr e c . r

(34.18)

Die Augenblickswerte bestimmten wir durch Multiplikation mit Projektion auf die imagin¨ are Achse: √ r C 2 sin ω t − . Az = r c

√

2ejωt und

(34.19)

Das Vektorpotenzial ist also hier durch eine nach allen Richtungen hin fortschreitende Welle dargestellt, deren Geschwindigkeit c ist und deren Amplituden umgekehrt proportional mit dem Abstand r abnehmen. Es lassen sich nunmehr die Feldgr¨ oßen mit Hilfe der Gl. (34.4) und (34.9) berechnen. Das H-Feld hat u ¨berall die auf a und z senkrechte Richtung von α. Mit Gl.(34.3) und dem Rotationsoperator in Zylinderkoordinaten, deren r hier a entspricht, ergibt sich Hα := rotα Az = − Da nach Abb. 34.1 r=

∂Az dr ∂Az =− . ∂a ∂a dα

z 2 + a2

(34.20)

(34.21)

ist, wird dr a a =√ = , 2 2 da r z +a

(34.22)

und mit Gl.(34.18) gilt: a Hα = C 3 r

jωr 1+ c

e−j

ωr c

.

(34.23)

In der unmittelbaren N¨ ahe der schwingenden Ladung, (ωr/c 1), wird daher Hα = C

a . r3

(34.24)

Andererseits ist nach der Amperèschen Formel, Gl.(21.51), der Effektivwert des H-Feldes in der Umgebung eines geraden Stromleiters von der kleinen L¨ ange l, der von einem Wechselstrom mit dem Effektivwert I durchflossen wird


539

1 a I l. (34.25) 4π r3 Der Vergleich mit Gl.(34.24) zeigt, dass das berechnete Feld in das Feld des kurzen geraden Stromleiters u ¨bergeht, wenn man setzt Hα =

C=

Il . 4π

(34.26)

Ersetzt man den kurzen Stromleiter durch die bewegte Ladung Q gemäß Gl.(34.1) so gilt auch Qˆ v √ , C= (34.27) 4π 2 wobei vˆ den Scheitelwert der Geschwindigkeit der Ladungsbewegung (Schnelle) bedeutet. Zur Berechnung des E-Feldes ben¨ utzen wir Gl.(34.9) und Gl.(34.11) E=

1 grad divA − jωμ0 A. jωε0

(34.28)

Es ist dem Divergenzoperator in Zylinderkoordinaten und mit Gl.(34.21) div A =

∂Az dr z ∂Az ∂Az = = . ∂z ∂r dz r ∂r

(34.29)

Hieraus folgt mit dem Gradienten in Zylinderkoordinaten z 2 ∂ 2 A ∂ 2 Az r2 − z 2 ∂Az z , = + ∂z 2 r ∂r2 r3 ∂r az ∂ 2 Az ∂ 2 Az az ∂Az grada (div A) = = 2 , − 3 2 ∂a∂z r ∂r r ∂r gradα (div A) = 0. gradz (div A) =

(34.30) (34.31) (34.32)

Ferner ist mit Gl.(34.18) ∂Az ωr −j ωr C = − 2 1+j e c , ∂r r c ∂ 2 Az C ωr ωr 2 −j ωr − = 2 + 2j e c . ∂r2 r3 c c

(34.33) (34.34)

Damit ergibt sich C −j ωr (3z 2 − r2 ) ωr 2 2 2 c e r (z − r ) , (34.35) 1 + j + jωμ 0 r5 jωε0 c C az −j ωr ωr ωr 2 − e c 3 + 3j , (34.36) Ea = 5 r jωε0 c c Eα = 0. (34.37) Ez =

540


Abbildung 34.2. Feldkomponenten der schwingenden Ladung

Der Vektor des E-Feldes liegt also in der durch den Punkt P gehenden Meridianebene; er steht daher u ¨berall senkrecht auf dem H-Feld H; Abb. 34.2. Zerlegt man Ez und Ea in die beiden aufeinander senkrecht stehenden Richtungen r und ϑ, so kann man mit Hilfe der beiden schraffierten rechtwinkligen Dreiecke die Komponenten Er und Eϑ des E-Feldes berechnen. Es ist (34.38) Er = Ez cos ϑ + Ea sin ϑ und Eϑ = −Ez sin ϑ + Ea cos ϑ.

(34.39)

Ferner ist a = r sin ϑ,

z = r cos ϑ.

(34.40)

F¨ uhrt man dies in Gl.(34.35) und (34.36) ein, so ergibt sich Er = und

ωr −j ωr 2C cos ϑ 1 + j e c jωε0 r3 c

2C sin ϑ Eϑ = jωε0 r3

ωr ωr 2 −j ωr − 1+j e c . c c

(34.41)

(34.42)

Ferner gilt nach Gl.(34.23) Hα =

ωr −j ωr C sin ϑ 1+j e c . 2 r c

(34.43)

Dies sind die Feldgr¨ oßen der elektromagnetischen Elementarwelle nach H. Hertz (1888).


541

34.1.1 Nahfeld der schwingenden Ladung In unmittelbarer N¨ ahe des Dipols ωr c 1 wird nach den Gl.(34.41) bis (34.23) angen¨ ahert 2C cos ϑ , jωε0 r3 2C sin ϑ Eϑ = , jωε0 r3 C sin ϑ Hα = . r2 Er =

(34.44) (34.45) (34.46)

Der Vergleich mit Gl.(10.5) zeigt, dass die Struktur des E-Feldes derjenigen eines statischen Dipolfeldes gleicht. Der Faktor j im Nenner des E-Feldes zeigt an, dass das E-Feld gegen die magnetische und damit gegen den Strom I um art sich daraus, dass sich der Strom I im 90◦ phasenverschoben ist. Dies erkl¨ Luftraum als Verschiebungsstrom ε0 ∂E/∂t fortsetzt, der in Phase mit dem Strom schwingt; das E-Feld eilt daher dem Strom um 90◦ nach. 34.1.2 Fernfeld der schwingenden Ladung In der Funktechnik interessieren die Felder besonders in großer Entfernung von der Erregungsstelle. Hier kommen nur die Glieder mit den höchsten Potenzen von r zur Wirkung ( Fernfeld“). Aus den Gl.(34.41) bis (34.23) folgt ” Er = 0,

(34.47)

C sin ϑ −j ωr e c , Eϑ = jωμ0 r C sin ϑ ε0 −j ωr e c . Hα = jωμ0 r μ0

(34.48) (34.49)

H-Feld und E-Feld stehen r¨ aumlich senkrecht aufeinander und senkrecht zum Radius r (Abb. 34.2). Die beiden Felder breiten sich mit der Geschwindigkeit c in radialer Richtung aus. Der radiale Abstand zweier Punkte gleicher Schwingungsphase stellt die Wellenl¨ ange dar: λ=c

2π c = . ω f

(34.50)

Die Gl.(34.48) und (34.49) sagen ferner aus, dass E-Feld und H-Feld im Fernfeld zeitlich in Phase liegen. Dies erkl¨ art sich aus der hier u ¨berwiegenden Induktionswirkung des magnetischen Feldes. Jede Veränderung des magnetischen Feldes hat einen Auf- oder Abbau des elektrischen Feldes zur Voraussetzung wie in Abb. 33.3. In jedem Zeitpunkt und an jedem Ort ist das Verhältnis des Betrages des E-Feldes und des H-Feldes

542


E = H

μ0 =: Z0 = 376, 73 Ω. ε0

(34.51)

Man bezeichnet diese Gr¨ oße als den Feldwellenwiderstand oder Wellenwiderstand des leeren Raumes, da sie f¨ ur die elektromagnetische Welle eine ähnliche Bedeutung hat wie der Wellenwiderstand einer Leitung f¨ ur die Leitungswelle. F¨ ur den Effektivwert des E-Feldes ergibt sich aus den Gl.(34.48) und (34.26) Eef f =

11 sin ϑ μ0 sin ϑ f Il = IZ0 . 2 r 2λ r

(34.52)

Es ist ferner

Eef f . (34.53) Z0 Die Ausstrahlung ist also am st¨ arksten in der Richtung senkrecht zum Dipol (ϑ = 90◦ ), sie ist Null in der Richtung des Dipols (ϑ = 0). Eine ruhende Ladung Q erzeugt nach Gl.(11.42) im Abstand r ein E-Feld vom Betrag Q 1 , (34.54) E = 4πε0 r2 die umgekehrt proportional zum Quadrat der Entfernung r ist, also schnell abnimmt. Die schwingende Ladung, also die ungleichförmig bewegte Ladung, erzeugt im Abstand r ein E-Feld, die in der g¨ unstigsten Richtung (ϑ = 90◦ ) nach Gl.(34.27) und (34.48) 1 μ0 vˆ ω√ Q (34.55) Eef f = 4π 2 r ist. Hier nimmt das E-Feld also nur umgekehrt zur ersten Potenz des Abstandes r, d.h. viel langsamer, ab. Dies ist darin begr¨ undet, dass zur Beschleunigung der Ladung Q eine Arbeit erforderlich ist; sie wird in Strahlungsenergie umgesetzt, die sich im Raum ausbreitet. Hef f =

Bemerkung: Die Frage nach dem Bezugssystem f¨ ur die Ausbreitungsgeschwindigkeit c wird heute folgendermaßen beantwortet. Die Ausbreitungsgesetze der elektromagnetischen Wellen gelten in allen Inertialsystemen (vgl. Abschnitt 31.3). Das heißt, dass in jedem Koordinatensystem, das sich mit beliebiger Geschwindigkeit gleichf¨ ormig translatorisch (ohne Drehung) gegen das Inertialsystem der Fixsterne bewegt, f¨ ur die Ausbreitung nach allen Richtungen im Vakuum die gleiche Geschwindigkeit c beobachtet wird (Prinzip der Konstanz der Lichtgeschwindigkeit nach A. Einstein 1905). Die Folgerungen hieraus behandelt die spezielle Relativit¨ atstheorie (z.B. Lehner [153]). 34.1.3 Energiefluss in der Elementarwelle und der Strahlungswiderstand Durch die elektromagnetische Welle wird Energie transportiert. Nach den Gl. (13.15) und (24.14) ist die r¨ aumliche Dichte der gespeicherten Energie


w=

1 1 ε0 E2 + μ0 H2 . 2 2

543

(34.56)

Da die beiden Vektoren E und H nur von r und ϑ abhängen, so kann man die Energie in einem Raumelement berechnen, das nach Abb. 34.3 durch Breitenkreise begrenzt wird. Das Raumelement hat den Inhalt dv = 2πr2 sin ϑdrdϑ.

(34.57)

Die Energie, die in diesem Raumelement im Mittel gespeichert ist, beträgt

Abbildung 34.3. Berechnung des Energieflusses

1 1 2 2 ε0 Eef μ + H 0 ef f dv, f 2 2 1 1 ε0 2 2 2 ε0 Eef μ + E dv = εEef dW (r, ϑ) = 0 f f dv. 2 2 μ0 ef f

dW (r, ϑ) =

(34.58) (34.59)

Magnetische und elektrische Energie sind gleich groß. Die zwischen zwei konzentrischen Kugelfl¨ achen mit dem Abstand dr im Mittel vorhandene Energie ergibt sich durch Integration von Gl. (34.59) nach Einsetzen von Gl. (34.52) und (34.60): π π dW (r, ϑ) πI 2 l2 μ0 2πI 2 l2 μ0 3 dϑ = dr = sin dϑ = dr. dW (r) = dϑ 2λ2 3λ2 0 0 (34.60) Die Welle durchläuft die Strecke dr in einer Zeit dt =

dr . c

(34.61)

Die durch eine Kugelfl¨ ache vom Radius r nach außen fließende Leistung ist daher 2 l 2πI 2 l2 μ0 c 2π 2 dW (r) = I Z0 = . (34.62) P = 2 dr 3λ 3 λ Sie ist unabh¨ angig vom Radius r der Kugel, da wir den Raum als vollkommen isolierend vorausgesetzt haben, und infolgedessen keine Verluste an Energie durch Umwandlung in W¨ arme entstehen.

544


Die hier gefundenen Ergebnisse kann man in folgender Weise auf die Berechnung der Strahlung von Antennen anwenden. Auf jeder Antenne stellt sich nach dem Anlegen der Wechselspannung eine wellenf¨ ormige Stromverteilung ein, ¨ ahnlich wie bei einer Leitung. An irgendeiner Stelle x der Antenne sei Ix , die komplexe Stromstärke. Von dem kleinen L¨ angenabschnitt dx an dieser Stelle geht daher eine Welle aus, die in einem Punkt P in großer Entfernung rx von der Antenne durch die komplexe E-Feldst¨ arke, Gl. (34.48), dE = j

ω f μ0 sin ϑ Ix dxe−j c rx 2 rx

(34.63)

und die komplexe H-Feldst¨ arke, Gl. (34.53), dH =

dE Z0

(34.64)

gegeben ist, Abb. 34.4. Die von den einzelnen Längenelementen herr¨ uhrenden

Abbildung 34.4. Berechnung der Strahlung einer Antenne

Beitr¨ age der Feldst¨ arke setzen sich im Punkt P zusammen. Nun ist nach Abb. 34.4 (34.65) rx = r − x cos ϑ. Die von den einzelnen Abschnitten der Antenne eintreffenden Elementarwellen sind also gegeneinander phasenverschoben; f¨ ur die gesamte Feldstärke gilt 1 sin ϑ −j ω r E(r) = j f μ0 e c 2 r

+h

−h

ω

Ix ej c x cos ϑ dx,

(34.66)

wobei das Integral u ange zu erstrecken ist. Dabei ist nähe¨ber die Antennenl¨ rungsweise im Nenner r f¨ ur rx gesetzt. Als einfaches Beispiel werde eine Antenne betrachtet, deren Länge 2h sehr kurz gegen die Wellenl¨ ange λ ist ( kurzer Dipol“). Dabei soll auch der im ” Exponenten vorkommende Ausdruck ωx/c so klein gegen 1 sein, dass

34.1 Elementarform der elektromagnetischen Welle ω

ej c x cos ϑ ≈ 1

545

(34.67)

gesetzt werden kann. Dies bedeutet, dass 2π

h 1 λ

(34.68)

sein soll. Dann gilt f¨ ur den Effektivwert der E-Feldstärke angenähert Eef f

1 sin ϑ = μ0 f 2 r

+h

−h

Ix dx.

(34.69)

Gegen¨ uber Gl. (34.52) tritt also an die Stelle von Il das Integral der Stromstärke u ange. Das gleiche gilt daher bei Gl. (34.62) f¨ ur die ¨ber die Antennenl¨ insgesamt ausgestrahlte Leistung. Diese Strahlungsleistung wird 2πZ0 Z0 Ps = 3 λ2

2

+h

−h

Ix dx

.

(34.70)

Wegen der Voraussetzung sehr kurzer Antennendrähte nimmt wie bei einer kurzen Leitung, die am Ende offen ist, die Stromstärke Ix , von einem Anfangswert I0 an der Stelle der Einspeisung angenähert linear auf den Wert Null am Leitungsende ab, also x . (34.71) I ≈ I0 1 − h Damit wird

+h

−h

h

Ix dx = 2

Ix dx = I0 h,

(34.72)

0

und die gesamte Strahlungsleistung ergibt sich zu Ps =

2π Z0 3

2 h I02 . λ

(34.73)

Zahlenbeispiel: I0 = 10A, h = 1/50λ, Z0 = 377Ω Ps =

1 2π · 377 · 100W = 31, 6W. 3 2500

(34.74)

Der Dipol nimmt diese Leistung elektrisch auf, so wie ein Reihenwiderstand Rs =

2π Z0 3

2 h ; λ

(34.75)

546


Rs wird als Strahlungswiderstand bezeichnet. Gl. (34.75) gibt den Strahlungswiderstand des kurzen Dipols. Der Strahlungswiderstand f¨ ur beliebig lange Antennendr¨ ahte kann mit Hilfe von Gl. (34.66) in gleicherweise angenähert berechnet werden, wenn f¨ ur den Strom Ix die Leitungsgleichungen angesetzt werden; vgl. Abschnitt 35. Der Strahlungswiderstand kann nach Arbeiten von Wessel [286] in ganz allgemeiner Weise f¨ ur einen verlustbehafteten LC-Schwingkreis ableiten, bei dem Anteile des Mawellschen Verschiebungsstromes ber¨ ucksichtigt werden. Demnach erh¨ alt man den Strahlungswiderstand, wenn man in gewisser Näherung u are N¨ aherung der Maxwellschen Gleichungen hinausgeht. ¨ber die quasistation¨ Zur Ableitung der durch den Verschiebungsstrom modifizierten Formeln f¨ ur den Widerstand, die Induktivit¨ at und die Kapazität bestimmt man zunächst eine Integralgleichung f¨ ur die Leistung des elektromagnetischen Feldes und ermittelt aus der Analogie zur Leistungsbilanz eines RLC-Schwingkreises die entsprechenden Beziehungen. Der Strahlungswiderstand in Gl. (34.75) ergibt sich dann in erster N¨ aherung aus der Beziehung f¨ ur den Widerstand. Weitere Einzelheiten finden man auch bei Mathis [170]. Zahlenbeispiel: In dem vorigen Zahlenbeispiel wird 1 2π · 377 Ω = 0, 316Ω. Rs = 3 2500

(34.76)

F¨ ur den Dipol gilt ein Ersatzbild nach Abb. 34.5, in dem CA die Kapazit¨ at zwischen den beiden Antennenleitern bedeutet. Bei wirklichen Antennen muss noch der Leitungswiderstand ber¨ ucksichtigt werden, der in dem Ersatzbild als Wirkwiderstand in Reihe mit dem Strahlungswiderstand liegt. Eine

Abbildung 34.5. Ersatzbild der kurzen Antenne

Vertikalantenne von der H¨ ohe h, die am Fußpunkt gespeist wird, kann durch Spiegelung zu einer Antenne von der oben betrachteten Form ergänzt werden. Bei gleicher Stromst¨ arke sind daher auch die Feldstärken die gleichen; da aber Leistung nur in den oberen Raum ausgestrahlt wird, ist der Strahlungswiderstand halb so groß. Somit ist der Strahlungswiderstand einer Vertikalantenne von der Höhe h 2 2 h h π = 395 Ω. (34.77) Rs = Z0 3 λ λ


547

Er w¨ achst mit dem Quadrat der H¨ ohe der Antenne, wobei aber zu ber¨ ucksichtigen ist, dass die Formel (34.77) nur gilt, solange h klein ist gegen λ.

Abbildung 34.6. Elektrisches Feldbild des schwingenden Dipols

In Abb. 34.6 ist der Verlauf der elektrischen Feldlinien in der Umgebung der Antenne im Zeitpunkt eines Stromnulls veranschaulicht (H. Hertz 1888). Die Abb. 34.7 zeigt, wie man sich die Abstrahlung elektromagnetischer Energie als einen Abl¨ osevorgang“ der E-Feldlinien von der Antenne vorstel” len kann. Die ersten 5 Bilder stellen Ausschnitte aus der ersten positiven Halbperiode des Wechselstromes im Antennenfuß dar, die beiden letzten Bilder Ausschnitte aus der darauf folgenden negativen Halbperiode.

Abbildung 34.7. Elektrisches Feldbild des schwingenden Dipols

Es soll ausdr¨ ucklich darauf hingewiesen werden, dass man die Abstrahlung elektromagnetischer Energie von einer Antenne im Sinne der Maxwellschen Gleichungen, die ein vollst¨ andig gekoppeltes System von Gleichungen f¨ ur das elektrische und das magnetische Feld darstellen und die den allgemeinen instation¨ aren Fall beschreiben, nicht als einen sequentiell arbeitenden Ablösevor” gang“ deuten sollte. Vielmehr hat man es bei dem elektromagnetischen Feld mit einem ausgedehnten physikalischen System zu tun, dessen ortsabhängige Beschreibungsgr¨ oßen auch zeitlich ver¨ anderlich sind. Nur die Energie breitet

548


sich aus. Die genannte sequentielle Interpretation des Abstrahlungsvorganges ist mit den Maxwellschen Gleichungen nicht vereinbar, da man sich bei dieser Interpretation das vollst¨ andig gekoppelte Gleichungssystem durch ein rekursives L¨ osungsverfahren im Sinne eines Gauß-Seidel-Verfahrens (siehe z. B. Deufhard [60]) gel¨ ost denkt anstatt die Gleichungen als Ganzes zu lösen. F¨ ur heuristische Zwecke ist diese Sichtweise jedoch durchaus brauchbar, wenn man die Begrenzungen dieser Interpretation beachtet. Eine solche Vorgehensweise ist in der Physik auch nicht un¨ ublich. Die Quantenmechanik ist ein anderes Beispiel, denn auch wenn eine reine Wellenvorstellung nicht zulässig ist, kann in bestimmten Anwendungsbereichen der Theorie eine solche Interpretation durchaus hilfreich sein.

34.2 Energiedichte des elektromagnetischen Feldes Die in einem allgemeinen elektromagnetischen Feld str¨ omende Energie lässt sich wie die in einem ruhenden Feld aufgespeicherte Energie durch die Feldgr¨ oßen E und H ausdr¨ ucken. An jeder Stelle eines elektromagnetischen Feldes ist die Energie mit einer Dichte w=

1 1 εE2 + μH2 2 2

(34.78)

¨ gespeichert. Andern sich die Feldgr¨ oßen zeitlich, so ändert sich die gespeicherte Energie, es wird also Energie im Raum transportiert. Während des Zeitelementes dt nimmt die Energiedichte um dw = εE ·

∂H ∂E dt + μH · dt ∂t ∂t

(34.79)

zu. F¨ uhrt man hier die beiden Feldgleichungen (vgl. Gln. (33.26)) ∂E = rot H − κE, ∂t ∂H = −rot E μ ∂t ε

(34.80) (34.81)

ein, so folgt dw = E · rot Hdt − H · rot Edt − κE · E dt.

(34.82)

Der letzte Ausdruck rechts gibt an, wie groß die während der Zeit dt in Wärme umgewandelte Feldenergie ist; die beiden ersten Glieder stellen daher den Zuwachs der Feldenergie in der Zeit dt, bezogen auf die Raumeinheit, dar. Die Energie, die aus einem beliebigen Raumelement dv herausfließt“, dividiert ” durch dt, ist daher dP = (H · rot E − E · rot H) dv.

(34.83)

34.2 Energiedichte des elektromagnetischen Feldes

549

oder bei Anwendung der vektoranalytischen Beziehung div(a × b) = b rot a − a rot b aus Anhang A.1 dP = div (E × H) dv.

(34.84)

Nach Poynting (1884) setzt man S := E × H,

(34.85)

dP = div S dv.

(34.86)

so dass Mit Hilfe des Satzes von Gauß folgt damit f¨ ur die Leistung der aus einem beliebigen Raum herausfließenden“ Feldenergie ” P = S · dA, (34.87) wobei das Integral u ache des Raumes zu bilden ist. Der Vektor S ¨ber die Oberfl¨

Abbildung 34.8. Strahlungsdichte nach Poynting

gibt an, welche Richtung die Energiestr¨ omung an jeder Stelle des Raumes hat und wie groß die Leistungsdichte der Energieströmung ist. Man nennt daher diesen Vektor die Dichte der Energiestr¨ omung oder die Strahlungsdichte. Wie die Abb. 34.8 zeigt, bilden die drei Vektoren E, H und S ein Rechtssystem. Der Betrag der Strahlungsdichte ist S = E H sin α.

(34.88)

Die Energiestr¨ omung kann also in einfacher Weise berechnet werden, wenn die elektrische und die magnetische Feldst¨ arke bekannt sind. Besonders interessant ist es, einen einfachen elektrischen Stromkreis unter feldtheoretischen Gesichtspunkten zu betrachten. Dabei zeigt sich, dass entgegen den Vorstellungen auf der Grundlage fließender Ladung (Elektronen) in metallischen Leiter die elektromagnetisch Energie außerhalb der Leiter fließt; vgl. Döring [63]. Es wird darauf hingeweisen, dass der Poynting-Vektor S im Rahmen der Bilanzgleichungen f¨ ur Energie, linearer Impuls und Drehimpuls des aus den

550


mechanischen und elektromagnetischen Teilsystemen zusammengesetzte Gesamtsystems eine wichtige Rolle spielt. Es stellt sich heraus, dass es sich bei den genannten Gr¨ oßen um Erhaltungsgr¨ oßen handelt. Ein ausf¨ uhrliche Diskussion dieser Bilanzgleichungen findet man bei Schnackenberg [242]. Nach den obigen Ausf¨ uhrungen stehen die elektrischen und magnetischen Feldlinien in einer elektromagnetischen Welle senkrecht aufeinander (α = 90◦ ) und in gen¨ ugend großem Abstand von der Erregungsstelle auch senkrecht zum Radius, der von der Erregungsstelle zu dem betrachteten Punkt gezogen wird. Der Vektor S hat die Richtung des Radius; er weist von der Erregungsstelle weg. Sein Betrag ist gleich dem Produkt aus E- und H-Feldstärke. Als Beispiel werde die Strahlungsdichte im Fernfeld eines kurzen Dipols betrachtet. Nach Gl. (34.69) und (34.72) ist die Feldstärke Eef f =

1 sin ϑ μ0 f I0 h. 2 r

(34.89)

1 h sin ϑ Z0 I0 . 2 λ r

(34.90)

Durch Erweitern mit c folgt daraus Eef f =

Mit Gl. (34.73) kann die Stromst¨ arke I0 durch die vom Strahlungswiderstand Rs aufgenommene Leistung ausgedr¨ uckt werden: 3 Ps λ (34.91) I0 = 8π Z0 h Damit folgt Eef f =

1 2

3 sin ϑ Ps Z0 . 2π r

(34.92)

Die Strahlungsdichte wird unter Ber¨ ucksichtigung von Gl. (34.53) S=

3 sin2 ϑ Ps 2 . 8π r

(34.93)

Sie wird wie die elektrische Feldst¨ arke am größten f¨ ur ϑ = π/2 also in der ¨ senkrecht zum Dipol liegenden Aquatorebene. W¨ urde Sich die Strahlungsleistung gleichmäßig auf den konzentrischen Kugelfl¨ achen mit dem Radius r verteilen, so w¨ are die Strahlungsdichte im Abstand r Ps . (34.94) S0 = 4πr2 Gegen¨ uber diesem sogenannten isotropen Strahler ist also die wirkliche Strah¨ lung in der Aquatorebene 3/2mal so groß. Die Strahlung ist Null in der Achsenrichtung des Dipols. Bei der betrachteten Ausbreitung im freien Raum gilt f¨ ur die E-Feldstärke ¨ in der Aquatorebene (ϑ = π/2)

34.3 Ebene Welle

Eef f =

1 2

3 1 Ps Z0 . 2π r

Durch Einsetzen des Wertes f¨ ur Z0 erh¨ alt man auch Ps V km Eef f = 0, 212 . r kW m

551

(34.95)

(34.96)

Bei einer von dem Dipol ausgestrahlten Leistung von 1kW ist also z.B. in 100km Entfernung die E-Feldst¨ arke bei ungestörter Ausbreitung Eef f = 2, 12mV /m.

34.3 Ebene Welle Man kann die Wellenfront in großem Abstand von der Erregungsstelle mit einer gewissen Ann¨ aherung als eben ansehen. In einer solchen ebenen elektromagnetischen Welle h¨ angen die Feldgr¨ oßen nur von einer einzigen Koordinate x in der Fortpflanzungsrichtung ab. Die Feldgleichungen lauten, wenn in die y-Richtung E = Ey und in die z-Richtung H = Hz gelegt wird, Abb. 34.9, mit dem Rotationsoperator in x, y, z-Koordinaten ∂E ∂H = ε0 , ∂x ∂t ∂H ∂E = −μ0 . (rot E)z = ∂x ∂t

(rot H)y = −

(34.97) (34.98)

Differenziert man die erste dieser beiden Gleichungen nach t, die zweite nach x, so ergibt sich

Abbildung 34.9. Feldgr¨ oßen der ebenen Welle

∂2H ∂2E = −ε0 2 , ∂x∂t ∂t ∂2H 1 ∂2E =− . ∂x∂t μ0 ∂x2 Hieraus folgt

(34.99) (34.100)

552


∂2E ∂2E 1 ∂2E = ε0 μ0 2 = 2 2 . 2 ∂x ∂t c ∂t

(34.101)

¨ Ahnlich ergibt sich ∂2H 1 ∂2H = 2 . 2 ∂x c ∂t2 die allgemeine Lösung dieser Gleichung ist E(x, t) = Ey = F±E (x ± ct),

(34.102)

(34.103)

wobei F+E und F−E beliebige Funktionen sind, und entsprechend Gl. (34.51) H(x, t) = Hz = F±H (x ± ct).

(34.104)

Aus der Beziehung (34.97) folgt, dass F±H und F±E nicht unabhängig gewählt werden k¨ onnen; man erh¨ alt bis auf eine Konstante F±H = ∓

1 E F . Z0 ±

(34.105)

Durch Einsetzen in die Gl. (34.101) und (34.102) kann man sich leicht von der Richtigkeit dieser L¨ osung u ¨berzeugen. Eine Ableitung der sogenannten D’Alembertschen L¨ osungen ist jedoch sehr einfach. Dazu wird der Differentialoperator in den Gln. (34.101), (34.102) in Produktform geschrieben (nur f¨ ur E ausgef¨ uhrt) ∂E ∂2E 1 ∂E ∂E 1 ∂E 1 ∂2E + − − 2 2 = =0 (34.106) ∂x2 c ∂t ∂x c ∂t ∂x c ∂t und auf die neuen Koordinaten ξ := x − ct, η := x + ct transformiert. Mit Hilfe der Kettenregel der Differentialrechnung erhält man dann folgende Differentialgleichung ∂ ∂E = 0, (34.107) 4 ∂ξ ∂η die man durch zweifache Integration l¨ osen kann, wobei die Lösungen von Gl. (34.101) nach R¨ ucktransformation auf die urspr¨ unglichen Koordinaten x und t mit Hilfe beliebiger, zweimal differenzierbarer Funktionen F±E darstellbar sind (34.108) E(x, t) = F−E (x − ct) + F+E (x + ct), die als r¨ uck- und hinlaufende Welle interpretiert werden können. In einer ebenen Welle bleibt also eine beliebige Verteilung der Felder in der x-Richtung erhalten, sie wandert jedoch mit der Geschwindigkeit c fort. Im allgemeinen Fall sind Wellen nach beiden Richtungen hin möglich; das obere Vorzeichen gilt f¨ ur Wellen, die in Richtung negativer x fortschreiten, das untere Vorzeichen f¨ ur Wellen positiver Richtung. F¨ ur die letzteren ist also E = Ey = F−E (x − ct), H = Hz =

1 E F (x − ct). Z0 −

(34.109)

34.3 Ebene Welle

553

Abbildung 34.10. Ebene elektromagnetische Welle

Elektrische und magnetische Feldst¨ arke bilden mit der Laufrichtung der Welle ein Rechtssystem, Abb. 34.10; die Dichte der Energieströmung ist S =E·H =

1 2 E . Z0

(34.110)

Zahlenbeispiel: In der Funktechnik kommen beim Empfänger Feldstärken bis herab zu etwa 1μV /m vor. Die Dichte der Energieströmung ist dabei S=

1 V2 W · 10−16 = 2, 65 · 10−19 . 2 377 Ω cm cm2

(34.111)

In der Umgebung von Hochspannungsleitungen können an den Leiteroberfl¨ achen Feldst¨ arken bis zu etwa 10kV /cm auftreten. Es stehen hier ebenfalls elektrische und magnetische Feldst¨ arken nahezu aufeinander senkrecht: Die elektrischen Feldlinien treten nahezu senkrecht aus der Leiteroberfläche aus, w¨ ahrend die magnetischen Feldlinien die tangentiale Richtung haben. Der Strahlungsvektor hat nahezu die Richtung der Energie¨ ubertragung längs der Leitung; er ist etwas zur Leiterachse hin geneigt wegen des Spannungsabfalles l¨ angs des Leiters. Die Strahlungsdichte in der Nähe der Drähte wird S=

kW V2 1 108 2 = 265 2 . 377 cm Ω cm

(34.112)

Die Luft ist also bef¨ ahigt, elektrische Energie in erheblicher Dichte zu u ¨bertragen. Die betrachteten einfachen Verh¨ altnisse der Kugelwelle und der ebenen Welle liegen nur vor, wenn der Raum von einem homogenen Nichtleiter vollst¨ andig erf¨ ullt ist. An jeder Grenzfl¨ ache ergibt sich eine Reflexion und eine Brechung der Wellen. Trifft z. B. eine ebene Welle senkrecht auf die ebene Oberfläche eines Leiters, Abb. 34.11, so wird ein Teil der Energie reflektiert. Die Feldgrößen in dem Raum vor der Wand setzen sich demgemäß aus den Feldgrößen der beiden Teilwellen zusammen. F¨ ur die von links nach rechts einfallende zeitlich

554


Abbildung 34.11. Reflexion einer ebenen elektromagnetische Welle an einer ebenen Wand

sinusf¨ ormige Welle gilt in komplexer Schreibweise, wenn E und H jetzt die komplexen Zeiger bedeuten, ε0 E H=E = , (34.113) μ0 Z0 und die Fortpflanzungskonstante ist √ γ = jω ε0 μ0 .

(34.114)

In den Leiter dringt eine Welle ein, die durch die Zeiger E und H gekennzeichnet sei. In den Feldgleichungen f¨ ur das Leiterinnere tritt κ an die Stelle von jωε0 und μ an die Stelle von μ0 . Daher wird der Wellenwiderstand im Leiter jωμ . (34.115) Zw = κ und die (komplexe) Fortpflanzungskonstante γ = jωμκ. Es gilt ferner H =

E . Zw

(34.116)

(34.117)

Im Luftraum l¨ auft die reflektierte Welle von rechts nach links; sie sei durch E und EH beschrieben, vgl. Gl. (34.104): H = −

E . Z0

(34.118)

An der Grenzfl¨ ache m¨ ussen nun die E- und die H-Feldstärke, die hier nur eine Komponente tangential zur Grenzfl¨ ache haben, stetig sein; dies ergibt E + E = E , H + H = H .

(34.119) (34.120)

34.3 Ebene Welle

555

F¨ uhrt man in Gl. (34.120) die Gln. (34.113), (34.117) und (34.118) ein, so wird E E E − = . (34.121) Z0 Z0 Zw Durch Aufl¨ osen nach E und E folgt aus den Gl. (34.119) und (34.121) 2Zw E =: bE, Z0 + Zw Zw − Z0 E =: rE E = Zw + Z0 E =

(34.122) (34.123)

Wir nennen b den Brechungsfaktor, r den Reflexionsfaktor. Bei den Metallen ist selbst f¨ ur die h¨ ochsten praktisch verwendeten Frequenzen Zw verschwindend klein gegen Z0 . Das bedeutet, dass praktisch r = −1.

(34.124)

Die reflektierte Welle l¨ oscht daher die elektrische Feldstärke an der Oberfläche des Leiters fast aus, so dass dort die resultierende elektrische Feldstärke fast Null ist. In dem Raum vor der leitenden Wand u ¨berlagern sich die beiden gegenl¨ aufigen Wellen E, H und E , H zu einer stehenden Welle, deren elektrische Feldst¨ arke an der Leiteroberfl¨ ache einen Knotenpunkt hat, während die magnetische Feldst¨ arke dort ein Maximum besitzt. Die elektrische Feldstärke der in den Leiter eindringenden gebrochenen“ Welle ist sehr klein gegen E, ” da b sehr klein gegen 1 ist. Die magnetische Feldstärke wird dagegen an der Leiteroberfl¨ ache rund doppelt so groß wie H. ¨ Bemerkung: Diese Uberlegungen enthalten die Voraussetzung, dass der Verschiebungsstrom im Leiter gegen den Leitungsstrom vernachlässigt werden kann. Streng genommen ist statt die elektrische Leitfähigkeit κ zu setzen ¨ κ + jωε, wobei ε die Dielektrizit¨ atskonstante des Leiters bezeichnet. Uber die Gr¨ oße der Dielektrizit¨ atskonstante von Metallen bei technischen Frequenzen sind noch keine genauen Werte bekannt, doch ist der Verschiebungsstrom mindestens bis zu Frequenzen von 1010 Hz gegen den Leitungsstrom vernachlässigbar. Bei Halbleitern und Ferriten, kann dagegen bei hohen Frequenzen κ klein gegen εω sein. Ein solches Material ist f¨ ur die elektromagnetischen Wellen mehr oder weniger durchsichtig“. ” Die innerhalb des Leiters fortschreitende gebrochene Welle wird bei ihrem Eindringen in den Leiter ged¨ ampft. Es liegt der bereits in Abschnitt 29.1 betrachtete Fall des Eindringens der Felder in den Leiter vor. Auch f¨ ur das Eindringmaß gilt der gleiche Ausdruck wie dort, Gl. (29.50). Die gleichen Verh¨ altnisse findet man auch, wenn der unendlich ausgedehnte Leiter durch eine Platte oder ein Blech endlicher Dicke ersetzt wird, wenn

556


nur die Blechdicke gr¨ oßer als die Eindringtiefe ist. Ist die Blechdicke kleiner, so ergibt sich innerhalb des Leiters infolge der Reflexion an der zweiten Begrenzungsebene eine gegenl¨ aufige Welle. Diese verschwindet praktisch bei gen¨ ugender Dicke der Platte. Bleche, die dicker sind als die Eindringtiefe, wirken gegen auftreffende Wechselfelder wie ein Spiegel. F¨ ur die Ausbreitung ebener elektromagnetischer Wellen gelten nach den ¨ oben durchgef¨ uhrten Uberlegungen Beziehungen, die vollkommen analog den Leitungsgleichungen sind. Bezeichnen E1 und H1 die komplexen Feldstärken arken am Ende eines Abschnittes am Anfang, E2 und H2 die komplexen Feldst¨ von der L¨ ange l, so gilt E1 = E2 cosh γl + H2 Zw sinh γl, E2 H1 = H2 cosh γl + sinh γl, Zw wobei γ=

jωμ(κ + jωε)

(34.125) (34.126)

(34.127)

und Zw =

jωμ κ + jωε

(34.128)

Damit k¨ onnen z.B. die Vorg¨ ange beim Lauf einer solchen Welle durch einen quer zur Laufrichtung geschichteten Raum verfolgt werden. An den Grenzfl¨ achen sind die Gr¨ oßen E und H stetig, so wie die Spannungen und Ströme an der Stoßstelle von Leitungen verschiedener Eigenschaften.

Abbildung 34.12. Elektromagnetisches Feld einer Zweidrahtleitung

Ein Beispiel f¨ ur den anderen Grenzfall, in dem die ebene Welle eine ebene Leiteroberfl¨ ache gerade tangiert, bilden die längs der Erdoberfläche laufen¨ den Wellen der drahtlosen Ubertragungen. Ebenso haben die Felder in der

34.3 Ebene Welle

557

Umgebung einer Leitung, Abb. 34.12, die Eigenschaft, dass die Vektoren der elektrischen und der magnetischen Feldst¨ arke aufeinander senkrecht stehen; in gen¨ ugend kleinen Ausschnitten k¨ onnen die Felder daher als ebene Wellen betrachtet werden, die an den Dr¨ ahten entlanggleiten. Legen wir wieder die Laufrichtung der ebenen Welle in die x-Achse, die H-Feldst¨ arke in die z-Achse, so f¨ allt die elektrische Feldstärke in die yRichtung. Die Oberfl¨ ache des Leiters sei nun durch die x, z-Ebene gebildet. Da die H-Feldst¨ arke tangential zur Leiteroberfläche gerichtet ist, so muss sie an der Oberfl¨ ache stetig u ¨bergehen, d.h. es muss auch im Leiterinnern eine H-Feldst¨ arke der gleichen Richtung vorhanden sein. Infolge des H-Feldes im Leiterinnern entsteht im Leiter eine elektrische Umlaufspannung in Ebenen, die parallel zur x, y-Ebene liegen. Wegen der endlichen Leitfähigkeit des Leiters ergeben sich daher Str¨ ome parallel zur x-Achse. Diese Ströme verursachen eine Komponente des E-Feldes in z-Richtung innerhalb des Leiters. Da nun aber die Tangentialkomponente der E-Feldst¨ arke an der Grenzfläche stetig sein muss, so folgt daraus, dass auch außerhalb des Leiters eine x-Komponente der E-Feldst¨ arke vorhanden ist.

Abbildung 34.13. Fortpflanzung einer elektromagnetischen Welle l¨ angs eines eben begrenzten Leiters

Die elektrischen Feldlinien treten also hier nicht senkrecht aus der Leiteroberfl¨ ache aus, Abb. 34.13. Es muss ferner die Dichte des wahren Stromes an der Grenzfl¨ ache stetig sein; f¨ ur zeitlich sinusf¨ ormige Vorgänge gilt also εjωEy1 = κEy2 ,

(34.129)

wenn die beiden R¨ aume durch die Indizes 1 und 2 unterschieden werden und σ die Leitf¨ ahigkeit des Leiters bedeutet. Also ist E εω y2 . = Ey1 κ

(34.130)

Setzt man hier f¨ ur Kupfer κ = 5, 7 · 107 S/m, so wird f¨ ur eine Frequenz von 7 10 Hz ε0 ω 8, 86 · 10−12 2π · 107 F s−1 m = ≈ 10−11 , (34.131) κ 5, 7 · 107 mS

558


also ein verschwindend kleiner Bruchteil. Selbst f¨ ur Erde mit der Leitfähigkeit κ = 10−2 S/m wird ε0 ω/κ erst rund 0, 06. Man kann daher praktisch meist die Vertikalkomponente der E-Feldst¨ arke im Leiterinnern vernachlässigen. Dann zeigt der Vektor der Energiestr¨ omung im Leiter praktisch senkrecht nach unten. Andererseits ist die durch die Welle in der x-Richtung fortgef¨ uhrte Leistung durch die Strahlungsdichte Sx = Ey1 · H bestimmt. In y-Richtung fließt der Teil Sy = Ex · H in den Leiter. Im Außenraum ist daher der Strahlungsvektor etwas nach unten geneigt, Abb. 34.14. Infolge des dauernden Energieentzuges durch die Absorption im Leiter nehmen die Amplituden der Welle beim Fortschreiten l¨ angs des Leiters ab.

Abbildung 34.14. Richtung der Energiestr¨ omung bei der Fortpflanzung der Welle l¨ angs des Leiters

Es ergibt sich also wieder der oben betrachtete Fall des Eindringens einer Welle in den Leiter. Die Fortleitung der Energie geschieht längs der Leiteroberfl¨ ache im nichtleitenden Raum, im wesentlichen parallel zur Leiteroberfl¨ ache. Ein Teil der Energie dringt in den Leiter ein und wird dort durch die Stromw¨ arme aufgezehrt. Die Tiefe, bei der die Feldgrößen auf 1/e ihres Oberfl¨ achenwertes abgenommen haben, ist gemäß Gl. (29.50) δ=√

1 . πf κμ

(34.132)

Zahlenbeispiel: Eine elektromagnetische Welle mit der Frequenz 106 Hz, entsprechend einer Wellenl¨ ange λ=

c = 300m. f

(34.133)

dringt in den Erdboden mit der Leitf¨ ahigkeit κ = 10−2 S/m bis zu einer Tiefe von 4, 6δ =

4, 6 π · 106 · 10−2 · 1, 257 · 10−6 s−1 Sm−1 Hm−1

mit 1% ihres Oberfl¨ achenwertes ein.

= 23 m

(34.134)

34.3 Ebene Welle

559

Die im Leiter infolge Ex in der L¨ angsrichtung fließenden Ströme bewirken durch die Verkettung zwischen dem H- Feld und den Strömen eine F¨ uhrung der elektromagnetischen Welle. Die Energie¨ ubertragung folgt daher den Kr¨ ummungen der Leiter und zwar um so vollkommener, je vollkommener der Strom in den Leitern gef¨ uhrt wird, d.h. je größer die Leitfähigkeit κ der Leiter gegen die Leitf¨ ahigkeit“ εω der isolierenden Umgebung ist. Bei Nie” derfrequenz ist dies in hohem Maße der Fall, da hier εω außerordentlich klein gegen κ ist. Bei hohen Frequenzen von der Größenordnung ωg =

κ ε

(34.135)

und dar¨ uber verlieren die Leiter immer mehr die f¨ uhrende Wirkung, so ¨ dass sich bei jeder r¨ aumlichen Anderung der Leiterform das Feld vom Leiter scheinbar abl¨ ost“ und im Raum als freie elektromagnetische Welle wei” terl¨ auft. F¨ ur die Grenzfl¨ ache zwischen Erde mit κ = 10−2 S/m und Luft wird 9 −1 ωg = 1, 1 · 10 s , also rund 100M Hz. Funkwellen mit höheren Frequenzen (λ < 3m) werden an der Erdoberfl¨ ache praktisch nicht mehr gef¨ uhrt, und ihre Bahn n¨ ahert sich der von Lichtstrahlen. Da die Tangentialkomponente der E-Feldstärke an der Oberfläche des Leiters stetig u ¨bergehen muss, so ist an der Oberfläche κ . (34.136) H = Ex1 jωμ

Andererseits ist Ey1 = Z0 H = Ex1 Z0

κ . jωμ

(34.137)

Das Verh¨ altnis der beiden Komponenten der in Luft befindlichen E-Feldstärke an der Leiteroberfl¨ ache wird also E 1 ωμ x1 = . (34.138) Ey1 Z0 κ

Zahlenbeispiel: (Fortsetzung) Der Leser sollte f¨ ur den Erdboden mit κ = 10−2 S/m einige Zahlenwerte des Verh¨ altnisses von Vertikal- zur Horizontalkomponente der E-Feldst¨ arke im Luftraum mit Hilfe von Formel (34.138) berechnen. Man erh¨ alt beispielsweise f¨ ur f = 1M Hz und einer Wellenlänge von λ = 300m ein Verh¨ altnis |Ey1 /Ex1 | von 13, 4. Die beiden Komponenten Ex1 und Ey1 haben nun, wie die Gl. (34.137) zeigt, eine zeitliche Phasenverschiebung von 45◦ entsprechend dem Winkel von √ j. Der r¨ aumliche Winkel, unter dem die elektrischen Feldlinien von außen her an der Leiteroberfl¨ ache einm¨ unden, w¨ achst daher während jeder Periode

560


¨ um 360◦ , wie dies aus der folgenden Uberlegung hervorgeht. Setzt man f¨ ur den Augenblickswert (34.139) Ey1 (t) = A sin ωt, so wird Ex1 (t) = A

A ωμ 1 ωμ sin(ωt + π/4) = (sin ωt + cos ωt). Z0 κ Z0 2κ

(34.140)

Aus Gl. (34.139) folgt Ey1 (t) . A F¨ uhrt man dies in Gl. (34.140) ein, so ergibt sich ⎛ ⎞ 2 Ey1 (t) ⎠ B ⎝ Ey1 (t) Ex1 (t) = √ + 1− , A A 2 sin ωt =

wobei B=

A Z0

ωμ κ

(34.141)

(34.142)

(34.143)

gesetzt ist; daraus folgt

2 √ 2 Ey1 (t) Ex1 (t) 2 Ey1 (t) − + = 1. B A A

(34.144)

Das ist die Gleichung einer schr¨ agliegenden Ellipse in der xy-Ebene; vgl. Abb.

Abbildung 34.15. Elliptisches Drehfeld an der Grenzfl¨ ache

34.15. Der Endpunkt des Vektors der elektrischen Feldstärke durchläuft also ¨ eine Ellipse; das elektrische Feld stellt ein elliptisches Drehfeld dar. Ahnliche Verh¨ altnisse ergeben sich an allen Grenzfl¨ achen verschiedener Stoffe, auch, assigt wird. wenn ωε2 nicht wie hier gegen κ vernachl¨ Die Abb. 34.16 zeigt f¨ ur ein willk¨ urliches Beispiel wie man sich das elliptische Drehfeld bei Funkwellen l¨ angs der Erdoberfläche vorzustellen hat. Das Bild stellt die elektrischen Feldlinien in einem bestimmten Zeitpunkt dar. Mit

34.4 Empfangsantennen

561

Abbildung 34.16. L¨ angs einer Leiteroberfl¨ ache fortschreitende Welle

¨ fortschreitender Zeit verschiebt sich das Feld ohne wesentliche Anderung seiner Form in der x-Richtung mit Lichtgeschwindigkeit. Betrachtet man daher irgend einen Punkt P an der Erdoberfl¨ ache, so erkennt man, wie dort der Vektor E st¨ andig den vollen Winkel durchl¨ auft. Die Verschiebungslinien schließen sich innerhalb der Erde als Leitungsstr¨ ome in ganz flachen Bogen innerhalb der Eindringtiefe“. ”

34.4 Empfangsantennen Befindet sich in kurzer Dipol der L¨ ange h λ in einem elektrischen Wechselfeld, und f¨ allt die Richtung der Dipolachse mit der Richtung des elektrischen Feldes zusammen, Abb. 34.17, so ergibt sich in der Mitte eine Leerlauf Spannung (34.145) U0 = Eh. Schließen die Richtungen von Dipol und E-Feld den Winkel α ein, so verklei-

Abbildung 34.17. Kurze Dipolantenne im elektrischen Feld

nert sich die Leerlaufspannung um dem Faktor cos α. Beim Anschluss eines Lastwiderstandes an die Antenne fließt ein Strom, der wie bei einer Sendeantenne zu einer Ausstrahlung von Energie f¨ uhrt. Daher muss im Ersatzbild der ucksichtigt werden, Abb. 34.18, zu Antenne der Strahlungswiderstand Rs , ber¨ dem gegebenenfalls noch der Leitungswiderstand der Antenne hinzuzuf¨ ugen ist. CA ist wie in Abb. 34.5 die Antennenkapazität. Die maximal aus der

562


Empfangsantenne entnehmbare Leistung bei Leistungsanpassung ergibt sich in einem komplex konjugierten Abschlusswiderstand zu

Abbildung 34.18. Ersatzbild der kurzen Empfangsantenne

Pmax =

2 2 Eef U02 fh = . 4Rs 4Rs

(34.146)

Eine gleich große Leistung wird dabei vom Strahlungswiderstand Rs , aufgenommen, d.h. wieder ausgestrahlt. F¨ uhrt man hier den Strahlungswiderstand Rs , aus Gl. (34.75) ein, so folgt Pmax =

2 2 2 Eef 3 2 f h 3λ λ S. = 4 · 2πZ0 h2 8π

(34.147)

Dabei bedeutet S die zu der angenommenen E-Feldstärke gehörige Strahlungsdichte. Den Faktor von S nennt man die wirksame Antennenfl¨ ache. Dies ist die Querschnittsfl¨ ache der Welle, deren Leistung von der Antenne maximal absorbiert werden kann. Bei dem betrachteten kurzen Dipol ist also die wirksame Antennenfl¨ ache 3 2 λ . (34.148) A= 8π

Zahlenbeispiel: Bei einer Funkwelle mit λ = 10m wird A=

3 2 2 10 m = 12m2 . 8π

(34.149)

Die durch diese Fl¨ ache transportierte Leistung kann also der Welle durch einen kurzen Dipol maximal entzogen werden. Die wirksame Antennenfl¨ ache ist nur bei sehr kleinen Antennenabmessungen von diesen unabh¨ angig, im u ¨brigen aber durch den Aufbau und die r¨ aumliche Ausdehnung der Antenne bestimmt. In den beiden Ersatzbildern Abb. 34.5 und Abb. 34.18 tritt an die Stelle von C ein positiver oder negativer Blindwiderstand.

34.5 Elektromagnetische Schirme

563

34.5 Elektromagnetische Schirme In metallischen Leitern ist die Eindringtiefe des Feldes nach Abschnitt 29.1 bei hohen Frequenzen sehr gering. Die Str¨ omung breitet sich flächenhaft an der Oberfl¨ ache der Leiter aus und schirmt das Innere des Leiters von dem elektromagnetischen Feld ab. Ist der Leiter magnetisch neutral, dann ist die Normalkomponente der magnetischen Feldst¨ arke auch außerhalb des Leiters verschwindend klein; die magnetischen Feldlinien folgen praktisch der Leiteroberfl¨ ache. Ein metallischer magnetisch neutraler Leiter wirkt daher f¨ ur Hochfrequenzfelder wie ein magnetisch undurchl¨ assiger Stoff mit der Permeabilität Null. Bringt man z.B. eine hohle Metallkugel in ein magnetisches Wechselfeld, dann weichen die Feldlinien der Kugel aus, ¨ ahnlich wie die ausgezogenen Linien in Abb. 10.4. An der Kugeloberfl¨ ache verschwindet die Normalkomponente der magnetischen Feldst¨ arke. Ferner gilt außerhalb der Kugel die gewöhnliche Potenzialgleichung ψ = 0, soweit es sich um Abmessungen handelt, die klein gegen die Wellenl¨ ange sind. Daher kann man nach den Ausf¨ uhrungen in Abschnitt 10.1.4, Gl. (10.28), f¨ ur das magnetische Potenzial im Außenraum den Ansatz machen (siehe auch Abschnitt 21.5) c2 (34.150) ψ(r) = c1 r + 2 cos α. r Bezeichnet r2 nach Abb. 34.19 den Außenradius der Hohlkugel, so lautet die Grenzbedingung f¨ ur r = r2

Abbildung 34.19. Leitende Hohlkugel im magnetischen Wechselfeld

∂ψ = 0. ∂r

(34.151)

Dies ergibt 1 3 c1 r . (34.152) 2 2 Ferner geht f¨ ur große r das Potenzial in das des homogenen Feldes mit der HFeldst¨ arke Ha u ¨ber, so dass c1 = Ha . Daher wird das Potenzial im Außenraum der Kugel r3 ψ(r) = Ha r + 2 cos α. (34.153) 2r c2 =

564


Ein Teil des Feldes dringt durch die Kugelwand in das Kugelinnere ein; er kann durch die folgende N¨ aherungsbetrachtung berechnet werden: An der Kugeloberfl¨ ache ist die tangentiale H-Feldst¨ arke Hα = −

1 ∂ψ 3 = Hα sin α. r ∂α r=r2 2

(34.154)

Das magnetische Feld dringt in die Wand ein mit dem Fortpflanzungsmaß 1 ωμκ(1 + j) = β(1 + j). (34.155) γ = jωμκ = 2 Das Eindringmaß ist 1 δ= = β

2 . ωμκ

(34.156)

Die Wandst¨ arke d sei groß gegen das Eindringmaß; dann ergibt sich aus den

Abbildung 34.20. Ersatzbild f¨ ur die in das Kugelinnere eindringende Welle; α = 90◦

Leitungsgleichungen (vgl. 35) das f¨ ur lange Leitungen g¨ ultige Ersatzbild, das f¨ ur unseren Fall nochmals in Abb. 34.20 dargestellt ist. Die Quellenspannung 3Ha Z exp −γd wirkt u ¨ber den Wellenwiderstand Z der Wand auf den Widerstand Zi des Innenraumes der Kugel. Der Wellenwiderstand der Wand ist nach Gl. (34.115) jωμ ; (34.157) Z= κ dabei handelt es sich wieder um eine irrationale Impedanz. Zi stellt das Verh¨ altnis von E-Feldst¨ arke zu H-Feldst¨ arke an der inneren Begrenzung der Hohlkugel dar. Das magnetische Feld ist im Kugelinnern angenähert homogen. ¨ Der von dem Aquatorkreis mit dem Radius r1 umfasste magnetische Fluss ist daher μ0 r12 πHi und das Induktionsgesetz, auf diesen Kreis angewendet, ergibt f¨ ur den Zeiger der E-Feldst¨ arke Ei im Innern der Hohlkugel 2πr1 Ei = jωμ0 r12 πHi . Hieraus folgt

(34.158)

34.5 Elektromagnetische Schirme

1 jωμ0 r1 Hi . 2

(34.159)

Ei 1 = jωμ0 r1 . Hi 2

(34.160)

Ei = und hieraus Zi =

565

Nunmehr ergibt die Anwendung des Ersatzbildes Abb. 34.20 jωμ 2 3Ha Ze−γd Hi = ≈ 3Ha e−γd . Z + Zi κ jωμ0 r1

(34.161)

Der Schirmfaktor wird also √ μ δ −d Hi =3 2 e δ Ha μ0 r1

(34.162)

und bei magnetisch neutralem Schirmmaterial √ δ d Hi = 3 2 e− δ . Ha r1

(34.163)

Damit kann die Schirmwirkung von leitenden H¨ ullen abgeschätzt werden, indem man sie durch eine Hohlkugel etwa mit dem gleichen Volumen und der gleichen Wandst¨ arke ersetzt. Die magnetische Schirmwirkung wird um so besser, je gr¨ oßer der Radius der H¨ ulle ist; sie h¨ angt sehr stark von dem Verhältnis der Wanddicke d zum Eindringmaß ab. Beispiel: Eine H¨ ulle aus 0, 5mm starkem Kupferblech und einem Radius r1 = 25mm setzt ein homogenes magnetisches Wechselfeld auf folgende Bruchteile herab: f /Hz 105 108 δ/mm 0, 211 0, 0667 Hi /Ha 1 : 300 1 : 160 000

35 TEM-Wellen auf Doppel- und Mehrfachleitungen

35.1 Vorbemerkungen Von fundamentaler Bedeutung f¨ ur die Elektrotechnik ist die Tatsache, dass elektromagnetische Felder entlang metallischer Leiter gef¨ uhrt werden können. Beginnend mit der Frequenz null bis zu Frequenzen in den GHz-Bereich sind daf¨ ur Zwei- und Mehrdrahtleitungen geeignet. Hohlleiter können bis zu Frequenzen im Bereich mehrerer hundert GHz eingesetzt werden. Leitungen sind deshalb wichtige Hilfsmittel sowohl f¨ ur die Energie- als auch f¨ ur die Nachrichten¨ ubertragung. Zur Beschreibung elektromagnetischer Vorgänge auf Leitungen gibt es eine Vielfalt unterschiedlicher, mehr oder minder stark idealisierter Modelle. Generell l¨ asst sich die Ausbreitung elektromagnetischer Felder entlang einer Leitung auf ein Randwertproblem f¨ ur die Maxwellschen Gleichungen zur¨ uckf¨ uhren. Unter der Annahme, dass die Leiter ideal leitend sind und das Dielektrikum zwischen den Leitern ideal nichtleitend ist, lassen sich viele wichtige Aussagen u osungen entsprechender Rand¨ber Eigenschaften der L¨ wertaufgaben beweisen. Aber selbst unter diesen stark idealisierenden Annahmen gelingt es nur in wenigen Spezialf¨ allen, Lösungen der zugehörigen Randwertaufgaben in geschlossener Form, m¨ oglichst auch noch mit Hilfe elementarer Funktionen anzugeben. In allen anderen Fällen und insbesondere, wenn die endliche Leitf¨ ahigkeit realer Leiter ber¨ ucksichtigt werden soll, in die die Felder ged¨ ampft eindringen (Skineffekt), können in der Regel bestenfalls N¨ aherungsl¨ osungen angegeben werden. Beschr¨ ankt man sich auf die Berechnung des sinusförmig eingeschwungenen Zustands, dann l¨ asst sich die L¨ osung dieser Randwertaufgaben auf ein Eigenwertproblem zur¨ uckf¨ uhren. Diese Eigenwertprobleme haben abzählbar unendliche viele Eigenwerte. Die zugeh¨ origen Eigenlösungen werden als Wellenmoden bezeichnet. Hohlleiter haben gewissermaßen Hochpass-Charakter. Bei ihnen existieren auch im verlustfreien Fall ausbreitungsfähige Wellenmoden nur oberhalb gewisser Grenzfrequenzen (vgl. Abschnitt 36). Im Gegensatz dazu gibt es bei Zwei- und Mehrdrahtleitungen stets eine als Grund- oder

568


Hauptwelle bezeichnete L¨ osung dieser Randwertaufgaben, mit der auch noch bei der Frequenz null Energie transportiert wird. Bei hinreichend kleinen Verlusten sind die zu diesen L¨ osungen geh¨ orenden Felder nahezu transversal. Bei solchen, auch als Quasi-TEM-Wellen bezeichneten Lösungen sind die Longitudinalkomponenten der elektrischen Feldst¨ arke an den Leiteroberflächen um mehrere Gr¨ oßenordnungen kleiner als die entsprechenden Transversalkomponenten der elektrischen Feldst¨ arke. Weil sich die h¨ oheren Wellenmoden auch hinsichtlich ihrer Phasen- und Gruppenlaufzeiten von der Grundwelle unterscheiden, ist es bei Zwei- und Mehrdrahtleitungen zur Reduktion der Signalverzerrungen zweckmäßig, durch hinreichend kleine Abst¨ ande zwischen den Leitern daf¨ ur zu sorgen, dass durch die zu u ¨bertragenden Signale keine ausbreitungsfähigen höheren Moden angeregt werden. F¨ ur Quasi-TEM-Wellen gibt es neben einer näherungsweisen Beschreibung durch feldtheoretische Modelle auch eine (selbstverständlich wieder nur näherungsweise) Beschreibung durch Modelle, die auf der Verwendung der Begriffe Spannung und Strom basieren und durch die sogenannten Leitungs- oder Telegraphengleichungen beschrieben werden. Diese Modelle sind vor allem deshalb interessant, weil man aus ihnen Netzwerkmodelle zur Beschreibung des ¨ Ubertragungsverhaltens solcher Leitungen gewinnen kann. Mit Hilfe derartiger Modelle ist es vielfach m¨ oglich, auch komplizierte technische Schaltungen einheitlich mit den Mitteln der Netzwerktheorie zu beschreiben. Beginnend mit den allerersten Anf¨ angen der Elektrotechnik (s. z.B. [248]), die mit Namen wie Thomson, Heaviside, Siemens, Edison, u.a. verbunden sind, bis in die heutige Zeit, man denke etwa an die Anwendung supraleitender Kabel in der Elektroenergietechnik oder an die Leiterbahnen hochintegrierter mi¨ kroelektronischer Schaltkreise, ist die Theorie der Ubertragungsleitungen und die Entwicklung leistungsf¨ ahiger Modelle zur Berechnung von Ausbreitungsvorg¨ angen auf Leitungen ein wichtiger Forschungsgegenstand geblieben (vgl. z.B. [141, 203, 48, 92, 204, 86, 93]. Bedeutende Teile des Theoriengebäudes der Elektrotechnik sind im Zusammenhang mit Untersuchungen zur Theorie ¨ der Ubertragungsleitungen entstanden. Beispiele dieser Art sind die klassische Vierpoltheorie und die daraus entstandene Theorie der Zwei- und Mehrtore, die Streuparameterdarstellung des Klemmenverhaltens von Mehrtoren, die Theorie der Kettenleiter, die Wellenparametertheorie zum Filterentwurf und die daraus zusammen mit der Theorie der systematischen Verfahren zur Netzwerksynthese entstandene Betriebsparametertheorie zum Filterentwurf. Nicht zuletzt ist die Theorie der Lichtwellenleiter eine aktuelle Weiterentwicklung der Theorie der Hohlleiter. In diesem Kapitel konzentrieren wir uns auf Modelle zur Beschreibung der Grundwellen auf verlustfreien und verlustbehafteten Doppelleitungen mit Hilfe von Leitungsgleichungen. Auf Leitungsgleichungen zur Beschreibung der Ausbreitung von TEM-Wellen auf Mehrfachleitungen wird dagegen nur ausblicksweise eingegangen.

35.2 Verlustfreie Doppelleitungen

569

In den beiden folgenden Abschnitten wird zunächst die Ausbreitung von TEM-Wellen auf beidseitig unendlich langen Leitungen behandelt. Leitungen endlicher L¨ ange und der Einfluss der Abschl¨ usse solcher Leitungen auf die Wellenausbreitung werden erst in den nachfolgenden Abschnitten betrachtet. Es soll an dieser Stelle ausdr¨ ucklich hervorgehoben werden, dass ein Großteil der im Folgenden beschriebenen Ergebnisse auf die in [99, 100] zusammengestellten Arbeiten von Oliver Heaviside zur¨ uckgeht. Eine ganze Reihe dieser Ergebnisse hat Heaviside schon vor 1886, dem Jahr, in dem Heinrich Hertz der experimentelle Nachweis der von Maxwell vorhergesagten elektromagnetischen Wellen gelungen ist, ausgehend von den Maxwellschen Gleichungen hergeleitet. Selbst die im vorliegenden Buch verwendete Schreibweise der Maxwellschen Gleichungen geht wesentlich auf die Arbeiten von Heaviside zur¨ uck. Seine Priorit¨ at gerade auf diesem Gebiet wird von keinem Geringeren als Heinrich Hertz ausdr¨ ucklich anerkannt, vgl. [109]. Mit seinen auf der ¨ Maxwellschen Theorie basierenden Arbeiten zur Theorie der Ubertragungsleitungen hat Heaviside neben Hertz einen wichtigen Beitrag zur Durchsetzung dieser Theorie geliefert. Im Folgenden soll gezeigt werden, dass in Nachfolge von Heaviside die feldtheoretische Behandlung der Ausbreitungsvorgänge auf Leitungen auch heute noch eine reizvolle Anwendung der Maxwellschen Theorie liefert.

35.2 Verlustfreie Doppelleitungen 35.2.1 Feldtheoretische Beschreibung In diesem Abschnitt wird die Ausbreitung transversaler elektromagnetischer Wellen auf verlustfreien Doppelleitungen untersucht. Die Ausbreitung höherer Wellenmoden wird hier nicht betrachtet, vgl. aber Abschnitt 36. Der mathematischen Behandlung der Wellenausbreitung auf einer mit Λ bezeichneten Doppelleitung werden folgende Voraussetzungen zu Grunde gelegt: Λ sei eine gerade, beidseitig unendlich lange Doppelleitung. Die beiden Leiter von Λ sollen parallel sein und einen konstanten Querschnitt haben. Alle betrachteten Funktionen werden als hinreichend oft stetig differenzierbar vorausgesetzt. Alle Felder sollen in Bezug auf ein kartesisches Koordinatensystem beschrieben werden, dessen z-Achse zu den Leitern parallel ist. Die Einheitsvektoren in Richtung der Achsen dieses Koordinatensystems werden mit ex , ey und ez bezeichnet. Das Tripel (ex , ey , ez ) dieser Einheitsvektoren bilde ein Rechtsdreibein. A bezeichne die als hinreichend glatt vorausgesetzte Grenzfläche zwischen den Leitern und dem Dielektrikum. Rm bezeichne die Menge Rm := {λm | λ ∈ R} aller Produkte einer reellen Maßzahl λ mit der Maßeinheit m. Entsprechend bezeichne RV die Menge aller

570


n Kz n

n

Kz

Wz

ey

ez

ex

a)

¯z K

Wz

n

n

¯z K

b)

Abbildung 35.1. Querschnitte typischer Doppelleiter. a) nichtkoaxiale Doppelleiter, b) koaxiale Doppelleiter

Produkte reeller Zahlen mit der Maßeinheit V, usf. (vgl. [128], S. 42 ff., [178] und die dort angegebene Literatur). F¨ ur jeden Punkt z ∈ Rm bezeichne Wz einen orientierten glatten Weg, der die beiden Leiter von Λ in der zu ihnen orthogonalen Ebene Az := {(x, y, z)|x, y ∈ Rm} verbindet. Der Leiter, an dem der Weg Wz endet, wird im Folgenden als Bezugsleiter bezeichnet. Zur Vereinfachung der Sprechweise wird der Bezugsleiter mit dem Index 0 und der von ihm verschiedene zweite Leiter mit dem Index 1 bezeichnet. Bei Koaxialkabeln wird der Außenleiter als Bezugsleiter gewählt. Bei allen anderen Doppelleitungen kann einer der beiden Leiter willk¨ urlich als Bezugsleiter ausgew¨ ahlt werden. Der Grenzfall, bei dem einer der beiden Leiter ein von einer unendlich ausgedehnten Ebene begrenzter Halbraum ist und der andere Leiter ein zu dieser Ebene paralleler, unendlich langer Leiter mit konstantem Querschnitt ist, wird ausdr¨ ucklich zugelassen. ¯ z und Kz seien disjunkte geschlossene orientierte glatte Wege, die den K ¯ z und Kz Leiter 0 bzw. den Leiter 1 in der Ebene Az umschließen. Die Wege K seien so orientiert, dass an jedem ihrer Punkte das Tripel bestehend aus einem in Richtung vom Leiter zum Dielektrikum orientierten Normalenvektor, einem in Richtung der Orientierung des Wegs gerichteten Tangentenvektor und dem ¯ z und Kz sollen Vektor ez jeweils ein Rechtsdreibein bildet. Die Wege Wz , K ¯ 0 bzw. K0 nur durch eine Parallelverschiebung entlang der sich von W0 , K z-Achse unterscheiden. ¯ z und Kz , deren Das Feld der Tangenteneinheitsvektoren der Wege Wz , K Richtung mit der Richtung der Orientierung dieser Wege u ¨bereinstimmt, wird mit t bezeichnet. Das Feld der Einheitsvektoren, die auf dem Basisvektor ez ¯ z und Kz senkrecht stehen, wird mit n bezeichnet. An und den Wegen Wz , K den Punkten von Wz bilde jeweils das Tripel aus dem Tangentenvektor, dem Normalenvektor und dem Vektor ez ein Rechtsdreibein. An den Punkten von


571

¯ z und Kz bildet, wie bereits vereinbart, das Tripel aus dem Normalenvektor, K dem Tangentenvektor und dem Vektor ez ein Rechtsdreibein, vgl. auch Abb. 35.1. Um die Darstellung zu vereinfachen, ist in dieser Abbildung auf die Wiedergabe der Ortsabh¨ angigkeit der eingetragenen Normalenvektoren verzichtet worden. Die Leiter von Λ seien ideal leitend. Genauer wird angenommen, dass die Felder E, D, H und B der elektromagnetischen Wellen nicht in die Leiter eindringen. Das Dielektrikum zwischen den Leitern sei homogen, nichtleitend und raumladungsfrei. Es habe die Permittivität ! und die Permeabilität μ. ZF := μ/! bezeichne den zu diesem Dielektrikum gehörenden Freiraumwel√ lenwiderstand und vF := 1/ !μ die entsprechende Freiraumlichtgeschwindig ats- und L den Induktivitätsbelag von Λ (vgl. keit. C bezeichne den Kapazit¨ Abschn. 12 bzw. 23). Durch die Voraussetzung, dass Λ eine unendlich lange Doppelleitung sein soll, wird der Einfluss der Streufelder an den Enden einer endlich langen Leitung eliminiert. Sind bei einer Doppelleitung mit endlicher, aber gegen¨ uber der Wellenl¨ ange immer noch großer Gesamtl¨ ange, die Abstände zwischen den beiden Leitern so gering, dass h¨ ohere Wellenmoden nicht ausbreitungsfähig sind, so klingt der Einfluss der Streufelder, die sich an den Enden einer solchen Leitung ausbilden, im Inneren der Leitung rasch ab, vgl. Abschn. 36 und [199, 200]. Deshalb kann man Ausbreitungsvorgänge auf einer endlich langen Leitung in guter N¨ aherung mit dem Modell einer unendlich langen Leitung beschreiben, wenn diese Ausbreitungsvorg¨ ange die Enden der Leitung noch nicht erreicht haben. Vereinbarungsgem¨ aß ist das Dielektrikum zwischen den Leitern von Λ nichtleitend. Damit verschwindet die Stromdichte im Innern des Dielektrikums. Weil die Felder nicht in die Leiter eindringen, muss in den Leitern die Stromdichte J durch die hier1 mit dem Buchstaben S bezeichnete Flächenstromdichte und die Raumladungsdichte ρ durch die Flächenladungsdichte σ ersetzt werden. Die Fl¨ achenstromdichte und die Flächenladungsdichte sind Felder S : A → (RA/m) × (RA/m) × (RA/m) bzw. σ : A → RAs/m2 , die ausschließlich auf der Leiteroberfl¨ ache von Λ definiert sind. Die Flächenstromdichte beschreibt die Bewegung der Fl¨ achenladungen. Eine elektromagnetische Welle auf Λ wird deshalb durch die Felder E, D, H, B, S und σ beschrieben. Ein elektrostatisches Feld auf Λ wird durch die Felder E, D und σ beschrieben. Ein station¨ ares Magnetfeld auf Λ wird durch die Felder H, B und S beschrieben. Die Begriffe des elektromagnetischen Feldes und der elektromagnetischen Welle werden als Synonyme betrachtet. Zeitinvariante Felder sollen als Spezialf¨ alle elektromagnetischer Wellen angesehen werden. Eine zeitinvariante elektromagnetische Welle auf Λ zerf¨ allt“ in ein elektrostatisches Feld und ein ” station¨ ares Magnetfeld. 1

Um Verwechslungen zu vermeiden, wird in diesem Abschnitt das Feld des Poyntingvektors ausschließlich mit E × H bezeichnet.

572


Die Felder E, D, H, B, S und σ einer elektromagnetischen Welle auf Λ m¨ ussen den Maxwellschen Differentialgleichungen rot E = −∂t B, div D = 0,

rot H = ∂t D,

(35.1)

div B = 0,

(35.2)

den Materialgleichungen D = !E,

B = μH,

(35.3)

und den Randbedingungen n × E|A = 0,

n · B|A = 0,

(35.4)

σ = n · D|A,

S = n × H|A

(35.5)

gen¨ ugen. In Glg. (35.1) bezeichnet ∂t die partielle Ableitung nach der Zeit. Entsprechend sollen im Folgenden die partiellen Ableitungen nach den kartesischen Ortskoordinaten mit ∂x , ∂y und ∂z bezeichnet werden. Mit den Symbolen E|A, ..., H|A werden in (35.4) und (35.5) die Einschränkungen der Felder E, ..., H auf die Leiteroberfl¨ achen bezeichnet. Eine elektromagnetische Welle auf Λ wird als transversal oder als eine TEM-Welle auf Λ bezeichnet, wenn ihre Komponenten den Bedingungen E = (Ex , Ey , 0), H = (Hx , Hy , 0),

D = (Dx , Dy , 0), B = (Bx , By , 0),

(35.6)

S = (0, 0, Sz ) gen¨ ugen. Die Felder E, D, σ bzw. H, B, S beschreiben ein elektrostatisches Feld bzw. ein station¨ ares Magnetfeld auf Λ, wenn sie nicht von der Zeit abhängen und den Gleichungen rot E = 0, div D = 0, D = !E, σ = n · D|A, n × E|A = 0

(35.7)

bzw. rot H = 0,

div B = 0,

n · B|A = 0,

B = μH,

n × H|A = S

(35.8)

gen¨ ugen. In Analogie zu (35.6) werden transversale elektrostatische Felder und transversale station¨ are Magnetfelder auf Λ definiert. Es verdient hervorgehoben zu werden, dass elektrostatische Felder auf unendlich langen Doppel- und Mehrfachleitungen nicht notwendigerweise transversal sind (vgl. [199, 200] ).


573

F¨ ur nichtkoaxiale Doppelleitungen sollen die Felder E, D, H und B der TEM-Wellen zusätzlich in jeder zu den Leitern senkrechten Ebene f¨ ur (x2 + 2 2 2 y ) → ∞ wenigstens so schnell wie 1/(x + y ) gegen null konvergieren. ˇ z (R) mit z, R ∈ Rm und R > 0 eine in der Ebene Az lieBezeichnet K gende, relativ zur positiven Orientierung der z-Achse im Rechtsschraubensinn orientierte Kreislinie mit Radius R und Mittelpunkt (0, 0, z), die beide Leiter von Λ umschließt, dann folgt aus dieser Voraussetzung, dass die Integrale E · dr, H · dr (35.9) ˇ z (R) K

ˇ z (R) K

und

ˇ z (R) K

D · (ez × dr),

ˇ z (R) K

B · (ez × dr)

(35.10)

f¨ ur R → +∞ gegen null konvergieren. Mit anderen Worten, f¨ ur alle z haben die Einschränkungen der Felder E und H bzw. D und B auf die Fl¨ ache Az im Unendlichen keine Wirbel bzw. keine Quellen. Aus Sicht der Anwendungen bedeutet diese Voraussetzung zum einen, dass diese Felder auf der betrachteten Doppelleitung keine Anteile enthalten sollen, die von einer Gleichtaktansteuerung erregt worden sind und zum anderen, dass die Ausbreitungsvorg¨ ange auf dieser Leitung nicht wesentlich durch andere, weit entfernte (idealisiert: unendlich weit entfernte) parallele Leitungen beeinflusst werden. Vereinbarungsgem¨ aß ist die z-Achse des unseren Betrachtungen zu Grunde gelegten Koordinatensystems parallel zur Ausbreitungsrichtung der TEM¨ Wellen auf Λ. F¨ ur die folgenden Uberlegungen ist es zweckmäßig, die Gleichungen (35.1) so umzuformen, dass die ausgezeichnete Rolle der z-Achse in diesen Gleichungen deutlicher hervortritt. In Bezug auf das am Beginn dieses Abschnitts eingef¨ uhrte kartesische Koordinatensystem erh¨ alt man f¨ ur ein transversales E-Feld aus rot E = − ∂t B die Gleichung (−∂z Ey , +∂z Ex , +∂x Ey − ∂y Ex ) = −( ∂t Bx , ∂t By , 0),

(35.11)

woraus mit rotz E := +∂x Ey − ∂y Ex die Gleichungen ∂z Ex = −∂t By ,

∂z Ey = ∂t Bx ,

rotz E = 0.

(35.12)

folgen. Wegen (−By , Bx , 0) = ez × B

(35.13)

kann man die beiden ersten Gleichungen von (35.12) in ∂z E = ez × ∂t B

(35.14)

zusammenfassen. Das bedeutet, dass man f¨ ur TEM-Wellen auf Λ die Gleichungen (35.1) durch die ¨ aquivalenten Gleichungssysteme

574


∂z E = ez × ∂t B,

(35.15)

rotz E = 0

(35.16)

∂z H = −ez × ∂t D,

(35.17)

rotz H = 0

(35.18)

und

ersetzen kann. Ist F = (Fx , Fy , 0) ein zur z-Achse transversales Vektorfeld, so sind die durch ez × F bzw. F × ez definierten Vektorfelder gleichfalls transversal. Die Feldvektoren von ez × F bzw. F × ez gehen durch eine 90◦ -Drehung im mathematisch positiven bzw. mathematisch negativen Sinn aus denen von F hervor. Vertritt F speziell das vektorielle Linienelement dr = tds eines der Wege Kz , K¯z bzw. Wz , so gilt mit den im Zusammenhang mit Abb. 35.1 eingef¨ uhrten Orientierungen die Beziehung dr × ez = nds bzw. ez × dr = nds, wobei ds := |dr| das zugeh¨ orige skalare Wegelement bezeichnet. Entsprechend gilt bei den in Zusammenhang mit den Integralen (35.9) ˇ z (R) die Beziehung ez × und (35.10) eingef¨ uhrten geschlossenen Wegen K ˇ z (R) dr = nds, wobei n einen nach Innen orientierten Normalenvektor von K bezeichnet. Mithin beschreiben die Integrale aus (35.10) die Werte der Fl¨ usse pro L¨ ange, die durch die Felder D und B in der Ebene Az von Außen“ in ” das Doppelleitersystem Λ eindringen“. ” Aus dem System der Gleichungen (35.15) bis (35.18) und (35.2) bis (35.6) lassen sich alle entscheidenden Aussagen u ¨ber Eigenschaften von TEM-Wellen auf Λ herleiten. Diese Aussagen sollen im Folgenden f¨ ur beliebige Doppelleitungen, die den obigen Voraussetzungen gen¨ ugen, bewiesen und zusätzlich durch die Diskussion eines parallellaufendes Beispiels illustriert werden. F¨ ur die als Beispiel gew¨ ahlte koaxiale Leiteranordnung lassen sich einige dieser Beweise vereinfachen. Als erstes soll gezeigt werden, dass sich die TEM-Wellen auf Λ mit der Freiraumlichtgeschwindigkeit vF ausbreiten. Differentiation von (35.15) bzw. (35.17) nach z bzw. t liefert zusammen mit den Materialgleichungen B = μH und D = !E die Beziehungen ∂z ∂z E = ez × μ∂z ∂t H bzw. ∂z ∂t H = −ez × !∂t ∂t E, aus denen durch Elimination des Terms ∂z ∂t H die Gleichung ∂z ∂z E = −!μez × (ez × ∂t ∂t E) folgt. Mit dem Entwicklungssatz a × (b × c) = (a · c)b − (a · b)c der Vektoralgebra und der Transversalit¨ atsbedingung ez · E = 0 folgt schließlich, dass die elektrische Feldst¨ arke einer TEM-Welle auf Λ der Wellengleichung ∂z ∂z E = !μ ∂t ∂t E

(35.19)

gen¨ ugen muss. Diese Gleichung ist eine Wellengleichung vom gleichen Typ wie die der (linearisierten) Differentialgleichung einer schwingenden Saite (s. z.B. [106, 160]. Auf ¨ ahnliche Weise zeigt man, dass auch die u ¨brigen Bestimmungsst¨ ucke einer TEM-Welle auf Λ einer Wellengleichung dieses Typs


575

gen¨ ugen m¨ ussen. Wie in der Analysis (z.B. [106, 160]) gezeigt wird, lässt sich jede L¨ osung einer solchen Gleichung nach einem auf d’Alembert zur¨ uckgehen¨ den Ansatz jeweils als Uberlagerung einer hinund r¨ ucklaufendenden Welle √ darstellen, die sich mit der Freiraumlichtgeschwindigkeit vF = 1/ !μ parallel zur z-Achse ausbreitet (vgl. auch Abschn. 34.3). Beispiel: Λ sei ein verlustloses unendlich langes Koaxialkabel. Der Außendurchmesser des Innenleiters sei R1 und der Innendurchmesser des Außenleiters sei R2 . Wie oben vereinbart diene der Außenleiter als Bezugsleiter. Um die Symmetrie der Anordnung auszunutzen, werden an Stelle der kartesischen Koordinaten die f¨ ur R1 ≤ r ≤ R2 , 0 ≤ α < 2π, z ∈ Rm durch ˆr(r, α, z) := (r cos α, r sin α, z)

(35.20)

definierten Zylinderkoordinaten verwendet. Mit er , eα und ez werden die Felder der Vektoren bezeichnet, die die begleitenden Dreibeine zu diesen krummlinigen Koordinaten bilden. Zur Vereinfachung der Schreibweise werden wir jedoch im Folgenden bei den Termen er (r, α, z), eα (r, α, z) und ez (r, α, z) die Wiedergabe der Argumente r, α und z unterdr¨ ucken. Nach dem oben gesagten sind die Felder einer TEM-Welle auf diesem Koaxialkabel L¨ osungen einer speziellen Wellengleichung und m¨ ussen sich als ¨ Uberlagerung einer hinund einer r¨ ucklaufenden Welle darstellen lassen. Wegen der Linearit¨ at dieser Gleichung bedeutet es keine wesentliche Einschr¨ ankung der Allgemeinheit, wenn wir uns im Folgenden auf Wellen beschr¨ anken, die nur in einer dieser beiden Richtungen laufen. Aus Symmetriegr¨ unden werden in einem Koaxialkabel mit konzentrischen Leitern und einem homogenen Dielektrikum zwischen den Leitern die Felder einer TEM-Welle nicht von der Variablen α abh¨ angen. Auf den Leiteroberflächen m¨ ussen die Tangentialkomponenten von E und die Normalkomponenten von B verschwinden. Die soeben genannten Bedingungen an eine TEM-Welle lassen sich mit beliebigen wenigstens zweimal differenzierbaren Funktionen F : Rm × Rm → RV/m und G : Rm × Rm → RA/m durch den Ansatz E(ˆr(r, α, z), t) := F (r, z − vt)er ,

H(ˆr(r, α, z), t) := G(r, z − vt)eα (35.21)

erf¨ ullen. Aus den Werten der Normalkomponenten von D bzw. denen der Tangentialkomponenten von H auf dem Rand kann man zusätzlich die Flächenladungsdichten bzw. die Fl¨ achenstromdichten auf den Leitern bestimmen. Außer den Randbedingungen m¨ ussen die Komponenten eines elektromagnetischen Feldes dem Induktionsgesetz rot E = −μ ∂t H, dem Durchflutungsur die Quellenfreiheit des gesetz rot H = ! ∂t E, der Bedingung div D = 0 f¨ D-Feldes und der Bedingung div B = 0 f¨ ur die Quellenfreiheit des B-Feldes gen¨ ugen. Weil ! und μ konstant sind, gen¨ ugt es, zu fordern, dass die Felder E und H quellenfrei sind. Wie man leicht nachpr¨ uft, gen¨ ugt der Ansatz f¨ ur H bereits

576


der Bedingung div H = 0. In Zylinderkoordinaten m¨ ussen deshalb die Felder E und H nur noch den drei Gleichungen 0 er + ∂z F (r, z − vt) eα + 0 ez = μv ∂z G(r, z − vt) eα , 1 ∂r (rG(r, z − vt))ez r = −!v ∂z F (r, z − vt)er ,

−∂z G(r, z − vt) er + 0 eα +

1 ∂r (rF (r, z − vt)) = 0 r

(35.22)

(35.23)

(35.24)

gen¨ ugen, wobei ∂r die partielle Ableitung nach der Variablen r bezeichnet. Aus Gleichung (35.24) und der z-Komponente von Gleichung (35.23) folgt, dass die durch die Zuordnungen (r, z) → rF (r, z) und (r, z) → rG(r, z) definierten Funktionen von der Variablen r unabhängig sind. Folglich gibt es Funktionen f : Rm → RV und g : Rm → RA, mit denen sich die Funktionen F und G in der Form F (r, z − vt) = f (z − vt)/r bzw. G(r, z − vt) = g(z − vt)/r

(35.25)

darstellen lassen. Aus der Bedingung f¨ ur die α-Komponente in Gleichung (35.22) und der f¨ ur die r-Komponente in Gleichung (35.23) ergibt sich das homogene lineare Gleichungssystem ∂z F (r, z − vt) −μv∂z G(r, z − vt) = 0, !v∂z F (r, z − vt)

−∂z G(r, z − vt) = 0,

(35.26)

aus dem man mit (35.25) das lineare Gleichungssystem f (z − vt) −μvg (z − vt) = 0, !vf (z − vt) −g (z − vt) = 0

(35.27)

zur Berechnung der Ableitungen f und g der Funktionen f bzw. g erhält. Dieses Gleichungssystem hat genau dann nichttriviale Lösungen, wenn seine Koeffizientendeterminante (−1 + !μv 2 ) verschwindet, d.h., wenn √ (35.28) v = ±1/ !μ gilt. Mit anderen Worten, wenn der Betrag von v gleich der Freiraumlichtgeschwindigkeit vF im Dielektrikums ist. Im Fall v > 0 bewegt sich die elektromagnetische Welle als vorwärtslaufende Welle in Richtung der positiven z-Achse und im Fall v < 0 bewegt sich die elektromagnetische Welle als r¨ ucklaufende Welle in Richtung der negativen z-Achse.


577

μ/! m¨ ussen wegen μv = sgn(v)ZF und !v = sgn(v)ZF−1 Mit ZF = die Komponenten der nichttrivialen L¨ osungen dieses Gleichungssystems der Bedingung (35.29) f (z − vt) = sgn(v)ZF g (z − vt) gen¨ ugen. Durch Integration erh¨ alt man daraus f (z − vt) = f (0) + sgn(v)ZF (g(z − vt) − g(0)).

(35.30)

Mit der frei w¨ ahlbaren Funktion g : Rm → RA) und der gleichfalls frei wählbaren Konstante f0 ∈ RV f¨ ur den Anfangswert der Funktion f erhält man mit k0 := f0 − sgn(v)ZF g(0) die Felder k0 + sgn(v)ZF g(z − vt) er , r g(z − vt) eα . = r

E(ˆr(r, α, z), t)

=

H(ˆr(r, α, z), t)

(35.31)

Aus (35.31) erh¨ alt man f¨ ur die Leistungsflussdichte der von der zugehörigen TEM-Welle transportierten Energie an der Stelle ˆr(r, α, z) zum Zeitpunkt t die Beziehung (E × H)(ˆr(r, α, z), t) =

k0 g(z − vt) + sgn(v)ZF g 2 (z − vt) ez . r2

(35.32)

Ist g(z − vt) = 0, so zeigt der von den Konstanten f (0) und g(0) unabh¨ angige Anteil dieser Leistungsflussdichte zum Zeitpunkt t f¨ ur v > 0 bzw. v < 0 in Richtung von ez bzw −ez . Weil die Felder E, D, H, B, S und σ sowohl im Inneren der Leiter des Koaxkabels als auch im Aussengebiet dieses Kabels verschwinden, liefert das Integral

A∅ z

(E × H) · dA

R2

2π

k0 g + sgn(v)ZF g 2 dαdr, r R1 0 R2 = 2π(k0 g + sgn(v)ZF g 2 ) ln . R1 =

(35.33)

den Leistungsfluss durch die Fl¨ ache Az , wobei A∅ z den Durchschnitt des mit dem Dielektrikum des Kabels gef¨ ullten Raumteils mit der Fläche Az bezeichnet und zur Vereinfachung der Schreibweise in der Funktion g die Argumente z und t weggelassen worden sind. Weil die Querschnitte der Leiter nicht von der Längskoordinate z abhängen, ist das mit dem Dielektrikum gef¨ ullte Gebiet von Λ gleich dem kartesischen 3 × Rm ⊂ R m. Produkt A∅ 0 Bleibt noch der Fall zu diskutieren, bei dem die Koeffizientendeterminante des Gleichungssystems (35.27) ungleich null ist. Dann hat (35.27) nur die

578


triviale L¨ osung f = g = 0 und die Funktionen f und g sind konstant. Dieser Fall ist f¨ ur g = konst. in (35.31) als Spezialfall enthalten. In diesem Fall zerf¨ allt die TEM-Welle in ein transversales elektrostatisches Feld und in ein von diesem Feld unabh¨ angiges transversales stationäres Magnetfeld. Wie Gleichung (35.33) zeigt, kann mit einem koaxialen Kabel auch bei g = konst., d.h. bei der Frequenz null, Energie transportiert werden. ur die Aus σ = n · D|A und S = n × H|A erhält man mit n = er f¨ Fl¨ achenladungsdichte σ bzw. die Fl¨ achenstromdichte S auf dem Innenleiter die Beziehung σ (ˆr(R1 , α, z), t) =

!(k0 + sgn(v)ZF g(z − vt)) R1

(35.34)

g(z − vt) ez . R1

(35.35)

bzw. S(ˆr(R1 , α, z), t) =

Damit sind alle Felder bestimmt, durch die eine TEM-Welle auf diesem Koaxialkabel festgelegt wird. Offensichtlich stehen die durch die Gleichungen (35.31) definierten Feldvektoren, genauer die normierten Feldvektoren E(ˆr(r, α, z), t) m/V und H(ˆr(r, α, z), t) m/A, an jeder Stelle ihres Definitionsbereichs senkrecht aufeinander. Mit den in [230] zusammengestellten funktionentheoretischen Hilfsmitteln l¨ asst sich eine analoge Aussage f¨ ur alle verlustfreien Doppelleitungen, die den einleitend genannten Voraussetzungen gen¨ ugen, beweisen. Die Gleichungen (35.31), (35.34) und (35.35) liefern f¨ ur R1 < r < +∞ auch die Felder einer TEM-Welle f¨ ur eine verlustfreie Einzelleitung mit kreisförmigem Querschnitt. Aus Glg. (35.33) folgt f¨ ur R2 → ∞, dass eine nichttriviale TEM-Welle dieser Art stets eine unendlich große Leistung transportieren w¨ urde. Realistischere Modell f¨ ur eine Einzelleitung erhält man erst, wenn man f¨ ur ihren Leiter eine endliche Leitf¨ ahigkeit zulässt, vgl. [250]. Auch unter Ber¨ ucksichtigung einer endlichen Leitfähigkeit haben Einzelleitungen zur st¨ orungsfreien Energie- oder Nachrichten¨ ubertragung mit QuasiTEM-Wellen keine technische Bedeutung, weil ihre Felder trotzdem in radialer Richtung sehr weit ausgedehnt sind, so dass Wechselwirkungen mit anderen elektrischen Feldern nicht ausgeschlossen werden können. Technische Bedeutung f¨ ur die Nachrichten¨ ubertragung haben dagegen Einzelleiter erlangt, die nicht mit der Grundwelle, sondern einer geeigneten höheren Wellenmode betrieben werden und zus¨ atzlich mit einem Dielektrikum mit hinreichend großer Dielektrizit¨ atskonstante ummantelt sind. Durch diese Maßnahmen erreicht man, dass sich ihre Felder nicht mehr weit im Raum ausdehnen und f¨ ur die Energie¨ ubertragung im wesentlichen nur die unmittelbare Umgebung der Leitung ben¨ otigt wird. Diese, auch als Harms-Goubau-Wellenleiter (s. auch [224, 247]) bezeichneten Einzelleitungen k¨ onnen bis in den Giga-Hz-Bereich verwendet werden.


579

Gem¨ aß (35.34) breitet sich die Oberfl¨ achenladungsdichte mit der Freiraumur ! = !0 und μ = μ0 also mit der Vakuumlichtgeschwindigkeit vF aus, f¨ lichtgeschwindigkeit c. Unabh¨ angig von dem zur Herleitung dieser Beziehung betrachteten speziellen Beispiel folgt eine solche Beziehung allgemein aus der Tatsache, dass das D-Feld einer TEM-Welle auf einer verlustfreien Doppelleitung, die den einleitend vereinbarten Voraussetzungen gen¨ ugt, auch Lösung einer zu (35.19) analogen Wellengleichung sind. Dieses Ergebnis darf man aber nicht dahingehend interpretieren, dass sich die Ladungsträger, in den metallischen Leitern einer realen Leitung also die Elektronen, mit Lichtgeschwindigkeit bewegen. Das ist prinzipiell unmöglich, weil Ladungen stets an Teilchen gebunden sind, die eine von null verschiedene Ruhemasse haben. Die Tatsache, dass die Felder einer elektromagnetischen Welle bei einer verlustfreien Leitung nicht in die Leiter eindringen, und mit den Feldern D und H lediglich Fl¨ achenladungsdichten bzw. Fl¨ achenstromdichten verbunden sind, ist eine Folge der einleitend verabredeten Idealisierungen. Werden Leiter mit endlicher Leitf¨ ahigkeit zugelassen, dringen die Felder einer nichtkonstanten elektromagnetischen Welle ged¨ ampft in die Leiter ein (Skineffekt). Dadurch ergibt sich in den Leitern eine r¨ aumlich ausgedehnte Stromverteilung mit einer u ¨berall endlichen Stromdichte J, der dann Ladungsträgergeschwindigkeiten in der Gr¨ oßenordnung von Millimetern pro Sekunde entsprechen. F¨ ur einfache Konfigurationen (vgl. [250, 165]) kann man solche Felder auch in geschlossener Form berechnen. Die soeben erw¨ ahnten Beispiele aus [250, 165] zeigen (auch, wenn es schwierig ist, f¨ ur diese Tatsache einen allgemeing¨ ultigen Beweis anzugeben), dass sich TEM-Wellen auf realen Doppelleitungen, deren Leiter eine hinreichend große endlichen Leitf¨ ahigkeit und hinreichend große Querschnitte haben, mit einer Geschwindigkeit bewegen, die nur geringf¨ ugig kleiner als die entsprechende Freiraumlichtgeschwindigkeit ist. Auf Leitungen, deren Leiter eine endliche Leitf¨ ahigkeit haben, breitet sich also die Wellenfront und damit auch das Gebiet, in dem die Stromdichte J, die die Felder E, D, H und B begleitet, von null verschiedene Werte annimmt, nahezu mit der entsprechenden Freiraumlichtgeschwindigkeit aus. Die frei beweglichen Ladungsträger aber bewegen sich in diesem Gebiet nur sehr langsam, wobei dieser gerichteten Bewegung bekanntermaßen zus¨ atzlich auch noch eine ungerichtete thermische Bewegung u ¨berlagert ist (vgl. Abschn. 37.2.2). Haben die Leiter von Λ eine endliche Leitfähigkeit, dann hat das E-Feld zwangsl¨ aufig eine nichtverschwindende Longitudinalkomponente. Betrachtet man bei vorgegebener Frequenz nur den sinusförmig eingeschwungenen Zustand, und ist an jeder Stelle der Leitung der Kr¨ ummungsradius (also der Kehrwert der differentialgeometrisch definierten Kr¨ ummung [280] der beiuber der Eindringtieden in A ∩ Az enthaltenen Raumkurven) groß gegen¨ fe, so kann man mit den Ergebnissen aus Abschn. 29 zumindest auf den Oberfl¨ achen der Leiter das Verh¨ altnis zwischen der Amplitude Elong. der Longitudinalkomponente und der Amplitude Etr. der Transversalkomponente von E|A absch¨ atzen. Mit den bisherigen Ergebnissen kann man eine solche

580


Absch¨ atzung f¨ ur das Koaxkabel f¨ ur unser fortlaufendes Beispiel sofort angeben. Beispiel (1. Fortsetzung): F¨ ur den sinusf¨ ormig eingeschwungenen Zustand einer verlustfreien Leitung folgt aus Gleichung (35.31) mit Etr. := E|A und E /H = Z = μ/!. Gleichung (29.51) Htr. := H|A die Beziehung tr. tr. F liefert Elong. /Htr. = ωμ/κ. Aus beiden Teilergebnissen erhä lt man f¨ ur das gesuchte Amplitudenverh¨ altnis die Beziehung Elong. /Etr. ≈ ω!/κ. Mit 7 · 107 A/Vm, !Cu ≈ !0 ≈ (10−9 /36π)As/Vm und ω = 2πf erhält κCu ≈ 5, oßengleichung man f¨ ur ω!/κ die zugeschnittene Gr¨ f/MHz ω!Cu −5 ≈ 10−6 f/MHz . ≈ 10 κCu 102, 6 Selbst bei einer Frequenz von 100 MHz erh¨ alt man f¨ ur dieses Verhältnis also den Wert 10−5 . Die Freiraumwellenl¨ ange beträgt bei dieser Frequenz 3 m und ist damit groß gegen¨ uber der zugeh¨ origen Eindringtiefe von 6,7 μm. Diese Tatsache rechtfertigt die Anwendung der auf einer quasistationären Näherung basierenden Absch¨ atzung. 35.2.2 Leitungsgleichungen In schnell ver¨ anderlichen Feldern h¨ angen die Linienintegrale des E-Feldes i.a. von der Form des Wegs ab, der zwei Punkte verbindet. Deshalb ist es nicht m¨ oglich, Spannungen zwischen beliebigen Punkten zu definieren. Das gilt selbstverst¨ andlich auch f¨ ur nichttriviale TEM-Wellen auf einer Doppelleitung. Eine f¨ ur die Beschreibung der TEM-Wellen auf verlustfreien Doppelleitungen wichtige Folgerung aus Glg. (35.16) ist die Tatsache, dass man einer verlustfreien Doppelleitung Λ sehr wohl Spannungen zuordnen kann, wenn man die Menge der zul¨ assigen Integrationswege geeignet einschränkt. Weil die Tangentialkomponente des E-Feldes auf den Leiteroberflächen verschwindet und im Raum zwischen den Leitern die Beziehung rot # zE = 0 gilt, folgt aus dem Integralsatz von Stokes, dass das Linienintegral Wz E · dr f¨ ur alle z unabhängig von der speziellen Wahl des Wegs Wz ist, der die Leiter in der zu ihnen orthogonalen Ebene Az verbindet. Deshalb lässt sich jeder TEM-Welle auf Λ die f¨ ur alle z und t durch E(r, t) · dr (35.36) u(z, t) = Wz

definierte Spannungsverteilung u : Rm × Rs → RV zuordnen. ur alle Die bei einem festen Wert z0 ∈ Rm durch u(z0 , ·)(t) := u(z0 , t) f¨ t ∈ Rs definierte Zeitfunktion u(z0 , ·) ist die auf den Bezugsleiter bezogene Spannung zwischen den Leitern von Λ an der Stelle z0 . Unter den Voraussetzungen, die die Unabhängigkeit des Integrals auf der rechten Seite der Glg. (35.36) von der speziellen Wahl des Weges Wz ⊂ Az


581

sichern, l¨ asst sich dem Feld der elektrischen Feldstärke einer TEM-Welle auf Λ f¨ ur alle (x, y, z, t) ∈ A∅ 0 × Rm × Rs durch ϕ(x, y, z, t) := − E · dr (35.37) xyz Wϕ

eine differenzierbare Funktion ϕ : A∅ 0 × Rm × Rs → RV zuordnen, wobei Wϕxyz ⊂ A∅ z ein Weg ist, der in der Ebene Az einen beliebigen Punkt der Oberfl¨ ache des Bezugsleiters mit dem Punkt (x, y, z) ∈ A∅ z verbindet. Beur differenzierbare Funktionen ψ : D ⊆ R3 m × Rs → RV zeichnet grad2 den f¨ ur transversadurch grad2 ψ := (∂x ψ, ∂y ψ, 0) definierten Gradientenoperator f¨ le Felder, dann gilt die Beziehung E := − grad2 ϕ.

(35.38)

Definitionsgem¨ aß hat die Funktion ϕ an den Punkten der Oberfläche des Bezugsleiters unabhängig von t ∈ Rs den Wert null. F¨ ur alle z ∈ Rm und alle t ∈ Rs gen¨ ugt ϕ an den Punkten (x, y, z), die auf der Oberfläche des Leiters 1 liegen, dann notwendigerweise der Bedingung ϕ(x, y, z, t) = u(z, t). Ausgehend von der Fl¨ achenstromdichte S = n×H|A kann man den Leitern von Λ mit dem Vektor ez als Bezugsrichtung und der Beziehung dr = tds zwischen dem vektoriellen und dem skalaren Wegelement eine Stromverteilung zuordnen. F¨ ur den Leiter 1 erh¨ alt man auf diese Weise die durch S(r, t) · ez ds i(z, t) = Kz (n × H(r, t)) · ez ds = Kz H(r, t) · (n × ez ) ds =− (35.39) Kz = (H(r, t) · (ez × n) ds Kz H(r, t) · dr = Kz

f¨ ur alle z und t definierte Stromverteilung i : Rm × Rs → RA. ur alle Die bei einem festen Wert z0 ∈ Rm durch i(z0 , ·)(t) := i(z0 , t) f¨ t ∈ Rs definierte Zeitfunktion i(z0 , ·) liefert den Strom, der in diesem Leiter an der Stelle z0 fließt. Entsprechend erh¨ alt man f¨ ur den Bezugsleiter die f¨ ur alle z und t durch ¯i(z, t) = H(r, t) · dr (35.40) ¯z K

definierte Stromverteilung ¯i : Rm × Rs → RA.

582


F¨ ur eine koaxiale Anordnung der Leiter von Λ folgt wegen rotz H = 0 aus dem Integralsatz von Stokes sofort die Beziehung i(z, t) = −¯i(z, t).

(35.41)

F¨ ur eine nichtkoaxiale Anordnung der Leiter von Λ kann man die Wege ¯ z durch einen R¨ uckkehrschnitt verbinden, der in der zu den LeiKz und K ˆ z , der beide alt so einen Weg K tern orthogonalen Ebene Az liegt, und erh¨ ˇ Leiter umschließt. Sei nun Kz (R) einer der im Zusammenhang mit den Inteˆ z gleichorientierten geschlossenen gralen (35.9) und (35.10) eingef¨ uhrten zu K Kreisb¨ ogen mit dem Radius R, der gleichfalls in der zu den Leitern orthogoˆ z ist und K ˆ z umschließt, dann folgt wegen nalen Ebene Az liegt, disjunkt zu K rotz H = 0 aus dem Integralsatz von Stokes zunächst die Beziehung H · dr = H · dr. (35.42) ˆz K

ˇ z (R) K

Aus den im Anschluss an Gleichung (35.8) eingef¨ uhrten Voraussetzungen u ¨ber das asymptotische Verhalten der Felder E, D, H und B einer TEM-Welle auf einer nichtkoaxialen Doppelleitung folgt H · dr = 0 (35.43) lim R→∞

ˇ z (R) K

& & & & und damit Kˆ z H · dr = 0. Wegen Kˆ z H · dr = K¯ z H · dr + Kz H · dr = 0 gilt die Beziehung (35.41) also auch f¨ ur eine nichtkoaxiale Doppelleitung. Bei einer reinen Gleichtakterregung verh¨ alt sich eine nichtkoaxiale Doppelleitung im Wesentlichen wie eine Einfachleitung (vgl. [250]). Auch bei einer Gleichtakterregung k¨ onnen sich auf einer solchen Doppelleitung TEM-Wellen ausbreiten. Allerdings gen¨ ugen dann die korrespondierenden Felder E, D, H und B nicht den im Anschluß an Glg. (35.8) eingef¨ uhrten Zusatzvoraussetzungen. Weil die Integrale zur Bestimmung der zugeordneten Spannungsverteilung bei Leitern mit unendlicher Leitf¨ ahigkeit divergieren, können die Ausbreitungsvorg¨ ange von TEM-Wellen, die auf diese Art angeregt worden sind, nicht mit Leitungsgleichungen beschrieben werden. Beispiel (2. Fortsetzung): Mit R2 k0 + sgn(v)ZF g(z − vt) dr u(z, t) := r R1

(35.44)

= (ln(R2 /R1 )) (k0 + sgn(v)ZF g(z − vt)),

g(z − vt) r dα r 0 = 2πg(z − vt)

i(z, t) :=

2π

(35.45)

35.2 Verlustfreie Doppelleitungen B

583

C

W

A

D

Abbildung 35.2. Koaxialkabel mit Feldlinien einer sinusf¨ ormigen TEM-Welle und orientiertem Weg W

wird den Feldern E und H einer TEM-Welle des in diesem Beispiel betrachteten Koaxkabels eine Spannungs- bzw. Stromverteilung zugeordnet. Ein Vergleich von Gleichung (35.33) mit den Gleichungen (35.44) und (35.45) liefert f¨ ur den Leistungsfluss durch die Fläche Az die wichtige Beziehung (E × H) · dA = u(z, ·) i(z, ·). (35.46) A∅ z

Gilt mit v = +vF , k0 = 0 und den positiven Konstanten I0 ∈ RA und λ ∈ Rm f¨ ur alle z ∈ Rm die Beziehung g(z − vF t) = I0 sin 2π λ (z − vF t) , so breitet sich auf diesem Koaxkabel die in Abb. 35.2 skizzierte Sinuswelle mit der Wellenl¨ ange λ in Richtung von ez aus. F¨ ur den in Abb. 35.2 eingetragenen orientierten Weg W gilt die Beziehung

B

E · dr = A

W

C

E · dr + B

D

E · dr +

A

E · dr +

E · dr.

C

(35.47)

D

#B Aus dem skizzierten Feldbild folgen die Beziehungen A E · dr > 0 und #D E · dr > 0. Weil die Feldlinien des E-Feldes senkrecht auf den Leitern C #A #C stehen, gilt die Beziehung B E · dr = D E · dr = 0. Interpretiert man die beiden anderen Summanden auf der rechten Seite von (35.47) als Spannungen, dann k¨ onnen die so definierten Spannungen unm¨ oglich eine Maschengleichung f¨ ur den Umlauf erf¨ ullen, der durch den orientierten Weg W definierten wird. Weil ∂t B(ˆr(r, α, z), t) in der von W umschlossenen Fläche AW wegen ∂t B(ˆr(r, α, z), t) = − I0rvF cos( 2π λ (z − vF t)) negativ ist, folgt diese Tatsache auch unmittelbar aus dem Induktionsgesetz, d.h. aus

B

A

C

E · dr + B

D

E · dr + C

A

E · dr +

E · dr = − D

∂t B · dA. (35.48) AW

Entsprechend sieht man sofort, dass f¨ ur z1 , z2 ∈ Rm mit z1 = λ4 mod λ ome i(z1 , ·) und i(z2 , ·) dieser Doppelund z2 − z1 = λ/2 die Leitungsstr¨ ur die in leitung unm¨ oglich einer Schnittgleichung −i(z1 , ·) + i(z2 , ·) = 0 f¨

584


Abb. 35.3 skizzierte geschlossene H¨ ullfl¨ ache AH gen¨ ugen können, weil diese Fl¨ ache zus¨ atzlich zu den beiden Leitungsstr¨ omen von einem nichtverschwindenden Verschiebungsstrom durchsetzt wird. Weiter unten werden wir einen allgemeing¨ ultigen Beweis f¨ ur Gleichung (35.46) angeben.

AH

Abbildung 35.3. TEM-Welle und Kirchhoffsches Stromgesetz

Die vorangehenden Betrachtungen haben noch einmal verdeutlicht, dass die Verwendung der Begriffe Spannung und Strom zur Beschreibung der Wellenausbreitung auf Leitungen nicht ganz unproblematisch ist und dass der naive Umgang mit diesen Begriffen und den Kirchhoffschen Gesetzen sofort zu Widerspr¨ uchen f¨ uhrt. ¨ Die Uberlegungen zur Anwendbarkeit des Kirchhoffschen Spannungsgesetzes zeigen zugleich, dass es bei einer Doppelleitung, auf der sich eine TEM-Welle ausbreitet, u oglich ist, zwischen Punkten ei¨berhaupt nicht m¨ nes Leiters mit unterschiedlichen L¨ angskoordinaten eine Spannung definieren, weil das entsprechende Linienintegral der elektrischen Feldstärke wegen angt (vgl. Abb. 35.4). rot E = −∂t B = 0 vom Weg abh¨

W

Abbildung 35.4. Zum Problem der Definition einer Spannung zwischen Punkten eines Leiters mit unterschiedlichen L¨ angskoordinaten

Aus dieser Tatsache ergibt sich eine wichtige Konsequenz f¨ ur die Analyse von Zusammenschaltungen realer Doppel- und Mehrfachleitungen mit ande¨ ren elektrischen Schaltungen: Soll das Verhalten der Ubertragungsleitungen einer solchen Zusammenschaltung mit Hilfe von Leitungsgleichungen beschrie-


585

¨ ben werden, so darf eine eventuell mehradrige Ubertragungsleitung nur Schaltungsteile verbinden, zwischen denen keine weiteren leitenden Verbindungen bestehen. Mit anderen Worten: Alle zwischen zwei Schaltungsteilen vorhandenen leitenden Verbindungen m¨ ussen sich zu einer einzigen Mehrfachleitung zusammenfassen lassen. Ausnahmen von dieser Regel sind nur bei speziellen symmetrischen Schaltungsanordnungen m¨ oglich. Gegeben sei nun wieder eine TEM-Welle auf Λ. Gegeben seien ferner z0 ∈ ur alle z ∈ Rm, alle t ∈ Rs und alle Punkte Rm und t0 ∈ Rs. Dann wird f¨ (x, y, z0 ) von Az , die nicht im Innern der Leiterquerschnitte liegen, durch die Gleichungen ¯ E(x, y, z, t) := E(x, y, z0 , t0 ), ¯ ¯ ¯ D := !E, σ ¯ := n · D|A

(35.49)

ein transversales elektrostatisches Feld und durch die Gleichungen ¯ H(x, y, z, t) := H(x, y, z0 , t0 ), ¯ ¯ ¯ := n × S|A ¯ B := μH, S

(35.50)

ein transversales station¨ ares Magnetfeld auf Λ definiert. Anders ausgedr¨ uckt, setzt man die Feldkonfigurationen E(·, ·, z0 , t0 ) und H(·, ·, z0 , t0 ), die man aus den Momentanwerten erh¨ alt, die die Felder E bzw. H zur Zeit t0 auf der Ebene Az0 annehmen, auf Λ als zeitinvariante Felder nach rechts und links fort, so erh¨ alt man das E-Feld eines elektrostatischen Feldes bzw. das H-Feld eines station¨ aren Magnetfelds. Diese Behauptungen kann man sofort nachpr¨ ufen, indem man unter Ber¨ uck¯ = 0, ∂t D ¯ = 0, rotz E ¯ = 0 und rotz H ¯ = 0 die so erhaltenen sichtigung von ∂t B Felder in die Gleichungen (35.7) bzw. (35.8) einsetzt. Die f¨ ur feste Werte von z0 und t0 durch die Zuordnung (x, y) → ϕ(x, y, z0 , t0 ) definierte partielle Abbildung ϕ(·, ·, z0 , t0 ) : A∅ z0 → RV der in Glg. (35.37) eingef¨ uhrten Funktion ϕ liefert ein Skalarpotential f¨ ur das von z und ¯ In Analogie dazu lässt sich f¨ t unabh¨ angige transversale Feld E. ur das von z ¯ ein skalares Vektorpotential angeben, und t unabh¨ angige transversale Feld B Einzelheiten siehe [230]. So einfach der Beweis dieser Aussagen ist, so wichtig sind sie f¨ ur eine feldtheoretische Begr¨ undung der Leitungsgleichungen. Insbesondere rechtfertigten diese Aussagen die Verwendung der aus der Theorie der statischen bzw. station¨ aren Felder stammenden Begriffe des Kapazitäts- bzw. Induktivitätsbelags zur Beschreibung der Ausbreitung von TEM-Wellen auf einer Doppelleitung. Definieren die Felder E, D und σ ein elektrostatisches Feld auf Λ, dann # orige Spannung zwischen den Leitern und Q := ist U := W0 E · dr die zugeh¨ & & & & σ ds = K0 D · n ds = K0 D · (dr × ez ) = K0 (ez × D) · dr die pro K0 L¨ angeneinheit auf den Leitern von Λ gespeicherte Ladung. Definitionsgemäß besteht zwischen diesen Gr¨ oßen die Beziehung Q = C U.

(35.51)

586


Definieren die Felder H, B und S ein stationäres Magnetfeld auf Λ, dann # orige Strom in den Leitern (vgl. (35.39)). Weil ist I := K0 H · dr der zugeh¨ die Normalkomponente von B auf den Leitern von Λ verschwindet und das BFeld im Raum zwischen den Leitern quellenfrei ist, folgt # aus dem Gaußschen # Integralsatz f¨ ur ebene Felder, dass der Wert von Φ := W0 B · n ds = W0 B · # (ez × dr) = W0 (B × ez ) · dr nicht von der Form des gewählten Wegs W0 abh¨ angt. Die Größe Φ ist der Wert des Magnetflusses pro Längeneinheit, der eine Fl¨ ache durchsetzt, die aus W0 durch Parallelverschiebung entlang der z-Achse entstanden ist (vgl. Abb. 35.5). Definitionsgemäß besteht zwischen diesen Gr¨ oßen die Beziehung (35.52) Φ = L I. Beispiel (3. Fortsetzung): E und H seien die durch (35.31) gegebenen Feldst¨ arkefelder einer TEM-Welle auf dem als Beispiel betrachteten Koaxkabel Λ. Mit (35.49), (35.50), z0 = 0 und t0 = 0 erhält man daraus die Felder ¯ r(r, α, z), t) = k0 + sgn vZF g(0) er , E(ˆ r

¯ r(r, α, z), t) = g(0) eα . (35.53) H(ˆ r

Diese Felder sind transversal, zeitinvariant, quellen- und wirbelfrei und gen¨ ugen den entsprechenden Randbedingungen. Sie sind damit die Feldstärkefelder eines elektrostatischen Feldes bzw. eines stationären Magnetfeldes. Aus (35.53) erh¨ alt man mit ¯ · dr = u(0, 0) = (ln (R2 /R1 ))(k0 + sgn vZF g(0)), (35.54) E U= W0

Q =

D · er ds = 2π!(k0 + sgn vZF g(0))

(35.55)

K0

und

H · dr = 2πg(0),

(35.56)

B · eα ds = μ ln(R2 /R1 )g(0),

(35.57)

I= Φ =

K0

W0

f¨ ur C bzw. L die Werte C =

2π! ln (R2 /R1 )

bzw.

L =

μ ln(R2 /R1 ) . 2π

(35.58)

Offensichtlich gen¨ ugen diese Werte der Bedingung C L = !μ.

(35.59)

Wie wir noch zeigen werden, gilt die Beziehung (35.59) f¨ ur beliebige Doppelleitungen, die den einleitend genannten Voraussetzungen gen¨ ugen.


587

Mit den Gleichungen (35.49) und (35.50) ist ein Zusammenhang zwischen den Feldern einer TEM-Welle auf Λ und den in der Theorie der statischen und station¨ aren Felder definierten Gr¨ oßen aufgedeckt worden. Die dort als Hilfs¯ D, ¯ H, ¯ B, ¯ S ¯ und σ gr¨ oßen eingef¨ uhrten Felder E, ¯ können auch wieder eliminiert werden. Dann gilt mit σ(r, t) ds = (ez × D(r, t)) · dr (35.60) q (z, t) := Kz

Kz

f¨ ur alle z ∈ Rm und t ∈ Rs die Beziehung q (z, t) = C u(z, t). Entsprechend gilt mit φ (z, t) = B(r, t) · n ds = Wz

(35.61)

(B(r, t) × ez ) · dr

(35.62)

Wz

f¨ ur alle z ∈ Rm und t ∈ Rs die Beziehung φ (z, t) = L i(z, t).

(35.63)

Jetzt sind wir in der Lage, die folgende Aussage zu beweisen: Sind E, D, H, B, S und σ die Felder einer TEM-Welle auf Λ und bezeichnet u bzw. i die zugeordnete Spannungs- bzw. Stromverteilung, so ist das geordnete Paar (u, i) eine L¨ osung des Gleichungssystems ∂z u = −L ∂t i, ∂z i = −C ∂t u.

(35.64)

Das Gleichungssystem (35.64) wird als das System der Leitungsgleichungen f¨ ur Λ bezeichnet. Ausgangspunkt f¨ ur den Beweis der ersten der in (35.64) zusammengefassten Gleichungen ist die Integralform E · dr = − ∂t B · dA (35.65) W

AW

des Induktionsgesetzes. Mit den in Abb. 35.5 eingef¨ uhrten Bezeichnungen erh¨ alt man aus E(r, t) · dr = E(r, t) · dr − E(r, t) · dr W

Wz+h

Wz

(35.66)

z+h

= u(z + h, t) − u(z, t) =

∂ζ u(ζ, t) dζ, z

f¨ ur die linke Seite von (35.65) die Darstellung partielle Ableitung nach ζ bezeichnet. Mit

# z+h z

∂ζ u(ζ, t) dζ, wobei ∂ζ die

588


111111 000000 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111

i

AW dr

ez dz

Wζ

W u 111111111 000000000 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111

i

ζ

z

z+h

Abbildung 35.5. Bezeichnungen zur Anwendung des Induktionsgesetzes

dA = (ez × dr) dz = n ds dz, ∂t B · dA = ∂t B · n ds dz

(35.67)

erh¨ alt man wegen (35.62) und (35.63) u ¨ber z+h − ∂t B(r, t) · dA = − ∂t B(r, t) · n ds dζ z

AW

=−

Wζ z+h

(35.68)

L ∂t i(ζ, t) dζ. z

# z+h f¨ ur die rechte Seite von (35.65) den Term − z L ∂t i(ζ, t) dζ. Mit diesen Umformungen lässt sich (35.65) in der Form z+h (∂ζ u(ζ, t) + L ∂t i(ζ, t)) dζ = 0. (35.69) z

schreiben. Aus dem Mittelwertsatz der Integralrechnung folgt die Existenz eines Zwischenwerts ζzw ∈ (0, h), mit dem aus der vorangehenden Gleichung die Beziehung (35.70) (∂ζ u(ζzw , t) + L ∂t i(ζzw , t)) h = 0, folgt. Aus dieser Gleichung erh¨ alt man dann nach Division durch h (h = 0) durch den Grenz¨ ubergang h → 0 wegen z + h → z und ζzw → z die erste der Gleichungen aus (35.64). Ausgangspunkt f¨ ur den Beweis der zweiten der in (35.64) zusammengefassten Gleichungen ist die Integralform


ez dz

AW dr 1111 0000 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111 0000 1111

i

Kζ

u

i

W

z+h

ζ

z

589

111111 000000 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111

Abbildung 35.6. Bezeichnung zur Anwendung des Durchflutungsgesetzes

H · dr = W

∂t D · dA

(35.71)

AW

des Durchflutungsgesetzes. Mit den in Abb. 35.6 eingef¨ uhrten Bezeichnungen erh¨ alt man aus H(r, t) · dr = H(r, t) · dr − H(r, t) · dr W

Kz+h

Kz

(35.72)

z+h

= i(z + h, t) − i(z, t) =

∂ζ i(ζ, t) dζ, z

f¨ ur die linke Seite von (35.71) die Darstellung

# z+h z

∂ζ i(ζ, t) dζ. Mit

dA = (ez × dr) dz = −n ds dz, ∂t D · dA = −∂t D · n ds dz

(35.73)

erh¨ alt man wegen wegen (35.60) und (35.61) u ¨ber z+h ∂t D(r, t) · dA = − ∂t D(r, t) · n ds dζ z

AW

=−

Kζ z+h

C ∂t u(ζ, t) dζ. z

(35.74)

590


f¨ ur die rechte Seite von (35.71) den Term − Umformungen lässt sich (35.71) in der Form

z+h

# z+h z

C ∂t u(ζ, t) dζ. Mit diesen

(∂ζ i(ζ, t) + C ∂t u(ζ, t)) dζ = 0

(35.75)

z

schreiben. Der Mittelwertsatz der Integralrechnung liefert mit einem geeigneten Wert ζzw ∈ (0, h) die Beziehung (∂ζ i(ζzw , t) + C ∂t u(ζzw , t)) h = 0,

(35.76)

aus der man nach Division durch h (h = 0) durch den Grenz¨ ubergang h → 0 die zweite der Gleichungen aus (35.64) erh¨ alt. In Erg¨ anzung zu dem in Anschluss an Glg. (35.63) formulierten Satz kann zus¨ atzlich bewiesen werden, dass bei hinreichend glatten Berandungen der Leiter zu jeder L¨ osung der Leitungsgleichungen f¨ ur Λ eine TEM-Welle existiert, deren zugeordnete Spannungs- bzw. Stromverteilung gleich der Funktion u bzw. i ist. Eine Skizze der Beweisidee findet man weiter unten in Abschnitt 35.4.1, vgl. auch [229]. Weniger anschaulich, aber wesentlich k¨ urzer ist ein anderer Beweis der Aussage, dass die einer TEM-Welle auf Λ zugeordneten Spannungs- und Stromverteilungen den Leitungsgleichungen (35.64) gen¨ ugen, den man durch alt. Integration der Gleichungen (35.15) und (35.17) u ber W ¨ z bzw. Kz erh¨ Auf diese Weise erh¨ alt man aus (35.15) bzw. (35.17) ∂z E · dr = (ez × ∂t B) · dr Wz Wz ∂t B · (ez × dr) =− (35.77) Wz B · n ds = −∂t Wz

bzw.

H · dr = −

∂z Kz

(ez × ∂t D) · dr Kz ∂t D · (ez × dr)

=+

(35.78)

Kz

D · n ds,

= −∂t Kz

woraus mit (35.62) und (35.63) bzw. (35.60) und (35.61) folgt, dass das Paar (u, i) dem System der Leitungsgleichungen gen¨ ugt. Bei den an den Integralen auf der rechten Seite der Gleichungen (35.77) und (35.78) vorgenommenen Umformungen werden die in Abschn. 35.2.1 eingef¨ uhrten Vereinbarungen zu den Beziehungen zwischen den Normalen- und Tangentenvektoren der Wege


591

Wz bzw Kz wesentlich verwendet. Beispiel (4. Fortsetzung): Durch partielle Differentiation erhält man aus (35.44) und (35.45) mit v sgn(v) = vF die Beziehungen ∂z u(z, t) = sgn(v)ZF ln (R2 /R1 ) g (z − vt), ∂t u(z, t) = −vF ZF ln (R2 /R1 ) g (z − vt), ∂z i(z, t) = 2πg (z − vt), ∂t i(z, t) = −2πvg (z − vt),

(35.79)

woraus sich mit sgn(v)/v = 1/vF die Beziehungen ∂z u(z, t) = ZF ln (R2 /R1 ) g (z − vF t) =−

ZF ln (R2 /R1 ) ∂t i(z, t), 2πvF (35.80)

∂z i(z, t) = 2πg (z − vt) 2π ∂t u(z, t) =− ZF vF ln (R2 /R1 ) ergeben. Wegen ZF /vF = μ0 , (ZF vF )−1 = ! und L = μ ln (R2 /R1 ) /2π, C = 2π!/ ln (R2 /R1 ) gilt schließlich ∂z u(z, t) = −L ∂t i(z, t),

∂z i(z, t) = −C ∂t u(z, t).

(35.81)

Damit ist gezeigt, dass ein geordnetes Paar bestehend aus der einer TEMWelle auf diesem Koaxkabel zugeordneten Spannungs- und Stromverteilung stets auch eine Lösung der Leitungsgleichungen f¨ ur dieses Koaxkabel ist. Nunmehr sind wir auch in der Lage, zu zeigen, dass die Beziehung L C = !μ f¨ ur beliebige Doppelleitungen gilt, die den am Beginn dieses Abschnitts zusammengestellten Voraussetzungen gen¨ ugen. Außerdem soll an dieser Stelle ein allgemeiner Beweis von Glg. (35.46) nachgeholt werden. Ausgehend von (35.19) und der analog gebildeten Gleichung ∂z ∂z H = alt man durch Integration u !μ ∂t ∂t H erh¨ ¨ber Wz bzw. Kz die Beziehung ∂z ∂ z E · dr = !μ ∂t ∂t E · dr (35.82) Wz

Wz

bzw.

H · dr = !μ ∂t ∂t

∂z ∂z Kz

H · dr,

(35.83)

∂z ∂z i = !μ ∂t ∂t i

(35.84)

Kz

woraus mit (35.36) und (35.39) die Gleichungen ∂z ∂z u = !μ ∂t ∂t u

bzw.

592


folgen. Differenziert man die erste der Gleichungen (35.64) nach z und die zweite dieser Gleichungen nach t und eliminiert aus den so erhaltenen Gleichungen die gemischte Ableitung, so folgt aus (35.64) die Beziehung ∂z ∂z u = L C ∂t ∂t u.

(35.85)

Analog erh¨ alt man aus (35.64) die Beziehung ∂z ∂z i = C L ∂t ∂t i.

(35.86)

Gem¨ aß Glg. (35.84), (35.85) und (35.86) sind die Funktionen u und i Lösungen strukturell gleichartiger Wellengleichungen, deren Koeffizienten !μ, L C bzw. C L die Ausbreitungsgeschwindigkeit dieser Wellen festlegen. Weil sich diese Wellen nicht mit unterschiedlichen Geschwindigkeiten ausbreiten können, gilt notwendigerweise die Beziehung L C = C L = !μ.

(35.87)

Die Gleichungen (35.85) und (35.86) sind die einfachsten Beispiele f¨ ur die in Abschn. 35.1 erw¨ ahnten Telegraphengleichungen. Der nachfolgende Beweis der Allgemeing¨ ultigkeit von Glg.(35.46) ist etwas trickreich, man vergleiche hierzu auch die Darstellung in [3]. Zun¨ achst ben¨ otigen wir f¨ ur diesen Beweis einen Spezialfall des Gaußschen Integralsatzes f¨ ur ebene Felder. Der Einfachheit halber wollen wir diese Variante des Gaußschen Integralsatzes aus dem von der Integralform der Maxwellschen Gleichungen vertrauten Integralsatz von Stokes (siehe Anhang A) herleiten. Gegeben sei ein zur z-Achse transversales Vektorfeld F = (Fx , Fy , 0). Weiter sei A◦z ein ebenes, nicht notwendigerweise einfach zusammenhängendes Gebiet A◦z ⊂ Az , dessen Orientierung durch den Vektor ez festgelegt wird. Wz◦ bezeichne den dazu im Rechtsschraubensinn orientierten Rand. Dann gilt F · dr = rot F · dA Wz◦

A◦ z

=

A◦ z

rot F · ez dA

=

A◦ z

rotz F dA.

Wie man leicht nachrechnet, gilt wegen Fz = 0 die Beziehung rotz F = div(F × ez ). Damit erh¨ alt man bereits die im folgenden benötigte Version div(F × ez ) dA = F · dr A◦ z

Wz◦

(35.88)


593

des Gaußschen Integralsatzes f¨ ur ebene Felder. (Dr¨ uckt man das vektorielle Linienelement dr mit Hilfe des nach außen orientierten Normalenvektors n & # aus, erh¨ alt man A◦ div(F×ez ) dA = W ◦ (F×ez )·n ds. Mit K := F×ez erhält z z & # man die Standardversion A◦ div K dA = W ◦ K · n ds dieses Integralsatzes.) z z Das Integral (E × H) · dA = (E × H) · ez dA (35.89) A∅ z

A∅ z

beschreibt den Leistungsfluss der von einer TEM-Welle auf Λ durch die Ebene Az transportierten Energie. Mit der in Glg. (35.37) definierten Funktion ϕ kann man den Integranden auf der rechten Seite von (35.89) wie folgt umformen: (E × H) · ez = −(ez × H) · E = +(ez × H) · grad2 ϕ. Mit E ist auch ∂t E ein transversales Vektorfeld und damit auch ∂t D = !∂t E. Aus Glg. (A.12) folgt dann div(ez × H) = H · rot ez − ez · rot H = 0 − ez · ∂t D = 0, weil ez nicht von den Ortskoordinaten abh¨ angt und die Beziehungen rot H = ∂t D und ez · ∂t D = 0 gelten. Zusammen mit diesem Ergebnis liefert Glg. (A.11) div(ϕ(ez × H)) = ϕ div(ez × H) + (ez × H) · grad2 ϕ = 0 + (ez × H) · grad2 ϕ = (ez × H) · grad2 ϕ Also gilt (E × H) · ez = div(ϕ(ez × H)). A∅ z

¯ z berandet wird, die aber Weil das Gebiet von den Kurven Wz und W entgegengesetzt zur Rechtsschraubenregel orientiert sind, erhält man zunächst die Beziehung (E × H) · ez dA = div(ϕ(ez × H)) dA A∅ A∅ z z =− div(ϕH × ez ) dA A∅ z =− ϕH · dr − ϕH · dr ¯ −Wz −Wz ϕH · dr + ϕH · dr. =+ Wz

¯z W

594


¯z u W¨ ahrend ϕ auf Wz u ¨berall gleich u(z, ·) ist, hat ϕ auf W ¨berall den Wert null. Damit erh¨ alt man f¨ ur das Integral aus Glg. (35.89) die Beziehung (E × H) · ez dA = u(z, ·) H · dr, A∅ z

d.h.

Wz

A∅ z

(E × H) · ez dA = u(z, ·) i(z, ·),

(35.90)

was zu beweisen war. Dieses Ergebnis ist von grunds¨ atzlicher Bedeutung f¨ ur das von der Maxwellsche Theorie vermittelte physikalische Weltbild. Es zeigt, dass die von einer von einer TEM-Welle auf einer verlustfreien Leitung u ¨bertragene Energie im Dielektrikum zwischen den Leitern und nicht in den Leitern transportiert wird. Wird die endliche Leitf¨ ahigkeit realer Leiter ber¨ ucksichtigt, so fließt die Energie im wesentlichen immer noch im Dielektrikum. Die dann an den Oberfl¨ achen der Leiter notwendigerweise auftretende Longitudinalkomponente des E-Feldes hat eine von null verschieden Normalkomponente des Poyntingschen Vektors zur Folge, mit der den Leitern die in ihrem Inneren in Wärme umgewandelte Energie zugef¨ uhrt wird. A. Sommerfeld ([250], S.117) schreibt hierzu: Dieses Bild ist wesentlich ” verschieden von dem, was man sich popul¨ arerweise unter dem Energiehaushalt eines stromdurchflossenen Drahtes vorzustellen pflegt. Vom Maxwellschen Standpunkt besteht aber kein Zweifel an der inneren Konsistenz und Zwangsl¨ aufigkeit unseres Bildes. Es zeigt den fundamentalen Wechsel, den die Maxwellsche Theorie in den Begriffen Leiter und Nichtleiter gebracht hat: Leiter sind Nichtleiter der Energie. Nur in den Nichtleitern wird die elektromagnetische Energie ohne Verlust transportiert; in den Leitern wird sie zerstört, d.h. umgewandelt. Die Bezeichnung Leiter“ und Nichtleiter“ kennzeichnet ” ” nur ihr Verhalten gegen¨ uber der Ladung; sie ist irref¨ uhrend bez¨ uglich ihres Verhaltens gegen¨ uber der Energie.“ 35.2.3 Konstruktion von Leitungsmodellen mit Differenzenformeln Die einfachsten Netzwerkmodelle f¨ ur verlustfreie Doppelleitungen erhält man direkt aus den Leitungsgleichungen, indem man in diesen Gleichungen die partiellen Ableitungen nach der Ortskoordinate durch Differenzenformeln ersetzt. Zur Herleitung der erforderlichen Differenzengleichungen betrachten wir zun¨ achst eine reellwertige differenzierbare Abbildung f eines endlichen oder unendlichen Intervalls I in die Menge der reellen Zahlen. Weiterhin sei J ⊆ Z eine endliche oder unendliche Teilmenge aufeinanderfolgender ganzer Zahlen aquidistanter Punkte zn aus dem Intervall I. Δz := und (zn )n∈J sei ein Gitter ¨ zn − zn−1 bezeichne die Schrittweite zwischen diesen Punkten. Bezeichnet f die Ableitung von f , so erh¨ alt man mit


fn = f (zn ) und fn ≈ f (zn )

595

(35.91)

die folgenden Differenzenformeln = fn−1

fn − fn−1 , Δz

(35.92)

fn − fn−1 , (35.93) Δz 1 fn − fn−1 (fn + fn−1 (35.94) )= 2 Δz zur Berechnung von N¨ aherungswerten f¨ ur die Ableitungen von f an den diskreten Punkten zn (n ∈ J). Diese Formeln werden in dieser Reihenfolge als explizite bzw. implizite Eulerformel bzw. als Trapezregel bezeichnet. Ist das geordnete Paar (u, i) eine L¨ osung der Leitungsgleichungen von Λ, so liefern f¨ ur jeden festgehaltenen Wert der L¨ angskoordinate z die durch die Zuordnungen t → u(z, t) und t → i(z, t) definierten partiellen Abbildungen u(z, ·) bzw. i(z, ·) den zeitlichen Verlauf der Spannung bzw. des Stroms an der Stelle z. Ist nun (zn )n∈J eine endliche oder unendliche Folge äquidistanter Punkte auf der z-Achse, so werden durch die Beziehungen fn =

un := u(zn , ·),

in := i(zn , ·)

(35.95)

jeder L¨ osung der Leitungsgleichungen die Folgen (un )n∈J

und

(in )n∈J

(35.96)

zugeordnet. Mit Hilfe von Kombinationen der Differenzenformeln (35.92) bis (35.94) kann man aus den Leitungsgleichungen von Λ Systeme von Differenzengleichungen zur n¨ aherungsweisen Berechnung der Glieder dieser Folgen herleiten. Interpretiert man die so erhaltenen Systeme von Differenzengleichungen als Gleichungssysteme, die das Klemmenverhalten von Zweitoren beschreiben, so wird man auf eine Reihe unterschiedlicher Netzwerkmodelle f¨ ur ein endliches Leitungssegment der L¨ ange Δz gef¨ uhrt [69]. Durch Kettenschaltung von endlich oder abz¨ ahlbar unendlich vielen solcher Netzwerkmodelle erhält man dann Netzwerkmodelle f¨ ur endlich lange bzw. unendlich lange Leitungen. Diskretisierung der Leitungsgleichungen mit der expliziten Eulerformel liefert un − un−1 = −(L Δz) ∂t in−1 ,

in − in−1 = −(C Δz) ∂t un−1 .

(35.97)

Von diesen Gleichungen ausgehend erh¨ alt man die in Abb. 35.7 dargestellte Netzwerkinterpretation f¨ ur ein Leitungssegment der Länge Δz. Diskretisierung der Leitungsgleichungen mit der impliziten Eulerformel liefert

596


in −1

in

L' Δz

un −1

un

C' Δz

Abbildung 35.7. Leitungsmodell basierend auf der expliziten Eulerformel

in −1

in

L' Δz

un −1

un

C' Δz

Abbildung 35.8. Leitungsmodell basierend auf der impliziten Eulerformel

un − un−1 = −(L Δz) ∂t in ,

in − in−1 = −(C Δz) ∂t un .

(35.98)

Von diesen Gleichungen ausgehend erh¨ alt man die in Abb. 35.8 dargestellte Netzwerkinterpretation f¨ ur ein Leitungssegment der Länge Δz. Diskretisierung der Leitungsgleichungen mit einer Kombination aus expliziter und impliziter Eulerformel liefert un − un−1 = −(L Δz) ∂t in−1 ,

in − in−1 = −(C Δz) ∂t un .

(35.99)

Von diesen Gleichungen ausgehend erh¨ alt man die in Abb. 35.9 dargestellte Netzwerkinterpretation f¨ ur ein Leitungssegment der Länge Δz. in −1

un −1

L' Δz

in

C' Δz

un

Abbildung 35.9. Leitungsmodell basierend auf einer Kombination aus expliziter und impliziter Eulerformel

Diskretisierung der Leitungsgleichungen mit einer Kombination aus impliziter und expliziter Eulerformel liefert


un − un−1 = −(L Δz) ∂t in ,

in − in−1 = −(C Δz) ∂t un−1 .

597

(35.100)

Von diesen Gleichungen ausgehend erh¨ alt man die in Abb. 35.10 dargestellte Netzwerkinterpretation f¨ ur ein Leitungssegment der Länge Δz. L' Δz

in−1

in

un

C' Δz

un −1

Abbildung 35.10. Leitungsmodell basierend auf einer Kombination aus impliziter und expliziter Eulerformel

Diskretisierung der Leitungsgleichungen mit der Trapezregel liefert 1 un − un−1 = − (L Δz) (∂t in + ∂t in−1 ), 2 1 in − in−1 = − (C Δz) (∂t un + ∂t un−1 ). 2

(35.101)

Von diesen Gleichungen ausgehend erh¨ alt man die in Abb. 35.11 dargestellte Netzwerkinterpretation f¨ ur ein Leitungssegment der Länge Δz. in −1

un −1

C' Δz 2

L' Δz 2

in

un

Abbildung 35.11. Leitungsmodell basierend auf der Trapezregel

Die in den Abbildungen 35.7 bis 35.10 dargestellten Realisierungen der Zweitorgleichungen (35.97) bis (35.100) lassen sich unmittelbar aus den definierenden Gleichungen ablesen. Die in Abb. 35.7 und Abb. 35.8 dargestellten Ersatzschaltungen sind erstmalig in [69] angegeben worden. Sie enthalten jeweils einen Nullator und einen Norator. Nullatoren und Noratoren wiederum sind erstmalig um 1960 in der netzwerktheoretischen Literatur untersucht worden [49, 50], vgl. auch [97, 231]. Um die in Abb. 35.11 angegebene Realisierung f¨ ur die mit der Trapezregel gewonnenen Zweitorgleichungen zu verifizieren, empfiehlt es sich, die definierenden Gleichungen zunächst im Frequenzbereich in die Leitwertform zu u uhren. Die zugehörige Leitwertmatrix zerfällt ¨berf¨

598


dann auf nat¨ urliche Weise in die Summe zweier Leitwertmatrizen, von denen die eine zu einem induktiven und die andere zu einem kapazitiven Zweitor geh¨ ort. Die in den Abbildungen 35.9 bis 35.11 dargestellten Netzwerkmodelle sind verlustfrei. Das folgt u.a. aus der Tatsache, dass die Trapezregel und die paarweise Kombination aus expliziter und impliziter Eulerformel sogenannte symplektische Integrationsverfahren [233, 154] definieren. W¨ ahrend Kettenschaltungen der in Abb. 35.9 und Abb. 35.10 dargestellten Netzwerke auf Tiefpassketten f¨ uhren, liefert eine Kettenschaltung der in Abb. 35.11 dargestellten Netzwerke auf eine Kette aus Allpässen 1. Ordnung. Es kann außerdem gezeigt werden [69], dass die Grenzfrequenz dieser Tiefpassketten im Sinne der Wellenparametertheorie mit der Stabilitätsgrenze [47, 53] der expliziten Eulerformel zusammenfällt. Unabh¨ angig von der Art der Herleitung haftet allen LC- und RLC¨ Modellen einer Ubertragungsleitung der grundsätzliche Nachteil an, dass ihr ¨ Ubertragungsverhalten durch gew¨ ohnliche und nicht durch partielle Differentialgleichungen beschrieben wird. Deshalb k¨ onnen Laufzeiteffekte mit solchen Modellen prinzipiell nicht ad¨ aquat nachgebildet werden. 35.2.4 Ausblick: Mehrfachleitungen ¨ Die Uberlegungen aus den Abschnitten 35.2.1 und 35.2.2 lassen sich auf Mehrfachleitungen u ¨bertragen, die aus n + 1 parallelen, ideal leitenden, geraden Leitern mit konstantem Querschnitt bestehen, zwischen denen sich ein homogenes, ideal nichtleitendes, raumladungsfreies Dielektrikum befindet [229, 230, 209]. Werden die Felder der TEM-Wellen auf einer solchen Leitung wieder auf ein kartesisches Koordinatensystem bezogen, dessen z-Achse parallel zu den Leitern ist, dann k¨ onnen die Gleichungen f¨ ur die feldtheoretische Beschreibung der Wellenausbreitung unverändert aus Abschn. 35.2.1 u ¨bernommen werden. Insbesondere gelten also die Gleichungen (35.15) bis (35.18). Wieder wird einer der Leiter als Bezugsleiter ausgewählt. Die u ¨brigen Leiter werden nun mit den Indizes 1 bis n und der Bezugsleiter mit dem Index 0 bezeichnet. Zur Definition von Spannungen, Fl¨ ussen, Leiterströmen und Ladungen m¨ ussen hier f¨ ur jeden der n Leiter in den Ebenen Az gesonderte Wege eingef¨ uhrt werden. Zu diesem Zweck wird der j-te Leiter (j = 1, ..., n) in den Ebenen Az (z ∈ Rm) mit dem Bezugsleiter durch einen Weg Wz,j verbunden, der vom j-ten Leiter zum Bezugsleiter orientiert ist. Ohne Einschränkung der Allgemeinheit wird vorausgesetzt, dass sich die Wege Wz,j und W0,j durch eine Parallelverschiebung entlang der z-Achse ineinander u uhren lassen. ¨berf¨ Außerdem werden in jeder der Ebenen Az paarweise disjunkte orientierte Weuhrt, wobei der Weg Kz,j den in Richtung von ez ge Kz,j (j = 1, ..., n) eingef¨ orientierten Leiter j im Rechtsschraubensinn umschließt. Auch hier wird ohne Einschr¨ ankung der Allgemeinheit angenommen, dass sich f¨ ur alle z und j


599

jeweils die Wege Kz,j und K0,j durch eine Parallelverschiebung entlang der zAchse ineinander u uhren lassen. Außerdem m¨ ussen die in Abschn. 35.2.1 ¨berf¨ vereinbarten Beziehungen zwischen den Normalen- und Tangentenvektoren aller dieser Wege sinngem¨ aß u ¨bertragen werden. Aus (35.15) folgt, dass man dem E-Feld einer TEM-Welle auf einer solchen Mehrfachleitung in den zu den Leitern orthogonalen Ebenen Az Spannungen zwischen den Leitern zuordnen kann. F¨ ur alle z und t werden die Spannungswerte uj (z, t) zwischen dem Leiter j (j = 1, ..., n) und dem Bezugsleiter in einer n×1-Spaltenmatrix u(z, t) zusammengefaßt. Analog zum Vorgehen in Abschn. 35.2.1 kann man jedem Leiter mit dem H-Feld einer solchen TEM-Welle f¨ ur alle z und t einen Stromwert ij (z, t) zuordnen. Die Stromwerte der Leiter 1 bis n werden jeweils in einer n × 1-Spaltenmatrix i(z, t) zusammengefaßt. Auf diese Weise wird jeder TEM-Welle auf einer solchen Leitung die spaltenmatrixwertige Spannungs- bzw. Stromverteilung u : Rm × Rs → Rn×1 V bzw. i : Rm × Rs → Rn×1 A zugeordnet. Entsprechend kann man durch Integration ur alle z der Normalkomponente des D- bzw. B-Feldes u ¨ber Kz,j bzw. Wz,j f¨ und t ausgew¨ ahlte Ladungs- bzw. Flusswerte pro Längeneinheit bestimmen. Umh¨ ullt der Bezugsleiter als Schirm die u ugen die ¨brigen Leiter oder gen¨ Felder E, D, H und B den auf S. 8 angegebenen Zusatzvoraussetzungen, so kann wiederum gezeigt werden, dass die u ¨ber alle Leiter einer solchen Mehrfachleitung gebildete Summe der Leiterstr¨ ome verschwindet. An die Stelle des Kapazit¨ ats- bzw. Induktivitätsbelags einer Doppelleitung treten nun die entsprechenden n × n-Matrizen der längenbezogenen Kapaussen bei zit¨ ats- bzw. Induktivit¨ atskoeffizienten C bzw. L . Diese Matrizen m¨ einer Mehrfachleitung mit homogenen Dielektrikum der zu (35.87) analogen Beziehung (35.102) L C = C L = !μI gen¨ ugen, wobei I eine n × n-Einheitsmatrix bezeichnet. Schließlich kann gezeigt werden, dass das geordnete Paar (u, i) bestehend aus der einer TEM-Welle zugeordneten Spannungs- und Stromverteilung stets L¨ osung der analog zu (35.64) gebildeten Leitungsgleichungen ∂z u = −L ∂t i, ∂z i = −C ∂t u

(35.103)

ist. Die im Anschluss an (35.92) bis (35.94) skizzierte Herleitung von Netzwerkmodellen f¨ ur Leitungsabschnitte der L¨ ange Δz lässt sich sinngemäß auf den Fall der Mehrfachleitungen u ¨bertragen. Setzt man die Existenz der Matrizen L und C voraus, so lässt sich auch der Beweis der zu (35.87) analogen Beziehung (35.102) aus Abschn. 35.2.2 u ¨bertragen. Einen auf der Theorie der ebenen Felder basierenden funktionentheoretischen Beweis dieser Identit¨ at findet man in [230].

600


35.2.5 Schlußbemerkung In diesem Abschnitt ist die Beschreibung der Ausbreitung von TEM-Wellen auf verlustfreien Doppel- und Mehrfachleitungen ausgehend von [99, 100, 1, 277] konsequent auf der Basis der Maxwellschen Theorie entwickelt worden. Von den auf diese Weise gewonnenen Leitungsgleichungen sind wir Hilfe einfacher Differenzenformeln auf eine Reihe von Netzwerkmodellen f¨ ur endliche Leitungsabschnitte gef¨ uhrt worden. In den Standardlehrbuchdarstellungen wird dagegen zur Herleitung der Leitungsgleichungen f¨ ur eine Doppelleitung in umgekehrter Richtung vorgegangen. Ausgangspunkt ist dort eine Kettenschaltung aus endlich oder abz¨ ahlbar unendlichen vielen der in den Abb. 35.9 und Abb. 35.10 gezeigten LC-Glieder, aus der die Leitungsgleichungen dann durch mehr oder weniger fragw¨ urdige Grenz¨ uberg¨ ange“ gewonnen werden, die sich mathematisch ” kaum rechtfertigen lassen. Die berechtigte Frage, ob die Ausbreitung elektromagnetischer Vorg¨ ange auf einer Leitung u ¨berhaupt mit Hilfe der Begriffe Spannung und Strom und den Kirchhoffschen Gesetzen beschrieben werden kann und weshalb die auf die Theorie der statischen bzw. stationären Felder zur¨ uckgehenden Begriffe des Kapazit¨ ats- bzw. Induktivitätsbelags einer Leitung bei einer solchen Beschreibung der Wellenausbreitung u ¨berhaupt eine Rolle spielen, wird dabei in der Regel v¨ ollig u ¨bergangen.

35.3 Verlustbehaftete Doppelleitungen 35.3.1 Doppelleitungen mit verlustbehaftetem Dielektrikum Bei realen Leitungen ist die Isolation zwischen den Leitern keineswegs ideal. Die Ber¨ ucksichtigung dieser Verluste ist ein Schritt zur Verbesserung der Modellierung. Immerhin k¨ onnen sich auch auf Leitungen mit verlustbehaftetem Dielektrikum und ideal leitenden Leitern reine TEM-Wellen ausbreiten. Wegen der endlichen Leitf¨ ahigkeit des Dielektrikums muss bei der Beschreibung der Wellenausbreitung auf solchen Leitungen selbstverständlich neben der Fl¨ achenstromdichte S auf den Leitern auch die Stromdichte J im Dielektrikum ber¨ ucksichtigt werden. Die elektromagnetischen Wellen auf solchen Leitungen werden deshalb durch die Felder E, D, H, B, J, S und σ beschrieben. Aus der Transversalit¨ at dieser Wellen folgt auch hier, dass die z-Komponenten von rot E und rot H verschwinden. Auf Grund dieser Tatsache ist es wiederum m¨ oglich, den TEM-Wellen einer solchen Leitung stationäre elektromagnetische Felder zuzuordnen. Auf diese Weise erh¨ alt man dann wieder eine Rechtfertigung f¨ ur die Definition des einer TEM-Welle zugeordneten Spannungs- und Strombelags und eine Rechtfertigung f¨ ur die Verwendung der Begriffe des Induktivit¨ ats-, Kapazit¨ ats- und Leitwertbelags bei der Beschreibung der Ausbreitung von TEM-Wellen auf solchen Leitungen.

35.3 Verlustbehaftete Doppelleitungen

601

Im Unterschied zu den verlustfreien Leitungen sind aber die auf diese Art konstruierten station¨ aren Felder von der z-Koordinate abhängig. Beispiel: Gegeben seien die Felder E, D, H, B, J, S und σ einer TEM-Welle auf einem Koaxialkabel mit ideal leitendem Innen- und Außenleiter und verlustbehafteten Dielektrikum mit der Leitf¨ ahigkeit σ. R1 sei der Radius des Innenleiters und R2 der Innenradius des Außenleiters. (0, 0, z0 ) sei ein Punkt auf der Achse des Innenleiters und t0 ein beliebig gewählter Zeitpunkt. Mit dem Leitwertbelag G :=

2πκ ln(R2 /R1 )

(35.104)

und den f¨ ur jedes Wertepaar (z0 , t0 ) definierten Größen I0 := H(x, y, z0 , t0 ) · dr, U0 := E(x, y, z0 , t0 ) · dr, Kz0

(35.105)

Wz0

R0 :=

U0 I0

(35.106)

werden dieser TEM-Welle mit den f¨ ur alle z und t durch ¯r (r, α, z, t) := Er (r, α, z0 , t0 ) = E

1 U0 , ln(R2 /R1 ) r

S¯r (r, α, z, t) := σEr (r, α, z0 , t0 ), ¯ r (r, α, z, t) := !Er (r, α, z0 , t0 ), D

(35.107)

σ ¯ (α, z, t) := σ(α, z0 , t0 ) = Dr (R1 , α, z0 , t0 ), sowie ¯ α (r, α, z, t) := (1 − G R0 (z − z0 ))Hα (r, α, z0 , t0 ) H I0 − G U0 (z − z0 ) , 2πr ¯α (r, α, z, t) := μBα (r, α, z0 , t0 ), B S¯z (α, z, t) := Hα (R1 , α, z0 , t0 ) =

(35.108)

¯ D, ¯ H, ¯ B, ¯ S, ¯ J ¯ und σ definierten Feldkomponenten die Felder E, ¯ eines transversalen station¨ aren elektromagnetischen Feldes zugeordnet. Zu diesem station¨ aren Feld geh¨ ort die f¨ ur alle z und t durch ¯ (z, t) := U0 , U

¯ t) := I0 − G U0 (z − z0 ). I(z,

definierte Spannungs- bzw. Stromverteilung.

(35.109)

Unter den obigen Voraussetzungen kann die Herleitung der ersten der Gleichungen von (35.64) unver¨ andert aus Abschn. 35.2.2 u ¨bernommen werden.

602


Bei der Herleitung der zweiten Gleichung des Systems der Leitungsgleichungen muss im Dielektrikum zwischen den Leitern zusätzlich zur Verschieucksichtigt werden. bungsstromdichte ∂t D noch die Stromdichte J = κE ber¨ Mit den in Abb. 35.6 eingef¨ uhrten Bezeichnungen erhält man aus H · dr = (∂t D + J) · dA (35.110) W

mit

AW

H · dr = W

H · dr −

H · dr

Kz+h

Kz

(35.111)

z+h

= i(z + h, t) − i(z, t) =

∂ζ i(ζ, t) dζ, z

dA = (ez × dr) dz = −n ds dz,

(35.112)

(∂t D + J) · dA = −((∂t D + J) · n) ds dz

(35.113)

und dem durch G :=

J) · n ds

(35.114)

Wζ

definierten Leitwertbelag die Beziehung

z+h

(∂t D + J) · dA = −

((∂t D + J) · n) ds dζ z

AW

=−

Wζ z+h

(35.115)

(C ∂t u(ζ, t) + G u(ζ, t)) dζ, z

d.h.

z+h

(∂ζ i(ζ, t) + C ∂t u(ζ, t) + G u(ζ, t)) dζ = 0,

(35.116)

z

woraus mit dem Mittelwertsatz der Integralrechnung mit einem geeigneten Wert ζzw ∈ (0, h) die Beziehung (∂ζ i(ζzw , t) + C ∂t u(ζzw , t) + G u(ζzw , t)) h = 0 folgt, aus der man nach Division durch h (h = 0) durch den Grenz¨ ubergang h → 0 die Gleichung ∂z i = −C ∂t u − G u erhält. Insgesamt l¨ asst sich also das Verhalten einer Doppelleitung mit verlustbehaftetem Dielektrikum und ideal leitenden Leitern durch das folgende System ∂z u = −L ∂t i, ∂z i = −C ∂t u − G u von Leitungsgleichungen beschreiben.

(35.117)


603

35.3.2 Doppelleitungen mit verlustbehaftetem Dielektrikum und verlustbehafteten Leitern Wenn sowohl die Verluste im Dielektrikum zwischen den Leitern als auch die endliche Leitf¨ ahigkeit der Leiter selbst ber¨ ucksichtigt werden soll, so stößt man auf eine Reihe grunds¨ atzlicher Schwierigkeiten. Wegen der endlichen Leitfähigkeit kann das E-Feld prinzipiell nicht mehr streng transversal sein. Streng genommen, ist es dann nicht einmal mehr möglich, Spannungen zwischen Punkten der Leiter zu definieren, die in einer zu den Leitern orthogonalen Ebene liegen. Wegen der endlichen Leitf¨ ahigkeit der Leiter dringen die Felder nunmehr in die Leiter ein. Vom station¨ aren Sonderfall abgesehen, dringen die Felder ged¨ ampft in die Leiter ein (Skineffekt), folglich gibt es im Innern der Leiter keine homogenen Stromdichteverteilungen. Eine originelle graphische Veranschaulichung dieses Vorgangs bei einer Zweidrahtleitung findet man in [156], S. 218. Eine vollst¨ andige Behandlung dieses Problems f¨ ur Mehrfachleitungen, deren Leiter einen kreisf¨ ormigen Querschnitt haben, findet man in der Monographie [151], u.a. findet man dort auch Aussagen u ¨ber die Konvergenz von Iterationsverfahren f¨ ur die dabei zu l¨ osenden nichtlinearen Gleichungssysteme. Wichtige Vorarbeiten zu diesem Problem sind vor mehr als hundert Jahren f¨ ur den Spezialfall der Zweidrahtleitungen von [186] geleistet worden (vgl. auch [250]). F¨ ur den einfachsten aller Spezialfälle, das verlustbehaftete Koaxialkabel, findet man in [165] eine strenge Lösung, bei der unendliche Reihen aus Besselfunktionen wesentlich verwendet werden. Ansonsten bleibt als Ausweg nur die Verwendung grober Näherungen, deren Auswirkungen sich leider vorher schlecht abschätzen lassen. Typische N¨ aherungen dieser Art sind die Vernachl¨ assigung des Skineffekts und die Annahme, dass die Betr¨ age der axialen Feldstärkekomponenten um mehrere Gr¨ oßenordnungen kleiner als die der transversalen Komponenten sind. Vernachl¨ assigung des Skineffekts bedeutet Annahme einer homogenen Stromdichteverteilung in den Leitern. Auch unter dieser Annahme ist die Bestimmung der nun hinzukommenden inneren Induktivität der Leiter im allgemeinen schwierig. Wegen des Eindringens der Felder in die Leiter muss die Abb. 35.5 modifiziert werden. Im Unterschied zu Abb. 35.5 liegt in Abb. 35.12 jeweils ein Teil der Fl¨ ache A, die in Glg. (35.120) zur Berechnung des Magnetflusses gebraucht wird, im Innern der beiden Leiter. Der diese Teile durchsetzende Magnetfluss korrespondiert zu den inneren Induktivit¨ aten der Leiter. Abgesehen vom Spezialfall eines Koaxialkabels ist es in der Regel kaum möglich, exakt festzulegen, achenteile gew¨ ahlt werden m¨ ussen. Unabhängig davon sollwie groß diese Fl¨ te man sich aber stets vor Augen f¨ uhren, dass der gesamten auf Gleichung (35.120) basierenden Herleitung bereits eine Reihe von mehr oder minder gut erf¨ ullten Approximationsschritten vorangegangen ist. Mit den in Abb. 35.12 eingef¨ uhrten Bezeichnungen, den Beziehungen

604


111111 000000 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111 000000 111111

i

AW

ez dz

dr

Wζ

W u 111111111 000000000 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111 000000000 111111111

i

z+h

ζ

z

Abbildung 35.12. Bezeichnungen zur Anwendung des Induktionsgesetzes bei einer verlustbehafteten Doppelleitung

dA = (ez × dr) dz = n ds dz,

(35.118)

∂t B · dA = (∂t B · n) ds dz und dem durch

1 1 + (35.119) κ1 A0 κ2 A1 definierten Widerstandsbelag, wobei A0 bzw. A1 den Querschnitt des Leiters 0 bzw. 1 bezeichnet, erh¨ alt man unter Ber¨ ucksichtigung der soeben erwähnten N¨ aherungen aus der Integralform E · dr = − ∂t B · dA (35.120) R :=

W

AW

des Induktionsgesetzes mit den Umformungen E · dr = W

E · dr + Wz+h

E · dr + Wz

= u(z + h, t) − u(z, t) + =

z z+h

z+h

W ( 0)

E · dr +

1 1 + κ1 A1 κ2 A2

W (1)

E · dr

i(ζ, t) dζ

(∂ζ u(ζ, t) + R i(ζ, t)) dζ

z

(35.121) und


−

∂t B · dA = −

(∂t B · n) ds dζ z

AW

605

z+h

=−

Wζ z+h

(35.122)

L ∂t i(ζ, t) dζ, z

der linken bzw. rechten Seite dieser Beziehung die Gleichung

z+h

(∂ζ u(ζ, t) + R i(ζ, t) + L ∂t i(ζ, t)) dζ = 0,

(35.123)

z

wobei das ≈“-Zeichen rigoros durch ein =“-Zeichen ersetzt worden ist. In ” ” Glg. (35.121) sind die parallel zu den Achsen der Leiter 0 und 1 liegenden Teile von W mit W (0) und W (1) bezeichnet worden. Mit dem Mittelwertsatz der Integralrechnung erhält man aus (35.123) durch Grenz¨ ubergang h → 0 die Beziehung ∂z u = −L ∂t i − R i

(35.124)

Mit den vereinbarten N¨ aherungen kann die weiter oben f¨ ur den Fall einer Doppelleitung mit verlustbehaftetenm Dielektrikum und ideal leitenden Leitern angegebene Herleitung der Gleichung ∂z i = −C ∂t u − G u u ¨bernommen werden. Insgesamt l¨ asst sich damit das Verhalten einer Doppelleitung mit verlustbehafteten Leitern und verlustbehaftetem Dielektrikum zumindest näherungsweise durch das auf Heaviside zur¨ uckgehende System ∂z u = −L ∂t i − R i, ∂z i = −C ∂t u − G u

(35.125)

von Leitungsgleichungen beschreiben. Die vier Parameter L , C , R und G der Heavisideschen Leitungsgleichungen (35.125) werden auch als Leitungskonstanten bezeichnet. Differenziert man die erste bzw. die zweite der Gleichungen (35.125) nach z und die zweite bzw. die erste dieser Gleichungen nach t und eliminiert aus den so erhaltenen Gleichungen die gemischten Ableitungen, so wird man auf die allgemeine Form der Telegraphengleichungen ∂z ∂z u = L C ∂t ∂t u + (C R + G L )∂t u + G R u, ∂z ∂z i = L C ∂t ∂t i + (C R + G L )∂t i + G R i

(35.126)

gef¨ uhrt. Gelegentlich werden aber auch die Leitungsgleichungen (35.125) als Telegraphengleichungen bezeichnet. Wendet man auf die Leitungsgleichungen (35.125), wie in Abschn. 35.2.3 beschrieben, die Kombination aus expliziter und impliziter Eulerformel zur Diskretisierung der partiellen Ableitungen nach der Variablen z an, so wird man f¨ ur Leitungsabschnitte der L¨ ange Δz auf Netzwerkmodelle gef¨ uhrt, die

606


ahnlich zu den in Abb. 35.9 und Abb. 35.10 sind, bei denen aber zu den ¨ Induktivit¨ aten ein Widerstand R Δz in Reihe und zu den Kapazitäten ein Leitwert G Δz parallel geschaltet ist. Auch die Ausf¨ uhrungen aus Abschn. 35.2.4 u ¨ber verlustbehaftete Leitungen lassen sich sinngem¨ aß auf Mehrfachleitungen u ¨bertragen.

35.4 L¨ osung der Leitungsgleichungen im Zeitbereich 35.4.1 Wellenausbreitung auf verlustlosen Doppelleitungen Gegeben sei die in Abb. 35.13 gegebene Anordnung. Beim Schließen des Schalters entsteht eine elektromagnetische Welle, die von der angeschlossenen Spannungsquelle ihren Ausgang nimmt und von den Leitungsdrähten gef¨ uhrt wird, ¨ ahnlich wie es in Abschn. 33 durch Abb. 33.2 dargestellt ist. Die Ubergangs¨ stellen zwischen Verschiebungsstrom und Leitungsstrom laufen mit einer Geschwindigkeit an den Dr¨ ahten entlang, die ungefähr gleich der Lichtgeschwindigkeit ist. Einige Zeit nach dem Schalten ergibt sich daher ein Bild, wie es durch Abb. 35.13 veranschaulicht wird. Zwischen den beiden Leitungsdrähten baut sich ein elektrisches Feld auf, der Strom in den Leitungsdrähten liefert positive und negative Ladungen zum Wellenkopf (vgl. Abb. 35.14), gleichzeitig ist mit dem Fließen des Stromes ein magnetisches Feld verkn¨ upft. Der Hauptteil der Energie beider Felder befindet sich in der unmittelbaren Umgebung der Leitungsdr¨ ahte.

+ + + + u1 − − − −

Abbildung 35.13. Feldlinien des E-Feldes und Stromverteilung nach Anschließen einer Spannungsquelle an eine Doppelleitung

Auch wenn sich nach dem Schließen des Schalters auf dieser Leitung in gr¨ oßerem Abstand von der erregenden Spannungsquelle eine nahezu transversale elektromagnetische Welle ausbreitet, so sind die elektrischen und magnetischen Felder dieser Welle in der unmittelbaren Umgebung der Spannungsquelle keineswegs transversal. Um den Randbedingungen an der komplizierteren geometrischen Struktur der Leiter in der Umgebung der Spannungsquelle und des Schalters zu gen¨ ugen, l¨ asst sich eine solche Welle mathematisch nur durch ¨ eine Uberlagerung von unendlich vielen Wellenmoden beschreiben. Sind aber die Abst¨ ande zwischen den beiden Leitern hinreichend klein, so sind diese

35.4 L¨ osung der Leitungsgleichungen im Zeitbereich

607

¨ Abbildung 35.14. Ubergang des Leitungsstroms in den Verschiebungsstrom an der Front der Welle an einem Leitungsdraht

h¨ oheren Wellenmoden nicht ausbreitungsf¨ ahig, d.h., sie klingen in Ausbreitungsrichtung exponentiell ged¨ ampft ab. Unter dieser Voraussetzung besteht die von der Spannungsquelle angeregte elektromagnetische Welle in gen¨ ugend großem Abstand von der St¨ orung“ praktisch nur noch aus der Grundwelle. ” ¨ Einschwingvorg¨ ange k¨ onnen auf Ubertragungsleitungen aber auch durch die Einwirkung externer elektromagnetischer Felder ausgelöst werden. Ein klassisches Beispiel dieser Art sind die sogenannten Wanderwellen. ¨ Das sind Ausgleichsvorg¨ ange, die durch die Anderung der atmosphärischen elektrischen Felder bei Blitzentladungen hervorgerufen werden. Die in den Gewitterwolken gespeicherten Ladungen verursachen Influenzladungen auf den ¨ Freileitungen. Da die Leitungsisolatoren endliche Ubergangswiderst¨ ande haben, fließen die entgegengesetzten Ladungen u ¨ber die Isolatoren nach der Erde ab, wie dies f¨ ur eine negativ geladene Wolke durch Abb. 35.15 veranschaulicht wird. Ist der Gleichgewichtszustand erreicht, so haben die einzelnen Leiter der Leitung das gleiche Potenzial wie die Erdoberfläche, wenn man von der Betriebsspannung absieht, die man sich u ¨berlagert denken kann, und sind mit positiven Influenzladungen bedeckt, die durch die negativen Ladungen der Gewitterwolke im Gleichgewicht gehalten werden.

Abbildung 35.15. Feldlinien des E-Feldes zwischen Gewitterwolke und Freileitung

Entl¨ adt sich die Wolke durch einen Blitz nach der Erde, so werden die positiven Ladungen der Leitung frei. Unmittelbar nach der Blitzentladung

608


ergibt sich die durch Abb. 35.16 veranschaulichte Verteilung der Ladungen. Die Feldlinien des D-Feldes verbinden nun die positiven Ladungen auf den einzelnen Leitern mit negativen Ladungen auf der Erdoberfläche.

Abbildung 35.16. Feldlinien des E-Feldes nach Entladung der Wolke

Zu dieser ortsabh¨ angigen Ladungsverteilung auf der Leitung gehört eine gleichfalls ortsabh¨ angige Spannungsverteilung. Folglich kann die partielle Ableitung dieser Spannungsverteilung nach der Ortskoordinate nicht identisch verschwinden. Aus den Leitungsgleichungen folgt dann aber zwangsläufig, dass auch die Zeitableitung dieser Spannungsverteilung von null verschieden sein muss. Es ist deshalb zu erwarten, dass die auf den Leitern sitzenden Ladungen nach beiden Seiten abfließen. Mit dem Abfließen der Ladungen ergeben sich magnetische Felder, die sich der Ladungsbewegung hemmend entgegenstellen, so dass der Ausgleich der Ladungen nur mit einer bestimmten endlichen Geschwindigkeit erfolgen kann; die Felder breiten sich nach beiden Richtungen hin mit dieser Geschwindigkeit als Wanderwellen u ¨ber die Leitung aus. Diese intuitive Vorstellung soll nun genauer betrachtet werden. Es darf vorausgesetzt werden, dass sich die zeitliche Entwicklung der Ausgleichsvorgänge in guter N¨ aherung durch lineare Gleichungen beschreiben lässt. Dementsprechend kann wieder von der u ¨berlagerten Betriebsspannung abgesehen werden. Außerdem wollen wir annehmen, dass die Abschl¨ usse der betrachteten Freileitung weit entfernt von den Gewitterwolken sind. Wegen der endlichen Ausbreitungsgeschwindigkeit elektromagnetischer Wellen bedeutet es deshalb keine wesentliche Einschr¨ ankung der Allgemeinheit, wenn wir diese Freileitung als in beiden Richtungen unendlich lang ansehen. F¨ ur eine näherungsweise Beschreibung k¨ onnen wir schließlich die verschiedenen Leiter der gegebenen Freileitung zu einem einzigen B¨ undelleiter zusammenfassen. Mit der Erdoberfl¨ ache als R¨ uckleiter kann die gesamte Anordnung nun als eine unendlich lange Doppelleitung aufgefasst werden. Vernachl¨ assigen wir der Einfachheit halber auch noch die Verluste, so wird diese Leitung durch ihren Kapazitätsbelag C und ihren Induktivit¨ atsbelag L bereits vollständig charakterisiert. Gem¨ aß Glg. (35.57) geh¨ ort zu der Ladungsverteilung q (0) : Rm → RAs/m, die sich auf dem Leiterb¨ undel unmittelbar vor der Blitzentladung eingestellt hat, die durch u(0) := q (0) /C definierte Spannungsverteilung u(0) : Rm → RV. Wenn man annimmt, dass sich unmittelbar vor der Blitzentladung die auf der Leitung verteilten Influenzladungen im Gleichgewicht befunden haben, dann kann der Anfangswert i(0) : Rm → RA der Stromverteilung auf der


609

Leitung in guter N¨ aherung als verschwindend angenommen werden, d.h., f¨ ur alle z ∈ Rm wird i(0) (z) := 0 gesetzt. Damit haben wir das obengenannte Problem der Berechnung einer Wanderwelle auf die L¨ osung einer Anfangswertaufgabe f¨ ur das System der Leitungsgleichungen (35.64) einer Doppelleitung zur¨ uckgef¨ uhrt. Die L¨ osung von Anfangswertaufgaben dieses Typs soll zunächst losgelöst von speziellen Beispielen diskutiert werden. Gegeben sei eine verlustfreie, beidseitig unendlich lange Doppelleitung mit atsbelag C . Gegeben seien ferner dem Induktivit¨ atsbelag L und dem Kapazit¨ (0) (0) ur die Spannungsdie Anfangswerte u : Rm → RV und i : Rm → RA f¨ bzw. Stromverteilung zur Zeit t = t0 . Gesucht sind stetig differenzierbare Funktionen u : Rm × [t0 , +∞)s → RV und i : Rm × [t0 , +∞)s → RA, die den Leitungsgleichungen und den Anfangsbedingungen gen¨ ugen, d.h., eine Lösung des resultierenden Gleichungssystems ∂z u = −L ∂t i,

∂z i = −C ∂t u,

u(·, t0 ) = u(0) ,

i(·, t0 ) = i(0)

(35.127)

liefern. Die L¨ osung der Leitungsgleichungen (35.127) soll zunächst durch eine Variablentransformation auf die L¨ osung eines entkoppelten Gleichungssystems zur¨ uckgef¨ uhrt werden. Im Anschluss daran wird gezeigt, welchen Bedingungen ein geordnetes Paar von L¨ osungen der zugeordneten Telegraphengleichungen (35.85) und (35.86) gen¨ ugen muss, damit es auch eine Lösung der Leitungsgleichungen ist. := L /C und der Signalgeschwindigkeit Mit dem Wellenwiderstand Z L √ vL := vF = 1/ L C lassen sich wegen L /ZL = 1/vL und C ZL = 1/vL die Leitungsgleichungen in (35.127) auch in der Form ∂z u = −vL−1 ∂t ZL i,

∂z ZL i = −vL−1 ∂t u

(35.128)

schreiben. Durch Addition und Subtraktion der in dieser Form geschriebenen Leitungsgleichungen erh¨ alt man ∂z (u+ZL i) = −vL−1 ∂t (u+ZL i),

∂z (u−ZL i) = +vL−1 ∂t (u−ZL i). (35.129)

Aus diesen Gleichungen folgt, dass die durch a := u + ZL i und b := u − ZL i

(35.130)

definierten Funktionen a, b : Rm×[t0 , +∞)s → RV Lösungen der entkoppelten partiellen Differentialgleichungen vL ∂z a = −∂t a, sein m¨ ussen.

vL ∂z b = +∂t b

(35.131)

610


Die allgemeine L¨ osung dieser Gleichungen lässt sich (vgl. [106]) mit Hilfe zweier Funktionen a+ , b− : Rm → RV in der Form a(z, t) = a+ (z − vL t),

b(z, t) = b− (z + vL t)

(35.132)

(u − ZL i)(z, t) = b− (z + vL t).

(35.133)

darstellen. Es gilt also (u + ZL i)(z, t) = a+ (z − vL t),

Wegen (35.132) wird die Funktion a als eine hinlaufende und die Funktion b als eine r¨ ucklaufende Spannungswelle bezeichnet. Analog werden auch die ucklaufende SpanLinearkombinationen u + ZL i und u − ZL i als hin- bzw. r¨ nungswellen bezeichnet. Wiederum durch Addition und Subtraktion erhält man aus (35.133) die Darstellung 1 1 (a + b), i = u = (a − b) (35.134) 2 2ZL ¨ der allgemeinen L¨ osung der Leitungsgleichungen als Uberlagerung einer hinund einer r¨ ucklaufenden Welle, woraus mit (35.132) die Beziehungen 1 (a+ (z − vL t) + b− (z + vL t)), 2 1 i(z, t) = (a+ (z − vL t) − b− (z + vL t)) 2ZL

u(z, t) =

(35.135)

folgen. Die Funktionen a+ und b− werden durch die Anfangsbedingungen (vgl. Glg. (35.127)) festgelegt. F¨ ur t0 = 0 gilt a+ := u(0) + ZL i(0) ,

b− := u(0) − ZL i(0) .

(35.136)

F¨ ur t0 = 0 erh¨ alt man die Funktionen a+ und b− f¨ ur alle z ∈ Rm aus a+ (z) = (u(0) + ZL i(0) )(z − vL t0 ), b− (z) = (u(0) − ZL i(0) )(z + vL t0 ).

(35.137)

Im Sinne der Systemtheorie (vgl. Abschn. 2) kann man aus diesem Ergebnis eine Zustandsdarstellung des Verhaltens einer verlustfreien, unendlich langen Doppelleitung gewinnen. Das zugeh¨ orige System hat keinen Eingang, d.h., es ist ein autonomes System. Die Funktionen a und b sind die Zustandsgr¨ oßen. Die Gleichungen (35.131) sind die Zustandsgleichungen. Die Gleichungen (35.134) sind die Ausgangsgleichungen. Das Funktionenpaar (u(0) , i(0) ) definiert den Anfangszustand (u(0) + ZL i(0) , u(0) − ZL i(0) ) dieses Systems. Der Zustandsraum dieses Systems ist gleich der Menge aller Paare stetig differenzierbarer Funktionen, die auf Rm definiert sind und Werte in RV annehmen, und ist damit ein unendlichdimensionaler linearer Raum.


611

Unendlichdimensionale Zustandsr¨ aume sind ein charakteristisches Merkmal nichtkonzentrierter (oder verteilter) Systeme. Wie in Abschn. 35.2.2 gezeigt worden ist, liefert jede Lösung (u, i) der Leitungsgleichungen (35.64) auch eine L¨ osung der Telegraphengleichung (35.85) bzw. (35.86), falls u bzw. i eine zweimal stetig differenzierbare Funktion ist. Sind umgekehrt u und i L¨ osungen von (35.85) bzw. (35.86), dann gibt es Funktionen u+ , u− , i+ und i− , mit denen sich diese Lösungen in der Form u(z, t) = u+ (z − vL t) + u− (z + vL t), i(z, t) = i+ (z − vL t) + i− (z + vL t)

(35.138)

darstellen lassen. Soll das geordnete Paar (u, i) dieser Lösungen auch eine L¨ osung des gekoppelten Systems der Leitungsgleichungen sein, so können die vier Funktionen u+ , u− , i+ und i− nicht unabhängig voneinander vorgegeben werden. Einsetzen von (35.138) in (35.128) liefert vL ∂z (u+ (z − vL t) + u− (z + vL t)) = −ZL ∂t (i+ (z − vL t) + i− (z + vL t)) = −vL ZL ∂z (−i+ (z − vL t) + i− (z + vL t)), vL ZL ∂z (i+ (z − vL t) + i− (z + vL t)) = −∂t (u+ (z − vL t) + u− (z + vL t)) = −vL ∂z (−u+ (z − vL t) + u− (z + vL t)). (35.139) Wegen ∂t i+ (z − vL t) = −vL ∂z i+ (z − vL t), usf. erhält man aus (35.139) das Gleichungssystem ∂z (u+ − ZL i+ ) + ∂z (u− + ZL i− ) = 0, ∂z (u+ − ZL i+ ) − ∂z (u− + ZL i− ) = 0.

(35.140)

Dieses Gleichungssystem l¨ asst sich als ein homogenes lineares algebraisches Gleichungssystem in den Variablen ∂z (u+ − ZL i+ ) und ∂z (u− + ZL i− ) auffassen. Weil die Koeffizientendeterminante dieses Gleichungssystems ungleich null ist, kann dieses Gleichungssystem nur die durch ∂z (u+ − ZL i+ ) = 0,

∂z (u− + ZL i− ) = 0

(35.141)

festgelegte triviale L¨ osung haben. Folglich liefert der Ansatz (35.138) nur dann eine Lösung des Systems (35.128) der Leitungsgleichungen, wenn die Linearkombinationen u+ − ZL i+ und u− + ZL i− der Funktionen u+ und i+ bzw. u− und i− konstant sind, ur alle z und t d.h., wenn es zwei Konstanten U0+ und U0− gibt, mit denen f¨ die Beziehungen (u+ − ZL i+ )(z − vL t) = U0+ ,

(u− + ZL i− )(z + vL t) = U0−

(35.142)

612


gelten. Mit Hilfe dieser Darstellungen der L¨ osung der Leitungsgleichungen kann man eine wichtige Erg¨ anzung zu der in Zusammenhang mit der Einf¨ uhrung der Leitungsgleichungen (35.64) in Abschn. 35.2.2 bewiesenen Aussage herleiten. Ist Λ eine verlustfreie Doppelleitung, die den in Abschn. 35.2.1 angegebenen Voraussetzungen gen¨ ugt, dann gibt es stets zeitinvariante transversale ˆ und H, ˆ die von der Ortskoordinate z unabhängig sind, mit denen Felder E sich jedes transversale elektrostatische E-Feld E auf Λ in der Form ˆ E = EU

(35.143)

und jedes station¨ are H-Feld H auf Λ in der Form ˆ H = HI

(35.144)

darstellen l¨ asst, wobei U die Spannung zwischen den Leitern und I den Strom in den Leitern von Λ bezeichnet. Ist nun das geordnete Paar (u, i) eine L¨ osung der Leitungsgleichungen von Λ, so liefern die Beziehungen ˆ E = Eu, ˆ H = Hi,

ˆ D = ! Eu, ˆ B = μ Hi,

ˆ S = (n × H|A) i,

ˆ u, σ = (! n · E|A)

(35.145)

wie man durch Einsetzen in die Gleichungen (35.15) bis (35.18) und (35.2) bis (35.6) sofort nachpr¨ ufen kann, eine elektromagnetische Welle, deren zugeordnete Spannungs- bzw. Stromverteilung gerade die Funktionen u bzw. i sind, von denen man bei der Konstruktion dieser Felder ausgegangen ist. Mit anderen Worten: F¨ ur verlustfreie Doppelleitungen, die den Voraussetzungen aus Abschn. 35.2.1 gen¨ ugen, liefern die L¨ osungen der zugeh¨ origen Leitungsgleichungen eine adaquate Darstellung der Wellenausbreitung. ¨ Beispiel: F¨ ur das in den Abschnitten 35.2.1 und 35.2.2 behandelte Beispiel ˆ und H ˆ mit R1 ≤ r ≤ R2 , 0 ≤ α < 2π, z ∈ Rm aus erh¨ alt man die Felder E ˆ r(r, α, z)) E(ˆ ˆ r(r, α, z)) H(ˆ

1 er , ln(R2 /R1 ) r 1 eα . := 2πr

:=

(35.146)

Außerdem erh¨ alt man f¨ ur dieses Beispiel aus (35.44) und (35.45) f¨ ur v = ±vF (vF = vL ) die Beziehungen u± (z ∓ vF t) = ln(R2 /R1 )(k0 ± ZF g(z ∓ vF t)), i± (z ∓ vF t) = 2πg(z ∓ vF t).

(35.147)


613

Aus (35.147) folgt mit ZL = L vL =

ZF ln R2 /R1 2π

(35.148)

und u± (z ∓ vF t) ∓ ZL i± (z ∓ vF t) = ln(R2 /R1 )(k0 ± ZF g(z ∓ vF t)) ∓

ZF ln(R2 /R1 ) 2πg(z ∓ vF t) 2π

(35.149)

die Beziehung u± (z ∓ vF t) ∓ ZL i± (z ∓ vF t) = k0 ln(R2 /R1 ).

(35.150)

Damit ist gezeigt, dass die in (35.44) und (35.45) zusammengefassten L¨ osungen der Leitungsgleichungen f¨ ur dieses Koaxialkabel den Verträglichkeitsbedingungen (35.142) gen¨ ugen. Die in Glg. (35.130) und (35.134) eingef¨ uhrte Variablentransformation liefert die Motivation f¨ ur die durch die Zuordnungen (u, i) → (a, b) := ((u + ZL i), (u − ZL i)) und

(35.151)

1 ((a + b), ZL−1 (a − b)) (35.152) 2 definierte (nichtnormierte) Heaviside-Transformation (siehe z.B. [140]), auf der u.a. die Streuparameterdarstellungen des Klemmenverhaltens von Mehrtoren, viele wichtige Verfahren zur Netzwerksynthese [20, 98, 45] und eine Vielzahl messtechnischer Prinzipien der H¨ ochstfrequenztechnik [303] basie√ ren. Dividiert man die Terme auf der rechten Seite von (35.151) durch Z L , so wird man auf die auch in Abschn. 4.5 verwendete Standarddarstellung der Heaviside-Transformation gef¨ uhrt. Kommen wir nun wieder zur¨ uck zu dem einleitend betrachteten Beispiel der Ausbreitung einer Wanderwelle. ungMit t0 = 0 gilt wegen i(0) = 0 die Beziehung a+ = b− = u(0) . Die urspr¨ lich vorhandene Spannungsverteilung halbiert sich also, und die beiden Teile laufen in unver¨ anderter Form mit der Geschwindigkeit vL nach beiden Seiten hin u ¨ber die Leitung. Dabei entsteht ein Strom, der in jeder Welle proportional der Spannung ist und dessen Richtung relativ zur Fortbewegungsrichtung in jeder Welle die gleiche ist. Die Abb. 35.17 veranschaulicht diesen Vorgang f¨ ur eine Leitung aus zwei Dr¨ ahten. Der Leitungsstrom schließt sich zwischen den Dr¨ ahten als Verschiebungsstrom. Der Verschiebungsstrom (gestrichelt angedeutet) baut am Kopf jeder Welle das elektrische Feld auf, er hat also dort die gleiche Richtung wie die Verschiebungslinien (d¨ unne Linien); er baut dagegen am Ende eines jeden Wellenzuges das elektrische Feld ab, hat dort die entgegengesetzte Richtung wie die Feldst¨ arke. (a, b) → (u, i) :=

614


t=0

v = −vF

v = +vF

t>0

Abbildung 35.17. Abfließen der Ladungen

Falls die Leitung homogen und unendlich lang ist, setzt sich dieser Ausbreitungsvorgang unbegrenzt fort. Jede Ungleichmäßigkeit der Leitung aber spaltet die Welle auf in weitergehende oder gebrochene Wellen und r¨ uckl¨ aufige oder reflektierte Wellen. Auch die an die Leitungen angeschlossenen Geräte oder Maschinen unterbrechen die Gleichm¨ aßigkeit der Leitung, ergeben also eine Zerlegung der auftreffenden Wellen. Die Gesetze dieser Aufspaltung sind dadurch gegeben, dass wegen der Stetigkeit der Feldenergie Spannung und Strom an der Stoßstelle stetig sein m¨ ussen. Als Beispiel werde der Fall betrachtet, dass eine Leitung mit dem Wellenwiderstand Z1 und der Ausbreitungsgeschwindigkeit v1 an der Stelle z = z0 an eine Leitung mit einem Wellenwiderstand Z2 und einer Ausbreitungsgeschwindigkeit v2 angeschlossen ist. Mit einer auf der gesamten z-Achse definierten ur alle z > z+ identisch verdifferenzierbaren Funktion f1 , die mit z+ < z0 f¨ schwindet, sei f¨ ur z < z0 und t < (z0 − z+ )/vL durch u1 (z, t) = f1 (z − v1 t),

i1 (z, t) =

1 f1 (z − v1 t), Z1

(35.153)

eine in Richtung von ez auf die Stoßstelle laufende Welle gegeben. Dann erhält man f¨ ur z ≥ z0 und t ≥ (z0 − z+ )/vL die Spannung u1 und den Strom i1 vor der Stoßstelle durch Hinzuf¨ ugen einer reflektierten Welle fr . Es ist also u1 (z, t) = i1 (z, t) =

f1 (z − v1 t) + fr (z + v1 t), 1 (f1 (z − v1 t) − fr (z + v1 t)) . Z1

(35.154)

Hinter der Stoßstelle fließt eine gebrochene Welle weiter, die durch den Ansatz fg (z − v2 t), 1 fg (z − v1 t) i2 (z, t) = Z2

u2 (z, t) =

beschrieben werden soll.

(35.155)


615

Die Stetigkeitsbedingung fordert, dass an der Stoßstelle z0 , die Beziehungen (35.156) u1 (z0 , t) = u2 (z0 , t) und i1 (z0 , t) = i2 (z0 , t), d.h. f1 (z0 − v1 t) + fr (z0 + v1 t) =

fg (z0 − v1 t), Z1 f1 (z0 + v1 t) − fr (z0 + v1 t) = fg (z0 − v1 t). Z2

(35.157)

oder fr (z0 + v1 t) − fg (z0 − v1 t)

= −f1 (z0 − v1 t),

Z2 fr (z0 + v1 t) + Z1 fg (z0 − v1 t)

= Z2 f1 (z0 + v1 t)

(35.158)

gelten m¨ ussen. Aus (35.158) folgt durch Aufl¨ osen Z2 − Z1 f1 (z0 − v1 t), Z2 + Z1 2Z2 fg (z0 − v1 t) = f1 (z0 − v1 t). Z2 + Z1 fr (z0 + v1 t) =

(35.159)

Die reflektierte Welle fr hat also in bezug auf die Laufrichtung die gleiche Form wie die einfallende Welle; ihre Amplitude unterscheidet sich von der der einfallenden Welle durch den Proportionalit¨ atsfaktor ρ :=

Z2 − Z1 . Z2 + Z1

(35.160)

Die in Glg. (35.160) eingef¨ uhrte Gr¨ oße r wird als (Spannungs-)Reflexionsfaktor bezeichnet. Offensichtlich gen¨ ugt r in Abh¨ angigkeit von Z1 und Z2 der Ungleichung −1 ≤ ρ ≤ +1. (35.161) Die beiden Grenzf¨ alle ergeben sich bei gegebenem Wert von Z1 mit Z1 = 0 f¨ ur Z2 = 0 oder Z2 = ∞ ist. Der erste Fall entspricht dem bei z = z0 kurzgeschlossenen, der zweite dem bei z = z0 offenen Leitungsende. Setzt man in der ersten Gleichung von (35.159) w := z0 + v1 t,

(35.162)

fr (w) = ρ f1 (2z0 − w).

(35.163)

fr (z + v1 t) = ρ f1 (2z0 − z − v1 t),

(35.164)

so ergibt sich Damit gilt und aus Gl. (35.154) folgt

616


f1 (z − v1 t) + ρ f1 (2z0 − z − v1 t), 1 r f1 (z − v1 t) − fr (2z0 − z − v1 t). i1 (z, t) = Z1 Z1

u1 (z, t) =

(35.165)

F¨ ur den Fall des offenen Leitungsendes, d.h. f¨ ur ρ = 1, wird in Abb. 35.18 die zeitliche Entwicklung der Spannungs- und Stromverteilung veranschaulicht. Bei sehr steiler Front der Welle kann sich, wie die Abbildung zeigt, nahezu eine Verdoppelung des Maximalwertes der Spannung ergeben. Umgekehrt liegen die Verh¨ altnisse bei kurzgeschlossenem Leitungsende, d.h. bei ρ = −1. Hier muss die Spannung f¨ ur z = z0 ständig null sein, während der Strom nahezu auf den doppelten Maximalwert ansteigen kann.

Abbildung 35.18. Reflexion einer Wanderwelle am offenen Leitungsende

F¨ ur die gebrochene Welle fg ergibt sich bei Einf¨ uhrung des Brechungsoder Transmissionsfaktors τ :=

2Z2 =1+ρ Z2 + Z1

(35.166)

mit w := z0 − v2 t die Beziehung

v1 v1 fg (w) = τ f1 z0 − z0 + w v2 v2

(35.167)

und aus Gl. (35.155) folgt v1 v1 u2 (z, t) = fg (z0 − v2 t) = τ f1 z0 − z0 + w . v2 v2

(35.168)


617

Im Gegensatz zur reflektierten Welle ergibt sich hier im allgemeinen, also abgesehen von dem durch die Bedingungen Z1 = Z2 und v1 = v2 definierten Trivialfall, auch eine Umbildung der Wellenform, bei der alle Längenabmesoßert werden. In Abb. 35.19 ist sungen der Welle im Verh¨ altnis v2 /v1 vergr¨ dies f¨ ur den Fall v2 = 2v1 und ρ = 1/2, τ = 3/2 dargestellt.

¨ Abbildung 35.19. Ubergang einer Wanderwelle an der Verbindungsstelle zweier Leitungen

Um die Werte der gebrochenen“ Spannung zu finden, hat man alle von ” z = z0 aus gemessenen L¨ angenabschnitte von f1 mit dem Faktor 2 und alle ¨ Ordinaten mit dem Faktor 3/2 zu multiplizieren. Beim Ubergang von einer Leitung mit niedrigem Wellenwiderstand zu einer Leitung mit hohem Wellen¨ widerstand, z. B. beim Ubergang von einer Kabelleitung zu einer Freileitung, k¨ onnen die Spannungen der Wanderwellen nahezu verdoppelt werden. L¨ asst sich der Abschluss einer Leitung durch ein lineares Netzwerk darstellen, so wird die Beziehung zwischen der Spannung u2 und dem Strom i2 am Leitungsende durch die Impedanz des Abschlusses bestimmt. Die Funktionen ussen der sich daraus ergebenden Differentialgleichung und den u2 und i2 m¨ beiden Stetigkeitsbedingungen f1 (z0 − v1 t) + fr (z0 + v1 t) =

u2 (t),

f1 (z0 + v1 t) − fr (z0 + v1 t) = Z1 i2 (t)

(35.169)

618


an der Stelle z = z0 gen¨ ugen. Durch Addition und Subtraktion folgt aus (35.169) u2 (t) + Z1 i2 (t) = 2f1 (z0 − v1 t), 1 1 fr (z0 + v1 t) = u2 (t) − Z1 i2 (t). 2 2

(35.170)

Abbildung 35.20. Einwirkung einer Wanderwelle auf einen Kondensator

Mit Hilfe dieser Beziehungen kann der Verlauf von Spannung und Strom am Ende der Leitung berechnet werden. Es sei z.B. die Leitung bei z = z0 mit einem Kondensator der Kapazität C abgeschlossen. Dann gilt i2 (t) = Cu2 (t),

(35.171)

wobei u2 die Ableitung von u2 bezeichnet. Setzt man diese Beziehung in die erste Gleichung von (35.170) ein, so folgt u2 (t) + CZ1 u2 (t) = 2f1 (z0 − v1 t).

(35.172)

Man l¨ ost diese Gleichung durch den Ansatz u2 (t) = F1 (t)F2 (t),

(35.173)

in dem F1 und F2 zun¨ achst unbekannte Funktionen bedeuten. Es ergibt sich F1 (t)F2 (t) + CZ1 F1 (t)F2 (t) + CZ1 F1 (t)F2 (t) = 2f1 (z0 − v1 t),

(35.174)

wobei F1 bzw. F2 die Ableitung von F1 bzw. F2 bezeichnet. Setzt man hier

so folgt

F1 (t) = A1 e−t/CZ1 ,

(35.175)

CZ1 A1 e−t/CZ1 F2 (t) = 2f1 (z0 − v1 t)

(35.176)

oder durch Integration


F2 (t) =

2 CZ1 A1

619

t

eτ /CZ1 f1 (z0 − v1 τ )dτ + A2 .

(35.177)

0

War der Kondensator im Zeitpunkt t = 0 ungeladen, so muss A2 = 0 sein, und es wird 2 −t/CZ1 t τ /CZ1 e e f1 (z0 − v1 τ )dτ. (35.178) u2 (t) = CZ1 0 Hieraus kann man die Spannung u2 und damit nach Glg. (35.171) den Strom i2 und nach Glg. (35.170) die Funktion fr ermitteln, wenn der Verlauf von f1 , also der der ankommenden Welle, bekannt ist. Besteht z.B. die ankommende Welle aus einem kurzen Rechteckimpuls, der im Zeitpunkt t = t1 eintrifft, bis zum Zeitpunkt t = t2 den konstanten Wert U hat und dann wieder auf Null abf¨ allt, so gilt mit 2U −t/CZ1 t τ /CZ1 (35.179) e e dτ = 2U 1 − e−(t−t1 )/CZ1 CZ1 0 die Beziehung ⎧ ⎪ ⎨0 u2 (t) = 2U 1 − e−(t−t1 )/CZ1 ⎪ ⎩ 2U e−t/CZ1 et2 /CZ1 − et/CZ1

f¨ ur t < t1 , f¨ ur t1 ≤ t < t2 , f¨ ur t ≥ t2 .

(35.180)

Der Verlauf von u2 ist in Abb. 35.20 f¨ ur verschiedene Werte von t2 dargestellt. Die Spitzenspannung am Leitungsende nähert sich der Höhe der Wanderwelle um so mehr, je l¨ anger die Wanderwellenimpulsbreite ist. 35.4.2 Leitungsmodelle zur Netzwerkanalyse im Zeitbereich

i1

A

i(z, •)

u(z, •)

u1

u2

D

B

0

i2

C

z

l

Abbildung 35.21. Doppelleitung der L¨ ange l

Die vorangehend zusammengestellten Ergebnisse sollen nun zur Entwicklung von Netzwerkmodellen f¨ ur endlich lange Leitungen herangezogen werden.

620


Wir beschr¨ anken uns dabei auf endlich lange Doppelleitungen, die jeweils zwei disjunkte Teile einer hier nicht n¨ aher spezifizierten Schaltung verbinden. Dann verh¨ alt sich ein solches Leitungsst¨ uck im Sinne der in Abschn. 4.5 eingef¨ uhrten Definition wie ein Zweitor. ¨ Netzwerktheoretische Modelle von Ubertragungsleitungen werden vor al¨ lem mit dem Ziel entwickelt, elektrische Schaltungen, die Ubertragungsleitungen enthalten, einheitlich mit den Mitteln der Netzwerktheorie beschreiben zu k¨ onnen. Zus¨ atzlich erhofft man sich durch die Verwendung solcher Modelle bei ¨ der Simulation von Schaltungen, die Ubertragungsleitungen enthalten, eine Daten- und Rechenaufwandsreduktion dadurch, dass man dann auf eine Berechnung der Spannungs- und Stromverteilungen auf den Leitungen verzichten kann (vgl. hierzu aber auch die Ausf¨ uhrungen am Ende dieses Unterabschnitts zu den Ergebnissen aus [238]). Das einfachste Leitungsmodell erh¨ alt man, wenn man die in den elektrischen und magnetischen Feldern einer solchen Leitung gespeicherten Energien vernachl¨ assigt und die Leiter der Doppelleitung im zugeordneten Netzwerkmodell jeweils durch eine widerstandslose Verbindung ersetzt. Dementsprechend wird dann die Leitung mit den in Abb. 35.21 eingef¨ uhrten Bezeichnungen durch ein resistives Zweitor nachgebildet, dessen Spannungs-Strom-Relation in Matrizenschreibweise durch die Hybrid-Gleichungen 0 1 i1 u1 = (35.181) i2 u2 −1 0 gegeben ist. Ein dazu ¨ aquivalentes Netzwerkmodell erhält man, wenn diese widerstandslosen Verbindungen zusammengezogen“ werden, was bedeutet, ” dass mit den Bezeichnungen aus Abb. 35.21 Knoten A mit Knoten C und entsprechend Knoten B mit Knoten D identifiziert wird. Die Verwendung derartig stark idealisierter Leitungsmodelle ist nur bei ¨ sogenannten elektrisch kurzen Leitungen sinnvoll. Eine Ubertragungsleitung wird traditionell als elektrisch kurz bezeichnet, wenn ihre Länge klein gegen¨ uber der Wellenl¨ ange der h¨ ochsten zu u ¨bertragenden Signalfrequenz ist. Die so eingef¨ uhrte K¨ urze“ einer Leitung ist streng genommen gar keine echte ” Eigenschaft der betreffenden Leitung, denn sie hängt ja zusätzlich auch noch von der Frequenz der zu u ¨bertragenden Signale ab. ¨ Eine einfache Uberschlagsrechnung zeigt, dass auch eine 1cm lange Leitung bei einer gen¨ ugend hohen Signalfrequenz durchaus als elektrisch lang angesehen werden muss. Betrachten wir einen Prozessor mit einer Taktrate von 3 GHz, nehmen wir an, dass die zu u ¨bertragenden Signale Frequenzen bis zur zehnten Oberwelle der Taktrate enthalten, so gehört zu dieser Frequenz bereits eine Vakuum-Wellenl¨ ange von 1cm. Weil die Permittivität des Dielek¨ urzt sich die trikums einer Ubertragungsleitung gr¨ oßer als !0 sein wird, verk¨ zugeh¨ orige Wellenl¨ ange sogar. Unter den in Abschn. 35.2.2 erl¨ auterten Voraussetzungen lässt sich das Klemmenverhalten einer Doppelleitung zumindest näherungsweise durch die


621

miteinander verträglichen Randwerte der L¨ osungen der zugehörigen Leitungsgleichungen beschreiben. Eine notwendige Voraussetzung daf¨ ur ist die Annahme, dass die elektromagnetischen Wellen auf dieser Leitung nahezu transversal sind. Das bedeutet, dass man entweder die notwendigerweise nichttranversalen Anteile, die diese Wellen in der Umgebung der Anschlußstellen haben, vernachl¨ assigt oder dass man diese Gebiete als Bestandteile der Abschl¨ usse auffasst.

A

C 1

2 D

B

Abbildung 35.22. Graph f¨ ur ein Branin- oder Heaviside-Modell einer Doppelleitung der L¨ ange l

Generell l¨ asst sich das Klemmenverhalten eines Zweitors durch ein Netzwerk darstellen, dessen Graph wie in Abb. 35.22 aus zwei einzweigigen Komponenten besteht. Bezeichnet man die Zweigspannungen und Zweigströme eines solchen Zweitors mit den Variablen u1 und u2 bzw. i1 und i2 , so kann die Spannungs-Strom-Relation dieses Zweitors durch die Menge aller geordneten Paare (u, i) von 2 × 1-Spaltenmatrizen u = (u1 , u2 )T bzw. i = (i1 , i2 )T dargestellt werden, f¨ ur die das Viertupel (u1 , u2 , i1 , i2 ) ein System miteinander vertr¨ aglicher Zweigspannungen und -Str¨ ome dieses Zweitors ist [226, 231, 232]. Beispielsweise l¨ asst sich das Klemmenverhalten des durch Glg. (35.181) ¨ gegebenen Zweitors durch einen zweizweigigen idealen Ubertrager mit dem Windungszahlverh¨ altnis w1 /w2 = 1 darstellen. Gegeben sei nun eine verlustfreie Doppelleitung der Länge l mit dem Inatsbelag C . Ein Netzwerk N ist ein duktivit¨ atsbelag L und dem Kapazit¨ ¨ Branin-Modell f¨ ur das Ubertragungsverhalten dieser Doppelleitung [39], wenn sein Graph die in Abb. 35.22 gezeigte Struktur hat und seine SpannungsStrom-Relation mit den in Abb. 35.21 uhrten Bezugsrichtungen gleich eingef¨ ur die es eine der Menge aller geordneten Paare (u1 , u2 )T , (i1 , i2 )T ist, f¨ L¨ osung (u, i) der Leitungsgleichungen ∂z u = −L ∂t i, ∂z i = −C ∂t u

(35.182)

gibt, die zus¨ atzlich den Randbedingungen u1 = u(0, ·), u2 = u(l, ·), gen¨ ugt.

i1 = +i(0, ·), i2 = −i(l, ·)

(35.183)

622


Im Vergleich zu den konstitutiven Gleichungen, die die Spannungs-StromRelation eines RLC-Netzwerks darstellen, ist die Verhaltensbeschreibung des Branin-Modells einer verlustlosen Leitung relativ kompliziert. Während die Kopplung der Spannungen und Str¨ ome eines RLC-Netzwerks durch ein Algebrodifferentialgleichungssystem dargestellt werden kann, in dem zu jedem Zeitpunkt t die Momentanwerte der Spannungen und Ströme und die ihrer Ableitungen miteinander verkn¨ upft sind, wird diese Kopplung beim Branin¨ Modell einer Ubertragungsleitung jeweils durch eine Lösung der zugehörigen Leitungsgleichungen vermittelt. Der Spannungs-Strom-Relation eines BraninModells gen¨ ugen genau die Paare (u, i), deren Elemente Randwerte einer solchen L¨ osung sind. Die durch Glg. (35.133) gegebene L¨ osung der Leitungsgleichungen lässt sich heranziehen, um die Darstellung der definierenden Bedingungen der Spannungs-Strom-Relation eines Branin-Models zu vereinfachen. Auf diese Weise lassen sich diese definierenden Bedingungen durch eine äquivalente Darstellung ersetzen, bei der jeweils die Momentanwerte der Größen u1 , u2 , i1 und i2 zu den Zeitpunkten t und t − tL durch ein lineares algebraisches Gleichungssystem miteinander verkn¨ upft sind, wobei tL wieder die Signallaufzeit auf der nachzubildenden Leitung bezeichnet. Um die Grundidee deutlicher hervortreten zu lassen, wollen wir uns dabei f¨ ur die Zweigspannungen und Zweigstr¨ ome des Branin-Modells auf Zeitfunktionen beschränken, die auf dem Intervall [0, +∞)s definiert sind. Dementsprechend werden auch nur noch L¨ osungen der Leitungsgleichungen ben¨ otigt, die auf dem kartesischen Produkt Rm × [0, +∞)s definiert sind. zu (35.133) gibt es dann zu jedem geordneten Paar (u, i) = In Analogie (u1 , u2 )T , (i1 , i2 )T von 2 × 1-Spaltenmatrizen, das der Spannungs-StromRelation des Branin-Modells gen¨ ugt, zwei Funktionen a+ : (−∞, l]m → RV,

b− : [0, +∞)m → RV,

(35.184)

mit der sich die zugeh¨ orige L¨ osung (u, i) von (35.182) in der Form (u + ZL i)(z, t) = a+ (z − vL t),

(u − ZL i)(z, t) = b− (z + vL t)

(35.185)

darstellen l¨ aßt. Mit den in Abb. 35.21 eingef¨ uhrten Bezugsrichtungen folgen aus (35.183) und (35.185) die Beziehungen (u1 + ZL i1 )(t) = a+ (−vL t),

(u1 − ZL i1 )(t) = b− (+vL t),

(u2 − ZL i2 )(t) = a+ (l − vL t),

(u2 + ZL i2 )(t) = b− (l + vL t)

(35.186)

Mit der durch tL = l/vL gegebenen Signallaufzeit auf der Leitung erhält man aus (35.186) mit einfachen Umformungen die Beziehungen (u1 + ZL i1 )(t − tL ) = a+ (−vL (t − tL )), (u2 − ZL i2 )(t)

= a+ (−vL (t − tL )),

(35.187)


623

und (u1 − ZL i1 )(t)

= b− (+vL t),

(u2 + ZL i2 )(t − tL ) = b− (+vL t).

(35.188)

F¨ ur t ≥ tL kann man in (35.187) bzw. (35.188) die Terme a+ (−vL (t−tL )) bzw. − ur 0 ≤ t < tL ) kann man die Funktionswerte dieser b (+vL t) eliminieren. F¨ Terme in Analogie zu Glg. (35.136) durch die Anfangsbelegung der Leitung mit Spannungs- und Stromwerten ausdr¨ ucken. Auf diese Weise erh¨ alt man die Gleichungen + (u(0) − ZL i(0) )(vL t) f¨ ur 0 ≤ t < tL , (35.189) (u1 − ZL i1 )(t) = ur t ≥ tL , (u2 + ZL i2 )(t − tL ) f¨ + (u(0) + ZL i(0) )(l − vL t) (u2 − ZL i2 )(t) = (u1 + ZL i1 )(t − tL )

f¨ ur 0 ≤ t < tL , f¨ ur t ≥ tL ,

(35.190)

denen die auf dem Intervall [0, +∞)m definierten Zweigspannungen und Zweigstr¨ ome eines Branin-Modells gen¨ ugen m¨ ussen. An Hand der Darstellung der Spannungs-Strom-Relation des BraninModell durch die Gleichungen (35.189) und (35.190) kann man den entscheidenden Vorteil, den dieses Leitungsmodell gegen¨ uber den in Abschn. 35.2.3 hergeleiteten LC-Kettenleitermodellen hat, sofort erkennen: Mit diesem Modell ist es m¨ oglich, die wegen der Endlichkeit der Lichtgeschwindigkeit unvermeidliche Verz¨ ogerung der u ¨bertragenen Signale wenigstens näherungsweise zu erfassen; das ist mit RLC-Modellen prinzipiell nicht möglich. Nicht erfasst werden mit dem Branin-Modell allerdings die durch die endliche Leitfähigkeit realer Leiter bedingte D¨ ampfung und die an einer realen Leitung zu beobachtende Signalverzerrung, die eine Folge der Frequenzabhängigkeit der Ausbreitungsgeschwindigkeit sinusf¨ ormiger Wellen ist, die als Dispersion bezeichnet wird. Auch die Dispersion ist letztlich eine Folge der endlichen Leitfähigkeit realer Leiter. Sowohl die mit der endlichen Leitfähigkeit verbundenen Verluste als auch der dadurch bedingte Skineffekt tragen zur Dispersion bei. Erste Ans¨ atze zu diesen Gleichungen gehen auf Arbeiten von Bergeron und anderen Hydraulik-Ingenieuren aus den 1920er und 1930er Jahren zur Entwicklung von Verfahren zur Bestimmung der Druckstöße in den Rohrleitungen von Wasserkraftwerken zur¨ uck (s. z.B. [25, 26, 27, 95, 219]). Die Gleichungen (35.189) und (35.190) liefern die Grundlage f¨ ur das inzwischen auch in der elektrotechnischen Literatur (vgl. [39, 111, 209, 213, 219, 267]) vielfach behandelte Bergeron-Verfahren zur Analyse von Zusammenschaltungen einer verlustfreien Doppelleitung mit linearen oder nichtlinearen Zweipolen. Im Anschluss an die Arbeit [39] von Branin, der u ¨ber Jahrzehnte hinweg immer wieder wichtige Beitr¨ age zum rechnergest¨ utzten Schaltungsentwurf geliefert hat, ist das durch diese Gleichungen definierte Netzwerkmodell in einer Vielzahl von Schaltkreis-Simulatoren eingesetzt worden [47, 209]. Eine aus

624


rechentechnischer Sicht wichtige Eigenschaft des Branin-Modells ist die Tatsache, dass es auf der Basis der Gleichungen (35.188) und (35.189) möglich ist, dieses Modell so zu implementieren, dass erforderliche numerischen Aufwand linear mit der Länge des Zeitintervalls w¨ achst, auf dem die zu berechnenden Trajektorien definiert sind. F¨ ur t ∈ [0, tL ) lassen sich die Gleichungen (35.189) und (35.190) auch in der Form u1 (t) = ZL i1 (t) + (u(0) − ZL i(0) )(vL t),

(35.191)

u2 (t) = ZL i2 (t) + (u(0) + ZL i(0) )(l − vL t),

schreiben. Wie Glg. (35.191) zeigt, hat das Branin-Modell f¨ ur t ∈ [0, tL ) das gleiche Klemmenverhalten wie das in Abb. 35.23 dargestellte kopplungsfreie resistive Netzwerk. Insbesondere folgt f¨ ur verschwindende Werte der Anfangsbelegungen u(0) und i(0) aus dem Branin-Modell einer verlustfreie Leitung, dass sich eine solche Leitung f¨ ur t ∈ [0, tL ) an den Enden wie ein linearer ohmscher Widerstand verh¨ alt, dessen Wert gleich dem des Wellenwiderstands dieser Leitung ist.

i1

u1

ZL

(u(0) − ZL i(0) )(vL t)

ZL

i2

(u(0) + ZL i(0) )(l − vL t)

u2

¨ Abbildung 35.23. Aquivalentes Ersatzschaltbild eines Branin-Modells f¨ ur t ∈ [0, tL )

Auch f¨ ur t ≥ tL sind in den Gleichungen (35.189) und (35.190) nur Momenupft. Weil in diesen tanwerte der Größen u1 , u2 , i1 , und i2 miteinander verkn¨ Gleichungen dann aber Momentanwerte der Zeitfunktionen u1 , u2 , i1 , und i2 zu unterschiedlichen Zeitpunkten miteinander verkn¨ upft sind, verhält sich das Branin-Modell f¨ ur t ≥ tL nicht mehr wie ein resistives Netzwerk und gehört damit zur Klasse der dynamischen Netzwerke. In Anlehnung an die in Zusammenhang mit den Gleichungen (35.132) und (35.133) eingef¨ uhrte Terminologie werden die Terme (u1 + ZL i1 ) und (u2 +ZL i2 ) als am Tor 1 bzw. 2 des Branin-Modells einlaufende Spannungswellen bezeichnet. Entsprechend werden die Terme (u1 −ZL i1 ) und (u2 −ZL i2 ) als am Tor 1 bzw. 2 des Branin-Modells auslaufende Spannungswellen bezeichnet. Durch die Wahl symmetrischer Bezugsrichtungen f¨ ur die Zweigspannungen und Zweigstr¨ ome des Branin-Modells ist die Definition der ein- und auslau-


625

fenden Spannungswellen unabh¨ angig von der willk¨ urlich gewählten Zuordnung der Indizes 1 und 2 zu den Enden der Leitung. Mit diesen Bezeichnungen folgt aus den Gleichungen (35.189) und (35.190), dass f¨ ur t ≥ tL der Momentanwert der am Tor 1 bzw. 2 auslaufenden Spannngswelle zur Zeit t gleich dem Momentanwert der um die Signallaufogerten einlaufenden Spannungswelle am Tor 2 bzw. 1 zu diesem zeit tL verz¨ Zeitpunkt ist. F¨ ur t ∈ [0, tL ) werden die Momentanwerte der an diesen Toren auslaufenden Spannungswellen durch die auf dem Intervall [0, l] definierten Anfangswerte der Spannungs- und Stromverteilung auf der Leitung festgelegt. Weil diese Anfangswerte wiederum zu Punkten in einem unendlichdimensionalen Zustandsraum korrespondieren, ist das Branin-Modell einer verlustlosen Doppelleitung der L¨ ange l ein typisches Beispiel f¨ ur ein nichtkonzentriertes Netzwerk. Im Vergleich zu den in Abschn. 35.2.3 behandelten LC-Kettenleitermodellen f¨ ur eine verlustlose Leitung liefert das Branin-Modell wesentlich bessere Nachbildungen der Signalverl¨ aufe. Insbesondere bei steilen Signalflanken liefern LC-Kettenleitermodelle v¨ ollig unrealistische, lang anhaltende oszillierende Nachl¨ aufer, s. z.B. [47, 237]. Ein Nachteil des Branin-Modells ist selbstverständlich die Tatsache, dass mit diesem Modell die Verluste und die Dispersion einer realen Leitung nicht nachgebildet werden k¨ onnen. Die am Schluss des Abschnitts 35.3 erw¨ ahnten RLC-Kettenleitermodelle, die man aus den Leitungsgleichungen (35.125) durch Diskretisierung der partiellen Ableitungen nach der Ortskoordinate mit einer Kombination aus expliziter und impliziter Euler-Formel erh¨ alt, haben bei der Berechnung von Einschwingvorg¨ angen mit steilen Flanken die gleichen Nachteile wie die soeben erw¨ ahnten verlustlosen LC-Kettenleitermodelle. Es liegt deshalb nahe, das Branin-Model durch in Kette geschaltete resistive D¨ ampfungsglieder und eventuell weitere in Kette geschaltete impulsformende RLC-Netzwerke zu erg¨ anzen oder durch alternierende Kettenschaltungen aus Branin-Modellen, D¨ ampfungsgliedern und impulsformenden Netzwerken zu ersetzen, um mit einem auf diese Weise modifizierten Modell auch die D¨ ampfung und Dispersion realer Leitungen (möglichst unter Einschluss des Skineffekts) nachbilden zu k¨ onnen, vgl. z.B. [104, 105, 85, 89, 259, 260, 115] und [88]. Zur Nachbildung der Verluste einer realen Leitung kann man aber ein Netzwerkmodell auch auf der Basis der auf Heaviside zur¨ uckgehenden Leitungsgleichungen (35.125) konstruieren. In Analogie zur Definition des Branin-Modells durch den in Abb. 35.22 gegeben Graphen und seiner durch die Gleichungen (35.182) und (35.183) beschriebenen Spannungs-Strom-Relation lässt sich die Definition eines solchen Modells sofort hinschreiben: Gegeben sei eine verlustbehaftete Doppelleitung endlicher Länge l mit den Leitungskonstanten L , C , R und G (vgl. Abb. 35.21). Ein Netzwerk ¨ N ist ein Heaviside-Modell f¨ ur das Ubertragungsverhalten dieser Doppellei-

626


tung, wenn sein Graph die in Abb. 35.22 gezeigte Struktur hat und seine Spannungs-Strom-Relation mit den in Abb. 35.21 uhrten Bezugsrich eingef¨ ur tungen gleich der Menge aller geordneten Paare (u1 , u2 )T , (i1 , i2 )T ist, f¨ die es eine L¨ osung (u, i) der Leitungsgleichungen ∂z u = −L ∂t i − R i, ∂z i = −C ∂t u − G u

(35.192)

gibt, so dass die Beziehungen u1 = u(0, ·), u2 = u(l, ·),

i1 = +i(0, ·), i2 = −i(l, ·)

(35.193)

gelten. Leider lassen sich die Gleichungen (35.125) nicht mit einem so einfachen Ansatz wie im Fall der verlustfreien Leitungen lösen. Auf alle F¨ alle wird man erwarten, dass die Lösungen dieser Gleichungen durch die Leitungsverluste abklingen werden. Es liegt dann nahe, einen Ansatz der Form u(z, t) = e−δt v(z, t),

i(z, t) = e−δt j(z, t)

(35.194)

auszuprobieren, wobei δ ein geeignetes positives Element aus Rs−1 ist. Setzt man (35.194) in die Gleichungen (35.125) ein, so erhält man nach Division durch den Term e−δt das Gleichungssystem ∂z v = −L ∂t j − (R − δL )j, ∂z j = −C ∂t v − (G − δC )v,

(35.195)

dem die Funktionen v und j gen¨ ugen m¨ ussen. Das so erhaltene Gleichungssystem ist i.a. vom gleichen Typ wie das Ausgangsgleichungssystem (35.125). Gen¨ ugen jedoch die Parameter L , C , R und G der Bedingung R C = G L ,

(35.196)

und setzt man

R G = , L C so erh¨ alt man aus (35.195) die Gleichungen δ :=

∂z v = −L ∂t j,

∂z j = −C ∂t v.

(35.197)

(35.198)

Dieses Gleichungssystem ist nun aber vom Typ der Leitungsgleichungen einer verlustfreien Doppelleitung. F¨ ur verlustbehaftete Leitungen, deren Parameter der Bedingung (35.196) gen¨ ugen, liefert der Ansatz (35.194) mit δ = R /L die exakte Lösung. Auf


627

diesen, schon Heaviside bekannten Spezialfall lassen sich die obigen Ergebnisse sofort u ¨bertragen. Bei verlustbehafteten Leitungen, deren Parameter der Bedingung (35.196) gen¨ ugen, werden die u ¨bertragenen Signale in Abhängigkeit von der Zeit zwar exponentiell ged¨ ampft, ihre Kurvenform wird aber nicht geändert. Aus diesem Grunde werden solche Leitungen als verzerrungsfrei bezeichnet. Mit √ (35.199) Z0 := L /C , v0 := 1/ L C , t0 := l/v0 , δ0 := R /L u(z, 0) = e0 v(z, 0) = u(0) (z), v1 (t − t0 ) = eδ0 (t−t0 ) u1 (t − t0 ),

i(z, 0) = e0 j(z, 0) = i(0) (z), j1 (t − t0 ) = eδ0 (t−t0 ) i1 (t − t0 )

(35.200) (35.201)

und den entsprechenden Beziehungen f¨ ur v2 (t − t0 ) und j2 (t − t0 ) erhält man dann aus den Gleichungen (35.189) und (35.190) f¨ ur die Spannungs-StromRelation des Heaviside-Modells einer verzerrungsfreien Leitung die Beziehungen + e−δ0 t (u(0) − Z0 i(0) )(v0 t) f¨ ur 0 ≤ t < t0 , (35.202) (u1 − Z0 i1 )(t) = −δ0 t0 (u2 + Z0 i2 )(t − t0 ) f¨ ur t ≥ t0 . e + e−δ0 t (u(0) + Z0 i(0) )(l − v0 t) f¨ ur 0 ≤ t < t0 , (u2 − Z0 i2 )(t) = −δ0 t0 (u1 + Z0 i1 )(t − t0 ) f¨ ur t ≥ t0 , e

(35.203)

wobei die Signallaufzeit auf der Leitung hier zur Vereinfachung des Druckbildes nicht mit vL , sondern mit v0 bezeichnet worden ist. Im allgemeinen Fall empfiehlt es sich, zur Lösung der Leitungsgleichungen Frequenzbereichs-Methoden heranzuziehen, vgl. aber auch die Ausf¨ uhrungen in [160, 282] zur Anwendung der Riemannschen Integrationsmethode auf die Telegraphengleichung. Mit Hilfe der Laplace-Transformation gelöste Beispiele f¨ ur die Berechnung der Einschwingvorgänge von Zusammenschaltungen des Heaviside-Modells mit einfachen linearen konzentrierten Netzwerken (Spannungsquelle mit reellem Innenwiderstand, RC-Glied o.ä.) findet man in [64, 77, 278]. Mit Methoden der Laplace-Transformation ist bereits in [263, 264] eine Darstellung der Spannungs-Strom-Relation f¨ ur das Heaviside-Modell einer verlustbehafteten Leitung durch Faltungsintegrale hergeleitet worden, deren Kerne sich in geschlossener Form durch modifizierte Besselfunktion erster Gattung ausdr¨ ucken lassen. Die dort angegebenen Beziehungen sind gewissermaßen ein Analogon zur Darstellung der Spannungs-Strom-Relation eines Branin-Modells durch die Gleichungen (35.189) und (35.190) und enthalten selbstverst¨ andlich das Branin-Modell als Spezialfall. Eine ähnliche Darstellung findet man in [237]. In den F¨ allen, in denen der Einfluss des Skineffekts vernachl¨ assigt werden kann, liefern diese Verfahren sehr gute Ergebnisse. Allerdings haben sie im Vergleich zum Branin-Modell den Nachteil, dass der

628


f¨ ur ihre Auswertung erforderliche Rechenaufwand quadratisch mit der Länge des Zeitintervalls w¨ achst, auf dem die zu berechnenden Trajektorien definiert sind. Diese unangenehme Eigenschaft haben diese Verfahren, wenn nicht besondere Vorkehrungen (s. z.B. [157, 202, 115, 275]) getroffen werden, zunächst mit allen anderen Verfahren gemeinsam, die auf der Auswertung geeignet diskretisierter Faltungsintegrale basieren. Auf [196] geht die auch in [264, 265] ausgenutzte Beobachtung (vgl. auch [237, 245]) zur¨ uck, dass die Impulsantworten einer StreuparameterDarstellung der Spannungs-Strom-Relation eines Heaviside-Modells schnell gegen null konvergieren. Werden bei der numerischen Auswertung der diskretisierten Faltungsintegrale nur noch die Funktionswerte dieser Kerne ber¨ ucksichtigt, deren Betrag gr¨ oßer als eine vorgegebene Schranke ist, so steigt der erforderliche Rechenaufwand nur noch linear mit der Zeit. In [238] wird eine interessante Variante zu den in [263, 264, 237] entwickelten Verfahren beschrieben. Ausgehend von den Ergebnissen aus [237] wird ein Algorithmus entwickelt, mit dem in jedem Integrationsschritt eine st¨ uckweise lineare Approximation der Spannungs- und Stromverteilung einer durch die ¨ Heavisideschen Leitungsgleichungen beschriebenen Ubertragungsleitung berechnet wird, die mit konzentrierten nichtlinearen Netzwerken abgeschlossen ist. Bemerkenswert an diesem Zugang ist die Tatsache, dass durch die st¨ uckweise lineare Approximation der Spannungs- und Stromverteilung auf der Leitung der unendlichdimensionale Zustandsraum des Heaviside-Modells ohne wesentliche Genauigkeitseinbußen durch einen endlichdimensionalen linearen Raum ersetzt wird. Auch bei diesem Verfahren steigt der Rechenaufwand nur noch linear mit der Zeit. Aufbauend auf fr¨ uheren Arbeiten haben Haase und Nitsch [92], vgl. auch [93] aus den Maxwellschen Gleichungen verallgemeinerte Leitungsgleichungen f¨ ur ungleichförmige Mehrfachleitungen im Frequenzbereich abgeleitet, die es gestatten, auch die Abstrahlung zu ber¨ ucksichtigen, die deshalb f¨ ur EMVAnwendungen besonders interessant sind. Weiterhin haben sie auf der Grundlage eines Produktintegrals ein leistungsf¨ ahiges Näherungsverfahren entwickelt, vgl. auch [203]. Eine detaillierte Diskussion der Abstrahlung an inhomogenen Leitungen findet man in [204]. Speziell auf die Belange der Elektroenergietechnik zugeschnittene Verfahren zur Analyse von Wellenvorg¨ angen auf Hochspannungsfreileitungen findet man in [118].

35.5 L¨ osung der Leitungsgleichungen im Frequenzbereich In diesem Abschnitt sollen sinusf¨ ormig eingeschwungene Lösungen der Leitungsgleichungen f¨ ur verlustfreie und verlustbehaftete Doppelleitungen untersucht werden. Wir beschr¨ anken uns dabei im Wesentlichen auf endlich lange Leitungen, nur gelegentlich wird auf den Grenzfall der einseitig unendlich

35.5 L¨ osung der Leitungsgleichungen im Frequenzbereich

629

langen Leitungen eingegangen. Ein wichtiges Ziel ist die Herleitung von Frequenzbereichsdarstellungen der Spannungs-Strom-Relation der Branin- bzw. Heaviside-Modelle endlich langer Leitungen. Die Frequenz sowie die Amplituden und Nullphasenlagen der Komponenten einer solchen sinusf¨ ormig eingeschwungenen Lösung werden durch die äussere Beschaltung der Leitung festgelegt. Der sinusförmig eingeschwungene Zustand ist erreicht, wenn alle Reflexionen und Mehrfachreflexionen auf der Leitung und die Wechselwirkungen mit den Einschwingvorgänge in den äußeren Beschaltungen abgeklungen sind. An jeder Stelle der Leitung sind dann die Spannungen und Str¨ ome sinusf¨ ormige Zeitfunktionen, deren Amplituden und Nullphasenlagen nur noch von der Ortskoordinate und der Frequenz, nicht aber von der Zeit abh¨ angen k¨ onnen. Auf die Anwendung der Laplace-Transformation zur Lösung der Leitungsgleichungen wird nicht explizit eingegangen. Diesbez¨ uglich muss auf die bereits in Abschn. 35.4.2 genannte Literatur verwiesen werden. 35.5.1 Sinusf¨ ormig eingeschwungene L¨ osungen der Leitungsgleichungen Gegeben sei eine verlustbehaftete Leitung der Länge l mit den Leitungskonstanten L , C , R und G . Gesucht ist die Menge aller Lösungen (u, i) der Heavisideschen Leitungsgleichungen (35.125), die sich f¨ ur alle z ∈ [0, l] und alle t ∈ Rs mit einer positiven Konstanten ω ∈ Rs−1 in der Form u(z, t) = Re U (z, j ω) ej ωt , (35.204) i(z, t) = Re I(z, j ω) ej ωt darstellen lassen. Einsetzen von (35.204) in die Leitungsgleichungen (35.125) liefert das System U (z, j ω) U (z, jω) 0 −(R + j ωL ) (35.205) = ∂z 0 I(z, j ω) −(G + j ωC ) I(z, jω) linearer gew¨ ohnlicher Differentialgleichungen, dem die komplexen Amplituden der gesuchten L¨ osungen gen¨ ugen m¨ ussen. Aus der Theorie der linearen gew¨ ohnlichen Differentialgleichungen [6, 129, 279] ist bekannt, dass die Menge aller L¨ osungen von Glg. (35.205) einen zweidimensionalen komplexen linearen Raum bildet. Der Ansatz ˆ (j ω) U U (z, j ω) γ ˆ (j ω)z (35.206) =e ˆ ω) , I(z, j ω) I(j den man auch in der Form γˆ (j ω)z U (z, j ω) e = I(z, j ω) 0

0 eγˆ (j ω)z

ˆ (j ω) U ˆ ω) I(j

(35.207)

630


schreiben kann, liefert bei geeigneter Wahl des von der vorgegebenen Kreisfrequenz ω abhängenden Parameters γˆ (j ω) partikuläre Lösungen der Differentialgleichung (35.205). Setzt man (35.207) in Glg. (35.205) ein, so sieht man, dass die komplexen ˆ (j ω), I(j ˆ ω))T und der Wert des Parameters γˆ (j ω) einer solchen Amplitude (U partikul¨ aren L¨ osung dem homogenen linearen algebraischen Gleichungssystem ˆ (j ω) 0 U −ˆ γ (j ω) −(R + j ωL ) (35.208) ˆ ω) = 0 −ˆ γ (j ω) −(G + jωC ) I(j gen¨ ugen m¨ ussen. Jede L¨ osung dieses Gleichungssystems liefert eine partikuläre L¨ osung von (35.205). Jede Linearkombination solcher Lösungen ist wegen der Linearit¨ at von (35.205) wieder eine L¨ osung von (35.205). Das lineare algebraische Gleichungssystem (35.208) hat genau dann nichttriviale L¨ osungen, wenn seine Koeffizientendeterminante −ˆ γ (j ω) −(R + j ωL ) det = γˆ 2 (j ω) − (R + j ωL )(G + j ωC ) −ˆ γ (j ω) −(G + j ωC ) (35.209) verschwindet. Die Nullstellen γ + (j ω) := −γ(j ω) und γ − (j ω) := +γ(j ω).

(35.210)

dieser Koeffizientendeterminante sind die Eigenwerte der 2 × 2-Matrix auf der rechten Seite von (35.205), wobei γ(j ω) die durch γ(j ω) := α(ω) + j β(ω) := (R + j ωL )(G + j ωC ), (35.211) definierte Ausbreitungskonstante bezeichnet. Ihr Realteil wird als D¨ ampfungsund ihr Imagin¨ arteil als Phasenkonstante bezeichnet. Die durch Glg. (35.211) f¨ ur ω ∈ Rs−1 definierten Frequenzcharakteristiken γ, α und β sind Funktionen, die i.a. auch tatsächlich von der Frequenz abh¨ angen, vgl. die entsprechenden Ausf¨ uhrungen dazu in Abschn. 35.5.3. Die Bezeichnung ihrer Funktionswerte γ(j ω), α(ω) und β(ω) als Ausbreitungs-, D¨ ampfungs- bzw. Phasenkonstante sind traditionsbedingt. Zu diesen Eigenwerten geh¨ oren die durch γ ± (j ω)U ± (j ω) + (R + j ωL )I ± (j ω) = 0 bis auf einen konstanten Faktor festgelegten Eigenvektoren − + U (j ω) U (j ω) und . I + (j ω) I − (j ω) Mit dem Wellenwiderstand ZL (j ω) :=

R + j ωL R + j ωL = G + j ωC γ(j ω)

(35.212)

(35.213)

(35.214)


631

erh¨ alt man aus (35.212) die Beziehungen U + (j ω) = +ZL (j ω)I + (j ω),

U − (j ω) = −ZL (j ω)I − (j ω).

(35.215)

Mit (35.212) lassen sich sich die Eigenvektoren z.B. in der Form − + 1 1 U (j ω) U (j ω) + = = U (j ω), U − (j ω) I + (j ω) I − (j ω) ZL−1 (j ω) −ZL−1 (j ω) (35.216) ucken. durch die komplexen Amplituden U + (j ω) und U − (j ω) ausdr¨ Die in (35.211) und (35.214) angegebenen Definitionen f¨ ur die Ausbreitungskonstante und den Wellenwiderstand einer Leitung sind unvollständig. Die Terme auf den rechten Seiten dieser Gleichungen beschreiben algebraische Funktionen, die im Sinne der Funktionentheorie auf zweiblättrigen Riemannschen Fl¨ achen (s. z.B. [22]) definiert sind. Erst durch Auswahl eines Zweigs dieser Funktionen, der auf einem Blatt der zugehörigen Riemannschen Fläche definiert ist, das schlicht u ¨ber der positiven imaginären Achse der komplexen Frequenzebene liegt, ist eine eindeutige Zuordnung ihrer Funktionswerten m¨ oglich. Wie in Abschn. 35.5.3 begr¨ undet wird, muss zur Bestimmung der Funktionswerte von ZL bei der Frequenz j ω der Zweig der Wurzelfunktion ausgew¨ ahlt werden, der durch die Bedingung Re ZL (j ω) ≥ 0

(35.217)

festgelegt wird. Wegen L , C > 0 und R , G ≥ 0 ist es f¨ ur ω ≥ 0 immer m¨ oglich, diese Bedingungen zu erf¨ ullen. F¨ ur die Funktion γ ist es auf Grund von (35.210) gleichg¨ ultig, welchen der beiden m¨ oglichen Zweige man ausw¨ ahlt. Um Widerspr¨ uche zu vermeiden, muss man aber eine einmal getroffene Auswahl konsequent beibehalten. Wir entscheiden uns hier f¨ ur den durch | arg γ(j ω)| ≤ π/2,

(35.218)

festgelegten Zweig. Mit diesen Festlegungen werden durch die Zuordnungen ω → γ(j ω) und ur ω > 0 stetig differenzierbare Funktionen definiert. ω → ZL (j ω) f¨ Offensichtlich gen¨ ugt die Funktion γ f¨ ur alle ω der zu (35.217) analogen Bedingung Re γ(j ω) ≥ 0. (35.219) ¨ γ(j ω) Wegen L , C > 0 und R , G ≥ 0 ist die Ubertragungskonstante f¨ ur ω > 0 von null verschieden. Damit hat die Koeffizientenmatrix von Glg. (35.205) f¨ ur ω > 0 zwei unterschiedliche Eigenwerte und demzufolge auch zwei linear unabh¨ angige Eigenvektoren [128]. Deshalb liefert der Ansatz (35.206) f¨ ur jeden festen Wert ω > 0 zwei linear unabhängige Lösungen von (35.205) und damit eine Basis f¨ ur den linearen Raum aller Lösungen dieser Differentialgleichung.

632


Aus dem Vorangehenden folgt, dass es bei vorgegebener Kreisfrequenz ω zu jeder sinusf¨ ormig eingeschwungenen L¨ osung der Leitungsgleichungen Werte U + (j ω) und U − (j ω) geben muss, mit denen man diese Lösung durch eine Linearkombination der L¨ osungen von (35.205) darstellen kann. alt man f¨ ur die in (35.204) eingef¨ uhrten Bei Vorgabe von U + und U − erh¨ komplexen Amplituden die Beziehungen U (z, j ω) = e−γz U + + e+γz U − , ZL I(z, j ω) = e−γz U + − e+γz U − , die man auch in der Matrizengleichung + e−γz e+γz U U (z, j ω) = U− I(z, j ω) ZL−1 e−γz −ZL−1 e+γz

(35.220)

(35.221)

zusammenfassen kann. Um die Schreibweise der Formeln zu vereinfachen, haben wir in den Gleichungen (35.220) und (35.221) bei den Funktionen ZL , γ, U + , U − , I + und I − auf die Angabe des Arguments j ω verzichtet. Diese Konvention soll im Folgenden beibehalten werden. onnen aber auch als Fourier- oder LaplaceDie Funktionen U + , U − usf. k¨ Transformierte aufgefasst werden. Von dieser Möglichkeit wird aber im Folgenden kein Gebrauch gemacht. Glg. (35.221) kann auch in der Form −γz + 1 1 0 e U U (z, j ω) (35.222) = U− 0 e+γz I(z, j ω) ZL−1 −ZL−1 geschrieben werden. Aus (35.221) erh¨ alt man f¨ ur die Komponenten einer sinusförmig eingeschwungenen L¨ osung der Leitungsgleichungen die Beziehungen u(z, t) = Re U + ej ωt−γz + U − ej ωt+γz , (35.223) i(z, t) = Re ZL−1 U + ej ωt−γz − U − ej ωt+γz . Auf Grund ihrer mathematischen Struktur beschreiben die Terme Re ZL−1 U + ej ωt−γz Re U + ej ωt−γz , und

Re U − ej ωt+γz ,

Re −ZL−1 U − ej ωt+γz

(35.224) (35.225)

hin- bzw. r¨ ucklaufende Wellen. Die komplexen Amplituden dieser hinund r¨ ucklaufenden Wellen werden durch die komplexen Amplituden der Spannungen und Ströme an den Enden der Leitung festgelegt. Die Frequenzbereichsdarstellungen der Spannungs¨ Strom-Relation des Heaviside-Modells einer Ubertragungsleitung sollen die


633

miteinander vertr¨ aglichen Kombinationen dieser Randwerte liefern. Um die Herleitung solcher Darstellungen zu vereinheitlichen, soll die in Glg. (35.221) angegeben Darstellung der Menge aller sinusförmig eingeschwungenen Lösungen der Heavisideschen Leitungsgleichungen durch eine Reihe äquivalenter Darstellungen ergänzt werden. Wichtige Darstellungen dieser Art erhält man, wenn man das geordnete Paar (U + , U − ) durch die Randwertkombinationen (U1 , I1 ) oder (U2 , I2 ) oder durch das geordneten Paar (U1 + ZL I1 , U1 − ZL I1 ) bzw. (U2 + ZL I2 , U2 − ZL I2 ) der am Tor 1 bzw. 2 ein- und auslaufenden Spannungswellen ersetzt. Mit (35.226) U (0, j ω) = U1 (j ω) und I(0, j ω) = I1 (j ω). erh¨ alt man f¨ ur z = 0 aus (35.221) das Gleichungssystem + 1 +1 U U1 = 1 −1 U− ZL I1

(35.227)

zur Bestimmung von U + und U − aus den Randwerten U1 und I1 . Multiplikation von (35.227) von links mit der Matrix 1 +1 (35.228) 1 −1 liefert das Gleichungssystem + U1 + ZL I1 2 0 U = U− U1 − ZL I1 0 2

(35.229)

zur Bestimmung von U + und U − aus den Werten von U1 + ZL I1 und U1 − osung der Gleichungssysteme (35.227) und (35.229) liefert die ZL I1 . Die L¨ Beziehungen + 1 1 +1 U U1 = (35.230) U− ZL I1 2 1 −1

bzw.

U+ U−

=

1 2

U1 + ZL I1 U1 − ZL I1

.

(35.231)

Mit (35.230) erh¨ alt man aus (35.221) unter Ber¨ ucksichtigung von cosh γz =

1 +γz e + e−γz , 2

sinh γz =

die Gleichung cosh γz U (z, j ω) = I(z, j ω) −ZL−1 sinh γz Mit (35.231) erh¨ alt man aus (35.221)

1 +γz e − e−γz 2

−ZL sinh γz cosh γz

U1 I1

(35.232)

.

(35.233)

634


U (z, j ω) I(z, j ω)

=

1 2

e−γz −1 −γz ZL e

+ e+γz −ZL−1 e+γz

U1 + ZL I1 U1 − ZL I1

.

(35.234)

Analog kann man mit den in Abb. 35.22 festgelegten Bezugsrichtungen bei Vorgabe von U2 (j ω) und I2 (j ω) von den Beziehungen U (l, j ω) = U2 (j ω) und I(l, j ω) = −I2 (j ω).

(35.235)

ausgehen. Mit (35.235) erh¨ alt man f¨ ur z = l aus (35.221) das Gleichungssystem + −γl e+γl U U2 e = (35.236) U− ZL I2 − e−γl e+γl zur Bestimmung von U + und U − aus den Werten von U2 und I2 erhält. Multiplikation von (35.236) mit der Matrix 1 −1 (35.237) 1 +1 von links liefert das Gleichungssystem + −γl 0 U U2 − ZL I2 2e = U− U2 + ZL I2 0 2 e+γl

(35.238)

zur Berechnung von U + und U − aus U2 − ZL I2 und U2 + ZL I2 . Die Lösung der Gleichungssysteme (35.236) und (35.238) liefert die Beziehungen + 1 e+γl −ZL e+γl U2 U = (35.239) U− I2 ZL e−γl 2 e−γl bzw.

U+ U−

1 = 2

e+γl 0

0

e−γl

U2 − ZL I2 U2 + ZL I2

.

(35.240)

Mit (35.239) und (35.221) erh¨ alt man unter Ber¨ ucksichtigung von (35.232) das Analogon cosh γ(l − z) −ZL sinh γ(l − z) U (z, j ω) U2 (35.241) = I2 I(z, j ω) ZL−1 sinh γ(l − z) − cosh γ(l − z) zu Glg. (35.233). Mit (35.240) erh¨ alt man aus (35.222) u ¨ber das Zwischenergebnis +γ(l−z) 1 1 1 0 e U2 − ZL I2 U (z, j ω) , = −1 U2 + ZL I2 I(z, j ω) −ZL−1 0 e−γ(l−z) 2 ZL (35.242) die Gleichung e−γ(l−z) U (z, j ω) e+γ(l−z) U2 − ZL I2 = . (35.243) U2 + ZL I2 I(z, j ω) ZL−1 e+γ(l−z) −ZL−1 e−γ(l−z)


635

Die unterschiedliche Verteilung der Vorzeichen in den Spaltenmatrizen auf der rechten Seite der Gleichungen (35.243) und (35.234) sind eine Folge der in Abb. 35.22 eingef¨ uhrten Bezugsrichtungen. Weil die Koeffizientenmatrizen der Gleichungen (35.227), (35.229), (35.236) und (35.238) f¨ ur ω > 0 nicht singul¨ ar sind, liefern die Gleichungen (35.233), (35.234), (35.241) (35.243) und (35.227) ¨ aquivalente Darstellungen der Menge aller sinusf¨ ormigen L¨ osungen der Heavisideschen Leitungsgleichungen. Die in den Abschnitten 35.2 und 35.3 angegebenen Herleitungen der Leitungsgleichungen lassen sich auch direkt im Frequenzbereich durchf¨ uhren. Durch einen R¨ uckgriff auf die Ergebnisse von Abschn. 29.1 ist es dann mit gewissen zus¨ atzlichen N¨ aherungen m¨ oglich, den Einfluss des Skineffekts zu ber¨ ucksichtigen. Der Auswertung der Integrale in Glg. (35.120) in den Gleichungen (35.121) und (35.123) m¨ ussen dann an Stelle der in Abb. 35.12 eingef¨ uhrten Integrationsbereiche wieder die in Abb. 35.5 eingef¨ uhrten Integrationsbereiche zugrundegelegt werden. Der Term R i(ζ, t) wird dann in Glg. (35.121) durch das Produkt eines mit den Ergebnissen aus Abschn. 29.1 abgesch¨ atzten Impedanzbelags mit der komplexen Amplitude der Stromverteilung i an der Stelle ζ ersetzt. Dieser Impedanzbelag kann dann zur Vereinfachung der Schreibweise mit dem Term j ωL zu einem resultierenden Impedanzbelag Z (j ω) zusammengefasst werden. Entsprechend kann man in Glg. (35.115) den Einfluss des Kapazit¨ atsbelags C , des Leitwertbelags G und ggf. den der dielektrischen Verluste, die auf diese Weise zusätzlich ber¨ ucksichtigt werden k¨ onnen, in einem resultierenden Admittanzbelag Y (j ω) zusammenfassen. Auf diese Weise wird man an Stelle von Glg. (35.205) auf das folgende System U (z, j ω) U (z, jω) 0 −Z (j ω) (35.244) = ∂z 0 I(z, j ω) −Y (j ω) I(z, jω) modifizierter Heavisidescher Leitungsgleichungen im Frequenzbereich gef¨ uhrt. Glg. (35.244) ist bei vorgegebenem Wert von ω eine gewöhnliche Differentialgleichung mit konstanten Koeffizienten, deren Lösung sich in geschlossener Form angeben l¨ asst. Verzichtet man auf die n¨ aherungsweise Ber¨ ucksichtigung des Skineffekts und der dielektrischen Verluste und setzt Z (j ω) := R +j ωL sowie Y (j ω) := G + j ωC , so ist Glg. (35.205) als Sonderfall in (35.244) enthalten. 35.5.2 Leitungsmodelle f¨ ur die Netzwerkanalyse im Frequenzbereich Aus (35.241) erhält man f¨ ur z = 0 unter Ber¨ ucksichtigung der Kettenzählpfeilkonvention die Kettenform cosh γl ZL sinh γl U1 U2 = (35.245) I1 −I2 ZL−1 sinh γl cosh γl

636


der Darstellung der Spannungs-Strom-Relation des Heaviside-Modells im Frequenzbereich. Analog erh¨ alt man aus (35.233) f¨ ur z = l unter Ber¨ ucksichtigung einer Kettenz¨ ahlpfeilkonvention, bei der das Tor 2 als Eingang gewählt wird, die inverse Kettenform cosh γl ZL sinh γl U2 U1 = (35.246) I2 −I1 ZL−1 sinh γl cosh γl der Darstellung der Spannungs-Strom-Relation des Heaviside-Modells im Frequenzbereich. Weil homogene Doppelleitungen längssymmetrisch im Sinne von [140] sind, haben die in Glg. (35.245) und (35.246) angegebenen Beziehungen die gleiche Koeffizientenmatrix. Durch Elimination von U + und U − aus den Gleichungen (35.231) und (35.240) erh¨ alt man zun¨ achst die Gleichung +γl 0 e U2 − ZL I2 U1 + ZL I1 = . (35.247) U1 − ZL I1 U2 + ZL I2 0 e−γl Durch Umsortieren der Variablen erh¨ alt man daraus die Gleichung −γl U1 − ZL I1 0 e U2 + ZL I2 = . (35.248) U2 − ZL I2 U1 + ZL I1 0 e−γl Diese Beziehung liefert eine Frequenzbereichsdarstellung der Spannungs-StromRelation eines Heaviside-Modells durch die in Abschn. 35.4.1 im Zusammenhang mit dem Branin-Modell eingef¨ uhrten Begriffe der ein- und auslaufenden Spannungswellen. Man beachte die strukturelle Analogie zu der durch die Gleichungen (35.189) und (35.190) bzw. (35.202) und (35.203) gegebenen Zeitbereichsdarstellung des Branin-Modells einer verlustlosen bzw. verzerrungsfreien Leitung. Weil hier nur sinusf¨ ormige Zeitfunktionen mit vorgegebener Frequenz zugelassen sind, ist es m¨ oglich, die Verz¨ ogerung der einlaufenden Wellen durch eine entsprechende Phasenverschiebung darzustellen. Die durch die Verluste der Leitung verursachte D¨ ampfung wird in Analogie zu den Gleichungen ucksichtigt, den man wegen (35.202) und (35.203) durch den Faktor e−αl ber¨ e(−α+j βl) = e−αl e− j βl von dem Term e−γl abspalten kann. Zu Glg. (35.248) eng verwandte Beziehungen im Bildbereich der LaplaceTransformation sind auch die Ausgangspunkte der bereits in Abschn. 35.4.1 erw¨ ahnten Arbeiten von [263, 264, 265] und [237, 238]. Durch eine weitere Umstellung der Variablen erhält man aus (35.248) die folgende Variante U1 −1 − e+γl I1 1 − e+γl = ZL (35.249) U2 I2 1 − e−γl +1 + e−γl einer Belevitch-Darstellung der Spannungs-Strom-Relation des Heaviside-Mo¨ dells einer Ubertragungsleitung im Frequenzbereich.


637

Durch eine nochmalige Permutation der Variablen erhält man aus (35.249) die Gleichung +1 +ZL e+γl U1 −ZL e+γl I1 = . (35.250) I2 U2 +1 −ZL e−γl +ZL e−γl Wegen

1 − e+γl 1 − e−γl

−1

ZL = 2 sinh γl

− e−γl 1 + e+γl −1 +1

(35.251)

und

ZL sowie

−1 − e+γl +1 + e−γl

1 +ZL e−γl 1 −ZL e−γl

−1

−1

1 = 2ZL sinh γl

1 = 2ZL cosh γl

+ e−γl −1

+ZL e−γl +1

+ e+γl −1

+ZL e+γl −1

(35.252)

(35.253)

erh¨ alt man aus (35.249) bzw. (35.250) durch Multiplikation mit (35.251), (35.252) bzw. (35.253) von links die Impedanzform U1 + coth γl +1/ sinh γl I1 = ZL , (35.254) U2 I2 +1/ sinh γl coth γl die Admittanzform 1 coth γl −1/ sinh γl U1 I1 = I2 U2 coth γl ZL −1/ sinh γl bzw. die Hybridform ZL tanh γl 1/ cosh γl I1 U1 = I2 U2 −1/ cosh γl ZL−1 tanh γl

(35.255)

(35.256)

der Darstellung der Spannungs-Strom-Relation eines Heaviside-Modells im Frequenzbereich. Die hier angegebenen Frequenzbereichsdarstellungen der Spannungs-StromRelation des Heaviside-Modells lassen sich unter gewissen Voraussetzungen, die hier nicht weiter untersucht werden sollen, auch zur numerischen Berechnung der Einschwingvorg¨ ange einer Zusammenschaltung dieses Leitungsmodells mit RLC-Netzwerken heranziehen, die bis auf unabhängige Quellen linear und zeitinvariant sind. Zu diesem Zweck wird zunächst die entsprechende Zusammenschaltung im Frequenzbereich an einer Folge äquidistant aufeinanderfolgender Frequenzpunkte analysiert. In einem zweiten Schritt wird dann mit den Methoden der schnellen Fourier-Transformation der zugehörige Einschwingvorgang berechnet.

638


Glg. (35.244) kann auch als Ausgangspunkt gewählt werden, um im Frequenzbereich Modelle f¨ ur verlustbehaftete Leitungen zu entwickeln, bei denen der Skineffekt ber¨ ucksichtigt werden soll. Abgesehen vom Koaxkabel ist es aber selbst bei Leitungen, deren Leiter einen kreisförmigen Querschnitt haben, mit den Ergebnissen von Abschn. 29.1 kaum möglich, den Impedanzbelag Z exakt zu berechnen, u.a. schon deshalb, weil die Tangentialkomponente der magnetischen Feldst¨ arke auf den in Abschn. 35.2.1 eingef¨ uhrten Kurven Kz ¯ z i.a. nicht konstant ist. Man kann deshalb auch versuchen, die Werte und K der Parameter Z (j ω) und Y (j ω) mit einem Optimierungsverfahren an eine Folge von Messdaten geeigneter Frequenzcharakteristiken anzupassen. Eine Reihe zus¨ atzlicher Probleme ist zu l¨ osen, wenn die auf diese Weise an diskreten Frequenzpunkten ermittelten Werte des Impedanz- und Admittanzbelags einer verlustbehafteten Leitung nach dem soeben skizzierten Verfahren zur Berechnung von Einschwingvorg¨ angen herangezogen werden sollen, weil jeweils der Real- und der Imagin¨ arteil einer solchen Frequenzcharakteristik ¨ u ¨ber die Kramers-Kronig-Relationen [123] miteinander gekoppelt sind. Uber Beispiele, die auf diese Art berechnet worden sind, wird in [88] berichtet. 35.5.3 Eigenschaften der L¨ osungen der Leitungsgleichungen im Frequenzbereich F¨ ur eine verlustfreie Leitung erh¨ alt man aus (35.214) und (35.211) die Beziehungen √ ZL (j ω) = L /C und γ(j ω) = j L C ω. (35.257) Damit gilt α(ω) = 0 und β(ω) =

√ L C ω = ω/vF ,

(35.258)

wobei vF die in Abschn. 35.2.1, Glg. (35.87) eingef¨ uhrte Freiraumlichtgeschwindigkeit bezeichnet. Entsprechend erh¨ alt man f¨ ur eine verzerrungsfreie Leitung die Beziehungen √ √ ZL (j ω) = L /C , γ(j ω) = R G + j L C ω (35.259) und α(ω) =

√

R G ,

β(ω) = ω/vF .

(35.260)

F¨ ur eine allgemeine verlustbehaftete Leitung sind sowohl der Wellenwi¨ derstand als auch die Ubertragungskonstante frequenzabhängig. Aus (35.211) erh¨ alt man durch Zerlegung in Real- und Imaginärteil die Beziehungen 1 1 2 (G R − ω 2 L C ) + α(ω) = (R + ω 2 L2 )(G2 + ω 2 C 2 ), 2 2 (35.261) 1 2 1 2 2 2 2 2 2 (ω L C − G R ) + β(ω) = (R + ω L )(G + ω C ). 2 2


639

Ausf¨ uhrliche Diskussionen der Frequenzabh¨ angigkeiten dieser Größen findet man z.B. in [247, 303]. F¨ ur kleine Verluste erh¨ alt man ausgehend von γ(j ω) = j ω

√

L C

R 1−j ωL

12

G 1−j ωC

12 (35.262)

mit Hilfe der nach dem dritten Glied abgebrochenen Binomialreihe 1 1 1 (1 − x) 2 ≈ 1 − x − x2 2 8

(35.263)

1

von (1 − x) 2 unter Vernachl¨ assigung der Potenzen von ω1 , die höher als 2 sind, die N¨ aherungsformel 2 √ R R G G j 1 + − . (35.264) + γ(j ω) ≈ j ω L C 1 − ω 2L 2C 8ω 2 L C Speziell gilt dann 1 α(ω) ≈ 2

R

C + G L

L C

.

(35.265)

Sind die Isolationsverluste gegen¨ uber den ohmschen Verlusten in den Leitern vernachl¨ assigbar, erh¨ alt man wegen G ≈ 0 aus (35.265) die erstmals von Heaviside auf ¨ ahnliche Weise hergeleitete Formel 1 C . (35.266) α(ω) ≈ R 2 L Schon Heaviside hat daraus die Folgerung gezogen, dass die Dämpfungskonstante einer verlustbehafteten Leitung kleiner wird, wenn man den Wert des Induktivit¨ atsbelags vergr¨ oßert. Leider konnte er sich mit diesem Vorschlag seinerzeit bei der britischen Postverwaltung nicht durchsetzen [99, 100]. Erst Pupin und Krarup haben mit Bezug auf die Arbeiten von Heaviside diese Idee technisch realisiert. Pupin, indem er in periodischen Abständen in die Leitungen zus¨ atzliche Magnetspulen, die sogenannten Pupinspulen, eingef¨ ugt hat, und Krarup, indem er die Leitungen mit ferromagnetischen Drähten oder B¨ andern umwickelt hat. In der Zeitspanne bis zur Erfindung der Elektronenr¨ ohre und der bald darauf einsetzenden Entwicklung leistungsfähiger Verst¨ arker haben insbesondere die Pupinkabel eine wesentliche Verbesserung f¨ ur den Telefon- und Telegraphie-Weitverkehr gebracht. Auf diese Weise ist es bereits vor dem ersten Weltkrieg m¨ oglich gewesen, von Berlin nach Mailand u ¨ber eine Entfernung von 1350 km ohne einen zwischengeschalteten Verstärker zu telefonieren. Mit elementaren Umformungen erh¨ alt man aus (35.224) und (35.225) die Beziehungen

640


U + ej ωt−γz = U + e−αz ej ω(t− .. . ZL−1 U − ej ωt+γz

=

β(ω) ω z)

,

β(ω) ZL−1 U − e+αz ej ω(t+ ω z)

(35.267) .

An Hand der auf der rechten Seite dieser Gleichungen stehenden Terme der Gleichungen (35.267) sieht man sofort, dass sich die durch diese Terme definierten Funktionen, als Wellen interpretieren lassen, die sich in ihrer jeweiligen Ausbreitungsrichtung mit der Phasengeschwindigkeit ω (35.268) vL (ω) := β(ω) bewegen. F¨ ur verlust- oder verzerrungsfreie Leitungen folgt aus (35.258) und (35.259) f¨ ur alle ω > 0 die Beziehung √ vL (ω) = vF = 1/ L C . (35.269) W¨ ahrend f¨ ur verlust- oder verzerrungsfreie Leitungen die Phasengeschwindigkeit, mit der sich die sinusf¨ ormig eingeschwungene Lösungen der zugeordneten Heavisideschen Leitungsgleichungen ausbreiten, gleich der Freiraumlichtgeschwindigkeit vF ist, gen¨ ugt die Phasengeschwindigkeit vL (ω) der sinusf¨ ormig eingeschwungenen L¨ osungen der Heavisideschen Leitungsgleichungen f¨ ur eine allgemeine verlustbehaftete Leitung der Ungleichung vL (ω) < vF .

(35.270)

Ausserdem ist die Phasengeschwindigkeit, mit der sich die sinusförmig eingeschwungenen L¨ osungen der Heavisideschen Leitungsgleichungen f¨ ur eine verlustbehaftete Leitung ausbreiten, von der Frequenz abhängig. Folglich ist es mit dem Heaviside-Modell m¨ oglich, die an realen Leitungen beobachtbare Dispersion zumindest n¨ aherungsweise nachzubilden. Ausgangspunkt f¨ ur den Beweis der Ungleichung (35.270) ist die zweite der in (35.261) zusammengefassten Gleichungen. Zusammen mit (35.268) erhält man aus (35.261) die Gleichungskette 1 vL2 (ω)

β 2 (ω) ω2 2 R2 G 1 R G 1 2 2 = + L + C + LC − 2 ω2 2 ω2 ω2 1 R G R2 C 2 L2 G2 R2 G2 1 2 C 2 + = L + + + LC − 2 ω2 2 ω2 ω2 ω4 1 RG = L C − 2 ω2 2 1 R G 2R G L C R2 C 2 L2 G2 + − + + LC + 2 ω2 ω2 ω2 ω2 =


und somit 1 1 = vL2 (ω) 2

R G L C − ω2

1 + 2

L C

R G + ω2

2 +

641

2 R C L G − . ω ω (35.271)

Offensichtlich gilt f¨ ur eine nicht verzerrungsfreie verlustbehaftete Leitung 2 ur alle ω = 0 die Ungleichung RωC − L ωG > 0. Der wegen R C = L G f¨ Betrag des Radikanden in (35.271) wird deshalb verkleinert, wenn man den zweiten der beiden Summanden unter dem Wurzelzeichen weglässt. Dann gilt 1 1 R G R G 1 < C − C + (35.272) + = L C , L L vL2 (ω) 2 ω2 2 ω2 woraus die Ungleichungen vL2 (ω) < 1/L C

√ und vL (ω) < vF = 1/ L C

folgen. Schreibt man die Gleichungen (35.223) in der Form u(z, t) = Re U + e−γz + U − e+γz ej ωt , i(z, t) = Re ZL−1 U + e−γz − U − e+γz ej ωt ,

(35.273)

(35.274)

so sieht man deutlich, dass die Momentanwerte der Spannungs- bzw. Stromverteilung auf der Leitung bei festgehaltenem Wert f¨ ur die Ortskoordinate z sinusf¨ ormige Schwingungen mit zeitinvarianter Amplitude sind. In Glg. (35.274) werden die komplexen Amplituden dieser L¨ osungen der Leitungsgleichungen als Summe bzw. Differenz komplexer Zeiger dargestellt, die in Abhängigkeit von der Ortskoordinate gegenl¨ aufig rotieren“. Daraus resultiert eine markan” te Welligkeit“ dieser komplexen Amplituden. Die sinusförmig eingeschwun” genen L¨ osungen der Leitungsgleichungen werden deshalb auch als stehende Wellen bezeichnet. Bei einer verlustfreien Leitung, also einer Leitung mit verschwindender D¨ ampfungskonstante, hat der Betrag von U + e−γz + U − e+γz jeweils an den Stellen der Leitung, deren L¨ angskoordinate z der Bedingung arg(U + e−γz ) = − +γz ) (mod 2π) bzw. arg(U + e−γz ) = arg(U − e+γz ) + π (mod 2π) arg(U e gen¨ ugt, ein Maximum bzw. ein Minimum. Bei einer Leitung mit hinreichend kleiner D¨ ampfungskonstante treten solche Maxima und Minima gleichfalls auf, nur liegen sie dann nicht exakt an den genannten Stellen, sondern in der Nähe dieser Punkte. Eine entsprechende Aussage gilt f¨ ur die Beträge der komplexen Amplituden der Stromverteilung auf der Leitung. Graphische Darstellungen dieser Zusammenh¨ ange findet man in vielen weiterf¨ uhrenden Lehrb¨ uchern, z.B. in [247, 267, 303]. Diese Effekte liefern auch die Basis f¨ ur eine Reihe wichtiger Verfahren der HF-Messtechnik [111, 213, 224, 247, 267, 272, 303].

642


Bei der Analyse von Zusammenschaltungen von Leitungsmodellen mit nichtlinearen Netzwerken ist man i.a. auf numerische Verfahren angewiesen. Immerhin kann man aber in dem f¨ ur viele Anwendungen wichtigen Sonderfall, bei dem eine durch die Heavisideschen Leitungsgleichungen beschriebene Doppelleitung an der Stelle z = l mit einem linearen zeitinvarianten Netzwerk abgeschlossen ist, einige allgemeing¨ ultige Aussagen u ¨ber die Eigenschaften der sinusf¨ ormig eingeschwungenen L¨ osungen einer solchen Zusammenschaltung herleiten. Wir wollen dabei von der Annahme ausgehen, dass sich das Klemmenverhalten dieses linearen zeitinvarianten Netzwerks unter Ber¨ ucksichtigung der in Abb. 35.22 angegebenen Bezugsrichtungen mit einer Impedanz Z2 durch die Beziehung (35.275) U2 = −Z2 I2 darstellen l¨ asst. Aus Glg. (35.243) erh¨ alt man mit Glg. (35.275) die Beziehung +γ(l−z) e e−γ(l−z) U (z, j ω) Z2 + ZL = − +γ(l−z) I2 . Z2 − ZL ZL I(z, j ω) e − e−γ(l−z)

(35.276)

Offensichtlich bildet die Menge der komplexen Amplituden der sinusförmig eingeschwungenen L¨ osungen der Heavisideschen Leitungsgleichungen nun nur noch einen eindimensionalen komplexen linearen Raum. Multipliziert man (35.276) von links mit der Matrix (35.228), so erhält man f¨ ur die komplexen Amplituden der hinund r¨ ucklaufenden (Spannungs-) Wellen die Darstellung +γ(l−z) e 0 Z2 + ZL U (z, j ω) + ZL IU (z, j ω) = −2 I2 . Z2 − ZL U (z, j ω) − ZL IU (z, j ω) 0 e−γ(l−z) (35.277) Dann ist der durch r(z, j ω) :=

U (z, j ω) − ZL I(z, j ω) U (z, j ω) + ZL I(z, j ω)

(35.278)

definierte Quotient aus der komplexen Amplitude der r¨ uck- und der hinlaufenden Welle an jeder Stelle z der Leitung unabhängig von dem Parameter I2 . Damit ist die durch die Zuordnung (z, j ω) → r(z, j ω) definierte Funktion r eine von speziellen L¨ osungen unabh¨ angige Kenngröße der Zusammenschaltung der Leitung mit der Abschlußimpedanz Z2 , die als Reflexionsfaktor bezeichnet wird. Wegen Glg. (35.277) gilt r(z, j ω) = e−2γ(j ω)(l−z) Speziell ist also r2 := r(l, ·) =

(Z2 − ZL )(j ω) . (Z2 + ZL )(j ω)

Z2 − ZL Z2 + ZL

(35.279)

(35.280)


643

der Reflexionsfaktor am Abschluss der Leitung, und re1 (Z2 )(j ω) := r(0, j ω) = e−2γ(j ω)l r2 (j ω).

(35.281)

ist der zugeh¨ orige Wert des Reflexionsfaktors am Eingang der Leitung. An dieser Stelle muss noch einmal daran erinnert werden, dass in allen Teilen des Abschnitts 35.5 ausschließlich sinusf¨ ormig eingeschwungene Lösungen der Leitungsgleichungen untersucht werden, die auf der gesamten Zeitachse von −∞ bis +∞ durch die Gleichungen (35.204) beschrieben werden. Wie in Abschn. 35.4.2 gezeigt worden ist, lassen sich die Lösungen der Heavisideschen Leitungsgleichungen i.a. nicht durch einen d’Alembertschen Ansatz beschreiben. Man darf deshalb Glg. (35.281) nicht mit der Vorstellung verbinden, dass dieser komplexwertige Koeffizient den Reflexionsvorgang einer Welle beschreibt, die z.B. ausgehend vom energielosen Anfangszustand f¨ ur alle t ≥ 0 von einer Spannungsquelle mit sinusf¨ ormiger eingeprägter Spannung angeregt wird, die zum Zeitpunkt t = 0 an der Stelle z = 0 mit der Leitung verbunden worden ist, und nun nach einer endlichen Laufzeit t0 > 0 erstmalig an der Stelle z = l eintrifft. F¨ ur verlustfreie Leitungen folgt wegen γl = j βl und e−2 j βl = 1 aus (35.279) f¨ ur alle z ∈ [0, l] |r(z, j ω)| = |r2 (j ω)| .

(35.282)

0 F¨ ur jede komplexe Zahl z0 definiert die Zuordnungsvorschrift z → z−z z+z0 eine konforme Abbildung, die zur Klasse der Möbiustransformationen gehört [22, 108]. M¨ obiustransformationen sind biholomorphe Abbildungen, die die durch Hinzuf¨ ugen des unendlichfernen Punkts geschlossene komplexe Ebene auf sich selbst abbilden. F¨ ur den Sonderfall, bei dem ZL reell ist, bildet die durch den Term auf der rechten Seite von Glg. (35.280) definierte Möbiustransformation die rechte Halbebene der Z2 −Ebene auf das Innere des Einheitskreises der r2 −Ebene ab. F¨ ur verlust- oder verzerrungsfreie Leitungen gilt deshalb stets die Beziehung

|r2 (j ω)| ≤ 1.

(35.283)

F¨ ur verlustbehaftete Leitungen kann dagegen der Betrag von r2 (j ω) durchaus auch Werte annehmen, die gr¨ oßer als eins sind. F¨ ur verlust- oder verzerrungsfreie Leitungen lässt sich die Wirkung der durch den Term auf der rechten Seite von Glg. (35.280) definierten Möbiustransformation sehr gut durch eine Drehung der Riemannschen Zahlenkugel veranschaulichen: Zu diesem Zweck wird die rechte Halbebene der Z2 -Ebene zun¨ achst mit der bekannten stereographischen Projektion auf die rechte Halbkugel der Riemannschen Zahlensph¨ are abgebildet. Dieser Möbiustransformation entspricht nun eine 90◦ -Drehung der Zahlensphäre, bei der aus der rechten Halbkugel eine untere Halbkugel wird. Durch die anschließende stereographische Projektion wird diese untere Halbkugel in das Innere des Einheitskreises

644


der komplexen r2 -Ebene abgebildet, vgl. [22, 108]. Diese geometrischen Beziehungen sind die Grundlage f¨ ur die Konstruktion des sogenannten SmithDiagramms [111, 213, 224, 247, 267, 272, 303]. (In [111] wird gezeigt, wie man M¨ obiustransformationen einsetzen kann, um die Wellenwiderstände verschiedener Leitungen ineinander umzurechnen.) Die Eingangsimpedanz Ze1 (Z2 ) des mit der Impedanz Z2 abgeschlossenen ¨ Heaviside-Modells einer Ubertragungsleitung kann unmittelbar mit Hilfe der Darstellung seiner Spannungs-Strom-Relation in Kettenform berechnet werden. Mit (35.275) und (35.245) erh¨ alt man aus U1 = −(Z2 cosh γl + ZL sinh γl) I2 , I1 = −(Z2 ZL−1 sinh γl + cosh γl) I2 u ¨ber U1 = ZL

Z2 cosh γl + ZL sinh γl I1 Z2 sinh γl + ZL cosh γl

(35.284)

(35.285)

durch Koeffizientenvergleich mit dem Ansatz U1 = Ze1 (Z2 ) I1 die Beziehung Ze1 (Z2 ) =

Z2 + ZL tanh γl ZL . ZL + Z2 tanh γl

(35.286)

Unter Ber¨ ucksichtigung von (35.232) erh¨ alt man nach einigen elementaren Umformungen aus (35.286) die Gleichung Ze1 (Z2 ) =

1 + r2 e−2γl ZL . 1 − r2 e−2γl

(35.287)

Auch die durch die Gleichungen (35.286) und (35.287) definierte Transformation sind M¨ obiustransformationen. F¨ ur eine graphische Auswertung dieser Beziehungen mit Hilfe des Smith-Diagramms sei auf [111, 213, 224, 247, 267, 272, 303] verwiesen. Mit + +1 f¨ ur Z2 = ∞, r2 = (35.288) −1 f¨ ur Z2 = 0 folgen aus (35.287) f¨ ur die Eingangsimpedanz einer bei z = l offenen oder kurzgeschlossenen Leitung die Beziehungen Ze1 (∞) = ZL coth γl

(35.289)

Ze1 (0) = ZL tanh γl.

(35.290)

bzw. Aus (35.289) und (35.290) ergibt sich die Darstellung ZL = Ze1 (∞) Ze1 (0)

(35.291)


645

des Wellenwiderstandes einer Leitung als geometrisches Mittel aus Leerlaufund Kurzschlusswiderstand. Zur Berechnung von ZL muss in Glg. (35.291) der Zweig der Wurzelfunktion gew¨ ahlt werden, der f¨ ur Re Ze1 (∞), Re Ze1 (0) ≥ 0 Werte liefert, die der ugen. Bedingung Re ZL ≥ 0 gen¨ F¨ ur Z2 = ZL gilt r2 = 0 und damit Ze1 (ZL ) = ZL .

(35.292)

Wir betrachten nun eine verlustbehaftete Leitung der Länge l, die mit einer Impedanz Z2 abgeschlossen ist. Wegen Re γ ≥ 0 folgt aus Glg. (35.287) f¨ ur l → +∞ die Beziehung 1 + r2 e−2γl ZL = ZL . l→+∞ 1 − r2 e−2γl

lim Ze1 (Z2 ) = lim

l→+∞

(35.293)

F¨ ur eine hinreichend lange verlustbehaftete Leitung ist deshalb der Eingangswiderstand dieser Leitung in guter N¨ aherung gleich ihrem Wellenwiderstand. Die Beziehung (35.292) liefert wenigstens einen heuristischen Ansatz, um die in Glg. (35.217) getroffene Wahl des Zweigs der Wurzelfunktion zur Berechnung des Wellenwiderstands einer Leitung aus den Leitungsparametern unden. Gegeben sei eine einseitig unendlich lanL , C , R und G zu begr¨ ge verlustbehaftete Leitung im energielosen Anfangszustand, die f¨ ur t ≥ 0 an ihrem Eingang mit einer unabh¨ angigen Stromquelle mit der Kreisfreurde diese Quelquenz ω sinusf¨ ormig erregt wird. W¨ are Re ZL (j ω) < 0, so w¨ le nach Erreichen des eingeschwungenen Zustands ständig die Wirkleistung 1 e 2 e 2 Re ZL (j ω) |I1 | < 0 abgeben, wobei I1 die komplexe Amplitude des eingepr¨ agten Stroms dieser Stromquelle bezeichnet. Weil negative abgegebene Leistung vereinbarungsgem¨ aß als positive aufgenommene Leitung gezählt wird, heißt das, dass die Quelle nachdem die gesamte Schaltung den sinusförmig eingeschwungenen Zustand erreicht hat (der bei realen verlustbehafteten Schaltungen schon nach einer endlichen Zeit und nicht erst f¨ ur t → ∞ erreicht 2 wird), st¨ andig die positive Wirkleistung 12 |Re ZL (j ω)| |I1e | entnimmt. Das ist nicht m¨ oglich, ohne den Energiesatz zu verletzen. Also gilt Re ZL (j ω) ≥ 0. Wir wollen jetzt das Klemmenverhalten einer Leitung der Länge l an der Stelle z = l betrachten, die bei z = 0 mit einer Reihenschaltung aus einer unabh¨ angigen Spannungsquelle mit sinusf¨ ormiger Klemmenspannung und einer Impedanz Z1 := ZL abgeschlossen ist. U1e sei die komplexe Amplitude der eingepr¨ agten Spannung dieser Quelle. Aus den Gleichungen (35.245) f¨ ur die Spannungs-Strom-Relation des Heaviside-Modells in Kettenform erhält man mit (35.294) ZL I1 = U1e − U1 die Beziehung U1 = cosh γlU2 + ZL sinh γl(−I2 ), U1e − U1 = sinh γlU2 + ZL cosh γl(−I2 ).

(35.295)

646


Durch Addition der beiden Gleichungen aus (35.295) lässt sich die Spannung ur die BeU1 eliminieren. Eine einfache Umstellung des Ergebnisses liefert f¨ schreibung des Klemmenverhaltens der so abgeschlossenen Leitung die Beziehung (35.296) U2 = e−γl U1e − ZL (−I2 ). Glg. (35.296) l¨ asst sich als eine Leerlaufspannungsersatzschaltung mit der Leerlaufspannung e−γl U1e und dem Innenwiderstand ZL interpretieren. Im eingeschwungenen Zustand gibt dieser Zweipol seine maximale Leistung bei Wirkleistungsanpassung, also bei Abschluss mit der zum Wellenwiderstand konjugiert komplexen Impedanz Z2 = Z¯L ab. Nur wenn der Wellenwiderstand der Leitung reell ist, f¨ allt die Leistungsanpassung mit der Wellenwiderstandsanpassung zusammen. Abschließend soll noch das Verhalten der Kettenschaltung der HeavisideModelle zweier Leitungsst¨ ucke betrachtet werden, die den gleichen Wellenwiderstand, die gleiche Ausbreitungskonstante und die i.a. unterschiedlichen L¨ angen l1 und l2 haben. Das Produkt ihrer Kettenmatrizen liefert unter Ber¨ ucksichtigung der Additionstheoreme f¨ ur hyperbolische Funktionen die Beziehung cosh γl2 ZL sinh γl1 ZL sinh γl2 cosh γl1 ZL−1 sinh γl1 cosh γl1 ZL−1 sinh γl2 cosh γl2 (35.297) cosh(γl1 + γl2 ) ZL sinh(γl1 + γl2 ) = . ZL−1 sinh(γl1 + γl2 ) cosh(γl1 + γl2 ) ¨ Mit anderen Worten, bei dieser Kettenschaltung addieren sich die Ubertraucke. gungsmaße γl1 und γl2 der beiden Leitungsst¨ Diese Beobachtung ist seinerzeit ein wichtiger Anstoß f¨ ur die Entwicklung der Kettenleitertheorie und der daraus gewonnenen Wellenparametertheorie f¨ ur den Filterentwurf gewesen, Einzelheiten siehe [138, 98, 45].

36 Hohlleiter und Hohlraumresonatoren

Bei hohen Frequenzen kann elektromagnetische Energie im Innenraum von hohlzylindrischen Leitern u ¨bertragen werden. Die Leitungsverluste durch Stromw¨ arme im Leitungsmaterial k¨ onnen dann sogar geringer sein als bei Drahtleitungen, wo die hohe Feldkonzentration an den Leitungsdrähten nach Gl.(29.117) hohe Verluste bedingt. Praktisch werden besonders Hohlleiter von kreisf¨ ormigen und von rechteckigen Querschnitten verwendet. Im folgenden ¨ wird als Beispiel die Theorie der Ubertragung in rechteckigen Hohlleitern betrachtet, zugleich als weiteres Beispiel f¨ ur die Anwendung der Feldgleichungen.

Abbildung 36.1. Rechteckhohlleiter

Der Innenraum des Hohlleiters, Abb. 36.1, sei durch die Abmessungen a und b gekennzeichnet. Die z-Richtung des Achsensystems sei die Längsrichtung und damit zugleich die Richtung der Energie¨ ubertragung. Zunächst werde angenommen, dass das Leitermaterial unendlich gut leitend sei, so dass die Eindringtiefe des Feldes unendlich klein wird. Dann muss die Tangentialkomponente der elektrischen Feldst¨ arke an der gesamten Innenfläche des Leiters verschwinden; die Grenzbedingungen lauten

648


Ex = 0 f¨ ur y = 0 und y = b, ur x = 0 und x = a, Ey = 0 f¨

(36.1)

Ez = 0 f¨ ur x = 0, x = a, y = 0 und y = b. Wird man eine sinusf¨ ormige Zeitabh¨ angigkeit der Feldgrößen mit der Kreisfrequenz ω vorausgesetzt, so liefern die beiden Feldgleichungen (33.6) und (33.9) das folgende Gleichungssystem ∂Hz ∂Hy − = jωε0 Ex ; ∂y ∂z ∂Hz ∂Hx − = jωε0 Ey ; ∂z ∂x ∂Hx ∂Hy − = jωε0 Ez ; ∂x ∂y

∂Ey ∂Ez − = −jωμ0 Hx ; ∂y ∂z ∂Ez ∂Ex − = −jωμ0 Hy ; ∂z ∂x ∂Ex ∂Ey − = −jωμ0 Hz . ∂x ∂y

(36.2)

Alle Feldgr¨ oßen sind ohne besondere Kennzeichnung als komplex anzusehen. F¨ uhrt man f¨ ur die Ausbreitung in der z-Richtung ähnlich wie bei Leitungen ein zun¨ achst noch unbekanntes Fortpflanzungsmaß γ ein, so sind alle Größen mit dem Faktor eγz multipliziert zu denken. Dieser Faktor hebt sich damit auf beiden Seiten der Gleichungen heraus und an Stelle der Ableitungen nach z erscheint der Faktor γ. Die Gl.36.2) lauten damit ∂Hz − γHy = jωε0 Ex ; ∂y ∂Hz = jωε0 Ey ; γHx − ∂x ∂Hx ∂Hy − = jωε0 Ez ; ∂x ∂y

∂Ez − γEy = −jωμ0 Hx ∂y ∂Ez = −jωμ0 Hy ; γEx − ∂x ∂Ex ∂Ey − = −jωμ0 Hz . ∂x ∂y

(36.3)

Diese Gleichungen beschreiben alle m¨ oglichen Feldformen, mit denen sich elektromagnetische Wellen l¨ angs des Leiters ausbreiten können. Praktisch wichtig sind besonders zwei Klassen von Wellen, die dadurch gekennzeichnet sind, dass entweder das E-Feld oder das H-Feld keine Komponenten in der z-Richtung, also nur transversale Komponenten hat. Wellen der ersten Art nennt man transversal-elektrische Wellen, abgek¨ urzt TE-Wellen oder H-Wellen; Wellen der zweiten Art nennt man transversal-magnetische Wellen, abgek¨ urzt TMWellen oder E-Wellen. Bei gew¨ ohnlichen Leitungswellen sind das E- und das H-Feld transversal; vgl. Abschnitt 35. Diese Wellen werden daher auch als TEM-Wellen bezeichnet. Sie haben bei den Leitungen zur Voraussetzung, dass die Abstände zwischen Hin- und R¨ uckleitung klein gegen die Wellenlänge sind. Bei den TE-Wellen (H-Wellen), die wir als Beispiel weiter betrachten, ist also Ez = 0. Damit wird aus den Gl. (36.3)


∂Hz − γHy = jωε0 Ex ; ∂y ∂Hz = jωε0 Ey ; γHx − ∂x ∂Hy ∂Hx − = 0; ∂x ∂y

649

−γEy = −jωμ0 Hx +γEx = −jωμ0 Hy ;

(36.4)

∂Ey ∂Ex − = −jωμ0 Hz . ∂x ∂y

Durch Einf¨ uhrung der drei H-Komponenten aus den drei rechten Gleichungen in die drei linken folgt ∂ 2 Ey ∂ 2 Ex − − γEx = ω 2 ε0 μ0 Ex , ∂x∂y ∂y 2 ∂ 2 Ey ∂ 2 Ex = ω 2 ε0 μ0 Ey , + −γ 2 Ey − 2 ∂x ∂x∂y ∂Ey ∂Ex + = 0, ∂x ∂y

(36.5) (36.6) (36.7)

und hieraus durch Einsetzen der letzten Gleichungen in die beiden anderen ∂ 2 Ex ∂ 2 Ex + = −(ω 2 ε0 μ0 + γ 2 ) Ex , 2 ∂x ∂y 2 ∂ 2 Ey ∂ 2 Ey + = −(ω 2 ε0 μ0 + γ 2 ) Ey , 2 ∂x ∂y 2

(36.8) (36.9)

Diese Gleichungen lassen sich durch die Ans¨ atze, die man auch direkt mit Hilfe eines Separationsansatzes erh¨ alt, sin px cos qy, sin px sin qy, cos px cos qy, cos px sin qy

(36.10) (36.11)

f¨ ur Ex und Ey integrieren, wobei sich ergibt p2 + q 2 = ω 2 ε0 μ0 + γ 2 .

(36.12)

Die allgemeinen L¨ osungen f¨ ur das E-Feld lauten daher Ex = A1 sin px cos qy + A2 cos px cos qy +

(36.13)

+ A3 sin px sin qy + A4 cos px sin qy; Ey = B1 sin px cos qy + B2 cos px cos qy +

(36.14)

+ B3 sin px sin qy + B4 cos px sin qy. Die Grenzbedingungen (36.1) liefern f¨ ur y = 0 0 = A1 sin px + A2 cos px, und f¨ ur x = 0

(36.15)

650


0 = B1 cos qy + B4 sin qy.

(36.16)

Diese Gleichungen k¨ onnen nur so erf¨ ullt werden, dass A1 = 0, A2 = 0, B2 = 0, B4 = 0.

(36.17)

Ferner wird nun ∂Ex = A3 p cos px sin qy − A4 p sin px sin qy, ∂x ∂Ey = −B1 q sin px sin qy + B4 q sin px cos qy ∂x

(36.18) (36.19)

Aus Gl.(36.7) folgt daher A4 q + B1 p = 0, A3 = 0, B3 = 0,

(36.20)

Ex = A4 cos px sin qy, p Ey = −A4 sin px cos qy. q

(36.21)

und es bleibt

(36.22)

Nun sind noch die Grenzbedingungen (36.1) f¨ ur y = b und x = a zu erf¨ ullen 0 = A4 cos px sin qb f¨ ur alle x, p ur alle y. 0 = −A4 sin pa cos qy f¨ q

(36.23) (36.24)

Die erste Gleichung fordert qb = nπ

mit n = 0, 1, 2, . . .

(36.25)

mit m = 0, 1, 2, . . .

(36.26)

Die zweite Gleichung fordert pa = mπ

Die L¨ osungen lauten also schließlich, wenn A f¨ ur A4 geschrieben wird, y x sin nπ , a b x y mb sin mπ cos nπ , Ey = −A na a b

(36.27)

Ex = A cos mπ

(36.28)

und es ist nach Gl.(36.12) γ 2 = −ω 2 ε0 μ0 +

mπ 2 a

+

nπ 2 b

.

(36.29)

F¨ ur die Komponenten des H-Felder ergibt sich durch Einsetzen in die Gl.(36.4) (rechte Seite):


x y γ mb sin mπ cos nπ ; A jωμ0 n a a b x y γ b Hy = − A cos mπ sin nπ ; jωμ0 a a b y 1 b mπ 2 nπ 2 x Hz = A + cos mπ cos nπ . jωμ0 nπ a b a b

Hx = −

651

(36.30) (36.31) (36.32)

Da m und n beliebige ganze Zahlen sein k¨ onnen, so beschreiben die Gln.(36.27) bis (36.32) unendlich viele verschiedene Wellenformen. Man kennzeichnet sie durch die Indizes m und n als T Emn -Wellen oder Hmn -Wellen. Welche Wellenformen sich ausbildet, h¨ angt von der Art der Anregung am Anfang des Hohlleiters und von der Frequenz ω der Anregung ab. Die praktisch meist verwendete Welle ist die T E01 -Welle (H01 -Welle). Hier ist π 2 γ 2 = −ω 2 ε0 μ0 + . (36.33) b γ wird also bei hohen Frequenzen rein imagin¨ ar: γ = ±jβ, und es ist π 2 β = ω 2 ε0 μ0 − . (36.34) b Ferner gilt f¨ ur die Zeiger der T E01 -Welle in komplexer Schreibweise (ohne besondere Kennzeichnung) unter Ber¨ ucksichtigung des Faktors exp γz y Ex = a e±jβz sin π ; b

Hx = 0;

Ey = 0;

Hy = ∓

Ez = 0;

β y Ae±jβz sin π ; ωμ0 b 1 π y Hz = A e±jβz cos π . jωμ0 b b

(36.35)

Abbildung 36.2. Feldlinien der H01 -Welle

Die E-Feldlinien haben die x-Richtung und sind gerade Linien, Abb. 36.2. Die H-Feldlinien (gestrichelt) sind in geschlossenen Kurven mit den EFeldlinien verkettet; sie verlaufen in Ebenen parallel zur y, z-Ebene. Das ganze

652


Feldbild wandert mit der Phasengeschwindigkeit vp :=

ω β

(36.36)

in der z-Richtung. Die Phasengeschwindigkeit ist mit Gl.(36.34) vp =

1 ε0 μ0 −

π 2 ωb

= 1−

c

c 2bf

2 .

(36.37)

√ Sie ist gr¨ oßer als die Lichtgeschwindigkeit c = 1/( ε0 μ0 ) und nähert sich ihr mit wachsender Frequenz f . Bei Verkleinerung der Frequenz wächst vp in der durch Abb. 36.3 dargestellten Weise und wird bei einer bestimmten Kreisfrequenz ωg unendlich groß.

Abbildung 36.3. Abh¨ angigkeit der Phasengeschwindigkeit von der Frequenz

Unterhalb dieser Grenzfrequenz“ ist γ reell, so dass jede Welle beim Fort” schreiten in der z-Richtung sehr stark ged¨ ampft wird. Nur f¨ ur Frequenzen oberhalb der Grenzfrequenz ωg =

π 1c c oder fg = a 2b

(36.38)

ist der Rechteckhohlleiter daher zur Energie¨ ubertragung geeignet, z. B. bei b = 1 cm nur oberhalb der Frequenz fg = 1, 5 · 1010 Hz = 15 GHz. F¨ uhrt man die Wellenlänge λ = c/f an Stelle der Frequenz ein, so ergibt sich die Grenzwellenl¨ ange des Hohlleiters λg = 2b.

(36.39)

Sie ist doppelt so groß wie die L¨ ange der Rechteckseite quer zum elektrischen Feld. Nur f¨ ur k¨ urzere Wellenl¨ angen ist der Leiter u ¨bertragungsfähig. Dass die Phasengeschwindigkeit hier gr¨ oßer als die Lichtgeschwindigkeit wird, besagt nicht etwa, dass sich die Energie rascher als mit Lichtgeschwindigkeit fortpflanzt. Einen vertieften Einblick in die Verhältnisse erhält man


653

Abbildung 36.4. Abh¨ angigkeit der Phasengeschwindigkeit von der Frequenz

durch die folgende Deutung der Wellenfortpflanzung in Hohlleitern. Eine ebene Welle, die sich frei im Raum in der z-Richtung mit Lichtgeschwindigkeit ausbreitet, kann nach Abschnitt 34.1 durch die Feldstärken E = E0 ejω(t− c ) , z

H=

E Z0

(36.40)

beschrieben werden. Bildet die Fortpflanzungsrichtung der Welle mit der z-

Abbildung 36.5. Ebene Welle, schr¨ ag zur z-Richtung

Achse einen Winkel ϑ, Abb. 36.5, so ist z durch z cos ϑ + y sin ϑ zu ersetzen. Daher ist f¨ ur irgendeinen Punkt P y

E = E0 ejω(t− c cos ϑ− c sin ϑ) , z

H=

E . Z0

(36.41)

¨ Es l¨ asst sich nun zeigen, dass durch die Uberlagerung zweier ebener Wellen, deren Fortpflanzungsrichtungen die Winkel +ϑ und −ϑ zur z-Achse bilden und deren E-Richtungen mit der x-Richtung zusammenfallen, ein E-Feld entsteht, das die Grenzbedingungen in einem Rechteckhohlleiter erf¨ ullt. Sei also nach Abb. 36.6 y

y

E = 2E0 ejω(t− c cos ϑ− c sin ϑ) + E0 ejω(t− c cos ϑ+ c sin ϑ) . z

Dies l¨ aßt sich schreiben

z

(36.42)

654


¨ Abbildung 36.6. Uberlagerung, zweier die z-Richtung unter entgegengesetzt gleichen Winkel kreuzenden, ebenen Wellen

E = E0 ejω(t− c cos ϑ) cos z

ωy c

sin ϑ .

(36.43)

Die resultierende E-Feldst¨ arke verschwindet also f¨ ur bestimmte Werte von y, f¨ ur die π 3π 5π ωy sin ϑ = , , ,... (36.44) c 2 2 2 ist. In den dadurch bestimmten Ebenen parallel zur x, z-Ebene ist E = Ex = 0. F¨ ur den Abstand b zweier solcher Ebenen gilt daher ωb sin ϑ = π, c

(36.45)

und man kann sich in diesen beiden Ebenen ideal leitende Flächen angebracht denken. Umgekehrt bilden sich bei der Wellenausbreitung zwischen zwei solchen Fl¨ achen zwei Wellen mit einem ganz bestimmten Winkel ϑ gegen die Längsrichtung aus, Abb. 36.7, f¨ ur den die Gl.(36.45) gilt: sin ϑ =

λ λ πc = = . ωb 2b λg

(36.46)

Die Wellen pflanzen sich also auf Zickzack-Bahnen mit Lichtgeschwindigkeit fort. Die in der z-Richtung gemessene L¨ ange einer Welle ist, wie Abb. 36.7

Abbildung 36.7. Aufspaltung der Hohlleiterwelle in zwei ebene Wellen

zeigt, gr¨ oßer als λ. Die Strecke AB stellt die halbe Länge einer Welle in der


655

z-Richtung dar, n¨ amlich den Abstand zwischen dem positiven und negativen Maximum der Feldst¨ arke. Er ist um den Faktor 1/ cos ϑ größer als λ/2. Die L¨ ange einer Periode des in der z-Richtung fortschreitenden Feldbildes ist also λ/ cos ϑ = c/(f cos ϑ). Da 1/f die Zeitdauer einer Periode ist, so folgt daraus f¨ ur die Geschwindigkeit, mit der Punkte gleicher Phase den Hohlleiter durchlaufen, c . (36.47) vp = cos ϑ Dies ist gleichbedeutend mit Gl.(36.37). Wenn dort die Grenzwellenlänge λg nach Gl.(36.39) eingef¨ uhrt und Gl.(36.46) ber¨ ucksichtigt wird, ergibt sich n¨ amlich c c (36.48) vp = 2 = cos ϑ . λ 1 − λg ¨ Die Phasengeschwindigkeit vp der Wellenfortpflanzung ist in dem Ubertraoßer als die Lichtgeschwindigkeit gungsbereich des Wellenleiters (λ < λg ) gr¨ c. Die Geschwindigkeit des Energietransportes dagegen wird infolge der Zickzack-Bahn kleiner als die Lichtgeschwindigkeit, nämlich gleich (Gruppengeschwindigkeit) 2 λ . (36.49) vp = c cos ϑ = c 1 − λg Die Wellenform kann durch die Art der Anregung und die Frequenz der Anregung gew¨ ahlt werden. Ist der Wellenleiter f¨ ur die betreffende Frequenz u ¨bertragungsf¨ ahig, dann gen¨ ugt es, eine elektrische oder magnetische Feldstärke am Anfang des Wellenleiters einzuf¨ uhren, die eine Komponente der gew¨ unschten Wellenform besitzt. Z. B. gen¨ ugt die Einf¨ uhrung einer elektrischen Feldst¨ arke in der x-Richtung zur Erzeugung von T E01 -Wellen. Um diese allein zu erhalten, muss jedoch a gleich oder etwas kleiner als b gemacht werden, und die Grenzwellenl¨ ange darf nur verh¨ altnismäßig wenig u ¨ber der Betriebswellenl¨ ange liegen, damit nicht Wellen h¨ oherer Ordnung auftreten können, insbesondere T E11 -Wellen und T M11 -Wellen, bei denen die Grenzwellenlänge √ λg = 2b ist. Wegen der endlichen Leitf¨ ahigkeit wirklicher Wellenleiter pflanzen sich die ampWellen wie bei Leitungen fort. F¨ ur T E0n - und T Em0 -Wellen kann der D¨ fungsbelag nach einem in der HF-Technik angewandten Verfahren (vgl. [224], [247]) aus der in einem Abschnitt s erzeugten Stromwärme Pv und der u ¨bertragenen Leistung P berechnet werden: α=

1 Pv 1 . 2 P s

(36.50)

Die Rechnung werde wieder f¨ ur die T E01 -Welle als Beispiel durchgef¨ uhrt. Die an irgendeiner Stelle z durch die Querschnittsfläche ab fließende Leistung ergibt sich mit Gl.(36.35) aus der Strahlungsdichte in der z-Richtung

656


Sz (y) = |Ex Hy | =

β 2 2 y A sin π . ωμ0 b

(36.51)

Durch einen Fl¨ achenstreifen von der H¨ ohe dy und der Breite a fließt die Leistung a dy Sz und der gesamte Leistungsfluss ist b 1 β 2 Sz (y)ady = A ab. (36.52) P = 2 ωμ0 0 Aus dem tangentialen H-Feld an den inneren Begrenzungsflächen ergibt sich die Stromw¨ arme nach Gl.(29.117). Die z-Komponente (Gl.(36.35)) verursacht an den beiden waagerechten Begrezungsfl¨ achen die Verlustdichte 2 A π 2 πf μ1 , (36.53) κ1 ωμ0 b wenn mit κ1 und μ1 die Konstanten des Leitermaterials bezeichnet werden. An den beiden senkrechten Begrenzungsfl¨ achen setzen sich die y-Komponenten und die z-Komponente der H-Feldst¨ arke zu der resultierenden Feldstärke A y π 2 π 2 2 (36.54) |H0 | = |Hy | + |Hz | = β 2 sin2 π + cos2 π . ωμ0 b b b Durch Integration u achen findet man die gesamte Ver¨ber die Begrenzungsfl¨ lustleistung. Sie betr¨ agt je L¨ ange s 2 2 β A 2 π 2 1 π 2 πf μ1 + ab + Pv = s . (36.55) κ1 ωμ0 a b b a b Damit wird 1 1 Pv 1 = α= 2 P s b

b + 2η 2 πμ1 a , 2bμ0 κ1 Z0 η(1 − η 2

(36.56)

wobei zur Abk¨ urzung η := und Z=

1 λ = √ λg 2bf ε0 μ0

(36.57)

μ0 /ε0 gesetzt ist.

Zahlenbeispiel: Bei einem Hohlleiter mit a = b = 2 cm wird die Grenzwellenl¨ ange nach Gl.(36.39) λg = 4 cm. Besteht der Leiter aus Kupfer mit κ1 = 5, 7 · 107 S/cm, so ergibt sich aus Gl.(36.56) 1 + 2η 2 N p . α = 3, 02 η(1 − η 2 km

(36.58)

Die danach berechneten Werte der D¨ ampfung sind in Abhängigkeit von der Wellenl¨ ange λ in Abb. 36.8 aufgetragen. Die Dämpfung steigt in der Nähe der


657

Grenzwellenl¨ ange sehr stark an und hat ein Minimum etwa bei einem Drittel der Grenzwellenl¨ ange. Bei k¨ urzeren Wellenlängen geht sie ebenfalls gegen Unendlich. In das gleiche Bild ist die D¨ ampfung eines koaxialen Kabels gestrichelt eingezeichnet, dessen Kupfermantel einen Innendurchmesser von 2 cm und dessen Innenleiter einen Durchmesser von 0, 56 cm ( g¨ unstiger“ Innen” leiterdurchmesser, siehe weiter unten) hat. F¨ ur die Dämpfung gilt hier nach Gl.(35.266) α = 12 (Ri + Ra ) Z10 , wobei Ri und Ra die Widerstandsbeläge des Innen- und Außenleiters bezeichnen. Bei hohen Frequenzen ist nach Gl.(29.57) 1 f μ0 1 f μ0 Ri = ; Ra = . (36.59) d κ1 π D κ1 π

Abbildung 36.8. D¨ ampfungsbelag eines quadratischen Hohlleiters mit 2cm Kantenl¨ ange im Vergleich zu einem koaxialen Kabel mit 2cm Außenleiterdurchmesser

Ferner ist nach Gl. (10.67) und Gl. (24.31) (vgl. auch Gl. (35.58)) L D (36.60) Z0 = = 60 ln Ω, C d wenn mit D und d die Durchmesser von Außen- und Innenleiter bezeichnet werden. Daher wird 1 f μ0 1 1 1 1 α= + . (36.61) D 2 κ1 π d D 60 ln d Ω Durch Differenzieren nach d findet man, dass dieser Ausdruck ein Minimum f¨ ur d = 0, 278 D hat. Damit wird 21, 6 N p α= . λ/cm km

(36.62)

Der Hohlleiter hat bei Wellenl¨ angen unterhalb etwa 3 cm eine geringere Dämpfung als das koaxiale Kabel gleichen Durchmessers. In Wirklichkeit kommen bei Koaxialkabeln noch die dielektrischen Verluste im Isoliermaterial hinzu (Ableitungsd¨ ampfung), so dass der Unterschied zwischen den Dämpfungen gr¨ oßer ist als in Abb. 36.8.

658


Wird ein Hohlleiter an beiden Enden durch leitende Wände abgeschlossen, so entsteht ein Hohlraum, in dem sich eine stehende Welle ausbilden kann. Die Bedingung daf¨ ur lautet βl = π, 2π, . . . , pπ, . . . ,

(36.63)

wenn mit l die L¨ ange des Hohlraumes in der z-Richtung bezeichnet wird. Durch Einsetzen von Gl.(36.63) in Gl.(36.29) ergibt sich f¨ ur den rechteckigen Hohlleiter mit γ 2 = −β 2 ωg2 ε0 μ0 = oder

mπ 2 a

+

nπ 2 b

+

pπ 2 l

m 2 n 2 p 2 1 = + + . λ2g 2a 2b 2l

(36.64)

(36.65)

Auch hier ist also eine unendliche große Zahl von Schwingungsformen möglich. Wird der Hohlraum mit einer dieser Resonanzwellenlängen erregt (z.B. durch ein hineinragendes Leiterst¨ uck geeigneter Form), so ergeben sich große Amplituden der Feldst¨ arke wie bei einem Schwingkreis im Resonanzfall. Derart angeregte Hohlräume werden daher als Hohlraumresonatoren“ bei hohen Fre” quenzen an Stelle von Schwingkreisen benutzt. Wegen der geringen Verluste durch Wandstr¨ ome erreicht man mit ihnen sehr hohe G¨ utezahlen.

Teil VIII

Das elektromagnetische Feld in elektronischen Bauelementen

37 Mechanismen der Stromleitung

37.1 Stromleitung in Gasen: Grundbegriffe (Internet) 37.1.1 Stoßionisierung 37.1.2 Elektronenausl¨ osung an der Kathode 37.1.3 Anlaufspannung. Durchschlag in Gasen 37.1.4 Koronaentladung 37.1.5 Kurzzeitige Gasentladung 37.1.6 Bogenentladung 37.1.7 Bogenentladung an Kontakten 37.1.8 Die Kapazit¨ at bei Feldern mit Raumladungen 37.1.9 Der Durchschlag von Isolierstoffen

Anmerkung: Der Unterabschnitt 37.1 kann aus dem Internet als PDF-File geladen werden; Einzelheiten dazu findet man im Vorwort zu diesem Buch. Die Hinweise auf Abschnitte, Gleichungen und Abbildungen beziehen sich auf den vorliegenden Text. Die Seitennummern entsprechen der Vollversion des Buchmanuskripts, die s¨ amtliche im Internet vorhandenen Unterabschnitten einbezieht und können somit leider nicht mit den Seitennummern der vorliegenden gedruckten Version des Buchmanuskripts in Zusammenhang gebracht werden.

37.2 Stromleitung in festen K¨ orpern und Flu ¨ ssigkeiten 37.2.1 Atomstruktur der Leiter und Leitungsmechanismen Den bisherigen Betrachtungen liegt die Vorstellung zugrunde, dass der konstante elektrische Strom durch ein gleichm¨ aßiges Fließen von Elektrizitätsmengen in den elektrischen Leitern dargestellt wird. In dieser Vorstellung wird die Elektrizit¨ at als eine fein verteilte nicht zusammendr¨ uckbare Fl¨ ussigkeit aufgefasst, die die elektrischen Leiter ausf¨ ullt wie Wasser den Hohlraum eines Leitungsrohres. Sobald diese Fl¨ ussigkeit in Bewegung kommt, ergeben sich W¨ armewirkungen und magnetische Wirkungen, die den elektrischen Strom kennzeichnen. Diese einfache Vorstellung ist f¨ ur die Lösung einer großen Gruppe von Problemen vollst¨ andig ausreichend. Einen vertieften Einblick in das Zustandekommen der elektrischen Erscheinungen hat die Erkenntnis gebracht, dass die Elektrizit¨ at wie die Materie Atomstruktur besitzt. Die kleinsten Teilchen negativer Elektrizität sind die Elektronen. Elektrizit¨ atsmengen treten nur als ganzzahlige Vielfache dieser sehr kleinen Elektrizit¨ atsmenge, der Elementarladung auf, die nach den genauesten Messungen e = 1, 6021892 · 10−19 C

(37.1)

betr¨ agt. Freie Elektronen, wie sie z. B. durch Erhitzen elektrischer Leiter im luftleeren Raum erzeugt werden k¨ onnen, zeigen bei allen Bewegungsvorgängen die Erscheinungen der tr¨ agen Masse. Bei Geschwindigkeiten, die niedrig im Vergleich zur Lichtgeschwindigkeit sind, betr¨ agt die experimentell feststellbare Masse (Ruhemasse) (37.2) me = 9, 109534 · 10−31 kg. Mit wachsender Bewegungsgeschwindigkeit v der Elektronen wächst ihre Masse und zwar gem¨ aß dem Gesetz m=

me 2 , 1 − vc

(37.3)

wobei c = 299792458m/s die Lichtgeschwindigkeit im leeren Raum bedeutet. Die r¨ aumliche Ausdehnung der freien Elektronen ist sehr gering. Man darf sich das freie Elektron etwa als Kugel vorstellen, deren Radius kleiner ist als 3 · 10−15 m = 3 f m.

(37.4)

Im Sinne des Bohrschen Atommodells setzt sich die Elektronenh¨ ulle der Atome aus Elektronen zusammen, die den Atomkern schalenförmig umgibt. Im Rahmen der Quantenmechanik hat sich gezeigt, dass die Verhältnisse komplizierter sind, worauf jedoch an dieser Stelle nicht weiter eingegangen werden soll; in der Literatur u ¨ber Quantenmechanik findet man weitere Einzelheiten (z. B. Kacher und Meyer [132] sowie Neundorf, Pfendtner und Popp [201] f¨ ur

37.2 Stromleitung in festen K¨ orpern und Fl¨ ussigkeiten

663

¨ eine einf¨ uhrende Ubersicht und weitere Literatur). Die chemischen Elemente unterscheiden sich durch die Anzahl Z der Elektronen je Atom. Z ist die Ordnungszahl des Elements, z. B. Z = 29 bei Kupfer, Z = 13 bei Aluminium. Kupfer hat also 29 Elektronen in der Elektronenh¨ ulle eines jeden Atoms. Die gesamte negative elektrische Ladung der Elektronenh¨ ulle beträgt Z · e. Der Atomkern kann zusammengesetzt gedacht werden aus Z Protonen und einer bestimmten Anzahl N Neutronen. Das Proton hat eine Masse, die rund 1836mal so groß wie die des Elektrons ist, und eine positive Ladung e. Das Neutron hat fast genau die gleiche Masse wie das Proton, aber keine elektrische Ladung. Die Masse des Atoms ist daher ungefähr (Z +N ) 1836 m0 . Z + N heißt die Massenzahl des Atoms, Z auch die Kernladungszahl. Z. B. ist f¨ ur Aluminium Z + N = 27, (37.5) f¨ ur die beiden Isotope von Kupfer Z + N = 63 bzw. 65. Die Protonen und Neutronen sind im Atomkern auf einem Raum zusammengedr¨ angt, dessen Durchmesser in der Gr¨ oßenordnung 10 · 10−15 m = 10 f m

(37.6)

liegt. Die Elektronenh¨ ulle nimmt einen dagegen sehr großen Raum ein, dessen Durchmesser 10000 − 100000mal so groß ist, so dass die Atomkerne in einem festen K¨ orper verh¨ altnism¨ aßig große Abst¨ ande voneinander haben. So liegen z. B. in dem kubisch fl¨ achenzentrierten Kupferkristall mit einer Kantenlänge der Elementarzelle von 362pm die Abst¨ ande benachbarter Atomkerne bei 256pm. 37.2.2 Metallische Leiter Die Elektronen der a altnismäßig locker an das Atom üßeren Schale sind verh¨ gebunden. In den metallischen Leitern sind einige dieser Elektronen frei beweglich zwischen den ein festes Ger¨ ust bildenden Atomresten (Ionen). Sie f¨ uhren, a hnlich wie die Molek¨ u le eines Gases, ungeordnete Bewegungen in al¨ len Richtungen aus und sind die Ursache der Leitfähigkeit. Man nennt sie die Leitungselektronen und die Gesamtheit der Leitungselektronen auch Elektronengas. Der elektrische Strom besteht nun darin, dass sich der ungeordneten Bewegung der Elektronen, deren mittleres Geschwindigkeitsquadrat der Temperatur proportional ist, eine Bewegung in der Stromrichtung u ¨berlagert ( Drift“), ” deren Geschwindigkeit allerdings sehr gering ist gegen die mittlere Geschwindigkeit der W¨ armebewegung der Elektronen. Die Stromst¨ arke ist der Quotient aus der durch den Leiterquerschnitt fließenden Elektrizitätsmenge und der Zeit. Bei einer Stromdichte von 1A/cm2 wird in einer Sekunde eine Elektrizit¨ atsmenge von 1As durch einen Querschnitt von 1cm2 transportiert; da ein Elektron eine Elektrizitätsmenge von uhrt, so m¨ ussen rund 6·1018 Elektronen in jeder Sekunde l, 6·10−19 As mit sich f¨

664


durch den Leiterquerschnitt von 1cm2 wandern. Trotz dieser großen Zahl ist jedoch die Driftgeschwindigkeit gering, da in dem metallischen Leiter sehr viele freie Elektronen vorhanden sind. Im Kubikzentimeter eines Kupferkristalls befinden sich z. B. rund 8, 5 · 1022 Kupferatome (Avogadro-Konstante 6, 02 · 1023 Atome/mol, mal Dichte 8, 9g/cm3 , geteilt durch Atommasse 64g/mol). Kupfer hat nur ein einziges Elektron in der ¨ außersten Schale; es ist das Valenzelektron, das die chemische Wertigkeit bestimmt. Dieses Valenzelektron ist so lose an das Atom gebunden, dass es von einem zum anderen Atom u ¨bergehen kann. Daher gibt es im Kubikzentimeter bei Kupfer rund 8, 5 · 1022 Leitungselektronen. Eine Stromdichte von 10A/mm2 entspricht damit einer Driftgeschwindigkeit der Leitungselektronen von v=

mm 10A/mm2 = 0, 735 . 22 −3 −19 8, 5 · 10 cm · 1, 6 · 10 As s

(37.7)

Wird allgemein die Zahl der Leitungselektronen je Volumen (Elektronendichte) mit n bezeichnet, dann ist die Driftgeschwindigkeit bei der Stromdichte J J v = , (37.8) ne und es gilt f¨ ur die Stromdichte in Vektorschreibweise J = nev.

(37.9)

Wird hier der Zusammenhang, Gl. (16.12), zwischen Stromdichte und elektrischer Feldst¨ arke eingef¨ uhrt, so folgt f¨ ur die Leitfähigkeit κ = ne

v . E

(37.10)

Das Verh¨ altnis der Driftgeschwindigkeit zur elektrischen Feldstärke nennt man die Beweglichkeit μn der Leitungselektronen v . E

(37.11)

κ = neμn .

(37.12)

μn = Damit wird die Leitf¨ ahigkeit auch

Bei Kupfer mit κ = 5, 7 · 107 S/m, n = 8, 5 · 1022 cm−3 wird μn =

cm/s cm2 Scm3 5, 7 · 107 = 42 = 42 . 8, 5 · 1022 · 1, 6 · 10−19 mAs V /cm Vs

(37.13)

Die Drift der Leitungselektronen und damit der elektrische Strom entsteht als Folge der mechanischen Kr¨ afte, die das Spannungsgefälle auf die Leitungselektronen aus¨ ubt.


665

Es sind dies die Kr¨ afte, die als Anziehungs- bzw. Abstoßungskräfte bei elektrisch geladenen K¨ orpern bekannt sind. Erzeugt man zwischen irgendwelchen Leitern, die in einem nichtleitenden Raum aufgestellt sind, Spannungen, so ergibt sich in diesem Raum eine bestimmte Verteilung des Potenzials ähnlich wie im elektrischen Str¨ omungsfeld. Werden elektrisch geladene Teilchen in diesen Raum gebracht, so suchen sie sich zu bewegen, und zwar so, dass positive Elektrizit¨ atsmengen potenzialabw¨ arts zu wandern suchen, also vom positiven zum negativen Pol, negative Elektrizitätsmengen in entgegengesetzter Richtung. Diesen besonderen Zustand des Raumes, in dem auf Elektrizitätsmengen mechanische Kr¨ afte ausge¨ ubt werden, kennzeichnet man durch die Bezeichnung elektrisches Feld. Ein elektrisches Feld ist immer vorhanden, wenn zwischen irgendwelchen Punkten eines Raumes elektrische Spannungen bestehen. Die elektrische Str¨ omung in den Leitern entsteht daher als Folge der mechanischen Kr¨ afte, die das durch die Stromquelle erzeugte elektrische Feld auf die Leitungselektronen aus¨ ubt. Alle Leitungselektronen werden durch diese Kr¨ afte entgegengesetzt zum Potenzialgef¨ alle beschleunigt. Die ihnen dadurch von der Stromquelle zugef¨ uhrte Energie geben sie bei Zusammenstößen mit den Atomresten an diese ab. Die W¨ armeschwingungen der Atomreste werden dadurch verst¨ arkt. Dies ist die Joulesche W¨ arme, die an allen stromdurchflossenen Leitern beobachtet wird. Die den Leitungselektronen vom elektrischen Feld erteilte mechanische Arbeit wird in W¨ arme umgewandelt. Mit Hilfe dieser Vorstellung kann man die im elektrischen Feld auf die Elektronen, also auf Elektrizit¨ atsmengen, ausge¨ ubten mechanischen Kräfte aus dem Jouleschen Gesetz berechnen. Es werde ein gerader zylindrischer Leiter mit dem Querschnitt A betrachtet, durch den ein konstanter Strom I fließt. Die Leitungselektronen f¨ uhren daher w¨ ahrend einer beliebigen Zeit t eine negative Elektrizitätsmenge Q = It

(37.14)

durch den Leiterquerschnitt. Hat die Elektronenwolke“ dabei die Geschwin” digkeit v, so bewegt sie sich w¨ ahrend der Zeit t um ein St¨ uck l = vt weiter. Ein Abschnitt der Wolke von der L¨ ange l enth¨ alt daher die Elektrizitätsmenge l Q=I . v

(37.15)

Die Stromdichte ist

Qv I = , (37.16) A lA und nach dem Jouleschen Gesetz wird in dem Abschnitt von der Länge l des Leiter eine Leistung P = JElA = QvE (37.17) J=

in W¨ arme umgesetzt, wobei E die elektrische Feldstärke im Leiter bezeichnet. Andererseits wird auf den betrachteten Ausschnitt der Elektronenwolke

666


vom elektrischen Feld eine Kraft F ausge¨ ubt. Die zur Fortbewegung dieses Abschnittes n¨ otige Leistung ist daher P = Fv.

(37.18)

Aus der Gleichheit der beiden Leistungen folgt F = QE.

(37.19)

Die Kraft hat die entgegengesetzte Richtung wie die elektrische Feldstärke, wenn die Elektrizit¨ atsmenge Q negativ ist; sie hat die gleiche Richtung wie E bei positivem Q. Stellt man die Kraft durch einen Vektor F dar, so gilt also F = QE.

(37.20)

Im elektrischen Feld wird auf eine Elektrizit¨ atsmenge (Ladung) eine Kraft ausge¨ ubt, die gleich ist dem Produkt von Elektrizit¨ atsmenge und Feldst¨ arke. Da die Ladung eines Elektrons Q = −e

(37.21)

ist, so erf¨ ahrt jedes Elektron im elektrischen Feld eine Kraft F1 = −eE.

(37.22)

Zahlenbeispiele: 1. Es sei Q = 1As; E = 1V /cm. Dann wird die Kraft F1 = 1

Ws = 100 N ≈ 10, 2 kp. cm

(37.23)

2. Die auf die Leitungselektronen ausge¨ ubten Kräfte sind außerordentlich gering. Die E-Feldst¨ arke liegt bei Leitern nach dem Beispiel zu Gl. (16.12) in der Gr¨ oßenordnung von 10−2 V /m. Die auf ein Leitungselektron wirkende Kraft betr¨ agt daher F1 = 1, 6 · 10−19 · 10−2

V As = 1, 6 · 10−21 N. m

(37.24)

Wegen der sehr kleinen Masse der Elektronen erfahren sie durch diese Feldkr¨ afte doch eine sehr große Beschleunigung, nämlich a=

m 1, 6 · 10−21 N F1 ≈ 109 2 , = −31 m0 9, 1 · 10 kg s

(37.25)

das ist mehr als 108 -fache Erdbeschleunigung. Die Leitungselektronen werden auch durch die Feldkräfte der positiven Atomreste beeinflusst. Es zeigt sich jedoch, dass sie sich hinsichtlich der


667

Vorg¨ ange der elektrischen Leitung so verhalten, als ob sie völlig frei beweglich w¨ aren wie die Atome eines idealen Gases. Die Driftbewegung kann daher auf folgende Weise genauer beschrieben werden. Bei ihrer unregelm¨ aßigen W¨ armebewegung im Metall durchlaufen die Leitungselektronen im Durchschnitt einen Weg von der Länge s, bis sie von einem Atom eingefangen werden. Die mittlere Geschwindigkeit vm der Wärmebewegung bestimmt die durchschnittliche Zeit des freien Fluges eines Elektrons τ=

s . vm

(37.26)

Ist E die durch eine Stromquelle erzeugte Feldstärke, so wirkt auf jedes freie Elektron eine Kraft eE. Die Beschleunigung entgegen der positiven Stromrichtung ist (eE)/m, wenn mit m die Masse des Elektrons bezeichnet wird. Die mittlere Driftgeschwindigkeit wird daher v=

1 e Eτ. 2m

(37.27)

Ist n die r¨ aumliche Dichte der Leitungselektronen, so wird die Stromdichte nach Gl. (37.9) 1 e2 nτ E. (37.28) J = nev = 2 m Dies ist das Ohmsche Gesetz. F¨ ur die Leitf¨ ahigkeit erhält man mit Gl. (16.8) κ=

1 e2 nτ 1 e2 ns = , 2 m 2 mvm

(37.29)

f¨ ur die Beweglichkeit, Gl. (37.30), μn =

1 e τ. 2m

(37.30)

F¨ ur Kupfer ergibt sich hieraus mit μn = 42cm2 /V s, e = 1, 6 · 10−19 As, m = 9, 1 · 10−28 g: τ=

2 · 9, 1 · 10−28 · 10−3 · 42 · 10−4 kgm2 2mμn = = 4, 8 · 10−14 s. (37.31) e 1, 6 · 10−19 AsV s

Die freie Laufzeit der Elektronen ist also selbst bei den höchsten technisch verwendeten Frequenzen noch sehr kurz gegen die Periodendauer. Die Leitfähigkeit κ von Metallen ist daher unabh¨ angig von der Frequenz der Wechselströme; sie ist ferner in weiten Grenzen unabh¨ angig von der elektrischen Feldstärke, wenn die Temperatur konstant gehalten wird. Die Leitungselektronen sind bei den Metallen auch maßgebend f¨ ur den W¨ armetransport. Die W¨ armeleitf¨ ahigkeit ist daher ebenfalls durch die in der ¨ soeben angestellten Uberlegung vorkommenden Größen bestimmt. Daraus ergibt sich (Wiedemann-Franz 1853; Lorenz 1872), dass das Verhältnis von

668


W¨ armeleitf¨ ahigkeit λ zu elektrischer Leitf¨ ahigkeit κ f¨ ur alle reinen Metalle den gleichen Wert hat und proportional der absoluten Temperatur ist. Das Verh¨ altnis der beiden Gr¨ oßen betr¨ agt bei 20◦ ungefähr W/m · K λ = 7 · 10−6 . κ S/m

(37.32)

Bei Metalllegierungen nimmt das Verh¨ altnis im allgemeinen mit abnehmender elektrischer Leitf¨ ahigkeit zu, weil dann neben der Elektronenleitung auch die W¨ armeleitung u ust ( Ionengitter“) in Erscheinung tritt. ¨ber das Atomger¨ ” Anmerkung: Die hier f¨ ur das Elektronengas ben¨ utzten Vorstellungen der kinetischen Gastheorie liefern nur hinsichtlich der elektrischen Leitungsvorgänge richtige Ergebnisse; dagegen f¨ uhren sie zu falschen Schl¨ ussen f¨ ur die Wärmekapazit¨ at der Leiter und einige andere physikalische Effekte. Der Grund daf¨ ur liegt darin, dass die Elektronen rund drei Zehnerpotenzen leichter sind als Gasmolek¨ ule und dass die Konzentration der Leitungselektronen etwa vier Zehnerpotenzen gr¨ oßer ist als die Konzentration der Molek¨ ule in einem Gas unter normalen Bedingungen. Daher ist die klassische (Maxwell-Boltzmannsche) Statistik keine Ann¨ aherung mehr an die korrekte Quantenstatistik. Infolge der R¨ uckwirkung des Ionengitters auf die Elektronen kann die Energie eines Elektrons nur in bestimmten Bereichen ( B¨ andern“) liegen. Dazwischen können ” sich Sperrbereiche befinden ( verbotene B¨ ander“), deren Energiewerte von ” Elektronen nicht angenommen werden k¨ onnen. 37.2.3 Ionenleiter Die Stromleitung in Metallen ist nach dem oben Ausgef¨ uhrten elektronisch; auch nach beliebig langer Zeit zeigt sich daher keine stoffliche Veränderung des Leiters infolge von Stromleitung. An Stofftransport gebundene Stromleitung findet man dagegen bei Gasen (siehe Abschnitt 37.1) und bei Elektrolyten. Bei den Elektrolyten, z. B. w¨ assriger N aCl-Lösung, sind die beweglichen Ladungstr¨ ager Atome mit fehlenden oder u ¨berzähligen Elektronen (Ionen), in der Kochsalzl¨ osung z. B. positive N a-Atome mit einem fehlenden Elektron und negative Cl-Atome mit einem u ¨berzähligen Elektron. Beide Ionenarten tragen zur Stromleitung bei und es gilt entsprechend Gl. (37.12) f¨ ur die Leitf¨ ahigkeit des Elektrolyten κ = n1 zeμ1 + n2 zeμ2 ,

(37.33)

wobei n1 und n2 die Konzentrationen der positiven und negativen Ionen (Anzahl pro Volumen), z die Anzahl der je Ion fehlenden oder u ussigen ¨bersch¨ Elektronen (Wertigkeit) und μ1 und μ2 die Beweglichkeiten der beiden Ionenarten bedeuten. Bei der Stromst¨ arke I treffen je Zeiteinheit zwangsläufig I/(ze) positive Ionen an der negativen Elektrode ein und ebensoviele negative Ionen an der positiven Elektrode. In dem Beispiel der Kochsalzlösung sind dies bei einem Strom von 1A mit z = l, e = 1, 6 · 10−19 As:


I Ionen 1A = = 6, 3 · 1018 . −19 ze 1, 6 · 10 As s

669

(37.34)

Das entspricht einer Natriummenge von 0, 24mg/s (6, 3 · 1018 Atome/s mal Atomgewicht 23g/mol geteilt durch die Avogadro-Konstante 6, 02·1023 Atome /mol) und einer Chlormenge (Atomgewicht 35g/mol) von 0, 37mg/s. An den Elektroden werden die Ionen durch Aufnahme oder Abgabe von Elektronen in neutrale Atome umgewandelt, oder sie gehen dort chemische Verbindungen ein. Der Vorgang der elektrolytischen Leitung verändert also die Beschaffenheit des Leiters und ersch¨ opft dessen Leitfähigkeit allmählich, wenn er lang genug fortgesetzt wird. 37.2.4 Schwankungserscheinungen Die Atomstruktur der Elektrizit¨ at ist die Ursache einer f¨ ur verschiedene Anwendungen der Elektrotechnik sehr wichtigen Erscheinung. Der elektrische Strom stellt genau genommen kein stetiges Fließen von Elektrizität dar, sondern setzt sich aus den Beitr¨ agen der einzelnen Elementarladungen zusammen. Dem mittleren Wert sind daher kleine unregelmäßige zeitliche Schwankungen u ¨berlagert; sie finden sich bereits im stromlosen Zustand des Leiters. Jedes Elektron, das infolge der W¨ armebewegung seine freie Weglänge während der Zeit τ durchfliegt, ist gleichbedeutend mit einem Stromstoß von der Dauer τ . Dieser Stromstoß entspricht einem Spannungsstoß zwischen den Enden des Leiters. Es handelt sich um außerordentlich kurzzeitige Spannungsstöße, die aber in sehr großer H¨ aufigkeit auftreten; in einem cm3 des Leiters erfolgen z. B. bei Kupfer mit 8, 5 · 1022 Valenzelektronen/cm3 und 4, 8 · 10−14 s freier Laufzeit 50 · 1022 = 1, 8 · 1036 (37.35) 4, 8 · 10−14 Spr¨ unge je Sekunde. Die von den einzelnen Leitungselektronen herr¨ uhrenden Spannungsstöße addieren sich und liefern eine unregelmäßig schwankende Spannung zwischen den Enden des Leiters, die man als Spannung des Wärmerauschens bezeichnet. Sie kann auf Grund dieser Vorstellung berechnet werden. Die Vorgehensweise soll an einem kleinen Beispiel erläutert werden. Dazu verwendet wir ein elektrisches Netzwerk bestehend aus einem Widerstand R und einer parallel geschalteten Kapazit¨ at C. Mit Hilfe der Methoden der Netzwerkanalyse (vgl. Abschnitt 4.2) kann die beschreibende Differentialgleichung f¨ ur die Spannung an der Kapazit¨ at u sehr leicht abgeleitet werden 1 du + u = 0, dt RC

(37.36)

wobei noch eine Anfangsbedingung u(t0 ) = u0 vorzugeben ist. Modelliert man das thermisches Rauschen, das als St¨ orung dieser deterministischen“ ”

670


Gleichung aufgefasst wird, mit Hilfe eines weißen Rauschprozesses ξ(t) mit den Eigenschaften

ξ(t) = 0,

ξ(t)ξ(t˜) = αδ(t − t˜),

(37.37)

dann kann man die rechte Seite von Gl. (37.36) durch einer stochastischen Term modifizieren, der die obengenannten Spannungsstöße“ repräsentiert. ” Man erh¨ alt du 1 + u = ξ(t), (37.38) dt RC wobei nun auch u(t) ein stochastischer Prozess – ein sogenannter MarkovProzess – ist. F¨ ur die Konstruktion von L¨ osungsmethoden f¨ ur stochastische Differentialgleichungen wird ein verallgemeinerter Integraltyp benötigt, da die rechte Seite von Gl. (37.38) keine integrable Funktion im Sinne klassischer Integraltypen ist. Die dazu notwendigen mathematischen Grundlagen u ¨berschreiten jedoch den Rahmen dieses Buches und wir verweisen stattdessen auf die Literatur; vgl. Arnold [8]. Um dennoch eine Vorstellung von den Eigenschaften der L¨ osung der Gl. (37.38) zu erhalten, gehen wir von der formalen L¨ osung dieser Gleichung im Sinne einer inhomogenen linearen Differentialgleichung erster Ordnung mit konstanten Koeffizienten aus t ˜ −t/RC −t/RC +e et/RC ξ(t˜)dt˜ (37.39) u(t) = U0 e 0

aus und berechnet die ersten beiden Momente, wobei die Momente von ξ ber¨ ucksichtigt werden. Aufgrund der Linearitätseigenschaften des Mittelwertoperators · (Erwartungswert-Operator) gilt t ˜ −t/RC −t/RC

u(t) = U0 e +e et/RC ξ(t˜)dt˜ = U0 e−t/RC , (37.40) 0

wobei ausgenutzt wurde, dass der Mittelwert einer deterministischen Funktion gleich der Funktion ist. Das ergibt sich auch aus der Differentialgleichung (37.38), denn durch Mittelwertbildung zeigt man unmittelbar (nach Vertauschen mit · und d/dt), dass der Mittelwert die deterministische Differentialgleichung erf¨ ullt. Auch das 2. Moment (Standardabweichung) u(t)u(t˜) f¨ ur ˜ t = t kann bestimmt werden t t ˜ ˆ e(t+t)/RC ξ(t˜) ξ(tˆ) dt˜dtˆ

(u(t))2 = U02 e−2t/RC + e−2t/RC 0

= U02 e−2t/RC

0

αRC + 1 − e−2t/RC . 2

(37.41)

Die beiden ersten Momente sind also nicht gekoppelt, was f¨ ur lineare zeitinvariante Netzwerke und Systeme typisch ist. Außerdem gibt es einen Zusammenhang von Dissipation (hier durch den Ohmschen Widerstand) und Rauschen (auch Fluktuation genannt), der als Dissipations-Fluktuations-Theorem bezeichnet wird; vgl. van Kampen [269].


671

F¨ ur nichtlineare Netzwerke und Systeme sind die Momente nicht mehr ungekoppelt. Das ist sehr leicht zu sehen, wenn wir die lineare deterministische Differentialgleichung (37.36) durch eine nichtlineare stochastische Differentialgleichung ersetzen du + f (u) = ξ(t), (37.42) dt wodurch z. B. ein Netzwerk mit einem nichtlinearen Widerstand beschrieben werden k¨ onnte; vgl. Mathis [170]. Da Mittelwertoperator · und die nichtlineare Funktion f nicht vertauschen (d. h. f (u) = f ( u)), erhalten wir folgende Differentialgleichung f¨ ur das erste Moment d u + f (u) = ξ(t) = 0, dt

(37.43)

woraus sich eine Momentenkopplung ergibt. Auf diesen Umstand hat van Kampen schon Anfang der 1960er Jahre hingewiesen; vgl. van Kampen [269] hinsichtlich einer ausf¨ uhrlichen Darstellung stochastischer Prozesse in der Physik. W¨ ahrend bei nichtlinearen deterministischen Netzwerken und Systemen eine Frequenzkopplung auftritt, kommt es bei nichtlinearen stochastischen Netzwerken und Systemen zu einer Momentenkopplung. Beispielsweise wird beim nichtlinearen Oszillator nach Abschnitt 40.4.5 bei der Frequenz null u ¨ber die Betriebsspannung Energie eingekoppelt“, die von der Oszilla” torschaltung zur Speisung“ der Schwingung mit der Oszillatorfrequenz (ggf. ” auch h¨ ohere Harmonische) genutzt wird. Wie Stratonovich [255] gezeigt hat, gibt es auch in der Nähe von Gleichgewichtspunkten nichtlinearer Netzwerke und Systeme ebenfalls Relationen, die thermische Fluktuationen und Dissipation in Beziehung setzen. Auf der Grundlage dieser Ergebnisse haben Weiss und Mathis [283] [181] eine allgemeine Theorie f¨ ur die Klasse reziproker nichtlinearer Netzwerke mit thermischem Rauschen in der Umgebung von Gleichgewichtspunkten entwickelt, mit der man die Rauschspektren der nichtlinearen Bahnwiderstände einer Vielzahl von Halbleiterbauelementen thermodynamisch und damit alternativ zu den mikroskopischen Bilanzbetrachtungen ableiten konnte; siehe Weiss und Mathis [284]. 37.2.5 Das Wesen der Spannungsquellen - Quellenspannung Das Zustandekommen eines elektrischen Stromes hat zur Voraussetzung, dass in dem Stromkreis Kr¨ afte t¨ atig sind, die den Elektronenstrom, also die elektrische Feldst¨ arke und die Spannung aufrechterhalten. Im Innern der Stromquelle m¨ ussen die Elektronen den Potenzialunterschied zwischen den Klemmen entgegen den elektrischen Feldkr¨ aften durchlaufen. Das Wesen der Stromquellen besteht daher allgemein darin, dass durch Kr¨ afte nichtelektrischer Art Elektrizit¨ atsmengen entgegen den Kr¨ aften des Potenzialunterschiedes in Bewegung gesetzt werden. Es ist dazu ein Arbeitsaufwand erforderlich, z. B. die Aufwendung einer chemischen Energie in den galvanischen Elementen oder die

672


Aufwendung mechanischer Arbeit in den elektrischen Maschinen. Umgekehrt wird von den Elektronen bei der Bewegung im äußeren Stromkreis, also in der Richtung der Feldkr¨ afte, elektrische Energie in nichtelektrische Arbeit umgewandelt, z. B. in W¨ arme. Die elektrischen Feldkräfte vermitteln also den Energietransport zwischen Quelle und Verbraucher. Um eine gewisse Elektrizit¨ atsmenge Q durch einen Stromkreis zu treiben, ist ein bestimmter Arbeitsaufwand W n¨ otig. Die Wirksamkeit der Quelle kann durch das Verh¨ altnis W/Q gekennzeichnet werden. Dieses Verhältnis definiert die Quellenspannung der Quelle: Uq =

W . Q

(37.44)

¨ Wird kein Strom aus der Quelle entnommen, so ergibt sich ein Uberschuss von Elektronen am negativen Pol, ein Mangel am positiven. Durch diese Ladungen wird ein elektrisches Feld erzeugt, dessen Kräfte im Inneren der Quelle die nichtelektrischen Kr¨ afte gerade kompensieren. In diesem Gleichgewicht ist der Potenzialunterschied zwischen den beiden Klemmen der Quelle die Leerlaufspannung.

37.3 Stromleitung in Halbleitern F¨ ur das Verst¨ andnis aller Dioden und Transistoren sind einige Begriffe und Zusammenh¨ ange grundlegend. Sie werden hier so zusammengestellt, dass alles, was nicht unbedingt zum Verst¨ andnis der Grundlagen dient, weggelassen wurde. Die Probleme wurden m¨ oglichst idealisiert dargestellt, auch wenn die technische Ausf¨ uhrung scheinbar andere Wege geht. So erlaubt zum Beispiel das Ideal einer unendlich langen Diffusionszone, den Diffusionsprozess klarer zu beschreiben, als dies in einer technisch wichtigen Diode mit kurzer Baul¨ ange, die zudem f¨ ur hohe Geschwindigkeit mit Goldatomen dotiert ist, m¨ oglich w¨ are. 37.3.1 Siliziumkristall Silizium ist mit großem Abstand der technisch wichtigste Halbleiter. Deshalb werden die wesentlichen Erscheinungen in Silizium beschrieben, die Ergebnisse k¨ onnen dann auf Germanium, Galliumarsenid, Indiumphosphid und andere Halbleiter u ¨bertragen werden. Das Element Silizium steht im periodischen System in der vierten Spalte, ist vierwertig, die chemischen Bindungen u ¨bernehmen die vier Valenzelektronen in der ¨ außersten (M −) Schale. Sie allein m¨ ussen in der Halbleitertechnik beachtet werden, der Kern und die restlichen zehn Elektronen in den inneren K− und L−Schalen können als ein mit vier positiven Elementarladungen geladener Atomrumpf betrachtet werden (Abb. 37.1). Diese vier Valenzelektronen besorgen die Bindung benachbarter Atome

37.3 Stromleitung in Halbleitern

673

Abbildung 37.1. Schematischer Aufbau des Siliziumatoms

im Si-Kristall. Aus Symmetriegr¨ unden ordnen sie sich in Form eines Tetraeders mit Abst¨ anden von 154 pm an. Dieser Abstand von 154 pm kann in ˚ A zu 1, 54 ˚ A angegeben werden; im folgenden wird darauf aber verzichtet. Ein Atom des Tetraeders besetzt einen Eckpunkt, ein Atom bleibt im Inneren, die restlichen drei sitzen in den Fl¨ achenzentren eines W¨ urfels, der Elementarzelle des Si-Kristalls (Abb. 37.2). Dieser W¨ urfel ist der kleinste Kristallbereich, der in allen drei Kristallachsen regelm¨ aßig wiederkehrt. Seine Kantenlänge ist die Gitterkonstante aSi = 543 pm.

Abbildung 37.2. Siliziumkristall

Diamant, also reiner Kohlenstoff C, besitzt ein gleichartig gebautes Gitter mit aC = 356 pm, ebenso Germanium mit aGE = 565 pm. Bei Galliumarsenid GaAs sind die Gitterpl¨ atze abwechselnd mit Ga- und As-Atomen besetzt. Zwei benachbarte Atome sind je u ¨ber ein Elektronenpaar mit entgegengesetztem Spin verbunden, man nennt diese Paarbindung eine homöopolare

674


oder kovalente Bindung, im Gegensatz zur Bindung in Ionenkristallen wie NaCl. Durch Abz¨ ahlen in Abb. 37.2 findet man in einem Elementarkubus acht Atome, die nur zu diesem Kubus geh¨ oren. Das bedeutet eine Dichte nSi der Si-Atome im Kristall von nSi =

8 8 = = 5 · 1022 cm−3 . a3 5, 433 · 10−24 cm3

(37.45)

Das Bild des perfekten Kristalls gilt am absoluten Nullpunkt T0 = −273, 15K, und zwar gleichermaßen f¨ ur Diamant wie auch f¨ ur Silizium und Germanium. Da alle Elektronen im perfekten Kristall gebunden sind, so sind am absoluten Nullpunkt die Halbleiter Si und Ge perfekte Isolatoren wie der Diamant. Verschiebt ein ¨ außeres elektrisches Feld die Elektronenh¨ ulle gegen¨ uber den Kernen, ohne ein Elektron aus der Bindung zu lösen, so ergibt sich f¨ ur den so polarisierten Si-Kristall die relative Dielektrizitätskonstante εSi = 11, 7. 37.3.2 B¨ andermodell Die Elektronen eines Atoms k¨ onnen nur diskrete Energiewerte annehmen. Man nennt sie Energieniveaus, Energiezust¨ ande oder einfach Zustände. Im Kristallgitter sind alle Elektronen miteinander verkoppelt. Dann gilt das Pauli-Prinzip, wonach nur je zwei Elektronen mit entgegengesetztem Spin einen Zustand einnehmen k¨ onnen. Es gibt also in einem Si-Kristall mit 4·5·1022 Valenzelektronen 2 · 5 · 1022 verschiedene Energiezustände, in denen sich die Elektronen befinden. Diese diskreten Zust¨ ande bilden ein Energieband, das Valenzband. Bei tiefen Temperaturen, ideal am absoluten Nullpunkt, sind alle Elektronen wie in Abb. 37.2 angeordnet, die Valenzelektronen haben ihre diskreten Energiewerte im Valenzband. Bei h¨ oheren Temperaturen schwingen die Atomr¨ umpfe um ihre Ruhelagen, Paarbindungen k¨ onnen aufbrechen und Elektronen als freie Leitungselektronen in den Kristall entlassen. Sie besetzen dann neue Zustände im Leitungsband. Dazu ist bei Si die Mindestenergie von 1, 1eV notwendig, das heißt, der unterste Zustand im Leitungsband hat vom obersten Zustand im Valenzband den Bandabstand 1, 1eV . Energieniveaus zwischen dem Valenzband und dem Leitungsband sind nicht erlaubt, es besteht eine verbotene Zone mit der Breite 1, 1eV . Bei Anheben eines Elektrons vom Valenzband ins Leitungsband bleibt im Valenzband ein Loch zur¨ uck, man spricht von der Erzeugung eines Elektron/Loch-Paares mit der Zahl der erzeugten Elektron/Loch-Paare = G(T ). Zeitintervall · Volumen (37.46) Sie h¨ angt von der Kristalltemperatur T ab und ist nat¨ urlich um so größer, je h¨ oher diese ist. Zum Generationsprozess muss es einen gegenläufigen Prozess geben, wenn die Zahl der generierten Elektron/Loch-Paare nicht unbegrenzt ansteigen Generationsrate =


675

soll. Es fallen also auch Elektronen aus dem Leitungsband wieder in freie L¨ ocher des Valenzbandes zur¨ uck, man spricht von der Rekombination eines Elektron/Loch-Paares mit der ebenfalls temperaturabhängigen Zahl rekombinierter Elektron/Loch-Paare = R(T ). Zeitintervall · Volumen (37.47) Die Rekombination eines Elektrons mit einem Loch ist um so wahrscheinlicher, je gr¨ oßer die Zahl n der Elektronen im Leitungsband und je größer die Zahl der L¨ ocher p im Valenzband ist, man kann also mit dem temperaturabhängigen Rekombinationsfaktor r(T ), dessen Einheit [r] = cm3 /s ist, schreiben Rekombinationsrate =

R(T ) = np r(T ).

(37.48)

Generation und Rekombination m¨ ussen im Gleichgewicht sein R(T ) = G(T ).

(37.49)

Man nennt dieses Gleichgewicht in Anlehnung an die Chemie auch Massenwirkungsgesetz. 37.3.3 Eigenleitung Beim geschilderten Generationsprozess ist die Zahl der ins Leitungsband angehobenen Elektronen gleich groß wie die Zahl der im Valenzband frei werdenden L¨ ocher. Es ist n = p = ni = ni (T ) (37.50) und mit den Gl. (37.48), (37.49) np = n2i =

G(T ) . r(T )

(37.51)

In Silizium und bei Raumtemperatur (T = 300K) ist ni = 1, 5 · 1010

1 . cm3

(37.52)

Man nennt diesen f¨ ur den Kristall typischen Wert die Eigenleitungsdichte. Sie ist sehr viel kleiner als die Dichte der Si-Atome im Kristall. Aus Atome cm3 . ni

5 · 1022

(37.53)

ergibt sich, dass nur jedes 3, 3·1012 te Atom eines seiner Elektronen in den Kristall als Leitungselektron entl¨ asst. Diese Leitungselektronen mit der Beweglichoglichen die sehr schwache Eigenleitfähigkeit des Si-Kristalls keit μn erm¨

676


κn = eni μn .

(37.54)

Tats¨ achlich misst man den fast doppelt so großen Wert. Man muss ihn damit erkl¨ aren, dass in das freigewordene Loch im Valenzband ein benachbartes Elektron springt, in das von diesem freigewordene Loch ein drittes und so fort. Die Bewegung dieser Elektronen im Valenzband beschreibt man durch die umgekehrte Bewegung der L¨ ocher, die man als mit einer positiven Elementarladung versehene Ladungen ansehen kann. So entstehen im Halbleiter zwei Leitungsmechanismen: Die Elektronenleitung, von den Elektronen im Leitungsband getragen, und die L¨ ocherleitung, von den Löchern im Valenzband getragen. Obwohl nach dem beschriebenen Vorgang auch die Löcherleitung auf eine nur gehemmte Elektronenbewegung im Valenzband zur¨ uckzuf¨ uhren ist, hilft die Unterscheidung in negativ geladene Elektronen und positiv geladene L¨ ocher sehr bei der Beschreibung aller Leitungsvorgänge in Halbleitern. Die L¨ ocher werden als Defektelektronen bezeichnet. Sehr anschaulich wird der Vorgang der L¨ ocherleitung von Shockley durch die Analogie zu einer Parkgarage dargestellt (Abb. 37.3). Die untere Etage sei zun¨ achst mit f¨ unf Autos voll besetzt, ein Fahren ist nicht möglich, wie auch kein Stromfluss m¨ oglich ist, wenn alle Elektronen fest als Valenzelektronen gebunden sind. Wird nun Wagen 2 auf die obere Etage gehoben, so kann er frei fahren. Dies entspricht der Elektronenleitung mit hoher Beweglichkeit im Leitf¨ ahigkeitsband durch Elektron 2.

Abbildung 37.3. Shockley-Garagenmodell zur Erkl¨ arung der L¨ ocherleitung

Auf der unteren Etage ist eine L¨ ucke entstanden, in die Wagen 3 aufr¨ ucken kann, ebenso Wagen 4, dann Wagen 5. Ebenso können die Elektronen im Valenzband nacheinander ins Loch nachr¨ ucken. Dies l¨ asst sich auch so ausdr¨ ucken, dass das Loch sich entgegengesetzt zu den Elektronen im Valenzband mit kleinerer Beweglichkeit nach rechts bewegt. Dem Vorgang entsprechend ist die Beweglichkeit der Löcher μp immer kleiner als die Beweglichkeit der Elektronen μp . Insgesamt ergibt sich die Eigenleitf¨ ahigkeit zu (37.55) κ = eni (μn + μp ),


677

und entspricht mit μn = 1350cm2 /V s und μp = 480cm2 /V s den gemessenen Werten. Der Eigenleitwert ist eine technisch unerw¨ unschte, aber prinzipiell wichtige Gr¨ oße. Eine Siliziumscheibe habe eine Dicke von d = 0, 5μm und eine Fläche von A = 10μm · 10μm. Es ergibt sich durch Eigenleitung fein Leitwert GSi = eni (μn + μp )

A d

= 1, 6 · 10−19 As · 1, 5 · 1010 = 8, 784 · 10−8

(37.56) 1 cm2 · 200 · 10−4 cm · 1830 3 cm Vs

1 1 = . Ω 11, 4M Ω

Zum Vergleich dazu hat ein gleich großes Kupferscheibchen den Leitwert GCu = κCu

1 A 1 1 = 5, 7 · 107 · 200 · 10−6 m = 11, 4 · 103 = (37.57) d Ωm Ω 88μΩ

37.3.4 St¨ orstellenleitung Leitf¨ ahigkeit im Si-Kristall in technisch gew¨ unschter und nutzbarer Weise wird durch Dotierung mit Fremdatomen erreicht. Diese geben ein Elektron ins Leitf¨ ahigkeitsband ab und heißen deshalb Donatoren; oder sie geben ein Loch ins Valenzband ab, anders ausgedr¨ uckt: Sie ziehen ein Elektron an und heißen deshalb Akzeptoren.

Abbildung 37.4. Einbau eines Phosphor-Donatoratoms in ein Si-Kristallgitter. Es entsteht ein n-Si

Donatoren sind die im periodischen System in der Spalte V stehenden Elemente (Tabelle 37.1) Phosphor, Arsen, Antimon, deren 5. Valenzelektron lose gebunden ist und schon bei kleiner thermischer Anregung in den Kristall

678


als Leitungselektron entlassen wird (Abb. 37.4). Bei Raumtemperatur haben fast alle Donatoren ihr Elektron abgegeben. Dies dr¨ uckt sich im Bändermodell so aus, dass das Donatorniveau knapp (0, 045eV ) unter der Unterkante des Leitf¨ ahigkeitsbandes liegt (Abb. 37.6).

III B Al Ga In

IV C Si Ge

V N P As Sb

Tabelle 37.1. Ausschnitt aus dem periodischen System der Elemente

Abbildung 37.5. Einbau eines Bor-Akzeptoratoms in ein Si-Kristallgitter. Es entsteht ein p-Si

Akzeptoren k¨ onnen deshalb leicht ein Elektron einfangen, anders ausgedr¨ uckt, ein Loch abgeben, weil sie nur drei Valenzelektronen besitzen (Abb. 37.5). Elemente der III. Spalte, also Bor, Aluminium, Gallium, Indium sind Akzeptoren. ¨ an Ein mit ND Donatoren dotierter Kristall hat also einen Uberschuss n = ND frei beweglichen Elektronen und wird kurz n-Si genannt. Seine Eigenleitung ist wegen ni ND sehr viel kleiner als die Störstellenleitung. ¨ an p = NA Ein mit NA Akzeptoren dotierter Kristall hat einen Uberschuss L¨ ochern und wird p-Si genannt. Ein mit 1016 /cm3 Phosphoratomen dotiertes Si-Scheibchen mit einer Dicke von d = 0, 5μm und mit einer Fl¨ ache von A = 10μm·10μm hat einen Leitwert


G = enμn

A n

(37.58)

= 1, 6 · 10−19 As · 1016 cm−3 · 1350 = 0, 043

679

cm2 · 200 · 10−4 cm Vs

1 1 = Ω 23, 1Ω

Durch die St¨ arke der Dotierung ND kann der Leitwert eingestellt werden.

Abbildung 37.6. Lage der St¨ ortstellenniveaus im Bandschema von Si

Man k¨ onnte annehmen, in n-Si g¨ abe es keine Löcher, da bei dem großen ¨ Uberangebot an Elektronen jedes Loch ein Elektron als Rekombinationspartner finden sollte. Dem ist nicht so. In einem n-Kristall gibt es die Majorit¨ atsträgerdichte n der Elektronen, aber auch eine endliche Minorit¨ atstr¨ agerdichte p der Löcher. Man bestimmt sie nach dem Massenwirkungsgesetz: Die Rekombinationsrate R ist nach Gl. (37.48) R(T ) = r(T ) · np (37.59) proportional zur Elektronendichte n und zur Löcherdichte p. Da im zeitlichen Mittel bei einer bestimmten Temperatur T genau so viel Generationsprozesse mit der Rate G(T ) stattfinden m¨ ussen, also R = G sein muss, so muss das Produkt von Elektronen- und L¨ ocherdichte np =

G(T ) r(T )

(37.60)

sein. Mit Gl. (37.51) ergibt sich so die wichtige Aussage np = n2i ,

(37.61)

das Produkt aus Elektronendichte und L¨ ocherdichte ist stets gleich dem Quadrat der Eigenleitungsdichte. Da man Gl. (37.61) auch schreiben kann ni n = , ni p

(37.62)

680


nennt man die Eigenleitungsdichte ni auch Inversionsdichte. Schreibt man Gl. (37.61) n p · =1 ni ni und logarithmiert lg

(37.63)

n p + lg = lg 1 = 0, ni ni

(37.64)

n p = − lg . ni ni

(37.65)

so wird lg

Tr¨ agt man also die Elektronendichte und die Löcherdichte in einem logarith-

Abbildung 37.7. Im logarithmischen Maßstab liegen L¨ ocherdichte und Elektronendichte symmetrisch zur Inversionsdichte (Die Abzisse ist hier bedeutungslos, sie wird sp¨ ater die Ortskoordinate)

mischem Maßstab auf, so wird in dieser Darstellung die Elektronendichte n und die L¨ ocherdichte p symmetrisch zur Inversionsdichte ni sein (Abb. 37.7). 37.3.5 Feldstrom und Diffusionsstrom Wir betrachten nun Stromflussmechanismen in Halbleitern. Dabei kann man zwei Mechanismen unterscheiden, die auf klassischen Grundlagen verständlich sind: der Driftstrom und der Diffusionsstrom. Den unter dem Einfluss eines elektrischen Feldes fließenden Strom nennt man Feldstrom oder Driftstrom. Nach dem Ohmschen Gesetz ist seine Stromdichte in x-Richtung JF eld = κ E.

(37.66)


681

Da die E-Feldst¨ arke

∂ϕ ∂x ist, ist die Feldstromdichte proportional zum Potenzialgradienten ∂ϕ JF eld = κ − . ∂x E = −(gradϕ)x = −

(37.67)

(37.68)

L¨ ocher als positiv geladene Teilchen driften zur Stelle niedrigsten Potenzials, Elektronen als negativ geladene Teilchen driften zur Stelle höchsten Potenzials. Der Feldstrom wird auch Driftstrom genannt. Im Halbleiter ist ein zweiter Leitungsmechanismus entscheidend wichtig: die Diffusion von Ladungstr¨ agern unter dem Einfluss eines Dichtegefälles.

Abbildung 37.8. Diffusion

In Abb. 37.8 ist angenommen, dass ein Halbleiterkristall bei x = 0 durch eine Trennwand in zwei Teile geteilt sei. Der linke Teil sei mit positiven Ladungstr¨ agern, also L¨ ochern, gef¨ ullt, der rechte sei leer. Zum Zeitpunkt t = 0 werde die Trennwand pl¨ otzlich entfernt, die Tr¨ ager werden sich sicher u ¨ber den ganzen Kristall auszubreiten suchen, so dass nach der Zeit t1 und nach der sp¨ ateren Zeit t2 die gezeigten Konzentrationsverteilungen bestehen werden. ¨ Diesen Vorgang nennt man Diffusion. Uber den Querschnitt bei x = 0 fließt dann ein Diffusionsstrom. Die Diffusionsstromdichte JDif f ist proportional zum Dichtegradienten, der Proportionalit¨ atsfaktor wird Diffusionskonstante D genannt.

682


JDif f = +eD

−

∂p ∂x

= +eD(−gradp)x .

(37.69)

Das Minuszeichen besagt, dass positive Teilchen, also Löcher, vom Bereich großer Dichte nach einem Bereich kleiner Dichte, also dem Dichtegefälle folgend, diffundieren. Um einen station¨ aren Diffusionsstrom zu erhalten, m¨ ussen in Erweiterung von Abb. 37.8 stets von links her neue Ladungsträger nachgeliefert werden. Die Diffusionskonstante ist f¨ ur L¨ ocher und Elektronen verschieden. Bei Si ist cm2 , s cm2 Dn = 35 . s

(37.70)

Dp = 12, 5

(37.71)

Der Diffusionsvorgang wird beg¨ unstigt durch eine hohe Temperatur T und durch eine hohe Tr¨ agerbeweglichkeit μ. Allgemein gilt die Einstein-Relation f¨ ur den Zusammenhang der Diffusionskonstanten mit der Beweglichkeit D=μ

kT . e

(37.72)

Beispiel: Durch einen Querschnitt A = 10μm · 10μm fließt ein Diffusionsstrom, weil auf einer L¨ ange von l = 1μm die Löcherdichte von 1017 /cm3 auf allt. Der Diffusionsstrom ist 1016 /cm3 f¨ ∂p Idif f = AJdif f = AeDp − (37.73) ∂x cm2 (1017 − 1016 )cm−3 = = 10−6 cm2 · 1, 6 · 10−19 As · 12, 5 s 10−4 cm = 1, 8mA. Zusammenfassend gesagt gibt es im Halbleiter vier Ströme: Feldstrom der Elektronen ∂ϕ JF eld,n = −enμn − , ∂x Feldstrom der Löcher

JF eld,p = +epμp

∂ϕ − ∂x

(37.74)

,

(37.75)

∂n Jdif f,n = −eDn − , ∂x

(37.76)

Diffusionsstrom der Elektronen


683

Diffusionsstrom der L¨ ocher JF eld,p = +eDp

∂p − ∂x

,

(37.77)

In jedem Querschnitt eines stromf¨ uhrenden Halbleiterkristalls muss selbstverst¨ andlich der Gesamtstrom nach der Kontinuitätsgleichung gleich groß sein. Das bedingt, dass ein Feldstrom von einem Diffusionsstrom u ¨bernommen werden kann und umgekehrt. 37.3.6 Diffusion von Minorit¨ atstr¨ ager Wir wollen nun einen solchen Vorgang, n¨ amlich die Diffusion von Löchern in einen n-leitenden Kristall; es handelt sich dabei offensichtlich um die Diffusion von Minorit¨ atsträgern. Zuerst muss die L¨ ocherdichte bestimmt werden, aus ihr folgt der Strom (Abb. 37.9).

Abbildung 37.9. Diffusion von L¨ ochern in einem n-Kristall. Durch Rekombination mit Elektronen f¨ allt die L¨ ocherdichte p(x) vom linksseitig eingepr¨ agten Randwert p0 exponentiell mit der charakteristischen Diffusionsl¨ ange Lp auf die Gleichgewichtsocherdichte p(x) ergibt sich die Diffusionsstromdichte Jp (x), dichte p∞n ab. Aus der L¨ angige Gemit der Rekombinationsstromdichte Jn (x) ergibt sich die von x unabh¨ samtstromdichte Jp0 = eDp (p0 − p∞n )/Lp

Der Si-Kristall habe den Querschnitt A und sei mit ND = 1016 /cm3 Phosphoratomen homogen dotiert, enth¨ alt also

684


n = ND =

1016 cm3

(37.78)

im Kristall frei bewegliche Elektronen. Die L¨ ocherdichte ergibt sich aus dem Massenwirkungsgesetz Gl. (37.61) zu p∞n =

1 n2i 2, 25 · 1020 = = 2, 25 · 104 3 , 16 3 n∞n 10 cm cm

(37.79)

ist also nicht null, wohl aber sehr klein. Nun werde dieses Gleichgewicht dadurch gestört, dass von außen zwangsweise die L¨ ocherdichte auf einen hohen Wert p0 , z. B. auf p0 = 1012 /cm3 erh¨ oht werde. Die Art, wie dies geschieht, ist zunächst nebensächlich, sie wird ¨ im folgenden Abschnitt erkl¨ art. Uberl¨ asst man den Kristall nach der Einpr¨ agung von p0 sich selbst, so wird diese hohe Löcherdichte durch Rekombination mit den reichlich vorhandenen Elektronen auf den eben berechneten Endwert p∞n abgebaut. Nach welcher Zeitfunktion geschieht dies? Die L¨ ocherdichte nimmt w¨ ahrend des Zeitintervalls dt um dp mit der Rekombinationsrate nach Gl. (37.48) ab dp = r · np dt.

(37.80)

Es gilt also die lineare Differentialgleichung dp + rnp = 0. dt

(37.81)

Der L¨ osungsansatz p0 exp(λt) f¨ uhrt mit λ = −rn =: −1/τp auf p0 λeλt + rnp0 eλt = 0.

(37.82)

Unter Ber¨ ucksichtigung des Anfangswertes p0 und des Endwertes p∞n wird − τtp

p(t) = (p0 − p∞n ) e

+ p∞n .

(37.83)

¨ Der Abbau der Uberschusstr¨ agerdichte geschieht also exponentiell mit der Zeitkonstanten τp := 1/rn. Man nennt sie die L¨ ocherlebensdauer oder – da im n-Kristall die Löcher Minorit¨ atstr¨ ager sind – auch Minorit¨ atstr¨ agerlebensdauer. Sie ist eine wichtige Gr¨ oße. Je gr¨ oßer die Majorit¨ atstr¨ agerdichte n ist, um so weniger lang leben die L¨ ocher im n-Kristall, aber auch um so weniger, je größer die Rekombinationskonstante r ist. Letztere ist von der Temperatur abhängig, aber auch insbesondere davon, ob der Kristall Rekombinationszentren, z. B. Goldatome besitzt, in deren Umgebung eine Elektron/Loch-Rekombination besonders leicht erfolgen kann. In einem reinen Kristall ist die Rekombinationsrate geringer, die Lebensdauer τp ist groß. Wie diffundieren Minorit¨ atstr¨ ager in einem Kristall, wie ist die örtliche Verteilung der Löcherdichte p(x), wenn am Rande des Kristalls die Dichte p0 eingepr¨ agt wird?


685

Abbildung 37.10. Rekombination von L¨ ochern mit Elektronen in einer Kristallscheibe der Dicke x

Man denke sich an der Stelle x eine Scheibe der Dicke Δx aus dem Kristall ausgeschnitten (Abb. 37.10). Am linken Rand der Scheibe strömen Löcher in sie ein. Die zugehörige L¨ ocherdiffusionsstromdichte sei dp Jp (x) = eDp − . (37.84) dx Am rechten Rand der Scheibe tritt der kleinere Löcherdiffusionsstrom aus mit der Dichte (37.85) Jp (x + Δx) = Jp (x) − ΔJp . Ebenso ist die Löcherkonzentration am rechten Rand um dp gefallen, da im Inneren der Scheibe p(x) dp = −rnp(x)dt = − dt (37.86) τp L¨ ocher mit Elektronen rekombinieren; vgl. Gl. (37.48). Diese Löcher haben die Ladung p(x) dt. (37.87) ΔQ = eAΔxdp = −eAΔx τp Sie muss von ΔJp in dt getragen werden, d. h. ΔQ = ΔJp · Adt.

(37.88)

p(x) Δx τp

(37.89)

Beide gleichgesetzt ergibt −ΔJp = e und mit dem Grenz¨ ubergang Δx → 0 dJp p(x) = −e . dx τp Dies ist nach Gl. (37.84) auch

(37.90)

686


dJp d2 p = −eDp 2 . dx dx

(37.91)

So erh¨ alt man nach Gleichsetzen die Dgl. 2. Ordnung τp Dp

d2 p + p = 0. dx2

(37.92)

Der Ansatz p(x) = p0 exp(λx) ergibt die charakteristische Gleichung zweiten Grades (37.93) τp Dp λ2 − 1 = 0 mit den L¨ osungen λ1,2 = ±

1 1 =: ± . L τp Dp p

(37.94)

Damit und mit den Randbedingungen p(x)|x=0 = p0 ,

p(x)|x=∞ = p∞n < ∞.

(37.95)

erh¨ alt man die gesuchte L¨ ocherdichteverteilung − Lxp

p(x) = (p0 − p∞n )e Die Gr¨ oße Lp =

+ p∞n .

Dp τp

(37.96) (37.97)

nennt man die Diffusionsl¨ ange der L¨ ocher im n-Kristall. Lp ist mit der Lebensdauer und der Diffusionskonstanten verkn¨ upft und liegt in den Größenordnungen von 1μm . . . 100μm und τp in einem entsprechend weiten Bereich von 1ns . . . 10μs (Abb. 37.9). Mit der Kenntnis der L¨ ocherdichteverteilung ergibt sich auch der Diffusionsstrom der L¨ ocher nach Gl. (37.84) zu dp Dp − x (p0 − p∞n )e Lp . (37.98) =e Jp (x) = eDp − dx Lp Die Stromdichte am linksseitigen Rand ist Jp0 = eDp

p0 − p∞n Lp

(37.99)

p0 . Lp

(37.100)

oder, wenn p0 p∞n , einfach Jp0 = eDp

Der Randwert der Dichte p0 und die Diffusionslänge Lp bestimmen also die in den Kristall eintretende Stromdichte. Aus Kontinuit¨ atsgr¨ unden muss der Strom mit dieser Dichte Jp0 unabh¨ angig von x durch den Kristall fließen. Das ist nur möglich, wenn die an


687

jeder Stelle bestehende L¨ ocherdiffusionsstromdichte Jp (x) durch den Strom ullt wird (Abb. 37.9). Es gilt der rekombinierenden Elektronen auf Jp0 aufgef¨ also an jeder Stelle: Diffusionsstrom der L¨ ocher und der Rekombinationsstrom der Elektronen ergibt den Gesamtstrom, also Jp (x) + Jn (x) = Jp0 .

(37.101)

Der Diffusionsstrom der Minorit¨ atstr¨ ager am Kristallrand bestimmt also schon vollst¨ andig den Gesamtstrom! 37.3.7 Diffusion von L¨ ochern aus einer p-Zone in eine n-Zone. Diffusionsspannung Der Halbleiterkristall sei f¨ ur x < 0 mit der ortsunabhängigen Akzeptorendichte NA p-dotiert, f¨ ur x > 0 mit der ortsunabhängigen Donatorendichte ¨ ND n-dotiert, bei x = 0 sei ein abrupter Ubergang zwischen der p-Zone und der n-Zone. Betrachtet wird die Dichteverteilung der beweglichen Löcher p(x), (Abb. 37.11).

Abbildung 37.11. Diffusion von L¨ ochern in eine n-Zone. Die logarithmisch aufgetragene L¨ ocherdichteverteilung ist der negativen Potenzialverteilung proportional. Zwischen p- und n-Zone bildet sich die Diffusionsspannung UD aus

688


Jeder Akzeptoren gebe sein Loch ab, weit links in der p-Zone ist also p∞n = NA . Die freien Löcher diffundieren unter ihrem eigenen Dichtegradienten nach rechts in die n-Zone. Dieser Diffusion wirkt eine Feldkraft entgegen, denn jeder Akzeptor, der ein Loch abgegeben hat, stellt eine ortsfeste negative Ladung dar. Diese ortsfesten negativen Ladungen in der p-Zone versuchen, die beweglichen L¨ ocher bei ihrer Wanderung nach rechts zur¨ uckzuhalten. Es wird ein elektrisches Feld aufgebaut, das dem Diffusionsvorgang das Gleichgewicht h¨ alt. Dem Diffusionsstrom nach rechts unter dem Dichtegradienten steht ein Feldstrom nach links unter dem Einfluss des Potenzialgradienten gegen¨ uber JF eld = JDif f usion .

(37.102)

Dieses Gleichgewicht heißt Boltzmann-Gleichgewicht. Der Gesamtstrom an den Enden des nicht kontaktierten Kristalls ist dabei gleich Null. Bemerkung: Die Erdatmosph¨ are steht ebenfalls in einem Boltzmann-Gleichgewicht. So erklärt sich die Anziehung der Lufth¨ ulle durch die Schwerkraft und gleichzeitig die Abnahme der Luftdichte mit der Höhe. Die Luftmolek¨ ule m¨ ochten unter dem Einfluss der Luftdichte in den Weltraum abdiffundieren, sie werden aber durch die Gravitationskraft zur¨ uckgehalten. Im Mittel ergibt sich ein Gleichgewicht. Dr¨ uckt man Feldstrom und Diffusionsstrom mit Hilfe der Gl. (37.75) aus, ¨ so wird am Ubergang dp dϕ = −eDp . (37.103) eμp p dx dx Dies ist eine erste Differentialgleichung f¨ ur die gesuchten Funktionen p(x) und ϕ(x). Da allgemein die Einstein-Relation (37.72) gilt D=μ

kT = μUT , e

(37.104)

kT e

(37.105)

wobei UT die Temperaturspannung UT =

ist, h¨ angen die Beweglichkeit μp und die Diffusionskonstante Dp u ¨ber die Boltzmannkonstante k mit der Temperatur T zusammen. Die Temperaturspannung ist die wichtigste Bezugsgr¨ oße f¨ ur alle Potenziale und Spannungen in der Halbleitertechnik. Bei Raumtemperatur ist UT = 25mV . ¨ Der Ubersichtlichkeit wegen wird hier zunächst nur die Löcherdiffusion von links nach rechts von der p-Zone in die n-Zone behandelt. In Wirklichkeit diffundieren gleichzeitig die freien Elektronen von rechts nach links. An jeder Stelle muss Gl. (37.61), also


n(x) · p(x) = n2i

689

(37.106)

gelten. Das bedeutet, dass f¨ ur x = 0, n(0) = p(0) = ni sein muss. Es bedeutet auch, dass wegen n(x) = ni /p(x) die Elektronenkonzentration im logarithmischen Maßstab symmetrisch zur L¨ ocherkonzentration ist. Die Differentialgleichung f¨ ur die gesuchte Löcherdichte p(x) und das Potenzial ϕ(x) Gl. (37.103) ist separierbar −

dϕ(x) dp(x) . = UT p(x)

(37.107)

Die Integration ergibt 1 − UT −

x

dϕ = 0

0

x

dp p

(37.108)

1 p(x) ϕ(x) = ln p(x) − ln ni = ln UT ni p(x) ϕ(x) = ln , − UT ni

oder auch

−

p(x) = ni e

ϕ(x) UT

.

(37.109) (37.110)

(37.111)

Das Ergebnis ist bemerkenswert: Im Boltzmann-Gleichgewicht ist die negative Potenzialverteilung der logarithmisch aufgetragenen Löcherdichteverteilung proportional (Abb. 37.11). Die sich zwischen den Enden der beiden Kristallzonen einstellende Potenzialdifferenz U21 = ϕ2 − ϕ1 = UD wird Diffusionsspannung UD genannt. Mit p∞n p∞p und − ϕ(x1 ) = UT ln (37.112) −ϕ(x2 ) = UT ln ni ni

wird ϕ2 − ϕ1 = UT

ln

p∞n p∞p − ln ni ni

Es ist also UD = UT ln

= UT ln

p∞p . p∞n

p∞p . p∞n

(37.113)

(37.114)

Mit p∞p = NA und p∞n = n2i /n∞n = n2i /ND lässt sich die Diffusionsspannung noch allgemeiner schreiben UD = UT ln

NA ND . n2i

(37.115)

sie h¨ angt also im wesentlichen von den Dotierungen NA und ND ab (Abb. 37.12) Die n-Zone ist positiv gegen¨ uber der p-Zone! Mit den Zahlenwerten NA = 2 · 1016 (1/cm3 ) und ND = 1016 (1/cm3 ) ergeben sich die Potenziale

690


¨ Abbildung 37.12. Diffusionsspannung beim pn-Ubergang in Abh¨ angigkeit von den Dotierungen

1016 2 · 1016 = 335mV und −ϕ1 = 25mV ln = 353mV 10 1, 5 · 10 1, 5 · 1010 (37.116) und damit die Diffusionsspannung UD = 688mV . Die erste Differentialgleichung (37.103) hat nur die Verwandtschaft der beiden gesuchten Funktionen p(x) und ϕ(x) gezeigt; zur Ermittlung des Verlaufs kann man als zweite die Poisson-Gleichung

ϕ2 = 25mV ln

(x) d2 ϕ =− dx2 ε

(37.117)

ansetzen. Die Raumladung ergibt sich aus den ortsfesten Dichten NA und angigen Dichten der Löcher p(x) und Elektronen ND sowie aus den ortsabh¨ n(x) zu (37.118) (x) = e(p(x) − n(x) + ND − NA ). Mit Gl. (37.111) −

ϕ(x) UT

(37.119)

+

ϕ(x) UT

(37.120)

p(x) = ni e und entsprechend

n(x) = ni e geht Gl. (37.117) u ¨ber in +

d2 ϕ 2eni e = 2 dx ε oder

ϕ(x) UT

−

−e 2

ϕ(x) UT

e − (ND − NA ), ε

(37.121)

ϕ d2 ϕ 2eni e sinh = − (ND − NA ). 2 dx ε UT ε

(37.122)


691

Durch den sinh-Term erlaubt diese Gleichung leider keine einfache Bestimmung der Funktionen p(x) und ϕ(x). Zur Wahrung der Durchsichtigkeit wird deshalb meist, und auch im folgenden, eine Näherung verwendet: Die Schottky-Parabeln¨ aherung. Sie setzt den Potenzialverlauf von Abb. 37.11 aus zwei Parabelb¨ ogen zusammen und erlaubt leicht, Potenzial-, Feldstärke- und Ladungsverteilung im Zusammenhang zu sehen. Dieser Gedankengang wird ¨ bei der Beschreibung des pn-Ubergangs in Abschnitt 39.1 weitergef¨ uhrt. 37.3.8 Thermoeffekt Der Thermoeffekt wird zur direkten Umwandlung von W¨ arme in elektrische Energie und umgekehrt zur K¨ uhlung durch elektrische Energie ben¨ utzt. Werden z. B. an den beiden Enden eines Halbleiterstäbchens Metallkontakte angebracht und wird die eine der beiden Kontaktstellen (1) gegen¨ uber der anderen (2) erw¨ armt, so entsteht zwischen den beiden Metallkontakten eine elektrische Spannung (T. J. Seebeck 1822), die Thermospannung oder Seebeck-Spannung. Sie ist proportional der Differenz der Temperaturen an der warmen Kontaktstelle, Tw , und an der kalten Kontaktstelle, Tk : U0 = α(Tw − Tk ).

(37.123)

Schließt man den Stromkreis zwischen den beiden Elektroden durch einen außeren Stromleiter, so fließt ein Strom I, der durch diese Leerlaufspannung ¨ und den Gesamtwiderstand des Kreises bestimmt ist. In den äußeren Widerstand wird elektrische Leistung geliefert; sie muss durch die zugef¨ uhrte W¨ armeleistung gedeckt werden. Umgekehrt entsteht daher an dem Kontakt 1 ein W¨ armeentzug, die Peltier-W¨ arme, wenn aus einer äußeren Stromquelle Strom in der gleichen Richtung geschickt wird (M. Peltier 1834); an dem Kontakt 2 wird dabei W¨ arme erzeugt. Mit geeigneten Halbleitern, z. B. WismutTellurid, Bi2 T e3 , k¨ onnen Koeffizienten α von einigen Zehntel mV je Kelvin erreicht werden. Bei der Umwandlung von W¨ arme in elektrische Energie fließt durch das St¨ abchen ein W¨ armestrom, der einer Verlustleistung Pv = (Tw − Tk )

λA l

(37.124)

entspricht, wobei A den Querschnitt, l die L¨ ange des Stäbchens, λ die Wärmeleitf¨ ahigkeit bezeichnen. Die maximal entnehmbare elektrische Leistung ist altnis dieser Leistung zur Verlustleistung ist daher proU02 κA/4l. Das Verh¨ oße α2 κ/λ wird als Effektivit¨ at bezeichnet; portional (Tw − Tk )α2 κ/λ. Die Gr¨ es werden Werte der Effektivit¨ at von einigen 10−3 K −1 erreicht. 37.3.9 Photoeffekt In Halbleitern k¨ onnen durch Beleuchtung Tr¨ agerpaare erzeugt werden. Bedingung daf¨ ur ist, das die Energie hf der absorbierten Lichtquanten ausreichend

692


hoch ist. An die Stelle der Austrittsarbeit W0 beim äußeren Photoeffekt“ tritt ” bei dem inneren Photoeffekt“ der Halbleiter der Energieabstand ΔW = eΔU ” zwischen Valenz- und Leitungsband. Die Grenzwellenlänge λg , unterhalb der ¨ durch ein Photon ein Uberschusstr¨ agerpaar gebildet werden kann, beträgt daher hc . (37.125) λg = eΔU Kennt man den Bandabstand eines Halbleitermaterials, so kann man mit dieser Gleichung die entsprechende Wellenl¨ ange mit einem Taschenrechner bestimmen. Die Wellenl¨ angen des sichtbaren Lichtes (0, 35 bis 0, 8μm) reichen ¨ also zur Erzeugung von Uberschusstr¨ agern aus (Photodioden). Umgekehrt können beim Zur¨ uckfallen von Leitungselektronen in das Valenzband (Rekombination) Photonen ausgelöst werden. Entsprechend dem Energiebetrag eΔU wird Licht mit der Wellenlänge λg erzeugt (Elektrolumineszenz, Leuchtdioden).

Abbildung 37.13. Prinzip der Photodiode, ik Kurzschlussstrom bei Beleuchtung mit einem Lichtstrom Φ

¨ Die bei einer Photodiode je Zeiteinheit erzeugte Uberschusstr¨ agerdichte ist proportional dem auftreffenden Lichtstrom Φ. Maßgebend f¨ ur den Proportionalit¨ atskoeffizienten ist die Transparenz des Halbleitermaterials f¨ ur die ¨ betreffende Lichtart und infolge der Rekombination der Uberschusstr¨ ager der ¨ r¨ aumliche Abstand des Erzeugungsortes vom pn-Ubergang. Bei Kurzschluss der Diode fließen die Minorit¨ atstr¨ ager u ¨ber die Potentialschwelle ab. Der dem Lichtstrom Φ proportionale Kurzschlußstrom ik fließt daher in der Diode vom n-Bereich zum p-Bereich, Abb. 37.13. Damit ergibt sich bei beliebiger Schaltung der Diode das Ersatzschaltbild Abb. 37.13. Der Photostrom ik addiert sich zu dem Diodenstrom i. Bei der angegebenen Zählrichtung f¨ ur i1 gilt i1 = i − ik . Die i, u-Kennlinie der Diode verschiebt sich also um den Betrag ik nach unten, Abb. 37.14. In das Diagramm ist die Widerstandsgerade


693

Abbildung 37.14. Kennlinie der Photodiode, i Strom ohne Beleuchtung, P2 Betriebspunkt ohne Vorspannung, P1 Betriebspunkt mit Vorspannung U1

i1 =

U1 − u Rv

(37.126)

f¨ ur den Fall einer negativen Quellenspannung U1 und f¨ ur den Fall U1 = 0 eingetragen. Ihr Schnittpunkt mit der Kennlinie der Photodiode liefert den bei der betreffenden Beleuchtung erzeugten Strom i1 . Im Leerlauf, i1 = 0, stellt sich die zu dem Lichtstrom Φ geh¨ orige Leerlaufspannung U1 ein; sie w¨ achst wegen der Kr¨ ummung der Kennlinie nicht proportional mit Φ. Der altnisse bei quellenfreiem Abschluss der Diode. Schnittpunkt P2 zeigt die Verh¨ In dieser Anordnung werden Photodioden z. B. zur Messung von Lichtstrahlung (auch R¨ ontgen- oder γ-Strahlen) benutzt. Halbleiterphotodioden finden ferner Anwendung zur Erzeugung elektrischer Energie aus dem Sonnenlicht (Solarzellen). Im Punkt P2 wird die Leistung U2 I2 in den Lastwiderstand geliefert.

38 Elektronenr¨ ohren (Internet)

38.1 Die Raumladungsgleichung 38.2 Elektronenemission 38.3 Thermische Elektronenemission 38.4 Photoemission 38.5 Das Raumladungsgesetz bei Elektronenr¨ ohren 38.6 Kennlinien von Hochvakuumtrioden 38.7 Charakteristische Gr¨ oßen von Hochvakuumtrioden 38.8 Raumladung in leitenden Stoffen Anmerkung: Dieser Abschnitt kann aus dem Internet als PDF-File geladen werden; Einzelheiten dazu findet man im Vorwort zu diesem Buch. Die Hinweise auf Abschnitte, Gleichungen und Abbildungen beziehen sich auf den vorliegenden Text. Die Seitennummern entsprechen der Vollversion des Buchmanuskripts, die s¨ amtliche im Internet vorhandenen Unterabschnitten einbezieht und k¨ onnen somit leider nicht mit den Seitennummern der vorliegenden gedruckten Version des Buchmanuskriptes in Zusammenhang gebracht werden.

39 Halbleiterbauelemente

¨ 39.1 Der pn-Ubergang ¨ 39.1.1 Der pn-Ubergang im stromlosen Zustand ¨ Die Funktionsweise des pn-Ubergangs ist fundamental f¨ ur das Verständnis aller Halbleiterbauelemente. Man betrachtet ihn zunächst im stromlosen Zustand (Abb. 39.1). Der Kristall sei an seinen Enden nicht angeschlos¨ ¨ sen, der Gesamtstrom ist gleich Null. Uber den Ubergang diffundieren, wie in Abschnitt 37.3.6 beschrieben, L¨ ocher aus der p-Zone nach rechts in die n-Zone, das dabei entstehende Feld wirkt dagegen, es besteht BoltzmannGleichgewicht JF eld = JDif f . Ebenso diffundieren freie Elektronen aus der n-Zone nach links, sie werden durch die positiven Donatoren zur¨ uckgehalten, auch f¨ ur die Elektronendiffusion besteht Boltzmann-Gleichgewicht. p(x) und n(x) werden nochmals in Abb. 39.1, Teil a gezeigt. Tr¨ agt man die Konzentrationen nicht in logarithmischem, sondern in linearem Maßstab auf (Abb. 39.1, Teil b), so erkennt man, dass in nächster Nähe ¨ des Ubergangs die L¨ ocherdichte wie auch die Elektronendichte um Größenordnungen kleiner ist als im u ¨brigen Kristall. Es entsteht also eine von beweglichen Tr¨ agern entbl¨ oßte Zone, in der nur noch eine verschwindend kleine Leitf¨ ahigkeit m¨ oglich ist. Die ausger¨ aumte Zone wird zur Sperrschicht. In ihr sind nur noch ortsfeste Akzeptoren links und ortsfeste Donatoren rechts, die eine Raumladung (x) nach Abb. 39.1, Teil c bilden = e (ND (x) − NA (x)) .

(39.1)

Außerhalb der Raumladungszone ist der ganze Kristall elektrisch neutral, = 0, links kompensieren die positiven L¨ ocher die negativen Akzeptoren, rechts kompensieren die Elektronen die positiven Donatoren. Insbesondere an den zonenseitigen R¨ andern k¨ onnte man den Einfluss der beweglichen Träger ber¨ ucksichtigen und exakt schreiben

696


= e (ND − NA + p(x) − n(x)) .

(39.2)

man erh¨ alt aber mit der N¨ aherung (39.1) eine ausreichend genaue Darstellung ¨ und die bessere Ubersicht. Die Raumladungszone hat in der p-Zone die Dicke lp , in der n-Zone die Dicke ln und damit die gesamte Dicke l = lp + l n .

(39.3)

Der ganze Kristall muss bei den Diffusionsvorgängen elektrisch neutral bleiben, es muss also die Ladung QA = −eNA Alp auf der p-Seite der Raumladungszone entgegengesetzt gleich groß zur Ladung QD = +eND Aln sein. Das heißt, es muss die Neutralit¨ atsbedingung NA l p = N D l n

(39.4)

gelten. Die Raumladungszone wirkt wie ein Kondensator mit den Ladungen QA und QD . Zur Bestimmung des Feldst¨ arkeverlaufs E(x) betrachtet man den durch die Front einer H¨ ulle austretenden elektrischen Fluss x (x) dx, (39.5) A · εE = A · −lp

der nach dem Gaußschen Satz gleich der eingeschlossenen Ladung sein muss. F¨ ur −lp ≤ x ≤ 0 ergibt sich e 1 x (−e) NA dx = − NA (x + lp ), (39.6) E(x) = ε −lp ε also ein linearer Abfall mit der maximalen Feldstärke bei x = 0 e E(0) = −Emax = − NA lp . ε arke wieder linear F¨ ur 0 ≤ x ≤ lp steigt die Feldst¨ e 1 x e ND dx + E(0) = + ND x + E(0). E(x) = ε 0 ε

(39.7)

(39.8)

Sie erreicht den Wert E = 0 bei x=

E(0) NA = l p = ln . e ND ε ND

(39.9)

Insgesamt ergibt sich der Dreieckverlauf der E-Feldstärke Abb. 39.1, Teil d. Mit der Neutralit¨ atsbedingung (39.4) ist e e Emax = NA lp = ND ln . ε ε

(39.10)

¨ 39.1 Der pn-Ubergang

¨ Abbildung 39.1. pn-Ubergang im stromlosen Zustand

697

698


Aus E = −dϕ/dx ergibt eine weitere Integration den Potenzialverlauf, aus den Geradenst¨ ucken des E-Feldst¨ arkeverlaufs werden Parabelst¨ ucke von ϕ(x), wie sie Abb. 39.1, Teil e zeigt. Zu den Parabelst¨ ucken von ϕ(x) sind die Parabelst¨ ucke von p(x) und n(x) nach Abschnitt 37.3.7 proportional, der ganze Ansatz wird Schottky-Parabeln¨ aherung genannt. Im einzelnen 0

ϕ(0) = ϕ1 −

E(x)dx

(39.11)

Emax x lp

(39.12)

−lp

mit E(x) = −Emax − wird 0 ϕ(0) = ϕ1 + Emax x

−lp

+

Emax 2 0 x 2lp −lp

(39.13)

1 = ϕ1 + Emax lp − Emax lp 2 1 = ϕ1 + Emax lp . 2 Ebenso wird

1 ϕ2 = ϕ(0) + Emax ln 2

(39.14)

also

1 1 Emax (lp + ln ) = Emax l. (39.15) 2 2 Die Differenz ist gleich der Diffusionsspannung, die damit in Beziehung zur maximalen Feldst¨ arke und zur Breite der Raumladungszone tritt ϕ2 − ϕ1 =

UD =

1 Emax l. 2

(39.16)

Die gefundenen Teilergebnisse lassen sich auch noch anders zusammenfassen: Gl. (39.10) ergibt mit (39.16) εEmax 1 εEmax + , UD = Emax 2 eNA eND e NA ND . (39.17) Emax = 2UD ε NA + N D Mit Gl. (39.16) liegt damit auch die Breite der Raumladungszone l= fest.

2UD Emax

(39.18)


699

Interessant ist noch die Gr¨ oße von Feldstrom und Diffusionsstrom im Boltzmann-Gleichgewicht. F¨ allt die L¨ ocherdichte von NA u ¨ber die Distanz l auf p∞n = ND /n2i ≈ 0 ab, so ist der Diffusionsstrom der Löcher Jdif f = eDp

dp NA ≈ eDp . dx l

(39.19)

Er ist mit JDif f = 1081A/cm2 sehr groß, groß gegen alle zu erwartenden Durchlassstr¨ ome! Dieser große Diffusionsstrom hält einem ebenso großen Feldstrom das Boltzmann-Gleichgewicht. Alle beispielhaft verwendeten Zahlenwerte sind in den folgenden Gleichungen zusammengefasst: NA = 2 · 1016

1 , cm

ND = 1 · 1016

1 , cm

(39.20)

1 , (39.21) cm 1 , (39.22) = n2i /NA = 1, 125 · 104 cm = 10 μm, Lp = 5 μm, (39.23) V NA ND , (39.24) = UT ln = 688 mV, Emax = 3, 716 · 104 n2i cm 2UD = = 370 nm, (39.25) Emax 1 2 (39.26) = l = 123 nm, ln = l = 247 nm, 3 3 NA A = 1081 2 , = eDp (39.27) cm l Dp p∞,n Dn n∞,p pA =e + . (39.28) = 150 Lp Ln cm2

p∞,n = n2i /ND = 2, 25 · 104 p∞,p Ln UD l lp JDif f Js

¨ 39.1.2 pn-Ubergang im Durchlassbereich An den Kristall werde jetzt von außen eine positive Spannung U angelegt. Sie f¨ uhrt zu einer neuen erzwungenen Potenzialverteilung ϕ(x) (Abb. 39.2, Teil a). An die Stelle der Diffusionsspannung UD tritt jetzt die Differenz UD − U . Da der zu erwartende Durchlassstrom wesentlich kleiner ist als der Strom im Boltzmann-Gleichgewicht, bleibt dessen Eigenschaft erhalten, dass die Potenzialverteilung proportional zur logarithmisch aufgetragenen Trägerdichte ist. So folgt aus ϕ(x) die L¨ ocherdichte p(x) und die Elektronendichte n(x) in Abb. 39.2, Teil b. Der linke Endwert der L¨ ocherdichte bleibt p∞n = NA unverändert, aber p∞n geht in p0 u ¨ber, wobei jetzt UD − U = UT ln

p∞p , p0

(39.29)

700


¨ Abbildung 39.2. pn-Ubergang im Durchlassbereich mit dem Maßstab in xRichtung im Bereich 0, 1μm

statt wie in Gl. (37.114) UD = UT ln

p∞p p∞n

im stromlosen Fall sein muss. Aus den beiden Gleichungen folgt p∞p p∞p − ln , U = UT ln p∞n p0 p0 , U = UT ln p∞n oder

U U p0 = p∞n e T ,

(39.30)

(39.31)

(39.32)

(39.33)

die eingepr¨ agte Spannung U bestimmt also die Löcherdichte p0 am rechtssei¨ tigen Rand des Ubergangs.


701

Man betrachte den Maßstab in x-Richtung. Die Raumladungszone ist bei Boltzmann-Gleichgewicht nur etwa 0, 2μm breit. Demgegen¨ uber ist die Diffusionsl¨ ange Lp im Bereich von 1μm . . . 100μm. Die Löcherdichte p(x) setzt sich, von p0 ausgehend, nach rechts in den Kristall fort, wie dies bei der Diffusion von L¨ ochern als Minorit¨ atstr¨ ager in eine n-Zone beschrieben wurde, sie klingt exponentiell auf p∞n ab. Dann gilt rechts außerhalb der Raumladungszone f¨ ur die L¨ ocherdichte die Gl. (37.96) p(x) = (p0 − p∞n ) e−x/Lp + p∞n .

(39.34)

Im Maßstab der Diffusionsl¨ ange ergibt sich unter Zusammenfassung der Abb. 39.2 mit Abb. 37.9 die Gesamtdarstellung f¨ ur den gesuchten Verlauf der ¨ L¨ ocherdichte in Abb. 39.3, in welcher der Ubergang in der Raumladungszone aus Maßstabsgr¨ unden abrupt von p∞n auf p0 fällt. Entsprechendes gilt f¨ ur die Elektronendichte.

¨ Abbildung 39.3. pn-Ubergang im Durchlassbereich mit dem Maßstab in xRichtung im Bereich 5μm

Den Abfall der L¨ ocherdichte p0 auf p∞n erkennt man am besten aus der gleichzeitigen logarithmischen Darstellung, die das Streben nach p∞n erkennen l¨ asst, und der linearen Darstellung, die den Exponentialcharakter besser

702


zeigt, in der aber p∞n , weil um Gr¨ oßenordnungen kleiner als p0 , nicht mehr in Erscheinung tritt. F¨ ur die Elektronendichte gilt entsprechend Gl. (39.29) UD − U = UT = ln

n∞n , n0

und man findet, wegen der Gleichheit der Spannungen p∞p n∞n = ln mit n∞n = ND und p∞p = NA , ln n0 p0 ND . n0 = p0 NA

(39.35)

(39.36)

F¨ ur den exponentiellen Abfall von n(x), ausgehend von n0 und asymptotisch n∞p erreichend, ist zu beachten, dass die Diffusionslänge Ln der Elektronen wegen ihrer gr¨ oßeren Diffusionskonstanten Dn größer als Lp ist. Aus Gl. (37.97) ergibt sich bei gleicher Lebensdauer τp = τn Dn Ln = Lp = 1, 7 Lp . (39.37) Dp Ausgestattet mit der Kenntnis der Dichteverteilungen ist es jetzt leicht, die I(U )-Kennlinie zu finden: F¨ ur die Diffusion von L¨ ochern in die n-Zone gilt die in Abb. 37.9 schon gefundene Zuordnung des L¨ ocherdiffusionsstroms Jp (x) zur Dichteverteilung ¨ p(x) der L¨ ocher. Ebenso gilt die in Abb. 37.9 gezeigte Ubernahme von Jp (x) in den dazu komplement¨ aren Rekombinationsstrom der Elektronen Jn (x), so dass sich der Summenstrom nach Gl. (37.101) Jp (x) + Jn (x) = Jp0

(39.38)

ergibt. Dieser ist nach Gl. (37.99) durch den Dichtegradienten gegeben Jp0 = eDp

p0 − p∞n . Lp

(39.39)

F¨ ugt man hierin aus Gl. (39.33) p0 = p∞n exp(U/UT ) ein, so erhält man die gesuchte Abh¨ angigkeit der Stromdichte Jp0 von der eingeprägten Spannung U zu p∞n UU e T −1 . (39.40) Jp0 = eDp Lp Der Strom Jp0 wird nach seinem Eintritt in das linksseitige Kristallende in der p-Zone von den in hoher Zahl vorhandenen L¨ ochern als Majoritätsträgerstrom ¨ (Kurvenst¨ uck 1) an den Ubergang herangetragen, geht als Minoritätsträgerstrom bestimmt durch den Dichtegradienten (Kurvenst¨ uck 2) nach Rekombination in einen am Ende der n-Zone von Elektronen getragenen Majorit¨ atstr¨ agerstrom (Kurvenst¨ uck 3) u ¨ber und verlässt den Kristall am rechten Ende (Abb. 39.4).


703

Abbildung 39.4. Zusammensetzung des gesamten Diodenstromes J aus seinen Anteilen

Genau kontrapolar verh¨ alt sich ein zweiter Strom Jn0 , der von Elektronen als Minorit¨ atstr¨ ager (Kurvenst¨ uck 4) in der p-Zone getragen wird. Auch er wird vom Dichtegradienten Jn0 = eDn bestimmt und ist mit

n0 − n∞p Ln U

n0 = n∞p e UT

(39.41)

(39.42)

von der Spannung abh¨ angig Jn0 = eDn

n∞p UU e T −1 . Ln

(39.43)

Zusammengefaßt ergibt sich die Stromdichte der pn-Diode zu J = Jp0 + Jn0 eDp p∞n eDn n∞p UU + = e T −1 . Lp Ln

(39.44)

Daraus ergibt sich der Strom zu I = AJ mit dem konstanten Strom eDp p∞n eDn n∞p IS := AJS = A + (39.45) Lp Ln

704


f¨ uhrt dann zur wichtigen Kennliniengleichung der pn-Diode U I = IS e UT − 1 .

(39.46)

Die pn-Diode kann in der Schaltungstechnik sehr vielseitig eingesetzt werden. ¨ Einen Uberblick u ¨ber die wichtigsten Schaltungstechniken mit Dioden geben Hinsch [113], Wupper [297], Davidse [57], Horowitz und Hill [117], Tietze und Schenk [261]; die wichtigsten Ideen der Schaltungstechnik werden bei O’Dell [207] geschildert. ¨ 39.1.3 pn-Ubergang im Sperrbereich Polt man die Spannung an der pn-Diode um, so dass der p-Zone ein tieferes Potenzial ϕ1 als im stromlosen Zustand aufgeprägt wird, so wird sich gemäß Abb. 39.2, Teil a der Spannungspfeil umdrehen, die Potenzialschwelle wird gr¨ oßer als die Diffusionsspannung, n¨ amlich UD + U werden. Das BoltzmannGleichgewicht Diffusionsstrom = Feldstrom wird erhalten bleiben, und zur gr¨ oßeren Potenzialschwelle wird ein gr¨ oßerer Dichteunterschied der Träger geh¨ oren, das heißt, es wird p0 < p∞n und n0 < n∞p werden. Da die Voraussetzungen sich durch den Polarisationswechsel von U nicht geändert haben, gilt nach wie vor Gl. (39.33) und Gl. (39.36) p0 = p∞n eU/UT , n0 = p0

ND NA

(39.47)

nur ist eben U < 0, damit eU/UT < 1 und damit p0 < p∞n Ebenso gilt dies f¨ ur n. Die Dichteverteilungen von Abb. 39.3 f¨ ur den Durchlassbereich gehen mit diesen Werten f¨ ur die Randdichten p0 und n0 u ¨ber in die in Abb. 39.5 gezeigten Dichteverteilungen f¨ ur den Sperrbereich. Man erkennt vor allem die schon f¨ ur kleine Sperrspannungen ¨ außerst kleine Dichte frei beweglicher Löcher und ¨ Elektronen in den Diffusionszonen beiderseits des Ubergangs. Ohne frei bewegliche Tr¨ ager ist u ¨ber diese Sperrschicht kein Stromfluss möglich. Der ¨ außerst kleine Reststrom ist schon als Is in der Kennliniengleichung (39.46) enthalten, die ja f¨ ur beliebiges Vorzeichen von U gilt. Als Zahlenwert ergibt sich aus Gl. (39.45) Js = 150pA/cm2 . ¨ 39.1.4 Kapazit¨ at des pn-Uberganges Wie in Abb. 39.1, Teil b und c gezeigt, stehen sich in der Raumladungszone die Ladungen QA und QD gegen¨ uber. Dazwischen liegt f¨ ur alle Diodenspannungen im Sperrbereich die von freien Tr¨ agern ausgeräumte Zone, es bildet sich ein Kondensator mit der Sperrschichtkapazität CSp . Ist die Potenzialstufe im Sperrbereich UD + U , die an die Diode angelegte Spannung also −U , so ist die Dicke l des Kondensatordielektrikums“ nach ” Gl. (39.16) mit UD nach Gl. (37.114)


705

¨ Abbildung 39.5. pn-Ubergang im Sperrbereich. Der Maßstab in der linearen Darstellung ist 104 mal kleiner als in Abb. 39.3!

l= und damit CSp = ε0 εrSi

2(UD + U ) Emax

A AEmax = ε0 εrSi . l 2(UD + U )

Daraus wird mit Emax nach Gl. (39.17) eε0 εrSi NA ND 1 CSp = A ·√ , 2 NA + N D U + UD K , CSp = √ U + UD

(39.48)

(39.49)

(39.50) (39.51)

die Sperrschichtkapazit¨ at einer pn-Diode mit abruptem Störstellen¨ ubergang ist umgekehrt proportional zur Wurzel aus der Diodenspannung (Abb. 39.6). Zahlenbeispiel: Mit NA = 2 · 1016 /cm3 , ND = 1016 /cm3 A = 150μm × 150μm, U = 5V ergibt sich ein Wert von

706


Abbildung 39.6. Typischer Verlauf der Sperrschichtkapazit¨ at CSp u ¨ber der Vorspannung U einer pn-Diode

CSp

2, 25 2 = cm 104

1, 6 · 10−19 As · 8, 854 · 10−12 S · 12 · 2 · 1016 (39.52) 5, 688V Ω · 2 · 3 · 100cm · cm3

= 2, 25 · 10−4 · 9, 98 · 10−9

S = 2, 25pF. Ω

(39.53)

Im Durchlassbereich ist die Diode ebenfalls kapazitiv, da der Umbau der Ladungstr¨ agerkonzentration die Zufuhr, die Speicherung und die Abfuhr von Ladungen erfordert. Die zugeh¨ orige Kapazit¨ at wird Diffusionskapazität CDif f genannt. Die vorl¨ aufige Betrachtung der L¨ ocherkonzentration allein liefert die in Abb. 39.7 dargestellten Zusammenh¨ ange. Die Diode sei zun¨ achst im Arbeitspunkt P0 , die Löcherkonzentration fällt in der n-Zone vom Randwert p0 , der zu U0 gehört, exponentiell mit Lp auf p∞n ab. Der Diodenstrom I0 ist proportional zum Gradienten p0 /Lp . Nun werde der Strom sprungf¨ ormig um î erh¨ oht, der neue Gradient muss sich sprungf¨ ormig einstellen, der neue Randwert der Konzentration (p + Δp), der ˆ geh¨ ort, kann sich erst mit der neuen Konzentrationszur Spannung U0 + u verteilung bilden, das heißt, wenn u ¨ber den Diodenstrom die Ladung ΔQ zugef¨ uhrt worden ist. Diese ist ∞ ∞ − Lxp − Lxp ΔQ = eA (p0 + Δp)e dx − p0 e dx (39.54) 0

0

ΔQ = eAΔpLp .

(39.55)

Zu der sich einstellenden Spannung U0 + u ˆ nach Gl. (39.33) U0 +uˆ U0 Δp = p∞n e UT − e UT U0 u ˆ = p∞n e UT e UT − 1 .

(39.56)

F¨ ur kleine Aussteuerung u ˆ ist eine Reihenentwicklung erlaubt u ˆ

e UT − 1 =

u ˆ + ··· UT

(39.57)


707

Abbildung 39.7. Diffusionskapazit¨ at einer pn-Diode

also ist U0

Δp = p∞n e UT ·

u ˆ UT

(39.58)

und damit eALp p∞n UU0 e T ·u ˆ =: CDif f u ˆ, UT eALp p∞n UU0 = e T. UT

ΔQ = CDif f

(39.59) (39.60)

F¨ ur den Umbau der Elektronenkonzentration gelten dieselben Gedankengänge. Die gesamte Diffusionskapazit¨ at ist dann CDif f =

U0 eA (Lp p∞n + Ln n∞p )e UT . UT

(39.61)

Sie steigt exponentiell mit der Diodenspannung U0 und erreicht deshalb große uheren Zahlenwerten der Diode schon Werte. Bei U0 = 0 ist sie mit den fr¨ CDif f ≈ 400pF . Der Diffusionskapazit¨ at liegt stets der differentielle Leitwert oder Diffusionsleitwert GDif f parallel, der sich aus der Kennliniengleichung (39.46) ergibt. Er steigt mit demselben Exponentialfaktor exp(U/UT ) mit der Diodenspannung. Die Zeitkonstante

708


τ=

CDif f GDif f

(39.62)

angig und gleich der Trägerlebensdauer, ist also vom Arbeitspunkt U0 unabh¨ die sich ergibt, wenn man die Gleichungen (39.45), (39.46), (39.61) und (37.97) in (39.62) einsetzt. Der Umbau der Tr¨ agerkonzentration vom Durchlassbereich (Abb. 39.3) in den Sperrbereich (Abb. 39.5) kann nicht augenblicklich erfolgen. Wird die Diode vom Sperrbereich in den Durchlassbereich geschaltet, so bestimmen die Sperrschichtkapazit¨ at und die Diffusionskapazität wie erwartet den Anstieg von Diodenspannung uD (t) und Diodenstrom iD (t). Man misst diesen Schaltvorgang in einer Anordnung nach Abb. 39.8 Ein u0 und wieder Impulsgenerator gibt eine Spannung ab, die von −ˆ u0 nach +ˆ zur¨ uckspringt. Sein Innenwiderstand R ist viel kleiner als der Diodensperrˆ0 widerstand. Der Diode wird also im Sperrbereich eine Spannung uA = u eingepr¨ agt, im Durchlassbereich wird der Arbeitspunkt B(uB , iB ) erreicht.

Abbildung 39.8. Sperrtr¨ agheit von pn-Dioden

Schaltet man vom Durchlassbereich in den Sperrbereich zur¨ uck, so wird die hohe Tr¨ agerkonzentration (Abb. 39.3) zun¨ achst beibehalten - gespeichert“ ” werden und einen Strom in negativer Richtung ermöglichen. Erst der innere Abbau der Tr¨ agerkonzentration w¨ ahrend der Speicherzeit TSp auf die Konzentration im Sperrbereich (Abb. 39.5) erlaubt es, die Sperrfähigkeit der Diode wieder herzustellen. Der letzte Teil, die R¨ uckflanke der Zeitfunktionen uD (t) und i(t), wird durch die spannungsabh¨ angige Kapazität bestimmt. Der Speichereffekt ist f¨ ur die Schaltgeschwindigkeit von Dioden äußerst unerw¨ unscht. Man schafft deshalb durch Golddiffusion Rekombinationszentren und dr¨ uckt so TSp auf Werte unter 1ns. Andererseits wird der Speichereffekt in Speicherschaltdioden (step recovery diodes) ausgenutzt. Dort wird durch ein besonderes Dotierungsprofil erreicht, so dass nach Ablauf der Speicherzeit uckflanke der Diodenspannung uD (t) entsteht, die dann TSp eine sehr steile R¨

39.2 Der bipolare npn-Transistor

709

f¨ ur die Erzeugung kurzer Impulse genutzt wird. Die Abfallzeit TA1 des Eingangsimpulses darf dann groß sein und die Speicherzeit erreichen TA1 ≤ TSp , die Ausgangsabfallzeit TA2 kann dann viel kleiner TA1 sein (TA2 TA1 ) und Werte bis herab zu etwa TA2 = 20ps werden erreicht.

Abbildung 39.9. Ersatzschaltbild der Diode

Im Ersatzschaltbild der Diode (Abb. 39.9) legen sich die Sperrschichtkapaat CDif f parallel zur trägheitslosen Diode zit¨ at CSp und die Diffusionskapazit¨ mit der Exponentialkennlinie. In Serie muss – nur bei großen Strömen – der endliche Zuleitungswiderstand RB u ¨ber die Bahngebiete, d.h., die p-Zone und ¨ die n-Zone bis zum pn-Ubergang eingef¨ ugt werden. Die u ¨ber das Wurzelgesetz (39.51) nur wenig von der Diodenspannung abh¨ angige Sperrschichtkapazit¨ at CSp bestimmt das dynamische Verhalten im Sperrbereich u < 0. Sobald die Spannung u > 0 wird, wächst parallel zum Durchlassstrom die Diffusionskapazit¨ at CDif f ebenfalls exponentiell mit der Spannung an und wird im Durchlassbereich allein bestimmend.

39.2 Der bipolare npn-Transistor Die Elektronenr¨ ohre war seit den ersten praktischen Anwendungen in Verst¨ arker- und Oszillatorschaltungen um 1912 u ¨ber viele Jahrzehnte das einzige universelle aktive Bauelement in der elektronischen Schaltungstechnik. Nachteilig waren jedoch die begrenzten M¨ oglichkeiten zur Verringerung des Bauvolumens und die Notwendigkeit einer geheizten Kathode. Trotz erster Ideen in Richtung halbleiterbasierter aktiver Bauelemente in den 1920er Jahren gelang es Bardeen und Brattain erst im Jahre 1947 mit den sogenannten Spitzentransistoren erste funktionsf¨ ahige Bauelemente dieser Art herzustellen. Sie erwiesen sich jedoch als zu instabil, so dass erst der von Shockley erfundene Bipolartransistor den entscheidenden Durchbruch brachte. Eine hervorragende Darstellung der historischen Entwicklung des Transistors bis hin zu den fr¨ uhen integrierten Schaltungen findet man bei Hillmer [112]. Im folgenden soll der bipolare npn-Transistor n¨ aher diskutiert werden. In einem Si-Kristall sind die drei Zonen wie in Abb. 39.10 angeordnet ¨ und so beschaltet, dass der linke np-Ubergang in Durchlassrichtung arbeitet,

710


¨ der rechte pn-Ubergang in Sperrrichtung. Die linke n-Zone heißt Emitter, die mittlere p-Zone Basis, die rechte n-Zone heißt Kollektor. Die Wirkungsweise wird wesentlich vom Verhalten der Elektronen als Minoritätsträger in der mittleren Basiszone bestimmt. ¨ Der rechte pn-Ubergang, die Kollektordiode, ist im Sperrbereich. Elektronen, die in ihre von frei beweglichen Tr¨ agern entblößte Raumladungszone (Abb. 39.1, Teil b) aus der Basis einfließen, werden sofort abgesaugt. Am Rande des Kollektors ist die Elektronendichte fast null, der Elektronendiffusionsstrom u ¨ber den Kollektorrand ist von der Spannung UCB so lange unabhängig, solange die ausger¨ aumte Zone von Abb. 39.1, Teil b existiert, dies ist aber f¨ ur UCB ≥ 0 immer der Fall.

Abbildung 39.10. Beschaltung eines bipolaren npn-Transistors. Dichte n(x) der Elektronen als Minorit¨ atstr¨ ager in der Basis. Diffusionsdreiecks.

¨ Der linke np-Ubergang, die Emitterdiode, f¨ uhrt einen Strom in die Basis, der, wie aus Abb. 39.3 und Abb. 39.4 bekannt, aus einem Löcherstrom und einem Elektronenstrom besteht. Der Anteil des Elektronendiffusionsstroms kann jedoch durch hohe Donatorenkonzentration des Emitters sehr groß gemacht werden, so dass in der Basis der bekannte Vorgang der Minoritätsträgerdiffusion von Elektronen vorliegt. Der eintretende Elektronenstrom ist proportional zum linksseitigen Gradienten der Elektronendichte n(x) dn (39.63) IE = eDn A . dx E W¨ are der Kollektor sehr weit vom Emitter entfernt, so w¨ urde die Elektronendichte n(x), durch Rekombinationsprozesse bedingt, exponentiell mit der Diffusionsl¨ ange Ln abnehmen. Die Basisdicke W wird nun aber so klein W Ln


711

gew¨ ahlt, dass fast alle Elektronen den Kollektor erreichen. Lediglich ein kleiner Teil rekombiniert mit L¨ ochern, die durch den Basisstrom IB herangetragen werden. Am Kollektorrand bestimmt dann ein etwas kleinerer Dichtegradient den Kollektorstrom dn (39.64) IC = eDn A . dx C Da die Kurve n(x) nur wenig durchh¨ angt, spricht man auch vom Diffusions” dreieck“. F¨ ur die drei Anschl¨ usse des Transistors muss die Kirchhoffsche Knotenregel erf¨ ullt sein, der Basisstrom muss also immer die Differenz IB = IE − IC

(39.65)

von Emitter- und Kollektorstrom sein. Bei kleiner Rekombination in der Basis ist der Kollektorstrom fast gleich dem Emitterstrom (39.66) IC = α0 IE mit einem typischen Wert von α0 = 0, 99.

(39.67)

arkungsfaktor in der Basisschaltung“. Die Basis Man nennt α0 den Stromverst¨ ” ist dabei gemeinsame Elektrode f¨ ur Eingang und Ausgang. Alle beschriebenen Eigenschaften des Transistors kommen in seiner Ersatz¨ schaltung zum Ausdruck, die in Abb. 40.2 angegeben wird. Die pn-Uberg¨ ange werden durch die Emitterbasis-Diode, welche normalerweise im Durchlassbereich betrieben wird, und die Kollektordiode, welche normalerweise gesperrt ist, beschrieben. Ihre Kennlinien bestimmen auch die Transistorkennlinien. Lediglich die Unabh¨ angigkeit des Kollektorstromes von der Kollektorspannung muss durch eine Stromquelle zus¨ atzlich in der Ersatzschaltung ber¨ ucksichtigt werden. Wird diese Ersatzschaltung einmal als richtig erkannt, so kann mit den Mitteln des Schaltungsentwurfs und insbesondere des Feedback-Prinzips (siehe auch Abschnitt 40.4) jede andere Grundschaltung erzeugen, wie dies bei z. B. bei Davidse ([57], S. 118) geschieht. 39.2.1 Der Aufbau 39.2.2 Die Ersatzschaltung Erregt man den bipolaren Transistor in Basisschaltung gemäß Abb. 39.11 am Emitter durch einen eingepr¨ agten Stromsprung, so wird damit am Emitter der Gradient der Elektronendichte in der Basis ebenfalls sprungförmig eingeprägt. Die endg¨ ultige, in Abb. 39.10 gezeigte Tr¨ agerdichte kann sich erst im Laufe der Zeit nach Auff¨ ullung der Basis mit Elektronen einstellen. Erst nach Ablauf dieses Diffusionsprozesses kann auch am Kollektor der Gradient dn/dx|C

712


entstehen, der zum Kollektorstrom îC = α0îE gehört. Der Aufbau des Gradienten und der Aufbau des Kollektorstromes ergibt sich im Experiment, wie in Abb. 39.11 dargestellt. Man hat sich dann den Aufbau der Elektronenverteilung in der Basis so vorzustellen, wie dies f¨ ur die Zeiten t1 , t2 , t3 bis t∞ gezeigt ist. Erst nach t∞ hat sich das Diffusionsdreieck voll ausgebildet.

Abbildung 39.11. npn-Transistor. Aufbau der Basisladung beim Schaltvorgang

Da f¨ ur den ganzen Transistor die Kirchhoffsche Knotenregel in jedem Zeitpunkt t erf¨ ullt sein muss, muss stets als Differenz der Basisstrom iB (t) = iE (t) − iC (t)

(39.68)

fließen. Die zugeh¨ orige Basisemitterspannung uBE (t) hat den gezeigten Verlauf und berechtigt zur Beschreibung des gesamten Diffusionsvorganges durch eine RC-Schaltung. Sucht man eine zur Diffusionsgleichung analoge Ersatzschaltung, so wird man auf einen RC-Kettenleiter gef¨ uhrt. Man erkennt aber aus Abb. 39.11, dass schon eine Exponentialfunktion n¨ aherungsweise sehr gut die Vorgänge


713

wiedergibt und dass der kompliziertere Kettenleiter durch ein einfaches RCGlied ersetzt werden kann. Dieses ist in der nur den Aufbau der Tr¨ agerkonzentration beschreibenden Ersatzschaltung Abb. 39.12 geschehen.

Abbildung 39.12. Ersatzschaltbild f¨ ur den Tr¨ agertransport in der Basis eines npnTransistors. a Ausgangsschaltung; b Gleichstromfall; c Schaltvorgang; d Wechselstromfall

¨ Die Diffusionskapazit¨ at CD ergibt sich aus folgender Uberlegung: Die Ladung QB in der Basis folgt aus dem Diffusionsdreieck zu QB =

Awen0 . 2

(39.69)

F¨ uhrt man entsprechend Gl. (39.33) f¨ ur n0 = n∞n e

UEB UT

(39.70)

ein, so kann man die Diffusionskapazit¨ at aus Ladung und Spannung bestimmen dQB Awen∞n UUEB 1 Awen0 CD = = e T = . (39.71) dUEB 2UT 2 UT

714


Andererseits ist der Emitterstrom proportional zum Dichtegradienten der Elektronen dn (39.72) IE = −AeDn , dx im Diffusionsdreieck ist dabei dn n0 =− , dx w

(39.73)

also

n0 . (39.74) w Damit l¨ asst sich die Diffusionskapazit¨ at CD sehr leicht zum Emitterstrom in Beziehung setzen w2 IE , (39.75) CD = 2Dn UT IE = AeDn

wobei

IE 1 =: GDif f = UT RE

(39.76)

der differentielle Widerstand der statischen Kennlinie der Emitterbasisdiode ergibt. Man kann damit die Zeitkonstante f¨ ur den Aufbau der Trägerkonzentration auf die Parameter der Kennlinie, die Basisschichtdicke w und die Diffusionskonstante Dn zur¨ uckf¨ uhren τα =

w2 = RE CD . 2Dn

(39.77)

Eine m¨ oglichst kleine Einschaltzeitkonstante τα des Transistors erfordert, da außerst d¨ unne Basis, und sie erfordert eine sie zu w2 proportional ist, eine ¨ m¨ oglichst große Diffusionskonstante, d. h., eine möglichst große Beweglichkeit μn der Elektronen. Die Diffusionskapazit¨ at CD der Emitter/Basis-Diode ist viel kleiner als CDif f einer normalen Diode, da die Basisdicke w L viel kleiner als die Diffusionsl¨ ange sein muss, sonst w¨ are ja wegen der Rekombination von Elektronen mit L¨ ochern keine Stromverst¨ arkung α = 0, 99 in der Nähe von Eins m¨ oglich. Zur Aufstellung des Ersatzschaltbildes der Basisschaltung geht man gemäß Abb. 39.12, Teil a von der schon fr¨ uher bekannten Ersatzschaltung mit Dioden und Stromquellen nach Abb. 40.2 aus. Man ersetzt später alle Trägheiten der Dioden durch ihre Ersatzschaltungen (Abb. 39.9) und betrachtet zunächst ¨ nur die Ersatzschaltung f¨ ur den Transportvorgang allein, um die Ubersicht zu wahren. In Abb. 39.12, Teil c muss zwischen Emitter und Basis das RC-Glied ugt werden. Es bewirkt den auf den Emitterstromsprung folCD , RE eingef¨ genden exponentiellen Anstieg der Basis-Emitterspannung uBE (t)


715

t uBE (t) = REîE 1 − e− τα .

(39.78)

Die Stromquelle im Kollektorkreis muss nach Abb. 39.11 den exponentiell ansteigenden Strom t iC (t) = α0îE 1 − e− τα (39.79) f¨ uhren. Im Rahmen der Beschreibung des Diffusionsvorganges durch ein RC-Glied l¨ asst sich dann auch iC (t) = S · uBE (t) (39.80) schreiben, mit der Steilheit S := α0 GDif f =

α0 . RE

(39.81)

Der Basisstrom iB (t) ergibt sich richtig als die in Abb. 39.11 dargestellte Exponentialfunktion. Man beachte, dass der Basisstrom im ersten Augenblick nach dem Einschalten die volle Gr¨ oße des Emitterstromes besitzt und dass erst nach unendlich langer Zeit sein kleiner Endwert iB∞ = (1 − α0 )îE erreicht wird. Mit Kenntnis des Schaltverhaltens des RC-Gliedes ergibt sich ganz zwanglos sein Wechselstromverhalten, wobei die Str¨ ome und Spannungen sowie ggf. die Parameter ohne gesonderte Bezeichnung komplexe Größen sind. Insbesondere wird auch die Stromverst¨ arkung α, jetzt komplex und frequenzabhängig, Abb. 39.12, Teil d. Bei eingepr¨ agtem Emitterwechselstrom IE ist der zugehörige Kollektorstrom IC IC = αIE =

α0 α0 IE = IE 1 + jωτα 1 + j ωωα

mit ωα =

1 . τα

(39.82)

(39.83)

Durch diese Beziehung muss die Gleichstrombeziehung Gl. (40.4) ersetzt werden. Die komplexe Stromverst¨ arkung l¨ auft u ¨ber der Frequenz auf einem Halbkreis als Ortskurve, wie Abb. 39.14 zeigt. Auch hier ist die Abweichung der N¨ aherung vom Experiment sehr gering. Die zugehörige komplexe Emitterspannung UBE folgt einer ¨ ahnlichen Ortskurve gemäß UBE =

RE IE . 1 + j ωωα

(39.84)

Durch Umzeichnen der Abb. 39.12, Teil d erh¨ alt man das Wechselstromersatzschaltbild f¨ ur die Emitterschaltung Abb. 39.13, Teil a. Aus der Kirchhoffschen Knotenregel folgt direkt IE = IB + IC (39.85)

716


Abbildung 39.13. Wechselstrom-Ersatzschaltbild f¨ ur den npn-Transistor in Emitterschaltung

und daraus IC = =

α0 (IB + IC ) 1 + j ωωα 1

α0 1+j ωωα α0 − 1+j ω ωα

IB .

(39.86) (39.87)

Den Stromverstärkungsfaktor β := α/(1 − α) f¨ uhrt man in Anlehnung an Gl.

Abbildung 39.14. Ortskurven der komplexen Stromverst¨ arkung

(40.14) auch in der Emitterschaltung ein, der jetzt komplex wird


IC = βIB , β=

(39.88) α0

1 + j ωωα − α0 α0 1 = , ω 1 − α0 1 + j ωα (1−α 0)

= β0

717

(39.89)

1 1 + j ωωα

ωβ = (1 − α0 )ωα .

(39.90)

Die Stromverst¨ arkung β der Emitterschaltung legt nahe, das Ersatzschaltbild so umzuzeichnen, dass an seinem Ausgang die gesteuerte Stromquelle βIB entsteht, Abb. 39.13, Teil b. Dabei wird aus 1 UBE = IE (39.91) GE + jωCD durch Erweiterung mit (1 − α0 ) und IB = (1 − α0 )IE , UBE

(39.92)

1 IB . = GE (1 − α0 ) + jωCD (1 − α0 )

(39.93)

Damit ist der Eingangswiderstand in der Emitterschaltung um den Fakoßer als in der Basisschaltung, und die Eingangskapazität tor 1/(1 − α0 ) gr¨ hat den viel kleineren Wert CD (1 − α0 ). Die Emitterschaltung hat also die arkung und die um etwa denselben Faktor größere β0 = 100fache Stromverst¨ Eingangsimpedanz als die Basisschaltung. Diese Vorteile m¨ ussen damit erkauft werden, dass der Frequenzgang der Stromverst¨ arkung gemäß der in Abb. 39.14 dargestellten Ortskurve verl¨ auft. Sie ist zwar ebenfalls ein Kreis, hat aber die um den Faktor (1 − α0 ) kleinere Grenzfrequenz. Aus Abb. 39.13 gewinnt man leicht durch einfaches Umzeichnen die Ersatzschaltung des Emitterfolgers, der Kollektorschaltung Abb. 39.15. Man erkennt, dass der Ausgangsstrom IE im wesentlichen durch die Stromquelle β·IB getragen wird. Nimmt man den steuernden Basisstrom IB hinzu, so wird die Stromverst¨ arkung γ in Kollektorschaltung γ=

1 , 1−α

(39.94)

sie ist also wie die der Emitterschaltung groß. Groß ist ebenfalls die Eingangsimpedanz, die sich mit der Lastimpedanz aus Abb. 39.15 bestimmen l¨ asst. Die dort enthaltene Spannungsquelle UBatt hat in dem WechselstromErsatzschaltbild keine Bedeutung und ist nur eingef¨ ugt, um die Masse 0 zu motivieren. F¨ ugt man den beschriebenen Ersatzschaltbildern f¨ ur den Stromtransport des inneren Transistors noch die Diodenkapazitäten und den Basisbahnwiderstand hinzu, so erh¨ alt man die Gesamtersatzbilder des bipolaren Transistors

718


Abbildung 39.15. Wechselstrom-Ersatzschaltbild f¨ ur den npn-Transistor in Kollektorschaltung. Emitterfolger

in seinen Grundschaltungen. Der beschriebene Weg bringt die wesentlichen Effekte in einen geordneten Zusammenhang. F¨ ur die Ber¨ ucksichtigung aller Details verwendet man Computerprogramme wie SPICE und andere; weitere Einzelheiten u ¨ber Schaltkreissimulatoren finden man z. B. in Vladimirescu [274], Kielkowski [133], Heinemann [103], Attia [11], Rashid [225].

39.3 Der MOSFET Der Feldeffekttransistor ist aus dem Bem¨ uhen entstanden, den Widerstandswert eines Ohmschen Widerstandes dadurch zu steuern, dass man durch Anlegen einer negativ geladenen Metallelektrode Elektronen aus dem Kanal abst¨ oßt und dadurch die Leitf¨ ahigkeit verringert (Depletion-Mode), oder umgekehrt, dass man durch Anlegen einer positiven Spannung an die Steuerelektrode Elektronen heranzieht, um die Leitf¨ ahigkeit des stromf¨ uhrenden Kanals zu vergr¨ oßern (Enhancement-Mode). Der heute u bliche Feldeffekttransistor ¨ ist entsprechend Abb. 39.16 planar aufgebaut. Eine wenig p-dotierte Siliziumscheibe enth¨ alt zwei stark n-dotierte Kontakte, die als Kathode = Source und als Anode = Drain des zu steuernden Widerstandes dienen. Auf der Halbleiteroberfl¨ ache ist eine etwa 0, 1μm dicke Oxidschicht SiO2 aufgewachsen, die die metallische Steuerelektrode, das Gate, tr¨ agt. Zwischen Source und Drain besteht ein hoher ohmscher Widerstand, der durch die flache Ohmgerade“ ID (UGS ) (Abb. 39.16) beschrieben wird. Legt ” man nun an die Steuerelektrode die positive Spannung UGS an, dann werden durch Influenzwirkung freie Elektronen aus dem Halbleitermaterial an die Oberfl¨ ache gezogen und erh¨ ohen dadurch die Leitfähigkeit. Man kann also eruhrende warten, dass eine steile ID (UGS )-Gerade entsteht und dass der stromf¨ n-Kanal von einer kleinen Leitf¨ ahigkeit auf eine große Leitfähigkeit durch die Gatespannung umgesteuert werden kann. Dies ist auch gleichzeitig der Ansatz, den Feldeffekttransistor als gesteuerten Schalter verwenden zu können.

39.3 Der MOSFET

719

Abbildung 39.16. Aufbau des MOS-Feld-Effekt-Transistors MOSFET. Durch die Gatespannung UGS gesteuerten Widerstand

Leider kann man den Feldeffekttransistor nur in nächster Nähe des Nullpunktes auf diese einfachste Weise beschreiben. Sobald nämlich ein Strom angs des Kanals D − S zur Folge, ID fließt, hat er einen Spannungsabfall l¨ und man sieht sofort, dass sich die in Abb. 39.17, Teil a gezeichnete prinzipielle Potenzial- und Spannungsverteilung einstellen muss. Die metallische ¨ Gateelektrode bleibt Aquipotenzialfl¨ ache. Das Potenzial an der Halbleiteroberfl¨ ache steigt von der Source-Elektrode bis zur Drain-Elektrode an, d. h. aber, dass zwischen Gate und Kanal am Source-seitigen Rand eine große Spannungsdifferenz und damit eine große Influenzwirkung entsteht, während am Drain-seitigen Rand die Spannungsdifferenz u ¨ber dem Oxid zu Null geworden ist und dadurch auch am Drain-seitigen Rand keine Elektronen aus dem Kristall an die Oberfläche durch Influenzwirkung gezogen werden können. Welche Abh¨ angigkeit des Drainstromes ID (UDS ) von der Drainspannung ist unter diesen Verh¨ altnissen bei festgehaltener Gatespannung UGS zu erwarten? Zur Bestimmung dieser Transistorkennlinie setzt man gemäß Abb. 39.17, Teil b die Feldgrößen an und bestimmt insbesondere an der Oberfläche am Abstand x von der Source-Elektrode das Potenzial ϕ(x), die Feldstärke E und die Feldst¨ arke D. Auf der L¨ ange dx wird an der Halbleiteroberfläche die Ladung dQ f¨ ur den leitenden Kanal bereitgestellt. Sie ist proportional zu dem dort herrschenden D-Feld (39.95) dQ = Dy W dx. Die D-Feldst¨ arke ist im SiO2 gleich groß wie im Silizium DyOx = DySi = Dy ,

(39.96)

DyOx = ε0 εrOx EyOx

(39.97)

also muss sie sich aus ergeben, d. h. aufgrund des Potenzialgef¨ alles im Oxid gilt

Damit wird

dϕ 1 = (ϕG − ϕ(x)) , dx d 1 = ε0 εrOx (ϕG − ϕ(x)) . d

EyOx =

(39.98)

DyOx

(39.99)

720


Abbildung 39.17. a Prinzipielle Potenzial- und Spannungsverteilung; b Ansatz Feldgr¨ oßen

W dx. (39.100) d Die Konstanten lassen sich zur statischen Kapazität CG zwischen Gate und Halbleiter zusammenfassen WL . (39.101) CG = ε0 εrOx d Ist das Potenzial der Sourceelektrode Bezugspunkt ϕS = 0, so wird dQ = ε0 εrOx (ϕG − ϕ(x))

UGS = ϕG − ϕS = ϕG ,

(39.102)

und es l¨ asst sich schreiben dQ 1 = CG (UGS − ϕ(x)). (39.103) dx L Der Drainstrom h¨ angt ab von der zu transportierenden Ladung, deren Beweglichkeit μ und deren Geschwindigkeit v=

dϕ dx = −μ , dt dx

(39.104)

somit ist dQ dx dQ =− dt dx dt μ dϕ = CG (UGS − ϕ(x)) . L dx

ID = −

(39.105)

39.3 Der MOSFET

Zur Integration separiert man x=L dx = μCG UGS LID x=0

ϕ=UDS

dϕ − μCG

ϕ=0

721

ϕ=UDS

ϕdϕ

(39.106)

ϕ=0

und man erh¨ alt

1 2 LID L = μCG UGS UDS − μCG UDS 2 Die Kennliniengleichung μCG 1 2 ID (UGS , UDS ) = UGS UDS − UDS . L2 2

(39.107)

(39.108)

Die Kennlinie ID (UGS , UDS ) mit Parameter UGS sind Parabeln durch den Ursprung. Ihre Anfangstangenten entsprechen der Primitivvorstellung von der Steuerung eines Ohmschen Widerstandes. Die Parabeln erreichen ihre Scheitel auf einer Ortskurve, f¨ ur die gelten muss μCG dID = (UGS − UDS ) = 0, (39.109) dUDS L2 UGS

die Scheitelortskurve gen¨ ugt also ID (UDS ) =

μCG 2 U . 2L2 DS

(39.110)

Im Parabelscheitel ist stets UDS = UGS . Das bedeutet, dass bei dieser Spannung die Influenzwirkung am kollektorseitigen Rand aufhört. Man bezeichnet die Ortskurve f¨ ur die Scheitelpunkte deshalb auch als Abschn¨ urparabel (siehe Abb. 39.17, Teil a). F¨ ur Drainspannungen, die größer sind als die Abschn¨ urparabel, gilt ein neuer Mechanismus f¨ ur den Stromtransport. Der Strom bleibt konstant auf dem Wert des Parabelscheitels, auch wenn die Drainpannung erh¨ oht wird. Es tritt der gleiche Effekt ein wie am Kollektorrand des bipolaren Transistors: Die positiv gegen¨ uber dem Siliziumkörper vorgespannte Drainelektrode umgibt sich mit einer von Trägern weitgehend ¨ entbl¨ oßten Sperrschicht. In diesen stromlosen pn-Ubergang werden Elektronen aus dem n-Kanal injiziert und von der positiven Drainelektrode als Kollektor angezogen und aufgenommen (Abb. 39.19). Der Strom behält seinen Wert bei, den er im Abschn¨ urpunkt hatte, unabh¨ angig von der Höhe der Drainspannung. Dies entspricht dem Bild eines Wasserstromes, der u ¨ber die Krone eines Staudammes fließt und dessen Gr¨ oße v¨ ollig unabhängig von der Tiefe ist, in der die Talsohle unter der Dammkrone liegt (siehe Abb. 40.1). ¨ Der pn-Ubergang setzt sich unter dem ganzen Transistor bis zur Sourceelektrode fort, wenn das Siliziumsubstrat negativ vorgespannt wird. Auf diese Weise ist gleichzeitig der gesamte Transistor vom Substrat isoliert. Bei einer bestimmten Drainspannung UDS ist der Drainstrom eine Funktion der GateSource-Spannung (Abb. 39.18). Man k¨ onnte erwarten, dass der Drainstrom

722


Abbildung 39.18. Kennlinien des Feldeffekttransistors. O Ohmscher Bereich; P Parabel-Bereich; S S¨ attigungs-Bereich

aus dem Ursprung heraus ansteigt. Dies ist nicht der Fall, vielmehr muss die Gatespannung erst eine Schwellenspannung UT H u ¨berwinden, ehe der Drainstrom zu fließen beginnt. Der Grund daf¨ ur sind nicht zu beseitigende Ionen im Oxid und an der Halbleiteroberfl¨ ache. Der Einfluss ihrer festen Ladung muss erst von der Gatespannung u ¨berwunden werden. Die Steilheit der ID (UGS )Kennlinie erreicht beim normalen Feldeffekttransistor nur etwa S = 1mA/V , ist also deutlich kleiner als beim bipolaren Transistor.

¨ Abbildung 39.19. pn-Ubergang in Sperrrichtung zwischen n-Kanal und p-SiK¨ orper

Die ID (UDS , UGS )-Kennlinien des Feldeffekttransistors gleichen den Ausgangskennlinien des bipolaren Transistors. Der Eingangsstrom des Feldeffekttransistors ist statisch gleich Null, sein Eingangswiderstand ist im Gegensatz zum bipolaren Transistor unendlich groß. Selbstverständlich m¨ ussen bei allen Schaltvorg¨ angen und im Wechselstrombetrieb die Kapazitäten ber¨ ucksichtigt werden.

40 Schaltungen und Netzwerke

40.1 Grundbegriffe der Schaltungstechnik Eine detaillierte Kenntnis der inneren Vorg¨ ange in Halbleiterbauelementen wie dem Bipolartransistor oder dem Feldeffekttransistor, wie wir sie in Abschnitt 39 behandelt haben, ist f¨ ur seinen Einsatz in Schaltungen oft ebenso wenig notwendig wie die detaillierte Kenntnis der Stromtransportvorgänge im Ohmschen Widerstand. Wichtig sind die Abhängigkeiten von Spannungen und Str¨ omen an seinen Klemmen, die durch einfache Ersatzschaltungen oder Kennlinienfelder ganz brauchbar repr¨ asentiert werden können. Dennoch ist es auch f¨ ur den Schaltungstechniker ganz zweckmäßig, wenigstens eine ungef¨ ahre Vorstellung u ¨ber die physikalischen Verhältnisse zu haben. Dazu kann auch eine physikalische Analogie dienen, die nat¨ urlich nicht alle Effekte in sinnvoller Weise darstellen kann, so dass man solche Analogievorstellungen nur mit einiger Vorsicht benutzen kann. Außerdem sind solche Analogien immer auch eine Frage des Geschmacks. Ein Beispiel einer solchen Analogie f¨ ur den Bipolartransistor wurde von G. Kohn in das K¨ upfm¨ ullerBuch eingebracht und trotz gewisser Bedenken auch in die neubearbeitete 16. und sp¨ atere Auflagen u ¨bernommen. Dabei wird der Bipolartransistor durch eine sehr einfache hydromechanische Analogie veranschaulicht. Ein Stausee (Abb. 40.1) sei vollgef¨ ullt und werde von einem Gebirgsbach als Zufluss ge¨ speist. Im wesentlichen verl¨ asst der Zufluss den See als Uberlauf u ¨ber die Dammkrone. Nur ein kleiner Rest geht als Sickerstrom verloren, und es gilt ¨ die Bilanz Zufluss = Uberlauf + Sickerstrom. Der talseitige Abfluss ist gleich ¨ dem Uberlaufstrom, und zwar v¨ ollig unabh¨ angig davon, wie hoch der Damm und wie groß die Differenz der potenziellen Energie zwischen den Punkten B und C ist. Beim npn-Transistor entspricht der Basisraum dem Seebecken. Der Emitterstrom IE entspricht dem Zufluss von Elektronen, der nur in einer Richtung u ¨ber die Emitter/Basis-Diode erfolgt. Der Kollektorstrom IC ent¨ spricht dem Uberlauf oder dem talseitigen Abfluss, der restliche Basisstrom ur die Summe der Ströme IB entspricht dem Sickerstrom. Es gilt dann f¨

724


Abbildung 40.1. Hydromechanisches Analogon zur grunds¨ atzlichen Wirkungsweise des Bipolartransistors

IE = IC + IB .

(40.1)

Der Sickerstrom IB IE ist sehr klein, und der abfließende Kollektorstrom ist ein fester, nahe bei 1 liegender Bruchteil des Emitterstroms mit IC = αIE .

(40.2)

α ≤ 1.

(40.3)

mit Genauso wie der u ollig unabhängig von der Fallhöhe ¨berlaufende Wasserstrom v¨ B → C ist, so ist auch der Kollektorstrom v¨ ollig unabhängig von der Spannung zwischen Kollektor und Basis. Die Ausgangsseite des Transistors kann dementsprechend durch eine Stromquelle mit spannungsunabhängig eingeprägtem Strom IC dargestellt werden. Dieses Modell ist direkt auf die Basisschaltung des Transistors u ¨bertragbar. Tats¨ achlich stand diese Schaltung auch historisch gesehen am Anfang, woraus sich die Bezeichnung rechtfertigt. Da in der Emitterschaltung und in der Kollektorschaltung nur die Klemmen vertauscht werden, m¨ ussen sich durch Umzeichnung und Anwendung der Kirchhoff-Gesetze auch dort die Beziehungen zwischen Spannungen und Str¨ omen ergeben. In der Emitterschaltung und in der Kollektorschaltung erfolgt die Steuerung des großen Ausgangsstroms durch den kleinen Basisstrom, es tritt also eine Stromverst¨ arkung ein. Vernachl¨ assigt wurde in dem sehr einfachen hydrodynamischen Modell u. a. die Tatsache, dass beim bipolaren npn-Transistor der Basisstrom durch Defektelektronen (L¨ ocher) getragen wird, die im Basisraum mit Elektronen rekombinieren. Auch der sp¨ ater angesprochene sogenannte Early-Effekt kann damit nat¨ urlich erkl¨ art werden. Hinsichtlich einer detaillierteren Darstellung der Eigenschaften von Bipolartransistoren muss damit ausdr¨ ucklich noch einmal auf Abschnitt 39.2 verwiesen werden. Vom Standpunkt der Bipolarschaltungstechnik ist die Basisschaltung kein zweckm¨ aßiger Ausgangspunkt. Legt man n¨ amlich die Emitterschaltung zugrunde, dann kann man zeigen, dass sich die beiden anderen Grundschaltungen mit Hilfe zus¨ atzlicher schaltungstechnischer Maßnahmen aus der Emitterschaltung ableiten lassen. Das wird deutlich, wenn man sich klar macht,

40.1 Grundbegriffe der Schaltungstechnik

725

dass die Emitterschaltung die einzige Grundschaltung ist, bei der eine Stromund eine Spannungsverst¨ arkung auftritt, w¨ ahrend bei der Basisschaltung die Stromverst¨ arkung etwa gleich 1 und bei der Kollektorschaltung die Spannungsverst¨ arkung etwa gleich 1 ist. Die Hauptaufgabe der Schaltungstechnik besteht nun darin, die Eigenschaften einer vorgegebenen Schaltung – im einfachsten Fall einer Grundschaltung – so zu ver¨ andern, dass die neue Schaltung gew¨ unschte Eigenschaften besitzt. Trotz der un¨ ubersehbaren Menge von elektronischen Schaltungen gibt es dazu nur wenige Grundprinzipien der Schaltungstechnik: (vgl. Davidse [57]) • Das Prinzip der Kaskadierung von Schaltungen, • Das Feedback- oder R¨ uckkopplungs-Prinzip, • Das Feedforward- oder Kompensations-Prinzip. Alle drei Schaltungsprinzipien gehen bereits auf die Fr¨ uhzeit der elektronischen Schaltungstechnik zur¨ uck. Das zuletzt genannte Feedforward-Prinzip ben¨ otigt sehr genaue Kenntnisse u ¨ber das zu verändernde System, während das zuletzt genannte Feedback-Prinzip mit reduzierten Kenntnissen u ¨ber das System auskommen kann. H¨ aufig werden diese schaltungstechnischen Prinzipien im Sinne der Regelungs- und Steuerungstechnik diskutiert, was zu Schwierigkeiten f¨ uhren kann, weil man im Gegensatz zur Regelungstechnik in der elektronischen Schaltungstechnik bidirektionale Bauelemente verwendet. Daraus folgt, dass in vielen Schaltungen das Feedforward- und das Feedback-Prinzip gewollt oder ungewollt in Kombination angewendet wird. Eine wesentlich bessere Beschreibung gelingt mit Hilfe der Zweitortheorie, die in Abschnitt 4.5 behandelt wird. Dabei ist aber darauf zu achten, dass die Verwendung der Matrizenrechenregeln f¨ ur Zweitore von der G¨ ultigkeit der Torbedingungen auch nach der Zusammenschaltung der Zweitore abh¨ angt. Geht man von der Emitterschaltung aus, dann kann man mit Hilfe der Reihen-Parallel- bzw. Parallel-Reihen-Schaltung mit einem einfachen Zweitor, bei dem die Ein- und Ausgangsklemmen direkt verbunden sind, auf die Kollektor- bzw. Basisschaltung kommen; vgl. Davidse [57]. Die kombinierten Feedforward-/Feedback-Kombinationen besitzen dann, wie oben bereits erw¨ ahnt, gegen¨ uber der Emitterschaltung veränderte Eigenschaften (z. B. Spannungs- bzw. Stromverst¨ arkung gleich 1). Auf die drei Grundschaltungen gehen wir im folgenden Abschnitt n¨ aher ein. In entsprechender Weise kann mit jede andere elektronische Schaltung durch Einsatz der drei schaltungstechnischen Prinzipien in ihren Eigenschaften gezielt verändern werden. Insbesondere in der integrierten Schaltungstechnik sind dazu auch sehr detaillierte Kenntnisse der f¨ ur die Realisierung der Schaltungen verwendeten Technologien erforderlich. Eine sehr anregende Diskussion u ¨ber den Zusammenhang von Technologie und Schaltungstechnik findet man bei O’Dell [207]. Anhand der Schaltungstechnik integrierter Operationsverstärker und der darauf basierenden Schaltungstechnik mit Operationsverstärkern kann man den Einsatz der obengenannten drei schaltungstechnischen Prinzipien sehr gut

726


demonstriert werden; vgl. O’Dell [207]. So wird beim Entwurf solcher linearen Analogschaltungen mit hoher Spannungs- und Leistungsverstärkung das Prinzip der Kaskadierung verwendet, wobei alle drei Grundschaltungen zum Einsatz kommen. Die hohe Leerlaufspannungsverstärkung von Operationsverst¨ arkern wird genutzt, um mit Hilfe des Feedback-Prinzips Schaltungen mit Operationsverstärkern zu konstruieren, bei denen diese Leerlaufspannungsverst¨ arkung, die stark toleranzbehaftet ist, das Verhalten der Gesamtschaltung kaum beeinflusst. Dazu darf nur die Inverse der Leerlaufspannungsverstärkung ¨ in das Ubertragungsverhalten der Gesamtschaltung eingehen. In ähnlicher Weise geht man beim Entwurf anderer Schaltungen vor. In Abschnitt 40.4 wird auf Anwendungen des Feedback-Prinzips in der nichtlinearen Schaltungstechnik – insbesondere Oszillatoren – näher eingegangen. Ist der Leser an weiteren Transistorschaltungen mit Bipolartransistoren oder Schaltungen mit MOS-Transistoren interessiert, verweisen wir auf Lehrb¨ ucher und Monographien der elektronischen Schaltungstechnik; vgl. z. B. Tietze und Schenk [261], Horowitz und Hill [117], Davidse [57].

40.2 Der Bipolartransistor und seine Grundschaltungen 40.2.1 Die Basisschaltung

Abbildung 40.2. npn-Bipolartransistor in Basisschaltung mit seiner Ersatzschaltung

Wenn Eingangs- und Ausgangsspannung auf die Basiselektrode des Transistors bezogen werden, spricht man von der Basisgrundschaltung (im folgenden auch Basisschaltung) oder von der Schaltung mit geerdeter Basis. Sie schließt sich direkt an das hydromechanische Modell an. F¨ ur sie gilt die Ersatzschaltung Abb. 40.2. Sie beschreibt und trennt die wesentlichen physikalischen Vorg¨ ange im Inneren des Transistors. Man erkennt die Emitter/Basis-Diode und die Kollektor/Basis-Diode eines npn-Transistors, sie haben je die aus ¨ Abb. 40.3 bekannte Kennlinie eines pn-Ubergangs. Der Transistoreffekt, d.h. die von der Kollektorspannung unabh¨ angige Steuerung des Kollektorstromes IC durch den Emitterstrom IE wird durch die gesteuerte Stromquelle im Kollektorkreis beschrieben. Gelegentlich wird der npn-Transistor dem technolo-

40.2 Der Bipolartransistor und seine Grundschaltungen

727

Abbildung 40.3. Kennlinie einer Silizium-np-Diode

gischen Aufbau dieses Bauelementes entsprechend vereinfacht nur durch zwei pn-Dioden repr¨ asentiert. Das ist zun¨ achst nicht grundsätzlich falsch, denn wenn die n-Schicht sehr breit“ w¨ are, dann hätte man es tatsächlich nur ” mit zwei Dioden zu tun. Der Transistoreffekt kommt erst dadurch zustande, dass die beiden pn-Schichten durch eine extrem geringe Basisweite eng zusammenr¨ ucken und dadurch die beiden Schichten wechselwirken“. Diese ” Ursache des Transistoreffektes wird besonders deutlich, wenn man den am Anfang der Entwicklung des Transistor-Bauelementes stehenden Spitzentransistor betrachtet. Dort tritt dieser Effekt nur dann auf, wenn die Nadeln“ ” sehr dicht aneinander gesetzt werden und dadurch zwei eng zusammenliegende pn-Schichten zustande kommen. Beim Spitzentransistor wird das durch zwei eng beieinanderliegende Spitzen erreicht, während das bei den anderen Bipolartransistortypen durch eine sehr d¨ unnen Trennschicht“ erreicht wird. ”

Abbildung 40.4. Kennlinie eines npn-Bipolartransistor in Basisschaltung

Aus der Ersatzschaltung in Abb. 40.2 folgen mit Hilfe der Kirchhoffschen S¨ atze unmittelbar die Kennlinien (Abb. 40.4). Die Eingangskennlinie ist eine ur IE = 0 ergibt sich als unterste AusgangsDiodenkennlinie IE = IE (UBE ). F¨

728


kennlinie IC (UCB , 0) die Kennlinie einer umgekehrt gepolten pn-Diode. Fließt ein Emitterstrom, so addiert sich zu dieser Grundkennlinie bei allen Spannungen der Strom αIE , d.h. die Grundkennlinie wird parallel zu sich selbst um αIE nach oben verschoben. Die Kennlinienknicke bleiben links der IC -Achse im Abstand von etwa 0,7 V. Rechts vom Knick gilt (40.4) IC = αIE , wobei α im Intervall 0, 99 < α < 1 liegt. W¨ ahlt man im Ausgangskennlinienfeld als Parameter UBE anstelle von IE , so ist die Bezifferung aus der Eingangskennlinie zu gewinnen und mit dieser nichtlinear. Dieses idealisierte Bild des Transistors erlaubt es, alle seine Grundschaltungen nur mit Hilfe der Kirchhoffschen S¨ atze, der Diodenkennlinie und der Gl. (40.4)auf einheitliche Weise zu beschreiben.

Abbildung 40.5. Ersatzschaltung)

Erg¨ anzte

Ersatzschaltung

des

Transistors

(Ebers-Moll-

¨ Nichtideale Effekte st¨ oren die Ubersichtlichkeit, sie sollten dem Idealbild erst nach erreichtem Verst¨ andnis der Grundschaltungen zugef¨ ugt werden. Zwischen dem ¨ außeren Basiskontakt B und dem aktiven inneren Basisraum liegt ein Basisbahnwiderstand RBB ; er liegt bei ca. 20Ω. Er muss insbesondere dann beachtet werden, wenn der Spannungsabfall IB · RBB in die Größenachlich aber in der Hochfrequenztechnik. ordnung von UBE kommt, haupts¨ Bei großen Kollektorspannungen reicht die Kollektorsperrschicht weiter in die Basiszone hinein, dadurch wird a etwas gr¨ oßer, und der Kollektorstrom IC steigt etwas mit UCB an (Early-Effekt). Dies lässt sich durch Einf¨ ugen eines ucksichtigen. Die differentiellen Innenwiderstandes Ri ins Ersatzschaltbild ber¨ S¨ attigung“ des Transistors tritt ein, wenn die Kollektordiode leitend wird. ” Dann fließen Elektronen vom Kollektor in Richtung zum Emitter, was in der Ersatzschaltung durch eine zweite Stromquelle mit dem Urstrom αinv IC beschrieben werden muss (Abb. 40.5). Abh¨ angig von Betriebszustand der Dioden k¨ onnen vier Arbeitsbereiche des Transistors unterschieden werden: • Emitterdiode leitend, Kollektordiode gesperrt: ⊗ Aktiver Verstärkungs” bereich“

40.2 Der Bipolartransistor und seine Grundschaltungen

729

• Emitterdiode leitend, Kollektordiode leitend: Sättigungsbereich“ ” • Emitterdiode gesperrt, Kollektordiode gesperrt: Ausschaltbereich“ ” • Emitterdiode gesperrt, Kollektordiode leitend: Inverser Bereich“ ” F¨ ur den aktiven Verst¨ arkerbereich ist das Ausgangskennlinienfeld f¨ ur IC > ur kleine 0, UCB > 0 linear, die Eingangskennlinie kann im Arbeitspunkt f¨ Signale durch den differentiellen Eingangsleitwert GE =

∂IE ∂UBE

(40.5)

1 GE

(40.6)

oder den Eingangswiderstand RE =

angen¨ ahert werden. Es ergibt sich dann aus Abb. 40.5 die lineare Ersatz-

Abbildung 40.6. Kleinsignalersatzschaltbilder (a) und (b) des Transistors in Basisschaltung mit Signalquelle und Lastwiderstand

schaltung Abb. 40.6, Teil a. Der Transistor ist dort mit einer Signalquelle (Ue , Re ) und einem Außenwiderstand Ra beschaltet. Nimmt man idealisieur die rend RBB ≥ 0 und Ri = ∞ an (Abb. 40.6, Teil b), so ergibt sich f¨ Signale −iE =

Ue , Re + RE

Ua = −αiE Ra = α

(40.7) Ra Ue . Re + RE

(40.8)

und die Spannungsverst¨ arkung wird Vu =

â U Ra =α . ˆ Re + RE Ue

(40.9)

730


W¨ ahrend die Stromverst¨ arkung α in Basisschaltung auch f¨ ur die Signalamplituden immer îC Rn . Daher ist der Stromkreis nicht stabil, und es stellen sich die dort besprochenen Kippschwingungen ein.

Abbildung 40.20. Widerstandsgerade mit 3 Schnittpunkten

Die Bedingung (40.31) f¨ ur die Stabilit¨ at besagt, dass die Widerstandsgerade im Punkt P0 eine Lage haben sollte wie sie als Beispiel in Abb. 33.2 angegeben ist. Aber auch hier erweist sich der Punkt P0 nicht als ein stabiler Betriebspunkt. Wird n¨ amlich die Quellenspannung U0 von Null beginnend allm¨ ahlich vergrößert, so verschiebt sich die Widerstandsgerade parallel zu sich selbst und der Schnittpunkt mit der Kennlinie durchläuft als Betriebundet die Gasentladung und spunkt zun¨ achst den Abschnitt 0P6 P1 P3 . Hier z¨ der Strom steigt rasch zu dem stabilen Betriebspunkt P4 . Verkleinert man jetzt U0 , dann nehmen Spannung und Strom entsprechend der Kennlinie ab bis zum Punkt P5 , wo die Glimmentladung erlischt, so dass sich der Betriebspunkt P6 einstellt. Von den 3 Schnittpunkten P1 P0 P2 ist also der mittlere nicht f¨ ur einen stabilen Betrieb zug¨ anglich, so dass es so scheint als ob der Abschnitt der Kennlinie zwischen P3 und P5 u ¨berhaupt nicht gemessen wer¨ den k¨ onnte. Dies ist jedoch ein Fehlschluss; die Uberlegungen bed¨ urfen noch einer weiteren wichtigen Erg¨ anzung. ¨ Der Ubergang von der Spannung UL zur Spannung UZ in Abb. 40.18 vollzieht sich unter Vernachl¨ assigung des geringen Reststromes gemäß der Gleichung (U0 ist nun wieder die Gleichspannung) t (40.32) u(t) = UL (U0 − UL ) 1 − e− RC , da u = UL f¨ ur t = 0 und, wenn keine pl¨ otzliche Spannungsänderung im Punkt urde, u = U0 f¨ ur t = ∞ sein muss. Bezeichnet man mit tZ den P1 eintreten w¨ Zeitpunkt, in dem die Spannung UZ erreicht ist, so gilt tz UZ = UL (U0 − UL ) 1 − e− RC . (40.33) Daraus folgt f¨ ur den Zeitabschnitt zwischen P5 und P1

40.4 Systeme mit R¨ uckkopplung

tZ = RC ln

U0 − UL . U0 − UZ

743

(40.34)

Die Periodendauer der Schwingung w¨ achst daher mit wachsendem Widerstand, wachsender Kapazit¨ at und abnehmender Quellenspannung, da die Zei¨ ten des Uberganges von P1 nach P2 und P3 nach P5 vernachlässigt werden k¨ onnen. Verkleinert man also bei R > Rn , die Kapazität C des Kondensators, so w¨ achst zun¨ achst gem¨ aß den gerade ausgef¨ uhrten die Frequenz der Kippschwingungen. Bei einem bestimmten Kapazit¨ atswert Cm reißen aber die Schwingungen ab, und es stellt sich nun der Punkt P0 als ein stabiler Betriebspunkt ein. Durch entsprechendes Verschieben oder Schwenken der in Abb. 40.18 gezeichneten Widerstandsgeraden kann nunmehr jeder Punkt der Kennlinie auch im fallenden Teil gemessen werden. Der Widerspruch zu der oben gefundenen Stabilit¨ atsbedingung (40.31) l¨ ost sich dadurch, dass dort vorausgesetzt wurde, die Kennlinie des nichtlinearen Widerstands bleibe auch bei raschen Vorg¨ angen erhalten. Dies ist bei den obengenannten Bauelementen nicht der ¨ Fall. Bei einer plötzlichen Anderung der Spannung kann sich die gespeicherte Energie und damit die Stromst¨ arke nicht pl¨ otzlich ändern; der neue Zustand bildet sich allm¨ ahlich aus. Dies kann im Ersatzbild durch eine in Reihe mit dem negativen Widerstand liegende Induktivit¨ at L ber¨ ucksichtigt werden; diese Idee findet man erstmals in Barkhausens Dissertation von 1907 [14]. Das Kleinsignalersatzbild des modifizierten Netzwerkes wird also durch Abb. 40.21 ¨ dargestellt. Hier lautet nun die inverse Ubertragungsfunktion

Abbildung 40.21. Wechselstromersatz der Glimmr¨ ohre

F (s) = R − Rn + L s = 0

(40.35)

mit der Nullstelle

Rn − R , L und die Bedingung f¨ ur die Stabilit¨ at, s1 =

R < Rn ,

(40.36)

(40.37)

ist bei der in Abb. 40.18 angenommenen Lage der Widerstandsgeraden erf¨ ullt. Das Kleinsignalersatzbild Abb. 40.19 der Kippschaltung muss durch die Induktivit¨ at L in Reihe mit dem negativen Widerstand ergänzt werden. Dann wird die in

744


F (s) = R +

−Rn + Ls , 1 − Rn Cs + LCs2

und durch Aufl¨ osen von F (s) = 0 folgen die beiden Nullstellen 2 1 Rn 1 Rn 1 1 Rn − R s1,2 = − − − . + ± 2 RC L 4 RC L RLC

(40.38)

(40.39)

Nun l¨ asst sich leicht zeigen, dass der Punkt P0 ein stabiler Betriebspunkt ist, wenn die beiden folgenden Bedingungen erf¨ ullt sind: 1. C < Cm =

L , RRn

2. R > Rn .

(40.40) (40.41)

Infolge der ersten Bedingung ist n¨ amlich der erste Summand in s1 und s2 immer negativ. Infolge der zweiten Bedingung ist entweder die Nullstellen imagin¨ ar oder kleiner als der Betrag des ersten Summanden, so dass die Realteile von s1 und s2 immer negativ sind. Zahlenbeispiel: Bei einer Neon-Glimmr¨ ohre mit etwa 10mbar Gasdruck und einigen cm2 Kathodenoberfl¨ ache liegt der negative Widerstandswert Rn bei ¨ etwa 20kΩ. Die Zeitkonstante bei Anderungen der Spannung beträgt einige Zehntel ms. Daher hat die Induktivit¨ at der Glimmstrecke die Größenordnung L = 10H. Macht man R = 40kΩ, dann wird nach Gl. (40.40) Cm =

2·

104

10H = 12, 5 nF. · 4 · 104 Ω 2

(40.42)

Zur Erzeugung von Kippschwingungen muss die Kapazität C größer als dieser Wert sein. 40.4.3 Die beiden Typen von negativen Widerst¨ anden Eine ¨ ahnliche Kennlinienform wie bei der Glimmröhre findet man auch beim Lichtbogen. Hier gelten im Prinzip die gleichen Gesetzmäßigkeiten. Lichtbogenschaltungen wurden fr¨ uher zur Herstellung von Hochfrequenzschwingungen verwendet (die Bezeichnung Funk“ r¨ uhrt davon her). Negative Wi” derst¨ ande dieser Art werden nach der Form der i, u-Kennlinie auch als S-Typ bezeichnet. Ein weiteres Beispiel eines Zweipols vom S-Typ bilden die HalbleiterVierschicht-Dioden ( Kippdioden“). Gem¨ aß Abb. 40.22 werden in einem Halb” leiterkristall vier Zonen P1 N1 P2 N2 hergestellt, die der Reihe nach p−, n−, p− und n−leitend sind. Wird die Spannung u von Null beginnend vergrößert, z. B. dadurch, dass ein hoher Vorwiderstand in Reihe mit einer Gleichspanahlich verkleinert wird, dann findet man wegen des in Sperrrichnung U0 allm¨ ¨ tung betriebenen Uberganges von N1 nach P2 etwa die gleichen Verhältnisse


745

Abbildung 40.22. Potenzialverteilung in der Kippdiode

Abbildung 40.23. Kennlinie der Kippdiode

wie bei einer in Sperrrichtung betriebenen einfachen Diode. Dies entspricht dem Abschnitt OA der Kennlinie in Abb. 40.23. Die Potenzialverteilung im Kristall ist dabei durch die Kurve 1 in Abb. 40.22 veranschaulicht. Bei weiterem Verkleinern des Vorwiderstandes findet in der Grenzschicht N1 P2 ein Durchschlag statt (Lawinen-Durchschlag, Zener-Spannung UZ siehe Abschnitt 40.4.2). Jetzt steigt der Strom i stark an und es stellt sich ein neuer Leitungsmechanismus dadurch ein, dass aus P 1 u ¨ber N1 Defektelektronen und aus N2 u ¨ber P2 Elektronen die Grenzschicht N1 P2 u ¨berfluten (Leitung durch Tr¨ agerinjektion“). Damit verschwindet die hohe Sperrspannung an dieser ” Grenzschicht, und die zur Aufrechterhaltung der großen Stromstärke notwendige Gesamtspannung sinkt entsprechend der Potenzialverteilung nach Kurve 2, Abb. 40.22, auf einen niedrigen Wert. Diesem Leitungsmechanismus entspricht der Abschnitt BC der Kennlinie Abb. 40.23. Die Kippdiode wirkt also ¨ ahnlich wie ein Schalter mit großem Widerstand im geöffneten Zustand (Kurvenst¨ uck OA) und mit kleinem Widerstand im geschlossenen Zustand ¨ (Kurvenst¨ uck BC). Nach dem oben Ausgef¨ uhrten kann das Ubergangsst¨ uck AB der Kennlinie nur dann gemessen werden, wenn die Widerstandsgerade die Kennlinie nur in einem einzigen Punkt schneidet und wenn die Schaltungskapazit¨ aten hinreichend gering sind (Gl.(40.40)).

746


Bemerkung: Bei den Anwendungen der Kippdiode als Schalter wird davon Gebrauch gemacht, dass das Umschalten von dem einen in den anderen Leitungszustand besonders ¨ okonomisch mit Hilfe eines Steuerstromes iSt in der mit P2 bezeichneten Zone geschehen kann (Kipp-Triode, Thyristor: siehe z. B. undB¨ ohmer [32]). Mit einem relativ niedrigen positiven Strom iSt kann die Z¨ spannung Uz erheblich herabgesetzt werden. Mit einem geringen negativen agerinjektion und damit der Durchflußbetrieb unterbroStrom iSt kann die Tr¨ chen werden. Bei den negativen Widerst¨ anden vom S-Typ ist die Spannung eindeutig durch den Strom bestimmt, w¨ ahrend bei ein- und derselben Spannung mehrere Stromst¨ arkenwerte auftreten k¨ onnen. Es gibt nun noch einen zweiten Typ von negativen Widerst¨ anden, die durch einen spiegelbildlichen Verlauf der Kennlinie gekennzeichnet sind. Ein Beispiel bildet das Dynatron. Dies ist eine Hochvakuum-Triode, die mit hoher positiver Gittervorspannung betrieben wird. Der dadurch entstehende Zusammenhang zwischen Anodenstrom ia und Anodenspannung ua ist in Abb. 40.24 gezeigt.

Abbildung 40.24. Kennlinie des Dynatrons

Da mit wachsender Anodenspannung ein immer größerer Teil des Kathodenstromes durch das Gitter hindurch auf die Anode u ¨bergeht, so wäre hier zun¨ achst die gestrichelt gezeichnete Kurve zu erwarten. Der tatsächlich be¨ obachtete Abfall des Anodenstromes beim Uberschreiten einer bestimmten art sich dadurch, dass die auf die Anode auftreffenAnodenspannung U1 erkl¨ den Elektronen dort sogenannte Sekund¨ arelektronen“ auslösen. Die je auf” treffendes Prim¨ arelektron erzeugte Zahl von Sekundärelektronen wächst mit der Anlauf Spannung der Prim¨ arelektronen und kann das Mehrfache der Anzahl der Prim¨ arelektronen betragen. Solange das Anodenpotenzial niedriger ist als das Gitterpotenzial, fließt der Sekundärelektronenstrom von der Anode zum Gitter, so dass der ¨ außere Anodenstrom als Differenz zwischen dem ¨ prim¨ aren und dem sekund¨ aren Elektronenstrom aufzufassen ist. Ubertrifft der Strom der Sekund¨ arelektronen den Prim¨ arelektronenstrom, so wird der Anodenstrom negativ wie in dem Gebiet zwischen U2 und U4 . Bei Anodenspannungen, die zwischen U1 und U3 liegen, stellt die Strecke zwischen Anode und Kathode einen negativen Widerstand dar. Bei einer


747

Anodenspannung von 80V entspricht die Strecke Anode-Kathode f¨ ur kleine Spannungs- und Stromschwankungen in dem Beispiel der Abb. 40.24 einem negativen Widerstand von rund 8000Ω. Hier ist der Zustand des Zweipols Anode-Kathode also eindeutig durch die Spannung bestimmt, w¨ ahrend zu einer Stromstärke mehrere Spannungswerte geh¨ oren k¨ onnen. Diese Form der Kennlinie wird auch als N-Typ bezeichnet. In Abb. 40.24 ist als Beispiel eine Widerstandsgerade eingezeichnet f¨ ur den Fall, dass der Vorwiderstand R kleiner als der negative Widerstand Rn ist. Dies f¨ uhrt hier zu einem stabilen Betrieb, da das Kleinsignalersatzbild eine Kapazit¨ at C parallel zu dem negativen Widerstand aufweist: Bei einer plötzlichen ¨ Anderung der Anodenvorspannung U0 bleibt zunächst wie bei einem Kondensator die Spannung ua konstant wegen der endlichen Laufzeit der Elektronen zwischen Gitter und Kathode und wegen der Kapazität zwischen den Elektroden. Dadurch stellt sich im Gegensatz zu Abb. 40.18 wieder ein stabiler Betriebspunkt ein. Einen negativen Widerstand vom N-Typ zeigt auch die Tunnel-Diode, Abb. 37.11. Auch hier kann auf der ganzen Kennlinie mit einem Vorwiderstand R < Rn ein stabiler Betriebspunkt eingestellt werden. Das Kleinsignalersatz¨ bild enth¨ alt im wesentlichen die Kapazit¨ at der Ubergangsschicht parallel zu dem negativen Widerstand.

Abbildung 40.25. Eigenschaften negativer Widerst¨ ande

Die beiden Typen von negativen Widerst¨ anden sind in der Abb. 40.25 einander gegen¨ ubergestellt. Wegen der Bedingung (I) werden Anordnungen mit S-Kennlinie auch als leerlaufstabil, Anordnungen mit N-Kennlinie auch als kurzschlussstabil bezeichnet. Die Bedingung (II) kann f¨ ur den N-Typ durch

748


eine ¨ ahnliche Betrachtung wie beim S-Typ aus dem Kleinsignalersatzbild abgeleitet werden; sie zeigt ebenfalls das gegensätzliche Verhalten der beiden Typen. Mit negativen Widerst¨ anden k¨ onnen andauernde periodische Schwingungen dadurch hergestellt werden, dass die Stabilitätsbedingung (II) nicht eingehalten wird. Die Kreisfrequenz der erzeugten Schwingung ist, wie z. B. Gl. √ (40.39) lehrt, angen¨ ahert 1/ LC, wenn die Stabilitätsbedingung (I) möglichst reichlich und die Stabilit¨ atsbedingungen (II) möglichst knapp erf¨ ullt wird. 40.4.4 R¨ uckkopplung R¨ uckkopplung – in der neueren Literatur auch Feedback genannt – liegt vor, wenn bei einer verst¨ arkenden Einrichtung die Ausgangsgröße auf die Eingangsgr¨ oße zur¨ uckwirkt. Das wohl ¨ alteste Beispiel der Elektrotechnik f¨ ur eine R¨ uckkopplung ist die selbsterregte Gleichstrommaschine: das dynamoelektrische Prinzip von W. Siemens (1866); vgl. Lindner [158]. In Abb. 29.37 kann als Ausgangsgr¨ oße die erzeugte Spannung U0 , als Eingangsgröße der Erregerstrom Ie angesehen werden, der selbst wieder durch die Ausgangsgröße U0 bestimmt wird. Dadurch stellt sich der in Abb. 29.37 mit P bezeichnete stabile Betriebspunkt ein. Das wesentliche der R¨ uckkopplung ist der geschlossene Wirkungskreis oder R¨ uckkopplungskreis.

Abbildung 40.26. Beispiel eines Verst¨ arkers mit Spannungsr¨ uckkopplung

In Abb. 40.26 ist das allgemeine Schema eines r¨ uckgekoppelten Verstärkers dargestellt. V ist der eigentliche Verst¨ arker mit den Eingangsklemmen a b und den Ausgangsklemmen c d. R ist der R¨ uckkopplungsvierpol, dessen Ausuhrenden Eingangsspannung U0 gangsspannung Ur zu der von der Quelle herr¨ addiert wird: (40.43) U1 = U0 + Ur . Am Eingang von R wirkt die Ausgangsspannung U2 des Verstärkers. Besonders einfache Verh¨ altnisse entstehen, wenn man daf¨ ur sorgt, dass der R¨ uckkopplungsvierpol nur von rechts nach links u ¨berträgt. Dies kann z. B. dadurch angen¨ ahert erreicht werden, dass seine von links her betrachtete Impedanz Zr klein gegen die Impedanz Zv des Verst¨ arkereingangs gemacht wird:


749

Die in Abb. 40.26 dargestellte Form bezeichnet man als Spannungsr¨ uckkopplung, da die r¨ uckgekoppelte Gr¨ oße Ur von der Ausgangsspannung abgeleitet wird. Stromr¨ uckkopplung entsteht, wenn der Eingang gh von R mit dem Ausgang cd des Verst¨ arkers in Reihe geschaltet wird. Die Eigenschaften des r¨ uckgekoppelten Verstärkers können auf die Eigenschaften seiner beiden Bestandteile V und R zur¨ uckgef¨ uhrt werden. Dazu denkt man sich den R¨ uckkopplungskreis an einer Stelle aufgeschnitten, be¨ sonders einfach bei S. Nun k¨ onnen die folgenden komplexen Ubertragungsfunktionen definiert und gemessen werden: 1. Der komplexe Spannungsverst¨ arkungsfunktion des eigentlichen Verstärkers V: U2 . (40.44) v0 = U1 2. Der komplexe Spannungs¨ ubertragungsfunktion des R¨ uckkopplungsvierpols R: Ur . (40.45) r0 = U2 3. Der komplexe R¨ uckkopplungsfunktion A=

Ur = v0 r0 . U1

(40.46)

Im r¨ uckgekoppelten Verst¨ arker gilt die Gl. (40.43); setzt man dort ein U1 = U2 /v0 und Ur = r0 U2 , so folgt U2 = U0

v0 . 1 − r0 v0

(40.47)

Der Verst¨ arkungsfaktor des r¨ uckgekoppelten Verst¨ arkers ist also v=

U2 1 v0 v0 = = = . U0 1 − r0 v0 1−A 1/v0 − r0

(40.48)

Die Gr¨ oßen v0 , r0 und A k¨ onnen allgemein als Funktionen der komplexen Frequenz s aufgefasst werden. Der durch Gl. (40.48) ausgedr¨ uckte Zusammenhang kann nun f¨ ur verschiedene Zwecke ausgen¨ utzt werden. Macht man in dem interessierenden Bereich der Frequenzen A positiv reell, so liegt positive R¨ uckkopplung oder Mitkopplung vor. Ist A dabei kleiner als 1, dann wird der Verstärkungsfaktor durch die R¨ uckkopplung vergr¨ oßert. Mit A gr¨ oßer als 1 können Schwingungen erzeugt werden. Negative R¨ uckkopplung oder Gegenkopplung entsteht, wenn A negativ reell gemacht wird. Der Verst¨ arkungsfaktor wird dann zwar verkleinert, aber er wird, wie man der letzten Darstellung in Gl. (40.48) entnimmt, ¨ angig von v0 und damit von Anderungen oder f¨ ur v0 1 weitgehend unabh¨ Nichtlinearit¨ aten des eigentlichen Verst¨ arkers.

750


Der Grundregelkreis

Abbildung 40.27. Der allgemeine R¨ uckkopplungskreis oder Grundregelkreis

Der allgemeine R¨ uckkopplungs- oder Grundregelkreis lässt sich durch das Blockbild Abb. 40.27 veranschaulichen. Die Struktur des Grundregelkreises ist die Basis f¨ ur die Regelungstheorie und Regelungstechnik, die sich u.a. auf der Grundlage des Studiums elektronischer R¨ uckkopplungssysteme (z.B. Verst¨ arker) als eigenst¨ andige Disziplin herausgebildet hat. Die Regelungstheorie befasst sich l¨ angst nicht mehr nur mit elektronischen Systemen, wie es K¨ upfm¨ uller bereits in seiner ersten Arbeit von 1924 vorausgesehen hat [145] (siehe auch Bissell [29]), sondern hat sich bei der Betrachtung vieler anderer physikalischer Systeme und sogar nichtphysikalischer Systeme sehr gut bew¨ ahrt. An dieser Stelle sollen nur die in der Regelungstheorie u ¨blichen Bezeichnungen eingef¨ uhrt werden, so dass ein Vergleich mit den in der Netzwerktheorie u oglich wird. Aus der F¨ ulle der Mono¨blichen Bezeichnungen m¨ graphien und Lehrb¨ ucher seien (z. B. Kisacanin und Agarwal [136], Ludyk [164]) stellvertretend genannt. Hier seien s0 (t), s1 (t) und sr (t) Zeitfunktionen beliebiger physikalischer Gr¨ oßen gleicher Art, z.B. Spannungen. Dann soll entsprechend Gl. (40.43) in jedem Zeitpunkt gelten (40.49) s0 (t) + sr (t) = s1 (t). Ferner sei s2 (t) die Zeitfunktion einer beliebigen anderen physikalischen Gr¨ oße, z. B. eines Stromes. Unter der Voraussetzung linearer Systeme sollen die großen Buchstaben S0 (s), S1 (s), S2 (s) und Sr (s) die Laplace-Transformierten (auch Spektralfunktionen genannt) der entsprechenden Zeitfunktionen ¨ sein. Dann sei entsprechend Gl. (40.44) der Ubertragungsfunktion von V : v0 =

S2 , S1

(40.50)

¨ und entsprechend Gl. (40.45) der Ubertragungsfunktion von R: r0 =

Sr , S2

(40.51)

sowie entsprechend Gl. (40.46) der R¨ uckkopplungsfunktion A=

Sr = v0 r0 . S1

(40.52)


751

Dann folgt ¨ ahnlich wie oben S 2 = S0

v0 v0 = S0 1 − v0 r0 1−A

(40.53)

Sr = S0

v0 r0 A . = S0 1 − v0 r0 1−A

(40.54)

und

Die Gl. (40.53) ist gleichbedeutend mit Gl. (40.47). Die Gl. (40.54) bildet ein wichtiges Grundgesetz der automatischen Regelung: Wenn nämlich A negativ reell gemacht wird, dann folgt die Regelgr¨ oße sr (t) umso genauer der oßer −A gegen 1 ist. F¨ uhrungsgr¨ oße s0 (t) je gr¨ ¨ F¨ ur die Stabilit¨ atsuntersuchungen k¨ onnen die gleichen Uberlegungen angewendet werden wie oben. Die charakteristische Gleichung lautet F (s) = 1 − A(s) = 0.

(40.55)

Die Anordnung ist stabil, wenn alle Nullstellen einen negativen Realteil haben, besitzt. Es handelt sich allerdings nur um die sogenannte Input-OutputStabilit¨ at (auch Bounded-Input-Bounded-Output- oder BIBO-Stabilität genannt), die nur das nach außen beobachtbare Systemverhalten charakterisiert. Da die Stabilit¨ at nichtbeobachtbarer Teile eines Systems damit nicht bestimmt werden kann, muss neben der BIBO-Stabilit¨ at auch vollständige Steuerbarkeit und Beobachtbarkeit eines Systems gefordert werden, um die asymptotische Stabilit¨ at eines Systems sicherzustellen. N¨ ahere Einzelheit dazu findet man bei z. B. bei Ludyk [164] oder Mathis [170]. Es gibt weitere M¨ oglichkeiten, die Stabilität eines linearisierten Systems zu untersuchen; die wichtigsten Verfahren verwenden die Koeffizienten des charakteristischen Polynoms bzw. eine zugeordnete Ortskurve. Stabilitätskriterien f¨ ur die Polynomkoeffizienten findet man in älteren B¨ uchern der Regelungstechnik ebenso wie das Ortskurvenkriterium, das sehr sorgfältig angewandt werden muss, damit es brauchbare Aussagen liefert; vgl. Strecker [256]. Da man heute die Pole und Nullstellen eines linearisierten Systems sehr leicht mit Hilfe numerischer Algorithmen (z. B. auf der Basis von MATLAB; siehe Pratap [217]) bestimmen kann, werden die analytischen Kriterien nur noch sehr selten ben¨ otigt und sollen daher nicht n¨ aher betrachtet werden; vgl. aber K¨ upfm¨ uller und Kohn [147]. 40.4.5 Erzeugung von Schwingungen in Oszillatoren Periodische Schwingungen k¨ onnen wie mit negativen Widerständen auch mit positiver R¨ uckkopplung erzeugt werden. Das wesentliche erkennt man aus der Betrachtung der Schaltungsstruktur eines Oszillators zur Erzeugung von sinusf¨ ormigen Schwingungen, Abb. 40.28, der bereits im Jahre 1912 von A. Meissner vorgeschlagen wurde; Einzelheiten zur Geschichte elektrischer Oszillatoren und der positiven R¨ uckkopplung findet man bei Mathis [175]. Schon

752


Abbildung 40.28. Meissner-Oszillator

jetzt sollte aber darauf hingewiesen werden, dass mit linearen Analysemethoden nur bestimmte Teilaspekte von sinusförmigen Oszillatoren studiert werden k¨ onnen. Grunds¨ atzlich sind nur nichtlineare Schaltungen in der Lage, sinusf¨ ormige oder allgemeinere periodische Schwingungen zu erzeugen. Daher sollen einige grundlegende Aspekte nichtlinearer Netzwerkmodelle f¨ ur Oszillatorschaltungen vorangestellt werden. Weitere Einzelheiten findet man bei Mathis und Russer [180]. Betrachten wir nun die Schaltung des Meissner-Oszillators. Die Klemmen 1,2 stellen den Eingang, die Klemmen 3,4 den Ausgang des aus einem Transistor gebildeten Verst¨ arkers dar. Im Kollektorkreis des Transistors liegt ein ¨ Schwingkreis. Seine Spannung wird mit dem Ubersetzungsverh¨ altnis u ¨ u ¨ber eine Koppelspule auf die Basis zur¨ uckgekoppelt. Bei der Resonanzfrequenz des Schwingkreises ist u ¨ S R die Ringverst¨ arkung. Von einer kleinen Störspannung USt angefacht, kann sich die Schaltung selbst erregen, wenn die Polung der Koppelspule die verst¨ arkte Spannung phasenrichtig zu USt addiert. Dazu ist notwendig, dass die Ringverst¨ arkung ≥ 1 ist. Die genaueren Zusammenhänge erkennt man wieder aus der Betrachtung der charakteristischen Gleichung f¨ ur kleine St¨ orungen. Die Abb. 40.29 zeigt den vollständigen Stromkreis unter Benutzung des vereinfachten Kleinsignalersatzbildes des Transistors, wobei eine kleine St¨ orspannung USt im Basiskreis angenommen ist.

Abbildung 40.29. Kleinsignalersatzbild des Meissner-Oszillators

Nat¨ urlich besitzt ein Oszillator keine anregende Spannung USt , auch wenn diese Vorgehensweise den Anschwingvorgang nachzubilden scheint. Die eigentliche Bedeutung dieses Verfahrens besteht in der Ermittlung der Systemei-


753

genwerte des linearisierten Oszillatornetzwerkes. Wie bei der Untersuchung der absoluten Stabilit¨ at eines linearen Systems mit Hilfe der BIBO-Stabilität muss vollst¨ andige Steuerbarkeit und Beobachtbarkeit des Systems vorausgesetzt werden; vgl. Abschnitt 40.4.4. Im Fall des linearisierten Oszillatornetzwerkes m¨ ussen diese Eigenschaften bez¨ uglich der Spannungen U2 und USt gelten, was bei den in der Literatur diskutierten Oszillatorschaltungen praktisch immer erf¨ ullt ist, jedoch u ¨blicherweise ohne nähere Hinweise stillschweigend vorausgesetzt wird. alt man mit Hilfe einer einfachen Netzwerkanalyse F¨ ur die Spannung U2 erh¨ U2 = −SR(U1 + USt )

sL/R . 1 + sL/R + s2 LC

(40.56)

Die u ¨ von ¨ber die Koppelspule ausgekoppelte Spannung U1 ist ein Bruchteil u U2 nach u U2 . (40.57) U1 = −¨ Durch Aufl¨ osen nach U2 gewinnt man L L ¨SR) + s2 LC U2 = −s SRUSt . 1 + s (1 − u R R Die charakteristische Gleichung lautet daher L 2 ¨SR) + s LC = 0. 1 + s (1 − u R

(40.58)

(40.59)

Sie hat die Nullstellen s1,2 = −

1 (1 − u ¨SR) ± j 2RC

1 − LC

2 1 (1 − u ¨SR) . 2RC

(40.60)

Selbsterregung kann eintreten, wenn der Realteil der Nullstellen s1,2 verschwindet, d. h. wenn Schwingbedingung u ¨SR ≥ 1

(40.61)

erf¨ ullt ist. W¨ urde man die Koppelspule umpolen, dann w¨ urde sich in Gl. (40.60) das Vorzeichen von u ¨ umkehren und der reelle Teil von p wäre immer negativ. Die Schaltung w¨ are (absolut) stabil. Ist dagegen die Schwingbedingung (40.61) erf¨ ullt, dann wird das Verhalten einer Oszillatorschaltung in der schaltungstechnischen Literatur (z. B. Tietze und Schenk [261]) meistens so erl¨ autert, dass dann jede kleine Störung uhrt. Das USt zu einer aufklingenden Schwingung mit wachsender Amplitude f¨ Anwachsen der Amplitude wird durch die Kr¨ ummung der Röhrenkennlinien begrenzt. Diese bewirkt, dass die mittlere Steilheit S(U2 ) mit wachsender Amplitude sinkt, bis schließlich

754


u ¨RS(U2 ) = 1

(40.62)

wird. Dann bleibt die Amplitude der Oszillatorschwingung konstant, ihre Kreisfrequenz ist unter den vereinfachten Annahmen 1 , ω1 = √ LC

(40.63)

die Resonanzfrequenz des LC-Schwingkreises. Durch Berechnen von A = u ¨SR kann man sich davon u ¨berzeugen, dass die Gl. (40.55) zu den gleichen Nullstellen s1 und s2 f¨ uhrt: v0 = −SR r0 = −¨ u.

sL/R , 1sL/R + s2 LC

(40.64) (40.65)

Die allgemeinen Bedingungen f¨ ur die Erzeugung von Sinusschwingungen durch R¨ uckkopplung lassen sich daher folgendermaßen formulieren: 1. Zwecks Erzeugung einer bestimmten Kreisfrequenz ω1 muss die charakteristische Gleichung (40.55) f¨ ur kleine“ Schwingungsamplituden ein kom” plexes Nullstellenpaar von der Form (40.66) s1,2 = σ ± j ω12 − σ 2 aufweisen, wobei σ positiv und m¨ oglichst klein gegen ω1 sein soll. 2. Damit sich ein station¨ arer Schwingungszustand einstellt, muss mit wachsender Schwingungsamplitude das Wuchsmaß σ f¨ ur die Grundschwingung auf Null abnehmen. Das Anschwingverhalten von Oszillatorschaltungen mit Hilfe des linearen Netzwerkmodells wurde schon zu Beginn der Oszillatorschaltungstechnik verwendet. Eine erste systematische Ableitung einer Schwingbedingung findet man in Arbeiten von Vallauri aus dem Jahre 1917. Danach wurde zahlreiche Varianten (z. B. die bekannte Barkhausensche Schwingbedingung aus dem Jahre 1919) entwickelt und publiziert; vgl. Mathis [175]. Eine kurze Darstellung der verschiedenen Schwingbedingung und einen Vergleich findet man bei Kurz und Mathis [150]. Die auf der Grundlage der linearisierten Schaltung abgeleiteten Selbsterregungs-Bedingungen machen jedoch nicht klar, dass ein (asymptotisch) stabiles oszillatorisches Verhalten eines Oszillators nur möglich ist, wenn eine Nichtlinearit¨ at in die Beschreibung der Schaltung einbezogen wird. Anstatt eine Schwingbedingung mit Hilfe der linearen Netzwerktheorie abzuleiten, präsentierte van der Pol [268] im Jahre 1920 erstmals eine nichtlineare Differentialgleichung f¨ ur den Meissner-Oszillator vor, aus er das Verhalten dieses Oszillatortyps analysieren konnte; weitere Oszillatortypen (Colpitts- und HartleyOszillator) behandelt Joos [131] wenig sp¨ ater. Die van der Polsche Differentialgleichung ist eng verwandt mit einer Differentialgleichung, die Rayleigh


755

in den 1880ger Jahren abgeleitet hatte. Tats¨ achlich war die van der Polsche Differentialgleichung in Form einer Energiebilanzgleichung einschließlich einer N¨ aherungsl¨ osung schon in einer Arbeit von Zenneck [300] u ¨ber Lichtbogenschwingungen enthalten; vgl. Mathis [175], aber ihre Bedeutung erkannte erst van der Pol, der auf der Basis von mathematischen Methoden der Theoretischen Physik neue L¨ osungsverfahren entwickelte und damit ein neues Gebiet ¨ der angewandten Mathematik er¨ offnete; eine Ubersicht gibt Guckenheimer [90]. Erst ab Ende der 1920ger Jahren konnten Mandelstam, Papalexi und vor allem Andronov in einer Reihe von Arbeiten eine vollständige Theorie von nichtlinearen Oszillatoren entwickeln, die in umfassender Form in einer Arbeit aus dem Jahre 1935 beschrieben wurde [166]. Leider sind diese Ergebnisse, die auf den Arbeiten von Poincaré basierten und in das sogenannte Andronov-Hopf Theorem (Hopf hat diesen Satz in Unkenntnis im Jahre 1944 im Zusammenhang mit hydrodynamischen Studien erneut abgeleitet) m¨ undeten, lange Zeit nicht beachtet worden; vgl. Mathis [175]. Auf weitere Einzelheiten zur Geschichte der Methoden der Analyse von Oszillatorschaltungen geht Mathis [175] sein. Die obengenannte lineare“ Vorgehensweise steht in engem Zusammen” hang mit dem Andronov-Hopf Theorem, das die Eigenschaften von Differentialgleichungen charakterisiert, die von einem Systemparameter λ (z. B. ein Lastwiderstand) abh¨ angen. Wenn die Schwingbedingung f¨ ur einen bestimmten Wert λ erf¨ ullt werden kann, ist das System nicht-hyperbolisch, d. h. das linearisierte System besitzt in dem betrachteten Arbeitspunkt (Gleichgewichtszustand) Eigenwerte auf der imagin¨ aren Achse (mit verschwindendem Realteil). Damit ist die Schwingbedingung eine notwendige Voraussetzung daf¨ ur, dass bei einem Oszillator stabile Schwingungen (man spricht von einem Grenzzyklus) auftreten k¨ onnen. Nur im nicht-hyperbolischen Fall können bei (einen Oszillator beschreibenden) nichtlinearen Differentialgleichungen Lösungen – wie Grenzzyklen – auftreten, die nicht schon durch das in einem Arbeitspunkt linearisierte System i. w. festgelegt sind; vgl. Theorem von Hartman und Grobman (z. B. Arrowsmith und Place [9]). Diese Bedeutung der Schwingbedingung (z. B. in der Form der Barkhausenschen Schwingbedingung) ist vom Standpunkt der Theorie mathematischer dynamischer Systeme naheliegend, jedoch findet man sie in der schaltungstechnischen Literatur erstmals bei Mathis [176]. Stattdessen wird die Verwendung der Kleinsignalansätze und der Einsatz der Wechselstromrechnung meistens damit begr¨ undet, dass die Schwingungsform bei vielen Oszillatoren fast“ sinusförmig ist, was f¨ ur die ” Analyse nicht-hyperbolischer Systeme offensichtlich bedeutungslos ist. Neben der Schwingbedingung muss noch eine Transversalit¨ atsbedingung (auf diese Bedingung wurde schon von Strecker [256] hingewiesen) erf¨ ullt sein. Somit k¨ onnen aufgrund der gew¨ unschten technischen Eigenschaften elektronischer Oszillatoren nur Grenzzyklen dem oszillatorischen Verhalten solcher ¨ u Systeme entsprechen. Eine umfassende Ubersicht ¨ber die Methoden der Oszillatoranalyse geben Mathis und Russer [180]. Ein illustratives Beispiel f¨ ur die Analyse einer Oszillatorschaltung mit einer Tunneldiode nach dem Andronov-

756


Hopf Theorem findet man bei Mees [184]; vgl. auch Kurz und Mathis [150] und Mathis und Russer [180].

Abbildung 40.30. Netzwerkmodell eines Tunneldioden-Oszillators

Beispiel: Die nichtlinearen Gleichungen eines Tunneldioden-Oszillators in Abb. 40.30 k¨ onnen in folgender Weise formuliert werden (wenn R ≈ 0) d i 0 1/L i 0 (40.67) = + ˜) −1/C 0 u (1/C)g(U0 − u dt u wobei u ˜ := U0 − u; die Tunneldioden-Kennlinie wird in Abb. 40.31 gezeigt. Die Gleichgewichtsl¨ osung (Arbeitspunkt) kann sehr leicht berechnet werden

Abbildung 40.31. Kennlinie einer Tunneldiode

i0 = g(U0 ),

u ˜0 = 0 (u = U0 ).

(40.68)

Man kann die linearisierten Gleichungen (Kleinsignalersatzbild) ableiten um die Gleichgewichtsl¨ osung ableiten, wobei die Kleinsignalströme und -spannungen nicht unterschieden werden; g ist die Ableitung von g nach dem Argument. Transformiert man diese Gleichungen in den Frequenzbereich, dann erh¨ alt man die folgende charakteristische Gleichung (des entsprechenden Eigenwertproblems) det

−λ 1/L −1/C −(1/C)g (U0 ) − λ

= λ2 +

1 1 g (U0 )λ + = 0. C LC

(40.69)


Die Nullstellen dieser quadratischen Gleichung lauten 2 1 1 1 g (U0 ) ± g (U0 ) − . λ1,2 = − 2C 2C LC

757

(40.70)

Wir erhalten rein imagin¨ are Eigenwerte und damit die Schwingbedingung 1 g (U0 ) = 0. 2C

(40.71)

In diesem Fall haben wir die Oszillatorfrequenz ω02 = 1/(LC). Mit Hilfe der Tunneldioden-Kennlinie erkennt man, dass die Schwingbedingung erf¨ ullt ist, wenn der Arbeitspunkt im Maximum oder im Minimum liegt, wo g (U0 ) verschwindet. An der Kennlinie einer Tunneldiode in Abb. 40.31 erkennt man, dass das Vorzeichen des Realteils des Eigenwertpaares wechselt und somit von der linken in die rechte Halbebene der komplexen Ebene C u ¨bertritt; damit ist die notwendige Transversalit¨ atsbedingung erf¨ ullt. Schließlich muss nach dem Andronov-Hopf-Theorem noch die asymptotische Stabilität f¨ ur diejenigen U0 erf¨ ullt sein, in denen die Schwingbedingung erf¨ ullt ist; das kann man in diesem Fall zeigen. Weitere Einzelheiten und zus¨ atzliche Literatur findet man bei Mathis und Russer [180]. Ein alternative Vorgehensweise im Frequenzbereich ( Frequenz-Hopf“) wurde von Mees [184] vorgeschlagen. ”

A Mathematische Felder

A.1 Differentialoperatoren und Rechenregeln In diesem Anhang soll noch einmal in detaillierter Weise auf den Unterschied zwischen physikalischen und mathematischen Feldern hingewiesen werden. Auf die Einzelheiten der Modellbildung physikalischen Felder gehen Falk und Ruppel [72] und Jodl [130] n¨ aher ein. Etwas unscharf ausgedr¨ uckt sprechen wir von einem nichtlokalisierten physikalischen System, wenn sämtliche physikalischen Eigenschaften nicht nur in einer kleinen Umgebung“ eines Punktes im ” Beschreibungsraum oder Konfigurationsraum von null verschieden sind. Der Konfigurationsraum ist in der klassischen Physik häufig der Ortsraum, aber es sind durchaus auch andere Konfigurationsr¨ aume denkbar. Beispielsweise ist der Konfigurationsraum eines elektrischen Netzwerkes ein Raum, dessen Koordinaten die Str¨ ome und Spannungen des Netzwerkes sind; vgl. z. B. Mathis [170]. Im folgenden wollen wir uns der Einfachheit halber aber auf den 3dimensionalen Ortsraum beschr¨ anken und ihn mit Hilfe eines R3 modellieren; in der Theorie elektromagnetischer Felder ist eine solche Beschränkung völlig ausreichend. Dabei wollen wir annehmen, dass sich diese Eigenschaften zumindest im Prinzip jeweils auf einer Messskala experimentell darstellen lassen1 . Eine Messskala kann mit Hilfe eines passenden Intervalls I ⊂ R der reellen Zahlen R modelliert werden. Man unterscheidet Eigenschaften eines physikalischen Systems, die mit Hilfe einer Messskala festgelegt werden können von denjenigen, f¨ ur die mehrere Messskalen ben¨ otigt werden. Daraus ergibt sich, dass bestimmte Systemeigenschaften mit Skalaren und andere mit Vektoren charakterisiert werden m¨ ussen. Insbesondere bei den obengenannten nichtlokalisierten physikalischen Systemen, die man auch als verteilte Systeme oder physikalische Felder bezeichnen kann, werden die entsprechenden Eigenschaften vektoriell repr¨ asentiert. Daher werden wir im folgenden auf die wichtigsten Aspekte eingehen. 1

vgl. Gerlich [82]

A.1 Differentialoperatoren und Rechenregeln

759

Betrachtet man nichtlokalisierte physikalische Systeme, dann verwenden wir geeignete Funktionen oder Abbildungen, die auf Teilmengen des Ortsraummodells R3 definiert sind, um die skalaren oder richtungsabhängigen Eigenschaften solcher Systeme mathematisch zu charakterisieren. Dabei handelt es sich reellwertige und vektorwertige Funktionen, die den nichtlokalisierten Systemen zugeordnet sind. Einige Beispiele seien genannt 1. ϕ : R3 → R: skalare Eigenschaften (z.B. Massenverteilung, Energie, etc.) 2. f : R3 → Rn : vektorwertige Eigenschaften (z.B. Kraft, Geschwindigkeitsverteilung, etc.) Die begriffliche Unterscheidung von physikalischen und mathematischen Feldern, die auf Falk zur¨ uck geht (vgl. Falk [74], S. 104 und Falk und Ruppel [72], S. 133ff), sollte unbedingt beachtet werden, da es sonst schwierig wird, zwischen physikalischem System und seinem mathematischen Modell zu unterscheiden. In diesem Sinne handelt es sich bei der Elektrostatik, der Theorie des quasistation¨ aren Feldes und den anderen Teiltheorien der Maxwellschen Theorie (einschließlich der vollst¨ andigen Theorie) immer um mathematische Beschreibungen desselben physikalischen elektromagnetischen Feldes. Je nach Art der betrachteten Anwendungen wird allerdings mit unterschiedlichen mathematischen Feldern und das heißt mit unterschiedlichen mathematischen Modellen gearbeitet. Zumindest in ¨ alteren Lehrb¨ uchern und Monographien u ¨ber das physikalische“ elektromagnetische Feld wird eine solche Unterschei” dung nicht konsequent eingehalten. Diese Identifikation von physikalischer ” Wirklichkeit“ und physikalischem Modell“ findet man auch in anderen Be” reichen der Naturbeschreibung. Wie bei der Maxwellschen Theorie elektromagnetischer Felder erkl¨ art sich dies h¨ aufig durch den großen Erfolg des entsprechenden mathematischen Modells, denn man macht dabei keine Fehler, solange man den Anwendungsbereich eines Modells einhält. Die oder der an diesen, in die Erkenntnistheorie reichenden Fragen interessierte Leserin bzw. Leser kann insbesondere auf die hochinteressanten Ausf¨ uhrungen von Ludwig [162] verwiesen werden. Bei vielen physikalischen Systemen und insbesondere bei physikalischen ¨ Feldern interessiert man sich f¨ ur die Anderungen ihrer Eigenschaften, welche durch skalare oder vektorielle mathematische Felder beschrieben werden. ¨ Anderungen mathematischer Felder, die gewisse mathematische Anforderungen erf¨ ullen (z. B. Differenzierbarkeit), werden im Rahmen der Analysis untersucht, die in diesem Zusammenhang als Vektoranalysis“ bezeichnet wird. ” Eine gute Einf¨ uhrung in die Vektoranalysis insbesondere im Hinblick auf die Theorie elektromagnetischer Felder gibt das Lehrbuch von Wunsch und Schulz [295]. Eine mathematische Einf¨ uhrung in die Vektoranalyis findet man z. B. bei Meyberg und Vachenauer [191]. Die allgemeinere Tensorrechnung wird einf¨ uhrend in dem Lehrbuch von Lippmann [159] vorgestellt. Wenn man an einer breiten und tiefergehenden Darstellung der Vektor- und Tensorrechnung interessiert ist, sollte man jedoch immer noch den meisterhaft geschriebenen

760


Klassiker von Duschek und Hochrainer [65] ber¨ ucksichtigen, der im Teil III auch die Theorie elektromagnetischer Felder behandelt. Die vor allem auf Heaviside und Gibbs zur¨ uckgehende Vektoranalysis ist aus heutiger mathematischer Sicht inkonsequent und wenig elegant, wie man den lesenswerten Ausf¨ uhrungen des Regensburger Mathematikers Jänich in seiner Vektoranalysis“ [127] sowie der Monographie von Marsden und Trom” ba [167]) entnehmen kann, aber sie soll dennoch in diesem Buch verwendet werden. Alternative Darstellungen, die mit Hilfe (orientierter) Differentialformen formuliert werden, sind jedoch verf¨ ugbar; vgl. u. a. die Monographien von Meetz und Engl [185] sowie von Hehl [102] oder auch Russer [239]. Inzwischen konnten u. a. Bossavit [34], Hiptmair [114] nachweisen, dass man von diesem geometrischen Standpunkt aus gesehen auch neuartige Einblicke in die Numerik elektromagnetischer Felder gewinnen kann. Diese Aspekte gehen jedoch weit u uhrenden Buches hinaus, und wir m¨ ussen ¨ber den Rahmen dieses einf¨ daher auf diese Literatur verweisen. Betrachtet man ein (mathematisches) skalares Feld oder kurz auch Skalarfeld ϕ : R3 → R, wobei ϕ hinreichend oft differenzierbar sein soll, lassen sich ¨ ˜ ∈ R3 mit Hilfe der Taylorreihe Anderungen von ϕ in einem Punkt x ϕ(x) = ϕ(˜ x) + (A.1) ∂ϕ ∂ϕ ∂ϕ + (˜ x)(x1 − x ˜1 ) + (˜ x)(x2 − x ˜2 ) + (˜ x)(x3 − x ˜3 ) + ∂x1 ∂x2 ∂x3 + Restglied(x) angeben, wobei das Restglied nicht explizit angegeben wurde, da wir zunächst nur an der linearen Approximation im Sinne der ersten Ableitung interessiert sind. Die drei Terme von Gl. (A.1), die in der zweiten Zeile stehen, werden ˜ bezeichnet. als Differential dϕ(˜ x, x) von ϕ an der Stelle x Fassen wir die Ableitungen ∂ϕ/∂xi (i = 1, 2, 3) in einem (Spalten-)Vektor zusammen ⎛ ∂ϕ ⎞ 1 ⎜ ∂x ∂ϕ ⎟ ∇ϕ := grad ϕ := ⎝ ∂x ⎠, 2

(A.2)

∂ϕ ∂x3

dann kann man das Differential von ϕ mit Hilfe des Standard-Skalarproduktes im R3 formulieren ˜) dϕ(˜ x, x) = grad ϕ(˜ x) · (x − x ⎛ ⎞ ˜1 x1 − x ∂ϕ ∂ϕ ∂ϕ ⎝ x2 − x ˜2 ⎠ . = ∂x 1 ∂x3 ∂x2 x3 − x ˜3

(A.3)

In der Definitionsgleichung f¨ ur den Gradientenoperator (A.2) haben wir eine h¨ aufig verwendete alternative Bezeichnung mit Hilfe des sogenannten NablaSymbol angegeben, die auch zur Definition des Divergenz- und Rotationsoperators herangezogen werden kann; siehe z. B. Bronstein [41].


761

Der Gradient grad ϕ(˜ x) kann als der Wert einer verallgemeinerten Ablei˜ ∈ R3 aufgefasst werden, ebenso wie aus den Werten ϕ(x) ˙ der tung im Punkt x Ableitung ϕ˙ einer Funktion ϕ : R → R f¨ ur beliebige x ∈ R eine neue Funktion gebildet wird. Bei dem Gradient grad ϕ handelt es sich um eine neues vektorielles mathematisches Feld. Mit den partiellen Ableitungen ∂/∂xi (i = 1, 2, 3), die koordinatenweise Ver¨ anderungen in x, y, z-Koordinaten anzeigen, lassen sich weitere mathematische Felder bilden, wobei man sich anstatt auf ein Skalarfeld auf ein Vektorfeld bezieht. Entsprechende Beziehungen gibt es auch in anderen Koordinatensystemen, wobei auf die entsprechende Literatur verwiesen werden soll; vgl. z. B. [295]. Eine Ausnahme bildet der Laplaceoperator, der auch in anderen Koordinatensystemen diskutiert werden soll (Abschnitt B.2). Seien f : R3 → R3 und g : R3 → R3 (mathematische) Felder mit den Komponenten f1 (x), f2 (x), f3 (x) bzw. g1 (x), g2 (x), g3 (x), die in einer geeigneten Teilmenge G ⊂ R3 differenzierbar sind. Dann kann man die folgenden (mathematischen) Skalar- und Vektorfelder definieren: • Das skalare mathematische Feld Divergenz von f : (∇ · f )(x) := (div f )(x) :=

∂f1 ∂f2 ∂f3 (x) + (x) + (x). ∂x1 ∂x2 ∂x3

• Das vektorielle mathematische Feld Rotation von f : ⎞ ⎛ ∂f ∂f2 3 − ∂x3 2 ⎜ ∂x ∂f1 ∂f3 ⎟ − ∂x (∇ × f )(x) := (rot f )(x) := ⎝ ∂x ⎠ (x) 3 1 ∂f2 ∂f1 ∂x1 − ∂x2

(A.4)

(A.5)

. • Das vektorielle mathematische Feld Vektorgradient von f bez¨ uglich g ⎞ ⎛ g · grad f1 (x) (A.6) (g grad) f (x) := ⎝ g · grad f2 (x) ⎠ g · grad f3 (x) . Ein wesentlicher Zweck dieser Felder, welche lokale Veränderungen repr¨ asentieren, ist die Klassifikation vektorieller mathematischer Felder: • Ein Vektorfeld f : R3 → R3 nennt man divergenzfrei, wenn das mathematische Feld divf f¨ ur alle x ∈ G ⊂ R3 gleich null ist. • Ein Vektorfeld f : R3 → R3 nennt man rotationsfrei, wenn das mathematische Feld rotf f¨ ur alle x ∈ G ⊂ R3 gleich null ist. In der Vektoranalysis k¨ onnen eine Reihe Beziehungen und Identitäten f¨ ur die Differentialoperatoren Gradient, Divergenz und Rotation abgeleitet werden, die f¨ ur die Rechnungen sehr n¨ utzlich sind und mit Hilfe derer u. a. zusammengesetzte skalare und vektorielle mathematische Felder gebildet werden können.

762


Dabei soll noch einmal der Standpunkt der mathematischen Feldtheorie durch die Bezeichnungen hervorgehoben werden. In den Anwendungen wird man nat¨ urlich statt von einem skalaren Feld von einem Skalarfeld sprechen und vektorielle Felder werden als Vektorfelder bezeichnet. Die beiden wichtigsten Identit¨ aten f¨ ur mathematische Felder sind: • Sei f ein skalares Feld f : R3 → R, dann gilt rot(gradf ) = 0.

(A.7)

• Sei F ein vektorielles Feld F : R3 → R3 , dann gilt div(rotF) = 0.

(A.8)

Wie in der Differentialrechnung einer Ver¨ anderlichen gibt es auch f¨ ur die Differentialoperatoren der Vektoranalysis einige n¨ utzliche Rechenregeln (wie etwa die Produktregel). Da es sich um lineare Operatoren handelt, brauchen die Rechenregeln, die sich daraus ergeben nicht besonders betont werden. Man kann folgende Produktregeln ableiten: Seien f, g skalare Felder f, g : R3 → R und F, G vektorielle Felder F, G : R3 → R3 , dann gilt: • Die Produktregeln f¨ ur den Gradienten: grad(f g) = f gradg + g gradf, grad(F · G) = (F grad)G + (G grad)F +

(A.9)

+ F × rot(G) + F × rot(G), mit dem Vektorgradient: (A, B : R3 → R3 ) 2 (A grad)(B) = rot(B × A) + grad(B · A) + A divB −

(A.10)

− B divA − A × rot(B) − B × rot(A). • Die Produktregeln f¨ ur die Divergenz: div(f F) = f divF + (gradf ) · F, div(F × G) = −F rotG + G rotF.

(A.11) (A.12)

• Die Produktregeln f¨ ur die Rotation: rot(f F) = f rotF + (gradf ) × F rot(F × G) = (G grad)(F) − (F grad)(G) − − F divG − G divF.

(A.13) (A.14)


763

• Hintereinanderschaltungen von Differentialoperatoren: div grad f =: f,

(A.15)

rot rot F = grad div F − F,

(A.16)

wobei f die Anwendung des skalaren Laplace-Operators auf f und F die Anwendung des vektoriellen Laplace-Operators auf F ist; vgl. Anhang B.2. Auf den skalaren Laplace-Operator wird im Anhang B.1 eingegangen. • Vertauschungsregeln“ f¨ ur die Operatoren der Vektoranalysis: (vgl. Wunsch, ” Schulz ([295], S. 101)) grad ϕ = gradϕ, div F = divF,

(A.17) (A.18)

rot F = rotF,

(A.19)

wobei f¨ ur der skalare bzw. der vektorielle Laplace-Operator einzusetzen ist. Ein allgemeiner Beweis gelingt mit dem Tensorkalk¨ ul; vgl. Duschek, Hochrainer [65], Lippmann [159]. Weiterhin gibt es sogenannte Umkehrprobleme zu den obengenannten Identit¨ aten: (siehe z. B. Merziger und Wirth [188]) • Sei f ein vektorielles Feld f : R3 → R3 mit rot f = 0, dann gibt es unter gewissen Einschr¨ ankungen ein ˜f mit f = grad f˜. • Sei f ein vektorielles Feld f : R3 → R3 mit div f = 0, dann gilt unter gewissen Einschr¨ ankungen f = rot ˜f . • Sei f ein skalares Feld f : R3 → R, dann wird nach einem vektoriellen Feld ˜f mit div f = 0 gesucht, das unter gewissen Einschränkungen bis auf rot ˜f = 0 festgelegt. F¨ ur viele Rechnungen sind die beiden folgenden Integralsätze sehr n¨ utzlich, wobei ein Vektorfeld f : R3 → R3 mit bestimmten Eigenschaften betrachtet wird. Weitere Einzelheiten bez¨ uglich dieser Eigenschaften und einen Beweis dieser S¨ atze auf der Grundlage der Differentialformen findet man z. B. bei J¨ anich ([129]; Band 2, S. 212f); klassische Beweise f¨ ur die beiden Sätze findet man z. B. bei Bourne und Kendall [37]. • Gaußscher Integralsatz:

V

div f dV = f · dA, ∂V

wobei ∂V die Berandung des Volumens V ist. • Stokesscher Integralsatz: rot f · dA = f · dr, A

(A.20)

∂A

(A.21)

764


wobei ∂A die Berandung der Fl¨ ache A ist. Mit Hilfe dieses Satzes kann man folgende Beziehung nachweisen (dA × ∇) × f = dr × f , (A.22) A

∂A

die in der Theorie des station¨ aren Magnetfeldes n¨ utzlich ist. Der Nachweis geht von einem Linienintegral aus, wobei das Vektorfeld g := f × a urzung eingef¨ uhrt wird, und nutzt dann (a ∈ R3 ) zwischendurch als Abk¨ den Stokesschen Satz in Standardform. Weiterhin werden einige einfache Rechenregeln der Vektoralgebra und Vektoranalysis verwendet. Insbesondere werden Vektor- und Operatorvarianten des Spatproduktes u(v × w) benutzt. Die gew¨ unschte Beziehung ergibt sich dann aufgrund des folgenden Rechenganges dr × f = (dr × f ) · a = (f × a) · dr a· ∂A ∂A ∂A g · dr = rot g · dA = ∂A A dA · (∇ × (f × a)) = A (dA × ∇) · (f × a) = ((dA × ∇) × f ) · a = A A (dA × ∇) × f . = a· A

Diese Beziehung gilt insbesondere f¨ ur a = ex , ey , ez , woraus die Behauptung (A.22) folgt. Weitere Hilfen und Formeln zur h¨ oheren Mathematik und insbesondere zur Vektoranalysis finden die interessierten LeserInnen bei Merziger et al. [189].

A.2 Das Satz von Helmholtz Nach den allgemeinen Beziehungen der Vektoranalysis wollen wir schließlich noch auf einen Satz eingehen, der f¨ ur den Aufbau Theorie elektromagnetischer Felder eine zentrale Bedeutung besitzt. Im Grundsatz besagt dieser Satz, dass ein vektorielles Feld (bis auf ein konstantes Feld) in eine Summe eines rotationsfreien und eines divergenzfreien Teils zerlegt werden kann. Eine erste Fassung des Satzes besagt also: Zu jedem im R3 stetig differenzierbaren vektoriellen Feld F existiert ein skalares Feld Ω und ein vektorielles Feld A, so dass gilt F = gradΩ + rotA,

(A.23)

A.2 Das Satz von Helmholtz

765

wenn F(r) f¨ ur r 0 wie 1/r2 abf¨ allt. Der Nachweis dieser Aussage ist nicht sehr schwierig. Man gibt die Divergenz von F vor: divF = f (r) und verwendet sie als rechte Seite einer Poissonschen PDGl. Ω = f (r) = divF, (A.24) f¨ ur die unter der Voraussetzung, dass Ω(r) f¨ ur r 0 wie 1/r abfällt, eine spezielle L¨ osung existiert f (r) ˜ 1 dV . (A.25) Ω(r) = − 4π r − ˜r V Wegen Ω = divgradΩ erh¨ alt man aus Gl. (A.24) div(F − gradΩ) = 0.

(A.26)

Aus dem zweiten obengenannten Umkehrproblem folgt, dass ein vektorielles Feld A existiert mit F − gradΩ = rotA, (A.27) womit der Satz bewiesen w¨ are. Eine explizite Darstellung von A ergibt sich, wenn man die Rotation von F mit −rotF = f vorgibt und f als rechte Seite einer Vektor-Poisson-PDGl. verwendet. Man erh¨ alt dann folgende Integraldarstellung f¨ ur A 1 f (r) A(r) = − dV˜ . (A.28) 4π r − ˜r V Diese Form des Satzes von Helmholtz findet man in der Literatur sehr h¨ aufig (z. B. Bourne, Kendall [37]), aber sie ist selbst f¨ ur die Anwendungen in der Theorie elektromagnetischer Felder zu einschränkend. Man muss n¨ amlich fordern, dass F im Unendlichen wie 1/r2 gegen null geht. Das ist aber, worauf Blumenthal [31] in einer Arbeit aus dem Jahre 1905 hingewiesen hat, außerordentlich beschr¨ ankend und besonders auch deshalb unzul¨ assig, ” weil bei einem z. B. durch Differentialgleichungen definierten Felde a priori nichts u ¨ber die Ordnung des Verschwindens ausgesagt werden kann.“ 2 Daher bewies Blumenthal eine Form des Satzes von Helmholtz, der ausschließlich auf das Verschwinden des vektoriellen Feldes mitsamt sämtlicher Ableitungen im Unendlichen begr¨ undet ist. Das hat auch den Vorzug, dass man diese Voraussetzung physikalisch im Sinne einer energetischen Deutung interpretieren kann.

2

Einen Hinweis auf diese Arbeit findet man in dem Hydrodynamik-Band von Sommerfeld ([251], S. 142f)

B Der Laplace-Operator

B.1 Skalare Felder Bei der Ableitung der skalaren Potenzialgleichungen wird f¨ ur die aufeinander folgende Anwendung der beiden Operatoren div und grad als Abk¨ urzung das Zeichen (·) := div grad(·) verwendet. F¨ uhrt man konkrete Koordinaten ein, so erh¨ alt man f¨ ur die Laplacesche Potenzialgleichung ϕ = 0

(B.1)

eine partielle Differentialgleichung in den entsprechenden Koordinaten. Beispielsweise ergeben sich in x, y, z- Koordinaten ϕ =

∂2ϕ ∂2ϕ ∂2ϕ + + = 0. ∂x2 ∂y 2 ∂z 2

(B.2)

W¨ ahlt man Zylinderkoordinaten (r, α, z), dann ergibt sich ϕ =

1 ∂2ϕ ∂2ϕ ∂ 2 ϕ 1 ∂ϕ + + + = 0, ∂r2 r ∂r r2 ∂α2 ∂z 2

(B.3)

w¨ ahrend man in Kugelkoordinaten (r, ϑ, α) die folgende Form erhält ∂2ϕ ∂ ∂ϕ 1 ∂ 1 ∂ϕ 1 ϕ = 2 = 0, (B.4) r2 + 2 sin ϑ + 2 2 r ∂r ∂r r sin ϑ ∂ϑ ∂ϑ r sin ϑ ∂α2

Ableitung: zu diesen Ausdr¨ ucken gelangt man, wenn man den Gradienten durch Komponenten ausdr¨ uckt, in x, y, z-Koordinaten gemäß Gl.(A.2): gradx ϕ =

∂ϕ ∂ϕ ∂ϕ , grady ϕ = , gradz ϕ = . ∂x ∂y ∂z

(B.5)

Betrachtet man diese als die Komponenten eines Vektors und wendet den Divergenz-Operator in x, y, z-Koordinaten an

B.2 Vektorielle Felder

div(·) =

∂(·)y ∂(·)z ∂(·)x + + , ∂x ∂y ∂z

767

(B.6)

dann ergibt sich die Laplace-PDGl. in x, y, z-Koordinaten. In entsprechender Weise geht man bei Zylinderkoordinaten gradr ϕ =

∂ϕ 1 ∂ϕ ∂ϕ , gradα ϕ = , gradz ϕ = ∂r r ∂α ∂z

(B.7)

und bei Kugelkoordinaten vor gradr ϕ =

∂ϕ 1 ∂ϕ 1 ∂ϕ , gradϑ ϕ = , gradα ϕ = . ∂r r ∂ϑ r sin ϑ ∂α

(B.8)

Anschließend muss der Divergenz-Operator in den entsprechenden Koordinaten angewendet werden.

B.2 Vektorielle Felder In Abschnitt 18 wie auch in weiteren Abschnitten wird der Laplace-Operator auf ein vektorielles mathematisches Feld A : R3 → R3 angewendet. Bei der Bildung der entsprechenden Differentialquotienten muss beachtet werden, ¨ dass bei (differentiellen) Anderungen von A auch die Einheitsvektoren des verwendeten Koordinatensystems ber¨ ucksichtigt werden m¨ ussen. Bezeichnen wir beispielsweise die Zylinderkoordinaten mit r, α, z sowie die Einheitsvektoren mit er , eα und ez , dann kann man ein Vektorfeld A in diesen Koordinaten in folgender Weise darstellen A(r, α, z) = Ar er + Aα eα + Az ez .

(B.9)

Anhand der partiellen Ableitung nach der Koordinate α soll die Ber¨ ucksichtigung der Einheitsvektoren demonstriert werden; grundsätzlich ist der folgende Ausdruck auszuwerten ∂A ∂Ar ∂Aα ∂Az ∂er ∂eα ∂ez = er + Ar + eα + Aα + ez + Az . ∂α ∂α ∂α ∂α ∂α ∂α ∂α

(B.10)

Die Frage ist, was unter den Differentialquotienten der Einheitsvektoren (z.B.

Abbildung B.1. Zur Differentiation eines Einheitsvektors

768

B Der Laplace-Operator

∂er /∂α) zu verstehen ist. Die Abb. B.1 veranschaulicht als Beispiel, wie die Vergr¨ osserung des Winkels um α um dα der Einheitsvektor er von der Lage OA in die Lage OB gedreht wird. Der neue Vektor er unterscheidet sich von er um den Vektor AB. Nun kann man formal schreiben er ≈ er +

∂er dα. ∂α

(B.11)

Der Vektor AB ist also n¨ aherungsweise durch (∂er /∂α)dα gegeben. Um im Rahmen einer Plausibilit¨ atsbetrachtung Betrag und Richtung dieses Vektors zu ermitteln, gehen wir von der f¨ ur kleine Winkeländerungen dα näherungsweisen G¨ ultigkeit der folgenden Beziehung aus AB = er − er ≈

∂er dα = eα dα. ∂α

Nach Betragsbildung folgt daraus sofort , , , ∂er , , , , ∂α , = 1,

(B.12)

(B.13)

w¨ ahrend die Richtung von ∂er /∂α die von eα ist. Daher gilt ∂er = eα . ∂α

(B.14)

∂eα ∂ 2 er ∂ 2 eα = −er , = −er , = −eα . 2 ∂α ∂α ∂α2

(B.15)

In ¨ ahnlicher Weise findet man

So ergibt sich allgemein f¨ ur beliebige Koordinatensysteme mit den 3 senkrecht ur ein Vektorfeld A: aufeinander stehenden Einheitsvektoren e1 , e2 , e3 f¨ A = e1 A1 + e2 A2 + e3 A3 + K.

(B.16)

Dabei bedeutet A1 , A2 , A3 die 3 skalaren Koordinatenwerte des Vektorfeldes A, auf die der Laplace-Operator skalar angewendet wird. Das Vektorfeld K ist ein durch die Kr¨ ummung der Koordinaten bedingter Vektor. F¨ ur xyz-Koordinaten x = (x, y, z) folgt: K(x) = 0. F¨ ur Zylinderkoordinaten x = (r, α, z) ergibt sich: 2 ∂Ar Aα 2 ∂Aα Ar − 2 , K(x) = er − 2 − 2 + eα r r ∂α r2 ∂α r und f¨ ur Kugelkoordinaten x = (r, ϑ, α) wird

(B.17)

(B.18)

B.2 Vektorielle Felder

769

2 ∂Aα 2 ∂Aϑ 2 2 − 2 Aϑ − 2 K(x) = er − 2 Ar − 2 + (B.19) r r ∂ϑ r tan ϑ r sin ϑ ∂α 2 ∂Aα 2 ∂Ar 1 − 2 + + eϑ − 2 2 Aϑ + 2 r ∂ϑ r sin ϑ tan ϑ ∂α r sin ϑ 2 ∂Ar 2 ∂Aϑ 2 A + − + eα α . r2 sin ϑ ∂α r2 sin ϑ tan ϑ ∂α r2 sin2 ϑ Weitere Einzelheiten zur Darstellung des Laplace-Operators in allgemeinen Koordinatensystemen findet man z. B. in den Monographien von Moon und Spencer [193] oder von Wunsch und Schulz [295].

Literatur

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¨ Ather, 123 ¨ Ubereinanderlagerung, 270 ¨ Ubergangswiderstand, 247, 262 ¨ Uberlagerungssatz, 266 ¨ Ubersetzungsverh¨ altnis, 61, 492 ¨ Ubertrager, idealer, 102, 467, 475 A-Matrixform, 68 Abl¨ osevorgang, Antenne, 547 AC-Kalk¨ ul, 44 Admittanz, 50, 57 Admittanzform, 65 Admittanzform der Spannungs-StromRelation, 637 Akzeptoren, 677 Algebro-Differentialgleichungen, 40 Andronov-Hopf Theorem, 755 Anfangspermeabilit¨ at, 316 Ansatz von d’Alembert, 575 Antennenstrahlung, 544 Arbeitsgerade, 735 Arbeitspunkte, 38 Arbeitspunktproblem, 38 Ausbreitungskonstante, 630 auslaufende Spannungswelle, 624 Avogadro-Konstante, 669 Barkhausen-Effekt, 312 Barkhausensche Schwingbedingung, 754 Barkhausenschen Schwingbedingung, 755 Belevitch-Darstellung der SpannungsStrom-Relation, 636 Belevitch-Form f¨ ur Zweitore, 67

Beobachtbarkeit, 751 Beobachtungsgleichung, 14 Bergeron-Verfahren, 623 Besselsche Funktionen, 436 Betatron, 527 Betragsfl¨ ache, 62 Beweglichkeit, 664 Bezifferung, 57 Bezugsleiter, 570 Bezugswiderstand, 70 BIBO-Stabilit¨ at, 751 Bindung, , 673 Blindwiderstand, 93 Blochw¨ ande, 456 Bodediagramm, 62 Boltzmann-Gleichgewicht, 695 Branin-Modell, 621 Braunsche R¨ ohre, 371 Brechung, 553 Bremsmoment, 425 Bremsscheibe, 414 B¨ undelleiter, 184 Coulomb-Eichung, 285, 322, 408, 521 Coulombsche Kraftgesetz, 109 D’Alembertsche L¨ osung, 552 Defektelektronen, 676 Deltafunktion, 523 Depletion-Mode, 718 diamagnetisch, 304 dielektrischen Verluste, 85, 86 Dielektrizit¨ atskonstante, 122 Dielektrizit¨ atskonstante, relativ, 123

786

Index

Dielektrizi¨ atstensor, 125 Differentialgleichungen, stochastische, 670 Differentialoperator, 11 Differenzenformeln, 594 Diffusionsdreieck, 712 Diffusionsgleichung, 433, 441 Diffusionskapazit¨ at, 713, 714 Diffusionskonstante, 682, 686 Diffusionsl¨ ange, 686 Diffusionsstrom, 680, 681 Dipol, 175 Dipol, elektrisch, 176 Dipol, kurz, 544 Dipol, magnetisch, 301 Dipolmoment, elektrisches, 139, 158, 175, 228 Dispersion, 623 Dissipations-Fluktuations-Theorem, 670 Distributionen, 41 Divergenz, 761 divergenzfrei, 761 divergenzfreie, 284 Donatoren, 677 Doppelleitungen, 214 Drehkondensator, 199, 200 Drehstromleitung, 221 Dreiecksspannungen, 95 Dreiecksternumwandlung, 96 Dreiphasensystem, 95 Driftgeschwindigkeit, 415 Driftstrom, 680, 681 dualer Netzwerkgraph, 32 Durchflutung, 298, 352 Durchflutungsgesetz, 299, 321, 348, 405, 434, 440, 442, 445, 521 dynamoelektrisches Prinzip, 482, 748 D¨ ampfungsbelag, 655 D¨ ampfungskonstante, 630 Early-Effekt, 724, 728, 731 Eigenfunktionen, Entwicklung nach, 431 Eigenleitf¨ ahigkeit, 675 Eigenleitungsdichte, 675 Eindringmaß, 433, 444 eingepr¨ agte Spannung, 28 eingepr¨ agter Strom, 28 einlaufende Spannungswelle, 624

Einstein-Relation, 682 Eisenverluste, 464 elektrisch kurze Leitung, 620 elektrische Maschinen, 444 elektrische Polarisation, 123 elektrische Spannung, 112 elektrische Verluste, 85 elektrischer Dipol, 139 elektrisches Potenzial, 110, 111 elektromagnetische Pumpe, 426 Elektronenr¨ ohre, 189 Elektronenspin, 303 Elektronik, 8 Elementardipol, 304 Energie, elektrische, 235, 479 Energie, magnetische, 391, 479 Energiedichte, magnetische, 378 Energiefunktion, 19 Energiemethode, 384 Energietechnik, 7 Enhancement-Mode, 718 Entmagnetisierungsfaktor, 359 Erdseil, 159 Erhaltungsgr¨ oßen, 18, 19 exaktes Matrizenpaar, 33 explizite Eulerformel, 595 Faltungsintegral, 41 Faltungsprodukt, 41 Feedback-Prinzip, 711, 725 Feedforward-Prinzip, 725 Feldverdr¨ angung, 433, 448 Feldwellenwiderstand, 542 Fernwirkung, 109 ferromagnetische Stoffe, 307, 373 feste Kopplung, 475 Fluss, elektrischer, 118 Fl¨ achenladungsdichte, 117 Fortpflanzungskonstante, 554 Fortpflanzungsmaß, 564, 648 Fortpflanzungsrichtung, 551 Freiraumlichtgeschwindigkeit, 571 Freiraumwellenwiderstand, 571 Funktion, holomorph, 179 Gaußschen Zahlenebene, 179 Gegeninduktion, 371 Gegeninduktivit¨ at, 371, 391 Gegenkopplung, 749

Index Generation, 674 Generator, 425 Generator, magnetohydrodynamische (MHD), 426 gesteuerte Quellen, 36 gesteuerte Quellen, nichtlineare, 37 Gleichstrommaschine, 748 Gleichtaktansteuerung, 573 Glimmentladung, 149 Graph, orientierter, 32 Gravitationsgesetz, 107 Gravitionskraft, 20 Greensche Funktion, 11, 12, 173, 429 Greensche Funktion, avancierte, 523 Greensche Funktion, retardierte, 523 Grenzbedingungen, 532 Grenzwellenl¨ ange, 652 Grenzzyklus, 755 Grundprinzipien der Schaltungstechnik, 725 Grundwelle, 567 Gyrator, 101, 306 H-Feld, 299 H-Matrixform, 69 Hall-Effekt, 414 Hall-Konstante, 415 Harms-Goubau-Wellenleiter, 578 Hauptaufgabe der Schaltungstechnik, 725 Hauptwelle, 568 Heaviside-Modell, 625 Heaviside-Transformation, 70, 613 Heavisidesche Leitungsgleichungen, 605 Heringsche Versuche, 421 Hertzscher Dipol, 536 hinlaufende Spannungswelle, 610 Hochspannungsleitung, 553 HY-Kalk¨ ul, 41 Hybridform, 69 Hybridform der Spannungs-StromRelation, 637 Hyperbelfunktionen, 446 Hysterese, 308, 456 Hystereseschleife, 308, 456, 457, 461 Hystereseverluste, 456, 459–461 Hystereseverlustleistung, 457 Hysteresewiderstand, 461

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¨ idealer Ubertrager, 32, 33, 103 Impedanz, 50, 57, 95 Impedanz, irrationale, 564 Impedanzform der Spannungs-StromRelation, 637 implizite Eulerformel, 595 Impulsantwort, 10–12, 41 Induktionsgesetz, 370, 371, 412, 434, 440, 456 Induktionskonstante, 303 Induktionsspannung, 404, 417 Induktionsvariometer, 462 Induktivit¨ at, 39 Induktivit¨ at, Energiemethode, 375 Induktivit¨ at, inneren, 380 Induktivit¨ at, komplexe, 464 Induktivit¨ at, Ringspule, 367 Induktivit¨ at, ¨ außere, 368, 369 Induktivit¨ atsbelag, 571 Induktivit¨ atskoeffizient, 370 Inertialsystem, 516 Influenz, 130 Innenwiderstand, 28 innere Induktivit¨ at, 603 Isolationswiderstand, 80, 258 isotroper Strahler, 550 Joulesches Gesetz, 33, 256 Kapazit¨ at, 39, 77, 197, 198 Kapazit¨ at, Einfachleitung, 207 Kapazit¨ at, Einzeldraht, 205 Kapazit¨ at, elliptischer Zylinderkondensator, 207 Kapazit¨ at, Kreiszylinderkondensator, 208 Kapazit¨ at, parallele Zylinder, 206 Kapazit¨ at, Reihenschaltung, 209 Kapazit¨ at, Vertikalantenne, 204 Kapazit¨ atsbelag, 571 Kettenbepfeilung, 66 Kettenform, 68 Kettenform der Spannungs-StromRelation, 635 Kettenmatrix, 102 Kinematik, 17 Kippschwingungen, 739 Kirchhoffintegral, 173 Kirchhoffsche Spannungsgesetz, 31

788

Index

Kirchhoffsche Stromgesetz, 29 Kirchhoffsches Verbindungselement, 33 Knoten-Zweig-Inzidenzmatrix, 32 Knotenorientierung, 29 Knotenpotenziale, 34 Knotenpotenzialgleichungen, 35 Knotenregel, 32 Koerzitivfeldst¨ arke, 312 komplexe Amplitude, 49 komplexe Struktur, 44 Kondensator, 197 Konfigurationsraum, 15 konforme Abbildung, 336 Kopplungsfaktor, 473 kopplungssymmetrische Zweitore, 101 kovalente, 674 Kraft 1. Art, 20 Kraft 2. Art, 20 Kraft, Plattenkondensator, 236 Krarup, 639 Kugelelektrode, 134 Kurzschlussl¨ aufer, 490 kurzschlussstabil, 747 Kurzschlusswiderstand, 645 Ladungserhaltung, 405 Ladungsvariable, 78 Lamor-Frequenz, 305 Lamor-Pr¨ azession, 306 Laplace-Operator, Kugelkoordinaten, 768 Laplace-Operator, Zylinderkoordinaten, 768 Laplace-Transformation, 41 Lautsprecher, 497 leerlaufstabil, 747 Leerlaufwiderstand, 645 Legendre-Polynome, 175, 332 Leistung, komplexe, 49 Leistung: Blindleistung, 49 Leistung: Scheinleistung, 49 Leistung: Wirkleistung, 48 Leistungsanpassung, 467, 646 Leitf¨ ahigkeit, 81, 242 Leitf¨ ahigkeitstensor, 243 Leitungsband, 674 Leitungsgleichungen, 568, 587, 599, 602, 605 Leitungskonstanten, 605

Leitungssegment, 595 Leitwert, 26 Leitwertbelag, 600–602 Leitwertform, 35 Leuchtdioden, 692 Lichtgeschwindigkeit, 124 lineare Systeme, 496 linearer Impuls, 19 Linearer zeitinvariante Systeme (LTI), 14 Liniendipol, 157 Linienladung, 136, 143 Linienleiter-N¨ aherung, 369 Linienquelle, 184, 203 Linksschraube, 420 Lorentz-Kraft, 283 Lorenz-Eichung, 522 LTI-Systeme, 10 L¨ ocherleitung, 415, 676 magnetische Drehmoment, 301 magnetische Energie, 89 magnetische Feldkonstante, 303 magnetische Widerstand, 370 magnetischen Spannungsmesser, 296 magnetischer Schwund, 417, 434 Magnetisierungskennlinie, 466 Magnetisierungskurve, 94, 308, 350 Magnetron, 293 Maschen-Zweig-Inzidenzmatrix, 32 Maschenorientierung, 31 Maschenregel, 32 Maschenstromgleichungen, 35 Maschenstr¨ ome, 34 Maschensumme, 31 Massenwirkungsgesetz, 675, 684 Maxwellsche Erg¨ anzung, 519 Maxwellsche Formel, 393 Maxwellsche Gleichungen, 521 Maxwellsche Potenzialkoeffizienten, 211 Maxwellsche Spannung, 233 Maxwellscher Spannungstensor, 232 Maxwellscher Verschiebungsstrom, 521 Mehrleitersysteme, 337 Messtechnik, 7 Mikusinski-Kalk¨ ul, 41 Minorit¨ atstr¨ ager, 683, 692 Mitkopplung, 749

Index modifizierte Heavisidesche Leitungsgleichungen, 635 Molekularmagnete, 456 Monopol, 175 Monopol, magnetischer, 332 Monopol-Moment, 175 Motor, 425 Multipolentwicklung, 135, 228, 291 Multipolmethode, 173, 174 M¨ obiustransformation, 57, 643 N-Typ, 747 Nachrichtentechnik, 7 Nachwirkungserscheinungen, 462 Nadelelektrometer, 236 Nahwirkungsprinzip, 109, 113, 321 Nahwirkungstheorie, 122, 231, 288 Netzwerkelement, 26 Netzwerkgraph, 32 Neukurve, 308 Neumannsche Funktion, 174 Neumannsches Randwertproblem, 261 Newtonsche Mechanik, 18 Newtonsche Relation, 20, 108 Newtonschen Bewegungsgleichungen, 108 nichtkonzentriertes Netzwerk, 625 nichtkonzentriertes System, 611 Nichtleiter, 83 nichtlokalisiertes System, 16 Norator, 597 Nullator, 597 Nuten, 444 Oberfl¨ achenwiderstand, 258 Ohmsches Gesetz, 26, 51, 434 Operatormethode, 41 Ortskurve, 56, 57 Ortskurvenkriterium, 751 Ortsraum, 15, 17 Pauli-Prinzip, 674 Peltier-Effekt, 691 Permeabilit¨ at, 284, 350, 373 Permeabilit¨ at, effektive, 356 Permeabilit¨ at, komplexe, 464 Permeabilit¨ at, reversible, 315 Permeabilit¨ at, totale, 393 Permeabilit¨ atszahl, 303, 307

789

Permittivit¨ at, 122 Permittivit¨ atszahl, 123 Phasengeschwindigkeit, 441, 652 Phasenkonstante, 630 Phasenwinkel, 86 Photodiode, 692 Photoeffekt, innerer, 692 Plattenkondensator, 82, 135, 170, 227 Poisson-PDgl., 111 Potenzial, 25 Potenzial, elektrisches, 166 Potenzial, logarithmisches, 147 Potenzialfl¨ ache, 249 Poynting-Vektor, 549 Probek¨ orper, 108 Punktladung, 135, 175 Pupin, 639 Quadrupol-Moment, 175 Quasi-TEM-Welle, 568 quasistation¨ ares Feld, 371 Randbedingungen, nat¨ urliche, 173, 176 Randwertproblem, Dirichletsche, 167 Randwertproblem, Neumannsche, 167 Raumladungsdichte, 119 Rauschen, thermisches, 669 Rauschen, weißes, 670 RC-Glied, 77 Rechteckhohlleiter, 652 Rechtsschraube, 304, 417 Rechtsschraubensinn, 366 Reflektionskoeffizienten, 71 Reflexion, 553 Reflexionsfaktor, 615, 642 Regelungstechnik, 7 Rekombination, 675 Remanenz, 308 reziprok, 65 reziproke Zweitore, 101 Reziprozit¨ at, 68 Riemannsche Zahlenkugel, 643 Ringverst¨ arkung, 752 Ruhemasse, 662 R¨ uckkopplung, negative, 749 R¨ uckkopplung, positive, 749 r¨ ucklaufende Spannungswelle, 610 S-Matrixform, 71

790

Index

S-Typ, 744 Satz von Helmholtz, 17, 284, 290, 321, 406, 765 Satz von Weyl-Tellegen, 34 Schalter, ideal, 70 Schaltkreissimulator, 718 Schirmwirkung, 336, 454 Schlupf, 61 Seebeck-Spannung, 691 Selbsterregung, 753 Selbstinduktion, 366 Separationsansatz, 261, 649 Separationsmethode, 194, 431 Separationsverfahren, 435 Skalarfeld, 16 Smith-Diagramm, 644 Spannung, 23 Spannung, elektrische, 226 Spannungsquelle, 28 Spannungsr¨ uckkopplung, 749 Spannungsverteilung, 580 Spartransformator, 477 Sperrschicht, 695 Sperrschichtkapazit¨ at, 704 spezifischer Widerstand, 242 Spiegelladung, 176 Spiegelung am Einheitskreis, 57 Spiegelung, Kugel, 177 Spiegelungsmethode, 138, 144, 172, 176 stabil, 751 stehende Wellen, 641 Steilheit, 733 Sternpunkt, 96 Sternspannung, 95, 214 Steuerbarkeit, 751 Strahlungsleistung, 545, 550 Strahlungswiderstand, 546 Streufaktor, 473 Streufluss, 351, 372 Streuinduktivit¨ at, 468 Streuparameterdarstellung, 613 Streuvariablen, 71 Strom, 23 Stromlinien, 250 Stromr¨ uckkopplung, 749 Stromspiegel, 737 Stromsumme, 30 Stromverdr¨ angung, 433, 444 Stromverteilung, 581

Sturm-Liouville-Problem, 431 Supraleitung, 382 Suszeptibilit¨ at, 123 Symmetrieargument, 146 Symmetrieargumenten, 178 symmetrische Komponenten, 100 symmetrische Zweitor, 68 symplektische Integrationsverfahren, 598 Systemtheorie, 10 TE-Wellen, 648 Teilkapazit¨ at, 216, 219, 224 Telegraphengleichung, 568, 592, 605 TEM-Welle, 572 TEM-Wellen, 648 Temperaturkoeffizient, 27 Temperaturspannung, 688 Thermospannung, 691 TM-Wellen, 648 Torbedingung, 63, 73 Transformator, 465 Transistoreffekt, 727 translineare Schaltungen, 737 Transmissionsfaktor, 616 Transmissionsmatrix, 72 transversale Welle, 572 Trapezregel, 595 Trennung der Ver¨ anderlichen, 78, 88 Trennzweitor, 104, 306 Tunnel-Diode, 747 Umkehrungssatz, 101 Umlaufspannung, 366 Ummagnetisierungsverluste, 464 Unipolar-Induktion, 414 Unipolarmaschinen, 414 Urspannung, 28 Valenzband, 674 Valenzelektronen, 676 Vektorfeld, 17 Vektorpotenzial, 283 verallgemeinerte Verbindungselemente, 33 verallgemeinerten Kirchhoffschen Gleichungen, 33 Verbraucherz¨ ahlpfeilsystem, 82 verketteter Fluss, 371

Index Verlustleistung, 93 Verlustwinkel, 86 Verschiebungsstrom, Maxwellscher, 506 verteiltes System, 611 Vertikalantenne, 546 verzerrungsfreie Leitung, 627 Vierpoltheorie, 63 virtuelle Verschiebung, 390

Widerstandsgerade, 692, 742, 743 Widerstandsnetzwerke, 23 widerstandsreziproke Netzwerke, 32 Windungszahl, 90 wirbelfrei, 256 Wirbelstrom, 414, 448 Wirbelstromverluste, 451, 460 Wirbelstromwiderstand, 461

Wanderwellen, 607, 608 Wechselfeldpermeabilit¨ at, 463 Wechselstrominduktionsmaschine, 61 Wechselstrommessbr¨ ucke, 462 Wechselstromz¨ ahler, 455 Wechselwirkungsenergie, 228 Welle, hinlaufende, 552 Welle, r¨ ucklaufende, 552 Wellengr¨ oßen, 71 Wellenleiter, 655 Wellenmoden, 567 Wellenwiderstand, 554, 630 Wellenwiderstand, leerer Raum, 542 Wellenwiderstandsanpassung, 646 Wicklungsfaktor, 93 Wicklungs¨ ubersetzung, 466 Widerstand, 26 Widerstand, magnetischer, 356 Widerstand, negativ, 734 Widerstand, negativer, 740 Widerstandsbelag, 604 Widerstandsform, 35

Y-Matrixform, 65 Z-Matrix, normiert, 71 Z-Matrixform, 67 Zahnflanke, 445 Zeiger, 56, 86 Zeigerdiagramm, 85, 458, 466, 488 Zeitkonstante, 78 Zener-Spannung, 745 Zugspannung, 231 Zustandsgleichung, 14 Zustandsgleichungen, 14 Zustandsraum, 38 Zweitore, 63 Zweitorgleichungen, 65 Zweitortheorie, 63 Zyklotron, 294 Zyklotronfrequenz, 293 Zylinderkondensator, 147, 259 Zylinderspule, 345, 370 Zylinderspule, Induktivit¨ at, 367 Z¨ ahlpfeil, 24, 25

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Theoretische Elektrotechnik: Eine Einführung (Springer-Lehrbuch)

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Theoretische Konzepte der Physik. Eine alternative Betrachtung

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