Physik für Ingenieure 9783486594904

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Physik für Ingenieure von Prof. Dr. Ulrich Hahn

Oldenbourg Verlag München Wien

Prof. Dr. Ulrich Hahn lehrt an der Fachhochschule Dortmund im Fachbereich Informations- und Elektrotechnik. Seine Lehrgebiete sind die Physik und Werkstoffe der Elektrotechnik. Seine Veröffentlichungen beschäftigen sich mit Atomphysik, Elektronenspektroskopie, Optischer Spektroskopie und Energiespartechnik bei Niedrigenergiehäusern.

Bibliografische Information der Deutschen Nationalbibliothek Die Deutsche Nationalbibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen Nationalbibliografie; detaillierte bibliografische Daten sind im Internet über abrufbar.

© 2007 Oldenbourg Wissenschaftsverlag GmbH Rosenheimer Straße 145, D-81671 München Telefon: (089) 45051-0 oldenbourg.de Das Werk einschließlich aller Abbildungen ist urheberrechtlich geschützt. Jede Verwertung außerhalb der Grenzen des Urheberrechtsgesetzes ist ohne Zustimmung des Verlages unzulässig und strafbar. Das gilt insbesondere für Vervielfältigungen, Übersetzungen, Mikroverfilmungen und die Einspeicherung und Bearbeitung in elektronischen Systemen. Lektorat: Kathrin Mönch Herstellung: Anna Grosser Coverentwurf: Kochan & Partner, München Gedruckt auf säure- und chlorfreiem Papier Gesamtherstellung: Kösel, Krugzell ISBN 978-3-486-27520-9

Vorwort Als vor etwa drei Jahren der Oldenbourg-Verlag anfragte, ob ich Interesse hätte, ein PhysikLehrbuch für Ingenieure zu verfassen, war ich zunächst verwundert, denn es sind bekanntlich schon sehr viele derartige Lehrbücher auf dem Markt. Allerdings war mir aus meiner über zehnjährigen Lehrtätigkeit an der Fachhochschule Dortmund bekannt, dass Studierende häufig Probleme mit den vorhandenen Lehrbüchern haben, insbesondere wenn versucht wird, die gesamte Physik darzustellen, so dass der Stoff auf Kosten der Verständlichkeit nur angerissen werden kann. Leider hat sich in den letzten Jahren auch der Stellenwert des Faches Physik in den ingenieurwissenschaftlichen Studiengängen gewandelt. Unter dem Zwang, einerseits den Umfang des Studiums zu verkleinern, anderseits aber auch der Vermittlung nichttechnischer Kenntnisse einen größeren Raum zu gewähren, ist die Physikausbildung zusammengestrichen worden um den Preis, dass in den Fächern des Hauptstudiums nicht mehr auf solides Grundlagenwissen zurückgegriffen werden kann. Allerdings wird in den neuen, gestuften Studiengängen ausdrücklich erwartet, dass Studierende sich selbstständig neue, über den Lehrplan hinausgehende Kenntnisse erarbeiten. Diese Gründe bewogen mich, das Abenteuer, ein neues Physik-Lehrbuch für ingenieurwissenschaftliche Studiengänge an Fachhochschulen zu schreiben, zu wagen. Darin müssen zum einen die Grundlagen gelegt werden, die für das Verständnis technischer Anwendungen erforderlich sind. Zum anderen sollen aber auch Kenntnisse über Methoden und Strategien vermittelt werden, mit denen neues Wissen insbesondere in Naturwissenschaft und Technik erlangt wird. Da technische Probleme zunehmend interdisziplinär gelöst werden, ist eine solche Methodenkompetenz unerlässlich. Dieses Wissen soll in den Kapiteln • • • • •

Mechanik, Thermodynamik, Schwingungen und Wellen, Elektrizität und Magnetismus sowie Optik

vermittelt werden. Der dargestellte Stoffumfang ist deutlich größer als der, der in einem derzeit üblichen zweisemestrigen Kurs gelehrt werden kann. So wird den Studierenden Gelegenheit geboten, die Basiskenntnisse zu vertiefen, ohne auf Spezialliteratur zurückgreifen zu müssen. Außerdem werden ausführlich Themen behandelt, die Schnittstellen zu solchen Fächern sind, in denen die technischen Grundlagen des jeweiligen Studiengangs gelehrt werden. In einem separaten Kapitel wird auf Methoden zur Auswertung von Experimenten

VI

Vorwort

sowie auf elementare Statistik eingegangen. Dies ist im Studium für die Beurteilung der Aussagekraft von Ergebnissen in Praktikumsversuchen unerlässlich und in der späteren Berufspraxis z. B. in der Qualitätssicherung von Bedeutung. Großer Wert wird auf die ausführliche Herleitung der physikalischen Zusammenhänge und die dazugehörenden lückenlosen Ketten von Schlussfolgerungen gelegt. Physikalische Gesetzt „fallen nicht vom Himmel“, Physikalische Größen werden nicht durch „von oben verordnete“ Definitionen eingeführt, stattdessen wird anhand exemplarischer Beispiele deren Nutzen bei der Beschreibung physikalischer Sachverhalte demonstriert. Beweise werden nicht dem Leser überlassen! Dies soll die Studierenden ermuntern, auch im späteren Berufsleben z. B. Normen wirklich verstehen zu wollen und ggf. kritisch zu hinterfragen statt sie gläubig und kritiklos anzuwenden. Für viele Studierende stellt die Mathematik zur Beschreibung physikalischer Sachverhalte eine nicht zu unterschätzende Hürde dar, zumal Mathematik- und Physikkurse in der Regel zeitlich parallel abgehalten werden. In vielen Fällen kann man somit die erforderlichen Mathematikkenntnisse nicht voraussetzen. Daher wird z. B. die Vektorrechnung in der Mechanik schrittweise eingeführt und zur Darstellung der Zusammenhänge verwendet. Bei Differential- und teilweise Integralrechnung kann häufig auf Schulkenntnisse zurückgegriffen werden, daher wird hier nur auf die „physikspezifischen“ Dinge eingegangen. So werden Volumenintegrale, wie sie für die Berechnung von Schwerpunkten und Trägheitsmomenten erforderlich sind, anhand von Beispielsrechnungen auf gewöhnliche Integrale zurückgeführt. Ähnlich wird bei Differentialgleichungen verfahren: Es werden Lösungsverfahren angegeben, die nur entsprechende Schulkenntnisse voraussetzen. Simulation physikalischer Vorgänge erleichtert in vielen Fällen das Verständnis und ermöglicht, Probleme zu lösen, deren Bearbeitung „mit Bleistift und Papier“ zu aufwendig oder gar unmöglich wäre. Mittlerweile sind viele Programme wie EXCEL, MATLAB, MAPLE… verfügbar, mit denen solche Simulationen einfach am Rechner ohne aufwendige Programmierung durchgeführt werden können. Für einige Fälle wie schiefer Wurf mit Luftreibung oder Wärmeleitung durch eine Kante eines Bauteils werden Simulationen mit EXCEL angegeben. Im Buch wird ausschließlich die „klassische“ Physik abgehandelt. Relativistische Physik ist zwar in einzelnen technischen Bereichen von Bedeutung wie z. B. beim Global Positioning System, sie spielt aber bei den meisten technischen Fragestellungen keine Rolle. Auch auf die Darstellung der Quantenphysik habe ich bewusst verzichtet, da sie entweder nur sehr elementar behandelt werden kann, so dass kein nachvollziehbarer Bezug zu technischen Anwendungen herstellbar ist, oder der Umfang eines entsprechenden Kapitels zu groß geworden wäre. Selbstverständlich spielt die Quantenphysik besonders für das Verständnis moderner Werkstoffe eine große Rolle. Ohne Unterstützung wäre es mir nicht möglich gewesen, dieses Buch zu schreiben. So möchte ich der Fachhochschule für die Gewährung eines Freisemesters danken, in dem ein großer Teil des Buches entstanden ist. Auch meiner Familie, die mir viel Verständnis für den großen Zeitaufwand entgegengebracht hat, gilt mein großer Dank. Frau Dipl. Des. Frauke Habig hat einen großen Teil der Zeichnungen dieses Buches mit großer Sorgfalt

Vorwort

VII

angefertigt und ist mit viel Geduld meinen zahlreichen Verbesserungsvorschlägen gefolgt. Herr Gerhard Borowski vom Physiklabor der Fachhochschule Dortmund war mir bei der Aufnahme der zahlreichen Photos sehr behilflich und hat mit manch gutem Rat zur Seite gestanden. Ohne Begeisterung und ständiges Fragen nach den Zusammenhängen ist eine gute Lehre nicht möglich, denn sie soll in den Studierenden ebenfalls dieses Interesse wecken, es ist ein wichtiger Antrieb für die spätere erfolgreiche Tätigkeit als Ingenieur. Dieses Interesse in mir geweckt haben meine Lehrer in Schule und Universität, die Herren Dr. Otto Heidrich, Prof. Dr. Joachim Kessler und Prof. Dr. Horst Merz. Kein Werk ist fehlerfrei und auch Gutes kann noch verbessert werden, daher bin ich für Anregungen und Kritik sehr dankbar. Ich wünsche allen Leserinnen und Lesern viel Spaß beim Erlangen und Vertiefen ihrer physikalischen Kenntnisse mit Hilfe dieses Buches. Dortmund

Ulrich Hahn

Inhalt 1

Einführung

1

1.1 1.1.1 1.1.2

Wie wird das Wissen gewonnen? ....................................................................... Gültigkeitsbereiche physikalischer Gesetze........................................................ Prinzipien der klassischen Physik .......................................................................

2 4 5

1.2 1.2.1 1.2.2

Physikalische Größen ......................................................................................... Basisgrößen und Maßsysteme............................................................................. Rechnen mit physikalischen Größen...................................................................

6 8 9

2

Mechanik

13

2.1 2.1.1 2.1.2

Bewegung ........................................................................................................... Rotation............................................................................................................... Translation ..........................................................................................................

13 14 15

2.2 2.2.1 2.2.2 2.2.3 2.2.4 2.2.5

Kinematik ........................................................................................................... Eindimensionale Bewegungen............................................................................ Spezielle eindimensionale Bewegungen............................................................. Allgemeiner Zusammenhang zwischen den kinematischen Größen................... Bewegungszustände und ihre Änderung............................................................. Bewegungen in zwei und drei Dimensionen.......................................................

15 16 19 21 22 22

2.3 2.3.1 2.3.2 2.3.3 2.3.4 2.3.5 2.3.6 2.3.7 2.3.8 2.3.9

Dynamik von Massenpunkten............................................................................. Erstes Newtonsches Axiom ................................................................................ Mengenartige physikalische Größen................................................................... Zweites Newtonsches Axiom ............................................................................. Drittes Newtonsches Axiom ............................................................................... Kräfte in der Natur.............................................................................................. Anwendungen der Newtonschen Axiome........................................................... Koordinatentransformationen ............................................................................. Numerisches Lösen von Bewegungsgleichungen............................................... Arbeit und Energie..............................................................................................

34 34 35 36 37 40 47 56 62 67

2.4 2.4.1 2.4.2 2.4.3 2.4.4 2.4.5

Systeme von Massenpunkten.............................................................................. System und Systemgrenze .................................................................................. Schwerpunkt ....................................................................................................... Einfluss von äußeren Kräften.............................................................................. Schwerpunktsystem ............................................................................................ Kinetische Energie eines Systems von Massenpunkten......................................

86 86 87 91 93 93

X

Inhalt

2.5 2.5.1 2.5.2 2.5.3 2.5.4

Stoßprozesse ....................................................................................................... 94 Unelastische Stöße.............................................................................................. 95 Antrieb durch Massenströme: Raketen............................................................... 98 Elastische Stöße.................................................................................................. 102 Kräfte bei Stößen ................................................................................................ 107

2.6 2.6.1 2.6.2 2.6.3 2.6.4 2.6.5 2.6.6 2.6.7

Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen ............................................... Freiheitsgrade bei der Rotation........................................................................... Rotationsenergie und Trägheitsmoment ............................................................. Vektorielle Beschreibung der Drehbewegung .................................................... Drehmoment ....................................................................................................... Drehimpuls ......................................................................................................... Arbeit und Leistung bei Drehbewegungen ......................................................... Vermischte Probleme der Dynamik....................................................................

109 110 110 119 123 135 152 153

2.7 2.7.1 2.7.2 2.7.3

Mechanik deformierbarer Körper ....................................................................... Deformation fester Körper.................................................................................. Flüssigkeiten....................................................................................................... Strömungen.........................................................................................................

162 164 167 176

3

Thermodynamik

191

3.1 3.1.1 3.1.2

Temperatur ......................................................................................................... Temperaturskalen ............................................................................................... Temperaturmessung............................................................................................

191 192 194

3.2 3.2.1

Thermodynamische Systeme .............................................................................. Zustandsgrößen in der Thermodynamik .............................................................

196 197

3.3 3.3.1 3.3.2 3.3.3

Thermische Ausdehnung .................................................................................... Festkörper: Längenausdehnung .......................................................................... Flüssigkeiten....................................................................................................... Gase ....................................................................................................................

198 198 201 204

3.4

Die Zustandsgleichung idealer Gase...................................................................

205

3.5 3.5.1 3.5.2 3.5.3

Mikroskopische Beschreibung der Wärme – kinetische Gastheorie................... Kinetische Energie und Temperatur eines idealen Gases ................................... Geschwindigkeitsverteilung der Moleküle ......................................................... Maxwellsche Geschwindigkeitsverteilung .........................................................

211 212 215 217

3.6 3.6.1 3.6.2 3.6.3

Erster Hauptsatz der Thermodynamik ................................................................ Formulierungen des 1. Hauptsatzes .................................................................... Wärme und Wärmekapazität .............................................................................. Spezielle Zustandsänderungen idealer Gase.......................................................

221 222 226 236

3.7 3.7.1 3.7.2

Thermodynamische Maschinen .......................................................................... Kreisprozesse...................................................................................................... Carnotscher Kreisprozess ...................................................................................

243 243 247

Inhalt

XI

3.7.3 3.7.4 3.7.5

Vergleichsprozesse für reale thermodynamische Maschinen ............................. 252 Kreisprozesse für Turbinen................................................................................. 261 1. Hauptsatz für offene Systeme ......................................................................... 264

3.8 3.8.1 3.8.2 3.8.3 3.8.4

2. Hauptsatz der Thermodynamik....................................................................... Irreversible Prozesse ........................................................................................... Wirkungsgrade thermodynamischer Maschinen................................................. Entropie............................................................................................................... Thermodynamische Potentiale............................................................................

267 267 269 275 296

3.9 3.9.1 3.9.2 3.9.3 3.9.4

Reale Gase und Phasenänderungen..................................................................... Reale Gase .......................................................................................................... Phasenübergänge reiner Stoffe ........................................................................... Phasenübergänge von Stoffgemischen................................................................ Feuchte Luft........................................................................................................

298 298 304 314 317

3.10 3.10.1 3.10.2 3.10.3

Wärmetransport .................................................................................................. Wärmeleitung ..................................................................................................... Konvektion ......................................................................................................... Wärmestrahlung..................................................................................................

320 321 335 343

4

Schwingungen und Wellen

355

4.1

Klassifikation von Schwingungen und Wellen ................................................... 355

4.2 4.2.1 4.2.2 4.2.3 4.2.4 4.2.5 4.2.6 4.2.7

Eindimensionale Schwingungen ......................................................................... Freie harmonische Schwingungen ...................................................................... Gedämpfte freie harmonische Schwingungen .................................................... Erzwungene Schwingungen................................................................................ Parametrisch angeregte Schwingungen .............................................................. Selbsterregte Schwingungen............................................................................... Überlagerung von Schwingungen....................................................................... Gekoppelte Schwingungen .................................................................................

356 356 372 382 393 395 396 410

4.3 4.3.1 4.3.2 4.3.3 4.3.4 4.3.5

Wellen................................................................................................................. Ausbreitung eindimensionaler Wellen................................................................ Reflexion von eindimensionalen Wellen ............................................................ Überlagerung von eindimensionalen Wellen ...................................................... Wellenfelder ....................................................................................................... Doppler-Effekt....................................................................................................

414 416 424 429 441 454

5

Elektrizität und Magnetismus

461

5.1 5.1.1 5.1.2 5.1.3 5.1.4

Ladung und Ladungsstrom ................................................................................. Elektrische Leiter und Ladungsträger ................................................................. Ladungserhaltung und Kontinuitätsgleichung .................................................... Elektrischer Strom und Energiestrom ................................................................. Elektrische Netzwerke (Gleichstrom) .................................................................

462 463 465 467 480

XII

Inhalt

5.2 5.2.1 5.2.2 5.2.3 5.2.4 5.2.5 5.2.6 5.2.7 5.2.8 5.2.9 5.2.10 5.2.11

Elektrostatik........................................................................................................ Coulombsches Gesetz......................................................................................... Das elektrische Feld............................................................................................ Elektrische Felder kontinuierlicher Ladungsverteilungen .................................. 3. Maxwellgleichung .......................................................................................... Feldberechnung mit Hilfe der 3. Maxwellgleichung .......................................... Arbeit und elektrisches Potential ........................................................................ Leiter im elektrischen Feld ................................................................................. Kondensatoren.................................................................................................... Dielektrika .......................................................................................................... Bewegungen geladener Teilchen in elektrischen Feldern................................... Energie des elektrischen Feldes..........................................................................

505 505 506 513 519 525 534 548 557 563 573 580

5.3 5.3.1 5.3.2 5.3.3 5.3.4 5.3.5 5.3.6 5.3.7 5.3.8

Das Magnetfeld .................................................................................................. Magnetische Flussdichte, 4. Maxwellgleichung................................................. Magnetische Kraft auf Ladungsträger ................................................................ Erzeugung von Magnetfeldern durch elektrische Ströme................................... Magnetfeldberechnung mit dem Ampèreschen Satz .......................................... Biot-Savartsches Gesetz ..................................................................................... Materie im Magnetfeld, magnetische Erregung.................................................. Magnetische Induktion ....................................................................................... Energie des Magnetfeldes...................................................................................

585 587 590 603 608 613 621 640 659

5.4 5.4.1 5.4.2 5.4.3 5.4.4

Wechselstrom ..................................................................................................... Wechselstromkreise............................................................................................ Drehstrom ........................................................................................................... Transformatoren ................................................................................................. Elektrische Maschinen........................................................................................

667 668 692 699 705

5.5 5.5.1 5.5.2 5.5.3 5.5.4 5.5.5

Elektromagnetische Wellen ................................................................................ Verschiebungsstrom ........................................................................................... Maxwellgleichungen und elektromagnetische Wellen ....................................... Energietransport durch elektromagnetische Felder ............................................ Erzeugung elektromagnetischer Wellen ............................................................. Elektromagnetische Wellen in Leitern ...............................................................

719 720 721 727 729 734

6

Optik

741

6.1 6.1.1 6.1.2 6.1.3 6.1.4

Licht.................................................................................................................... Was ist Licht? ..................................................................................................... Lichtquellen........................................................................................................ Ausbreitung von Licht ........................................................................................ Polarisation von Licht.........................................................................................

742 742 743 752 772

6.2 6.2.1 6.2.2

Geometrische Optik............................................................................................ Optische Abbildung............................................................................................ Abbildung mit Spiegeln......................................................................................

783 784 786

Inhalt

XIII

6.2.3 6.2.4 6.2.5 6.2.6 6.2.7 6.2.8

Abbildung durch Brechung an Grenzflächen...................................................... Abbildung durch Linsen ..................................................................................... Strahlbegrenzungen in optischen Systemen........................................................ Abbildungsfehler ................................................................................................ Energietransport durch Licht .............................................................................. Optische Instrumente ..........................................................................................

800 806 818 823 830 850

6.3 6.3.1 6.3.2 6.3.3

Interferenz und Beugung von Licht .................................................................... Kohärenz............................................................................................................. Interferenzen an dünnen Schichten ..................................................................... Beugung von Licht..............................................................................................

875 876 882 892

7

Messungen und ihre Auswertung

933

7.1 7.1.1 7.1.2

Direkte Messung einer Größe ............................................................................. 935 Normalverteilung ................................................................................................ 936 Vertrauensbereiche ............................................................................................. 939

7.2

Fehlerfortpflanzung ............................................................................................ 942

7.3 7.3.1 7.3.2 7.3.3 7.3.4

Ausgleichsgeraden und Kurvenanpassung.......................................................... Graphische Konstruktion der Ausgleichsgeraden ............................................... Rechnerische Bestimmung der Ausgleichsgeraden ............................................ Ausgleichsgeraden bei nicht linearen Zusammenhängen ................................... Korrelation..........................................................................................................

947 948 950 953 959

7.4 7.4.1 7.4.2 7.4.3 7.4.4

Spezielle Probleme ............................................................................................. Vergleich eines Messergebnisses mit dem Literaturwert.................................... Ausreißer............................................................................................................. Vergleich der Mittelwerte zweier Messungen .................................................... Ergebnisse verschiedener Messreihen zusammenfassen.....................................

960 960 961 961 963

Index

965

1

Einführung

Umwelt und Natur wirken in vielfältiger Weise auf uns Menschen ein und so wurden schon zu allen Zeiten Fragen nach dem „Warum“ gestellt, sei es um der reinen Erkenntnis willen oder um mit dem Wissen Naturgewalten besser trotzen zu können. Erkennen, Vergleichen Einordnen und Erklären von Tatsachen und Vorgängen in der Natur und quantitative Aussagen darüber sind Ziele der Naturwissenschaften und es werden immer raffiniertere Methoden entwickelt, um die Geheimnisse der Natur zu lüften. Umgekehrt versucht der Mensch, mit Hilfe dieser Kenntnisse sich das Leben angenehmer und auch sicherer zu gestalten, der gewaltige Fortschritt in Technik und Medizin, um nur zwei wichtige Bereiche zu nennen, wäre ohne das Wissen um die Zusammenhänge nicht möglich. Im Laufe der Zeit haben sich verschiedene Naturwissenschaften voneinander abgegrenzt. Die Biologie befasst sich mit allen Dingen, die mit dem Begriff „Leben“ in der Natur beschrieben werden, während die Chemie den stofflichen Aufbau der Materie erforscht. Die Physik untersucht alle Vorgänge in der unbelebten Natur und versucht, grundsätzliche Zusammenhänge der gegenseitigen Beeinflussung, der Wechselwirkung von Objekten zu klären. Insbesondere die Klärung der mikroskopischen Struktur der Materie ist seit über hundert Jahren Gegenstand intensiver Forschung. Sterne und Himmelskörper haben Menschen schon immer fasziniert und im Laufe der Zeit konnte die Astronomie die Struktur immer größerer Bereiche des Kosmos erklären. Geologie und Geographie setzen sich mit dem Aufbau und der Struktur der Erde auseinander. In neuerer Zeit sind die Grenzen zwischen den einzelnen Naturwissenschaften aufgeweicht, bei Biochemie, Biophysik, physikalische Chemie und Quantenchemie speisen die Erkenntnisse aus verschiedenen Wissenschaften die Grenzgebiete der Forschung. Da physikalische Zusammenhänge in vielfältiger Weise die Untersuchungsgegenstände anderer Disziplinen beeinflussen, ist Physik die Grundlage für die anderen Naturwissenschaften. Auch in der Technik gelangen durch die Berücksichtigung physikalischer Erkenntnisse wichtige Fortschritte, da nicht mehr ziellos ausprobiert werden musste, sondern Eigenschaften von Apparaten vorhergesagt werden konnten. So ist die Physik auch die Basis für alle Ingenieurwissenschaften, deren Ziel es ist, unter Ausnutzung naturwissenschaftlicher Gesetzmäßigkeiten Maschinen, Geräte und Einrichtungen zu konstruieren, mit denen z. B. Arbeit erleichtert oder automatisiert wird. Umgekehrt können technische Einrichtungen wie Computer oder Elektronenmikroskope dazu dienen, die Kenntnisse über die Natur weiter zu verfeinern. Diese wechselseitige Befruchtung ist ein wesentlicher Motor für den großen Fortschritt in beiden Bereichen.

2

1 Einführung

Die Naturwissenschaft Physik gliedert sich wiederum in verschiedene Teildisziplinen, die ebenfalls historisch gewachsen sind, sich aber auch teilweise überschneiden. Die „klassischen“ Gebiete der Physik sind: • Mechanik, sie beschreibt die Gesetzmäßigkeiten der Bewegung von Objekten. • Thermodynamik, hier werden alle Erscheinungen, die mit Wärme und deren Transport verbunden sind, betrachtet. • Elektrodynamik, sie beinhaltet alles aus dem Bereich der Elektrizität und dem Magnetismus. • Akustik, die die Ausbreitung von Schall untersucht. • Optik, hier setzt man sich mit dem Phänomen „Licht“ und allen Erscheinungen, die sich ähnlich wie Licht verhalten, auseinander. Die Struktur der Materie wird, abhängig von der Größe der „Bausteine“, in den Gebieten • • • •

Festkörperphysik, Atomphysik Kernphysik und Elementarteilchenphysik

untersucht, während in • Astrophysik und Kosmologie Strukturen und Eigenschaften von Objekten erforscht werden, die wesentlich größer sind als die Objekte in der Alltagserfahrung des Menschen. Die Gesetze aus Mechanik, Thermodynamik und Elektrodynamik beeinflussen, teilweise in modifizierter Form die Eigenschaften der Materie im Mikro- und Makrokosmos. Manche Dinge können nicht bestimmten Gebieten zugeordnet werden: So wird die Funktion eines Lasers von Zusammenhängen aus Optik, Atomphysik und Elektrodynamik bestimmt, während bei der Supraleitung, dem „verlustfreien“ Transport elektrischer Energie, Elektrodynamik, Thermodynamik und Festkörperphysik zusammenwirken. Ähnlich ist es in den technisch bedeutsamen Feldern von Sensorik und Aktorik, auch hier spielen sehr häufig die unterschiedlichsten Disziplinen der Physik zusammen.

1.1

Wie wird das Wissen gewonnen?

Um Erscheinung in der Natur sowohl qualitativ als auch quantitativ beschreiben zu können, müssen diese zunächst sehr genau beobachtet werden. Allerdings sind die Zusammenhänge und Einflussgrößen häufig sehr verwickelt, so dass fassbare Gesetze in der Regel nur gewonnen werden können, wenn das Naturereignis unter „klinischen“ Bedingungen im Labor nachgestellt wird, wobei in definierter Weise verschiedene Einflussgrößen ein- und ausgeschaltet werden können. Insbesondere muss zwischen relevanten und weniger bedeutsamen Einflussgrößen unterschieden werden. Durch viele Experimente kann dann ein Zusammenhang bzw. eine Abhängigkeit verschiedener Größen voneinander erkannt werden. Diese Abhängigkeiten werden schließlich in einer mathematischen Formulierung als „Naturgesetz“ oder „physikalisches Gesetz“ verallgemeinert. Eine zentrale Rolle spielen dabei „physikalische Größen“, mit

1.1 Wie wird das Wissen gewonnen?

3

denen Eigenschaften und Zustände von Objekten sowie Vorgänge, die diese verändern, beschrieben werden. Die Mathematik ist dabei die Sprache, in der die physikalischen Gesetze formuliert werden. Häufig waren physikalische Fragestellungen Auslöser für die Entwicklung mathematischer Methoden wie die Infinitesimalrechnung, Vektoren usw. Während bei der Mathematik als Geisteswissenschaft ein widerspruchfreies Gebäude aus logischen Schlussfolgerungen, die auf wenigen Axiomen beruhen, angestrebt wird, ist es bei der Physik eine möglichst perfekte Übereinstimmung von Theorie und Experiment bzw. Natur. Naturgesetze modellieren die Natur, daher können aus ihnen Naturereignisse wie z. B. eine Sonnenfinsternis, sowie der Verlauf von weiteren Experimenten vorhergesagt werden. Anderseits muss auch die Übereinstimmung des Modells mit den Vorgängen in der Natur überprüft werden, was u. U. zu einer Modifikation der Naturgesetze führt. Aus experimentell gewonnen physikalischen Gesetzen können andere Zusammenhänge abgeleitet werden. Da diese deduktiv gefundenen Naturgesetze zunächst nicht durch entsprechende Experimente „verifiziert“ worden sind, muss dieses möglichst nachgeholt werden. So wurden einige Elementarteilchen, die zunächst von der Theorie „postuliert“ wurden, erst später experimentell nachgewiesen. Außerdem ermöglichen es mathematisch formulierte Modelle der Natur, diese zu simulieren, d. h. bestimmte Größen zu berechnen und nicht im Experiment zu messen. Durch Vergleich der Simulation mit realen Vorgängen in der Natur kann überprüft werden, ob alle Einflussgrößen berücksichtigt wurden oder ob gewisse Größen keine Rolle spielen. Abbildung 1.1 verdeutlicht den Regelkreis, der bei der Gewinnung von Naturgesetzen durchlaufen wird. Das Ziel der theoretischen Physik ist es, ein System von Naturgesetzen zu entwickeln, das in sich keine Widersprüche aufweist und alle Naturerscheinungen sowie

Abb. 1.1

Zum physikalischen Erkenntnisprozess.

4

1 Einführung

Experimente genau beschreibt. Auf die „Genauigkeit“ von Messungen und die Verlässlichkeit von Vorhersagen werden wir im Kapitel 7 eingehen. Ein für Ingenieure wichtiger Schritt ist die Anwendung physikalischer Gesetze zur Lösung technischer Probleme. Dabei müssen (siehe Laser) u. U. verschiedene Zusammenhänge miteinander kombiniert werden. Auch die Simulation von Vorgängen gewinnt in der Technik eine immer größere Bedeutung: Aufwendige Versuche können eingespart werden oder man lässt Vorgänge „virtuell“ ablaufen, die man in der Realität lieber vermeidet wie z. B. Unfälle, Grenzbelastungen von Geräten usw. Selbst sehr komplexe Naturerscheinungen wie das Wetter versuchen Wissenschaftler zu simulieren, um Vorhersagen treffen zu können. Allerdings ist eine Simulation immer nur so gut wie das Modell, das ihr zugrunde liegt. Damit stellt sich die Frage nach dem Gültigkeitsbereich von Naturgesetzen.

1.1.1

Gültigkeitsbereiche physikalischer Gesetze

Grundsätzlich ist dieser Gültigkeitsbereich zunächst auf die Randbedingungen beschränkt, die bei den Experimenten, aus denen die Naturgesetze entwickelt wurden, vorgelegen haben. Eine Erweiterung des Gültigkeitsbereiches ist nur möglich, wenn auch die experimentellen Randbedingungen entsprechend verändert werden. Hinsichtlich der Größe der Objekte, für die die physikalischen Gesetze gelten, unterscheidet man drei große Bereiche:

Abb. 1.2

Gültigkeitsbereiche von Naturgesetzen.

„Klassische“ Physik Die Objekte sind der direkten Beobachtung des Menschen zugänglich, wobei „einfache“ Instrumente wie Lichtmikroskop oder Fernglas zu Hilfe genommen werden können. Aufgrund der beschränkten Entfernungen kann die Laufzeit von Signalen und Informationen vernachlässigt werden, daher ist die Zeit ein Parameter, der für alle Objekte gleich ist. Mit Beginn des 20. Jahrhunderts wurde erkannt, dass die Signallaufzeit mit der Vakuumlichtgeschwindigkeit von etwa 3.108 m/s eine obere Schranke hat. Mit der Relativitätstheorie Einsteins1 wurde die klassische Physik erweitert um die

1

A. Einstein (1879 – 1955).

1.1 Wie wird das Wissen gewonnen?

5

Relativistische Physik Sie und die klassische Physik bezeichnet man auch als „Makrophysik“. Die Naturgesetze sind „deterministisch1“, aus einem bekannten Zustand eines Objektes können die Zustände, die es später einnimmt, exakt bestimmt werden. Ein weiteres Merkmal der Makrophysik ist die Möglichkeit, alle physikalischen Größen eines Objektes mit beliebiger Genauigkeit (die nur durch die verwendeten Instrumente eingeschränkt wird) zu messen. Dies ist nicht mehr möglich, wenn die Objekte sehr klein sind. Hier handelt es sich um den Bereich der Mikrophysik oder Quantenphysik Die endliche, von null verschiedene Größe des „Planckschen2 Wirkungsquantums“ von 6,63.10-34 Js bedingt, dass z. B. Ort und Geschwindigkeit eines atomaren oder subatomaren Teilchens nicht mit vorgewählter Genauigkeit gleichzeitig bestimmt werden können. Diese „Unschärfe“ gilt für verschiedene Kombinationen von physikalischen Größen und hat weitreichende Konsequenzen: • Die Eigenschaften eines einzelnen Objektes sind nicht vorhersehbar, weil der Zustand zu einem bestimmten Zeitpunkt nicht vollständig bestimmbar ist. Allerdings variieren die Eigenschaften einer Vielzahl gleichartiger Objekte in einer Bandbreite, die durch statistische Gesetze bestimmt wird. • Gewisse physikalische Größen sind „quantisiert“, d. h. sie können nur bestimmte Werte annehmen. Objekte, die durch derartige Größen beschrieben werden, bezeichnet man als „Quanten“. Objekte des Mikrokosmos sind, wenn überhaupt, nur noch mit aufwendigen Geräten, z. B. einem Rastertunnelmikroskop, direkt beobachtbar. Meistens liefern Experimente Ergebnisse, aus denen nur indirekt auf die Eigenschaften oder Zustände der Objekte geschlossen werden kann. Diese sind zudem häufig mit den Alltagserfahrungen der Menschen nicht vereinbar, daher ist die Mikrophysik sehr abstrakt und unanschaulich und nur anhand von Modellen erklärbar.

1.1.2

Prinzipien der klassischen Physik

Auch wenn die Mikrophysik vor allem bei Werkstoffen und in der Elektronik an Einfluss gewinnt und die relativistische Physik z. B. bei der satellitengestützten Navigation zu beachten ist, hat die klassische Physik nach wie vor für die Technik die größte Bedeutung. Daher sollen ihre Prinzipien, die bei der Aufstellung physikalischer Gesetze in diesem Bereich hilfreich sind, aufgelistet werden. Zerlegung Viele komplexe Vorgänge oder Systeme können in einfachere Teilvorgänge oder -systeme gegliedert werden, die sich möglichst wenig gegenseitig beeinflussen. Ist die Physik dieser Teile verstanden, so gilt dies auch für das Ganze. Ein Beispiel ist der schiefe Wurf, der aus zwei unabhängigen Teilbewegungen zusammengesetzt ist. Diese Zerlegung von Problemen 1 2

Determinare, lat. abgrenzen. M. Planck (1858 – 1947).

6

1 Einführung

in kleine Teile und deren getrennte Lösung war bislang sehr fruchtbar, denn sie ermöglicht die schrittweise Lösung komplexer Fragestellungen. Bei Quantensystemen ist dies nur sehr eingeschränkt möglich, da vielfach die Wechselwirkung zwischen einzelnen Systemkomponenten die Eigenschaften des Gesamtsystems bestimmt. Kausalität Der deterministische Ablauf von Zustandsänderungen bei Objekten und Systemen, die aus mehreren Objekten zusammengesetzt sind, ermöglicht eine eindeutige Zuordnung von Ursache und Wirkung: Zunächst muss eine Ursache vorliegen, bevor eine Wirkung eintritt. Um eine Wirkung zu erzielen, muss eine entsprechende Ursache geschaffen werden, bzw. um eine Wirkung zu vermeiden, muss die Ursache verhindert werden. Auch dieses Prinzip hat große Erfolge in Technik und Medizin bewirkt, auch bei nicht naturwissenschaftlich-technischen Fragestellungen hat es sich bewährt, allerdings ist die die Zuordnung Ursache-Wirkung nicht immer eindeutig und kann nicht in „klinisch reiner“ Laborumgebung ermittelt werden. Daher besteht die Gefahr von Fehlschlüssen bei nicht hinreichend bekannten Einflussgrößen. Objektivierbarkeit Wird eine physikalische Größe, welche den Zustand eines Objektes charakterisiert, mit Hilfe eines geeigneten Messinstrumentes gemessen, so soll durch diese Maßnahme der Zustand des Objektes nicht geändert werden. Durch die Bestimmung der Länge eines Tisches mit einem Maßband soll sich die Länge des Tisches nicht ändern. Wird die Messung bei gleichen Randbedingungen wiederholt, so soll sie auch das gleiche Ergebnis liefern. Objektivierbarkeit ist auch eine Konsequenz der Zerlegung des Systems Messobjekt-Messgerät in zwei getrennte Teilsysteme, die praktisch nicht miteinander wechselwirken. Im Mikrokosmos ist diese Trennung meist nicht möglich, daher beeinflusst die Messung die Eigenschaften des Messobjekts, eine Wiederholungsmessung reproduziert nicht die Werte der alten Messung. Stetigkeit Ändern sich die Eigenschaften oder der Zustand eines Objekts, so erfolgt diese Änderung stetig, d. h. die entsprechende physikalische Größe nimmt bei dem Vorgang alle Werte aus dem Intervall zwischen den Werten des Anfangs- und des Endzustandes an. Jedem Zwischenzustand kann ein bestimmter Wert, der im Prinzip beliebig genau angegeben werden kann, zugeordnet werden. Mikrophysikalische Objekte verhalten sich dagegen unstetig: Elektronen in den Hüllen von Atomen können beispielsweise nur bestimmte Energiewerte annehmen.

1.2

Physikalische Größen

Wie schon aus den vorigen Betrachtungen hervorgegangen ist, dienen physikalische Größen dazu, um Eigenschaften und Zustände von Objekten oder Systemen, die aus verschiedenen Objekten zusammengesetzt sind, sowie deren Änderungen zu beschreiben. Eine wichtige Aufgabe der Physik ist, eindeutige Größen zu definieren, mit denen die Sachverhalte in der

1.2 Physikalische Größen

7

Natur und bei Experimenten klar beschrieben und Missverständnisse vermieden werden können. Zwei wesentliche Angaben muss eine physikalische Größe beinhalten: 1. Was wurde gemessen? Diese qualitative Aussage wird durch die Einheit der physikalischen Größe angegeben. 2. Wie viel wurde gemessen? Durch einen Zahlenwert wird eine quantitative Aussage gemacht, in welchem Verhältnis die gemessene Größe zur Einheit, der Vergleichsgröße, steht. Daher wird eine physikalische Größe immer folgendermaßen angegeben: Physikalische Größe = Zahlenwert (wie viel) · Einheit (was) G = {G} · [G]

(1.1)

Zu beachten ist die Notation in (1.1): Die Bezeichnung bzw. das Symbol der physikalischen Größe, nicht aber deren Einheit steht in der eckigen Klammer. Wird z. B. eine Zeit, die in Sekunden gemessen wird, mit dem Symbol t bezeichnet, so lautet die Angabe für die Einheit von t: [t] = s. Dies wird häufig, besonders in Diagrammen oder Tabellen falsch gemacht. Da letztlich alle physikalischen Gesetze aus Messungen herrühren, ergibt sich eine zentrale, von Einstein herrührende Forderung an physikalische Größen: Jede physikalische Größe muss messbar sein. Daher muss für jede physikalische Größe zumindest ein Messverfahren festgelegt werden, mit dem die Einheit dieser Größe bestimmt werden kann. Diese Messverfahren sollen möglichst genau sein, unabhängig vom Ort und vom Zeitpunkt der Messung die Einheit reproduzierbar darstellen, und vor allem die jeweiligen Einsatzgebiete abdecken. Da die Zahlenwerte mancher Größen in einem sehr weiten Bereich variieren, sind in diesen Fällen verschiedene Messverfahren für die betreffenden Teilbereiche anzugeben. Eine Forderung aus der Praxis ist die leichte Verfügbarkeit des Messverfahrens. Manchmal gibt es, historisch bedingt, für den gleichen Einsatzbereich unterschiedliche Messverfahren für die Einheit einer physikalischen Größe, was zu unterschiedlichen Skalen und damit zu unterschiedlichen Zahlenwerten führt. Ein Beispiel ist die Messung der Temperatur: Die sehr verbreitete Celsius-Skala definiert 1 °C als den hundertsten Teil der Temperaturdifferenz zwischen dem Siede- und dem Schmelzpunkt von Wasser, Letzterer definiert auch den Nullpunkt der Skala. Bei der in den USA gebräuchlichen Fahrenheit-Skala wurde als Nullpunkt die tiefste, zum Zeitpunkt ihrer Einführung 1714 herstellbare Temperatur festgelegt, während die (mittlere) Temperatur des menschlichen Blutes 100 °F definiert. Die Eigenschaft eines Objektes, wie z. B. seine Temperatur, ist selbst unabhängig von der konkreten Wahl der Einheit, allerdings ergeben sich unterschiedliche Zahlenwerte. So entsprechen 100 °F etwa 37 °C. Physikalische Gesetze verallgemeinern Sachverhalte in der Natur, sie sind mathematische Verknüpfungen physikalischer Größen. Auch die physikalischen Gesetze werden unabhängig von den Einheiten der in ihnen vorkommenden physikalischen Größen formuliert. So ist die Durchschnittsgeschwindigkeit eines Objekts die Strecke, die es in einem bestimmten

8

1 Einführung

Zeitraum zurücklegt, die Geschwindigkeit kann etwa in Meter/Sekunde oder in Meilen/ Stunde angegeben werden.

1.2.1

Basisgrößen und Maßsysteme

In der Physik werden sehr viele unterschiedliche Systeme untersucht, entsprechend viele physikalische Größen sind für ihre Charakterisierung erforderlich. Hieraus erwächst eine unübersichtlich große Zahl von Festlegungen für Messverfahren zur Bestimmung der jeweiligen Einheiten. Um trotzdem den Überblick nicht zu verlieren, sind die Physiker bestrebt, die Zahl der verwendeten Größen möglichst klein zu halten. Ermöglicht wird dies durch die mathematischen Verknüpfungen der verschiedenen Größen in den zahlreichen physikalischen Gesetzen. Einen minimalistischen Ansatz stellt das zum Ende des 19. Jahrhunderts eingeführte „c g s“System (Centimeter als Einheit für die Länge, Gramm für die Masse und Sekunde für die Zeit) dar. Alle physikalischen Gesetze können durch diese drei Basisgrößen aus der Mechanik ausgedrückt werden. Die Einheiten anderer Größen können aus ihnen abgeleitet werden und müssen nicht durch ein eigenes Messverfahren dargestellt werden. Aus historischen Gründen haben die Einheiten von manchen abgeleiteten Größen eigene Namen wie z. B. „Newton“ für die Kraft oder „Coulomb“ für elektrische Ladung. Für die Praxis erwies sich das cgs-System als etwas unhandlich, insbesondere die elektrischen Größen ergeben wenig einprägsame Ausdrücke aus den mechanischen Basisgrößen und in vielen Fällen ergeben sich unanschaulich große (oder kleine) Zahlenwerte. Daher wurde in der Mitte des 20. Jahrhunderts das „M K S A“-System (Meter für Länge, Kilogramm für Masse, Sekunde für Zeit sowie Ampère für die elektrische Stromstärke) festgelegt. Das heute gebräuchliche SI-System (Système International d’Unités) wurde 1978 in Deutschland als gesetzlich vorgeschriebenes Einheitensystem eingeführt. Es umfasst folgende sieben Basisgrößen: • • • • • • •

Meter (Länge) Kilogramm (Masse) Sekunde (Zeit) Ampère (elektrische Stromstärke) Kelvin (Temperatur) mol (Stoffmenge) Candela (Lichtstärke)

Die Definitionen der Einheiten dieser Basisgrößen werden wir in den folgenden Kapiteln kennen lernen, sie haben sich im Laufe der Zeit mehrfach geändert, um ein Höchstmaß an Genauigkeit und Reproduzierbarkeit zu gewährleisten. Diese Kriterien waren u. A. ausschlaggebend für die Auswahl der Basisgrößen, die zunächst etwas willkürlich erscheint. Auch die erreichten relativen Genauigkeiten, d. h. Messunsicherheit/Messergebnis, von bis zu 10-14 erscheinen für den „Normalfall“ stark übertrieben, man muss sich aber vor Augen halten, dass alle denkbaren Einsatzfälle abgedeckt werden müssen. So wäre eine auf wenige cm genaue Positionsangabe mit Hilfe des satellitengestützten „Global Positioning System“ GPS ohne sehr genau festgelegte Basisgrößen nicht möglich.

1.2 Physikalische Größen

1.2.2

9

Rechnen mit physikalischen Größen

Größenvorsätze Zahlenwerte physikalischer Größen nehmen in vielen Fällen keine „alltäglichen“ Größenordnungen zwischen 0,1 und 100 ein, daher enthalten sie entweder unübersichtlich viele Ziffern, oder „unanschauliche“ Zehnerpotenzen, mit denen eine leicht fassliche Zahl multipliziert wird. Diese Schwierigkeit wird umgangen, wenn man die Einheit mit einem „Größenvorsatz“, der die entsprechende Zehnerpotenz im Zahlenwert repräsentiert, versieht.

Lichtjahr: 9,5.1015 m

Hekto 10

2

Deka 101 -1

Dezi 10 Zenti 10-2

––

Peta

––

Tera

109

––

Giga

106

––

Mega

103

––

Kilo

100

––

10-3

––

Milli

∅ Regentropfen: 1.10-3 m

10-6

––

Mikro

Chip-Leitung: 1,3.10-6 m

10-9

––

Nano

Molekül: 1.10-9 m

10

15

10

12

∅ Planetensystem: 6.1012 m ∅ Sonne: 1,4.109 m ∅ Erde: 1,3.107 m Mt. Everest: 8,8.103 m Mensch: 1,75.100 m

10-12 –– Piko 10-15 –– Femto

∅ Atom: 1.10-10 m ∅ Atomkern: 1.10-14 m

Abb. 1.3 Größenvorsätze, die die Zehnerpotenz im Zahlenwert einer physikalischen Größe repräsentieren. Zu den Zehnerpotenzen sind typische Beispiele für die Länge dargestellt.

Zu beachten ist, dass nur jeweils ein Größenvorsatz pro physikalische Größe verwendet wird, die Bezeichnung „Mikromillimeter“ ist unzulässig und muss durch „Nanometer“ ersetzt werden. Verknüpfung verschiedener physikalischer Größen Über physikalische Gesetze, die den Zusammenhang zwischen physikalischen Größen beschreiben, werden physikalische Größen mathematisch miteinander verknüpft. Daraus können sich u. U. andere Größen als die aus Basisgrößen abgeleitet Größen ergeben. Zu beachten ist dabei: Physikalische Größen unterschiedlicher Art können nur durch Punktrechnung zu einer neuen Größe verknüpft werden.

10

1 Einführung

Diese wichtige Tatsache soll anhand eines Beispiels verdeutlicht werden: Eine Größe E sei definiert als Quotient zweier verschiedener Größen G und H. E :=

[G ] {G} ⋅ [G ] {G} [G ] {G} G (1.2) ⇒ E = {E} ⋅ [ E ] = ⇒ {E} = , [E] = = H {H } ⋅ [ H ] {H } [ H ] {H } [H ]

Der Zahlenwert von E ergibt sich aus dem Quotienten der Zahlenwerte von G und H, die Einheit von E aus dem Quotienten der Einheiten von G und H. Dies ist für alle Verknüpfungen durch Punktrechnung möglich, im Gegensatz zur Verknüpfung durch Strichrechnung: E := G + H ⇒ E = {E} ⋅ [ E ] ≠ {G} ⋅ [G ] + {H } ⋅ [ H ]

(1.3)

Durch Strichrechnung dürfen nur gleichartige physikalische Größen verknüpft werden. E := G1 + G 2 ⇒ E = {E} ⋅ [ E ] = {G1 } ⋅ [G ] + {G 2 } ⋅ [G ] = (G1 + G 2 } ⋅ [G ] ⇒ {E} = {G1 + G 2 } , [ E ] = [G ]

(1.4)

Hieraus ergibt sich eine nützliche Technik, um die Richtigkeit von Berechnungen und der Herleitung von physikalischen Zusammenhängen zu überprüfen: die Dimensionsprobe: Ergibt sich für eine aus gegebenen Größen zu berechnende Größe die richtige Einheit? Haben alle Summanden in einem mathematischen Ausdruck die gleiche Einheit? Können beide Fragen mit „ja“ beantwortet werden, bedeutet dies jedoch noch nicht, dass die Rechnung wirklich richtig ist, bei einem „nein“ kann man aber davon ausgehen, dass ein Fehler unterlaufen ist. Daher sollte man Dimensionsproben möglichst bei jedem Zwischenschritt einer Rechnung durchführen, um Fehler frühzeitig entdecken und korrigieren zu können. Gültige Stellen Die Zahlenwerte physikalischer Größen werden durch Messungen gewonnen, die mit entsprechenden Geräten durchgeführt werden. Diese Geräte weisen Skalen auf, die vom menschlichen Beobachter nur mit einer beschränkten „Genauigkeit“ abgelesen werden können oder numerische Anzeigen, die den Messwert als Dezimalzahl mit einer gewissen Anzahl von Ziffern ausgeben. Abgesehen von wenigen Ausnahmen1 ist, mathematisch gesehen, der Zahlenwert einer physikalischen Größe eine reelle Zahl, die als Dezimalzahl mit beliebig vielen Ziffern angegeben werden kann. Von diesen Ziffern können in der Praxis jedoch nur endlich viele bestimmt werden, diese Ziffern nennt man „gültige Stellen“ des Zahlenwertes einer physikalischen Größe.

1

Ausnahmen kommen z. B. bei radioaktiven Zerfällen von Atomkernen vor.

1.2 Physikalische Größen

11

Gültige Stellen sind, abgesehen von den Nullen, welche die Größenordnung festlegen, die Ziffern einer physikalischen Größe, die mit Sicherheit1 angegeben werden können. Diese Konvention soll nun anhand einiger Beispiele erläutert werden: • 45,28: • 1,48300: • 0,0021:

vier gültige Stellen sechs gültige Stellen zwei gültige Stellen, die Nullen nach dem Komma legen die Größenord nung fest • 145 000 000: drei gültige Stellen, die Nullen bestimmen die Größenordnung2 • 0,00032000: fünf gültige Stellen, die ersten drei Nullen nach dem Komma legen die Größenordnung fest, die letzten drei Nullen sind gültige Stellen. Diese Schreibweise wird insbesondere bei sehr großen oder sehr kleinen Zahlenwerten unübersichtlich, in diesen Fällen ist die „wissenschaftliche“ Notation praktischer: {G} = A ⋅ 10 b , mit 1 ≤ A < 10

(1.5)

Die Größe A nennt man auch die „Mantisse“ und b den Exponenten des Zahlenwertes. Die Ziffern der Mantisse sind auch die gültigen Stellen, mit denen der Zahlenwert angegeben wird. Alternativ kann man auch statt des Terms 10b die Einheit der physikalischen Größe mit einem Größenvorsatz aus Abb. 1.3 versehen. Werden physikalische Größen miteinander verknüpft, so kann der Zahlenwert des Resultats auch nur mit einer gewissen Anzahl gültiger Stellen angegeben werden. Diese ist von den gültigen Stellen der Eingangsgrößen und der Art der Verknüpfung abhängig. Gehen wir davon aus, dass die letzte gültige Stelle aus der Rundung der weiteren, nicht bekannten Stellen des Zahlenwertes entstanden ist, so wirken sich Verknüpfungen folgendermaßen auf das Ergebnis aus: Strichrechnung Die gültigen Stellen des Ergebnisses werden durch die gemeinsamen gültigen Dezimalstellen (in wissenschaftlicher Notation gleicher Exponent!) der Summanden bestimmt. So ist 12,54 m + 1,3 m = 13,8 m und 14 cm + 3 mm = 14 cm, 14,0 cm + 3 mm ergeben dagegen 14,3 cm. Besonders bei Subtraktionen ist Vorsicht geboten: 2,13 m – 2,1 m = 0 m. Punktrechnung Die kleinste Zahl der gültigen Stellen in den Faktoren bestimmt die Zahl der gültigen Stellen des Ergebnisses. 2,51 m · 0,2 m = 0,5 m2; 13 km/0,5 h = 3·101 km/h (nicht zu verwechseln mit 30 km/h, es sind natürlich 26 km/h, die auf 30 km/h gerundet werden. In der wissenschaftlichen Notation wird dieser Unterschied deutlich, in der normalen dagegen nicht.) 1 2

Auf den Begriff „Sicherheit“ werden wir im Abschnitt 7.1.2 eingehen. Im täglichen Leben wird von dieser Sichtweise oft abgewichen: so wird 100 in der Regel als eine Zahl mit drei gültigen Stellen betrachtet, die beiden Nullen werden nicht als die Größenordnung bestimmend angesehen. Eindeutig wird die Zahl der gültigen Stellen in der wissenschaftlichen Notation angegeben.

12

1 Einführung

Um die Zahl der gültigen Stellen einer physikalischen Größe, die sich aus komplexeren Verknüpfungen mehrerer Eingangsgrößen ergibt, zu bestimmen, ist einiger Aufwand erforderlich. Insbesondere sollte bei den Zwischenschritten eine Stelle mehr berücksichtigt werden, die dann im Endergebnis wieder durch Runden weggelassen wird, um Rundungsfehler klein zu halten. Insbesondere bei der Auswertung von Experimenten ist es üblich, die Genauigkeit des Ergebnisses durch eine Fehlerrechnung statt durch konsequentes Anwenden obiger Regeln zu ermitteln. Wie dabei vorzugehen ist, werden wir im Kapitel 7 kennen lernen.

2

Mechanik

Die Mechanik stellt seit der wissenschaftlichen Erforschung physikalischer Zusammenhänge und Naturgesetze (etwa ab dem 16. Jahrhundert) das Fundament der Physik dar. Hier werden die meisten, auch für die anderen Teilgebiete der Physik relevanten Begriffe festgelegt. Bis zum Beginn des 20. Jahrhundert glaubten die Physiker sogar, alle Vorgänge in der Natur auf die Mechanik zurückführen zu können, allerdings zeigte es sich, dass dies für die Elektrodynamik nicht möglich war, so dass diese neben der Mechanik die zweite Säule der klassischen Physik darstellt. Grob gesprochen beschäftigt sich die Mechanik mit der Frage, wie und warum sich Objekte bewegen (Kinematik und Dynamik) oder warum sich Objekte nicht bewegen (Statik). Objekte können sehr klein (Elementarteilchen, wie z. B. Elektronen), sehr groß (Galaxien), einfach strukturiert („punktförmig“), aber auch recht komplex sein. Aufgabe der Mechanik ist es unter anderem, nur die für die jeweilige Problemstellung relevante Komplexität des Objektes zu berücksichtigen und gegebenenfalls weitere vorhandene Strukturen zu vernachlässigen. So spielt es für die Bewegung der Erde um die Sonne keine Rolle, ob an einer Straßenkreuzung in Rom zwei Autos zusammenstoßen. Zur quantitativen Beschreibung der Bewegungsvorgänge wurden mathematische Methoden entwickelt, wie z. B. das Lösen von Differential- und Integralgleichungen, Vektorrechnung und -analysis, diese Methoden haben auch für andere Gebiete der Physik eine große Bedeutung. Die Gesetzmäßigkeiten für „alltägliche“ Bewegungsvorgänge, d. h. Vorgänge, die ein Mensch ohne oder mit einfachen Hilfsmitteln beobachten kann, wurden im Wesentlichen von Newton formuliert und werden als „klassische“ Mechanik oder Newtonsche Mechanik bezeichnet. Ihre Aussagen verlieren die Gültigkeit für sehr schnelle Objekte (deren Geschwindigkeit mit der des Lichtes vergleichbar ist) oder für sehr kleine Objekte, die nicht mehr rückwirkungsfrei beobachtet werden können. In diesen Fällen geht die klassische Mechanik in die relativistische Mechanik bzw. in die Quantenmechanik über. In diesem Kapitel werden wir die Begriffe, die physikalischen Größen und die Gesetze der klassischen Mechanik kennen lernen. Zunächst müssen wir aber klären, was eigentlich unter „Bewegung“ zu verstehen ist:

2.1

Bewegung

Objekte, die wir beobachten, befinden sich an ganz bestimmten Stellen oder Positionen des (dreidimensionalen) Raumes. Bewegt sich ein Objekt, so ändern sich die Stelle oder bei

14

2 Mechanik

ausgedehnten Objekten die Stellen, an der oder denen sich das Objekt befindet. Weiterhin stellen wir fest, dass für diesen Bewegungsvorgang „Zeit“ benötigt wird, die „Endposition“ nimmt das Objekt später ein als die „Anfangsposition“. Neben einer eindeutigen Festlegung der Position eines Objektes können wir auch noch eine geordnete Reihenfolge von Ereignissen (früher – später) festlegen, z. B. wann sich das Objekt an welcher Stelle befindet. Besonders bei ausgedehnten Objekten kann eine Bewegung recht unübersichtlich sein, denken wir z. B. an einen Eiskunstläufer, der einen doppelten Rittberger springt: Neben der Bewegung des „gesamten“ Eiskunstläufers bewegen sich einzelne Körperteile gegeneinander, er ändert seine Form, wird also „deformiert“. Betrachten wir die Bewegung von ausgedehnten Objekten, die sich (nahezu) nicht deformieren, so können wir jede Bewegung in zwei sich überlagernde Teilbewegungen zerlegen, die Rotation und die Translation.

Abb. 2.1

Beliebige Bewegung.

2.1.1

Rotation

Bei einer Rotations- oder Drehbewegung bewegen sich alle Punkte des ausgedehnten Objektes auf konzentrischen Kreisen. Dabei kann der Mittelpunkt der Kreise entweder in dem Objekt oder auch außerhalb lokalisiert sein.

Abb. 2.2

Rotationsbewegung.

2.2 Kinematik

2.1.2

15

Translation

Bei einer Translations- oder fortschreitenden Bewegung bewegen sich alle Punkte des ausgedehnten Objektes auf kongruenten oder deckungsgleichen Bahnen. Da sich alle Punkte gleichartig bewegen, ist für die Beschreibung einer Translation nur die Betrachtung eines ausgewählten Punktes des Objektes erforderlich.

Abb. 2.3

2.2

Translationsbewegung.

Kinematik

In der Kinematik werden die Gesetze von Bewegungsvorgängen hergeleitet, wobei es für die Betrachtung nicht darauf ankommt, welche Eigenschaften das Objekt selbst aufweist, d. h. es ist gleichgültig, ob sich eine Mücke oder ein Elefant bewegt. Daher reicht für die Beschreibung von Bewegungen ein repräsentativer Punkt des Objektes aus, die Bewegung ist somit vom Typ „Translation“. Für die Beschreibung von Bewegungen müssen die Positionen, die ein Objekt zu bestimmten Zeitpunkten einnimmt, erfasst werden. Die Angabe der Position geschieht im Allgemeinen bezüglich eines sich nicht bewegenden, d. h. ruhenden Referenzpunktes. Dieser kann beliebig gewählt werden, mit Hilfe einer „geschickten“ Wahl des Referenzpunktes können häufig die Rechnungen sehr vereinfacht werden. Zu bemerken ist, dass „Ruhe“ des Referenzpunktes durchaus eine willkürliche Festlegung ist: Für die Betrachtung der Bewegung einer Kaffeetasse im Bordrestaurant des ICE, der mit 200 km/h durch die Lande fährt, kann der Mittelpunkt des Tisches, auf dem sie steht, gewählt werden. Später werden wir Methoden kennen lernen, mit denen man Bewegungen bezüglich unterschiedlicher, auch gegeneinander bewegter Referenzpunkte umrechnen kann.

16

2 Mechanik

Im Allgemeinen können sich Objekte beliebig im dreidimensionalen Raum bewegen: zur Angabe der Position bezüglich eines Referenzpunktes sind daher drei Größen erforderlich, z. B. wie weit nach rechts oder links, wie weit nach oben oder unten, wie weit nach vorn oder nach hinten. Zur Angabe der Position ist es außerdem erforderlich, drei „Basisrichtungen“ anzugeben. Referenzpunkt und Basisrichtungen bilden das „Bezugssystem“, in dem die Bewegung beschrieben wird. Zur Festlegung wesentlicher Begriffe der Kinematik wollen wir im zunächst nur Bewegungen betrachten, die nicht wie im allgemeinen Fall drei Freiheitsgrade haben, sondern nur noch einen: entweder gradlinige Bewegungen oder Bewegungen längs festgelegter Bahnen, wie sie z. B. Schienenfahrzeuge ausführen.

2.2.1

Eindimensionale Bewegungen

Hier ist nur noch eine Größe zur Festlegung einer Position bezüglich des Referenzpunktes nötig, diese wird durch die Länge des Weges vom Referenzpunkt und seine Richtung beschrieben, wobei die beiden möglichen Richtungen durch das Vorzeichen festgelegt werden. Üblicherweise definiert man: • „+“: rechts/oben vom Referenzpunkt, • „–“: links/unten vom Referenzpunkt, wobei der Referenzpunkt selber die Position „null“ hat. Verschiebung und Weg Zunächst müssen noch zwei Begriffe definiert werden, mit denen die Änderung der Position eines Objektes beschrieben wird: Unter Verschiebung wollen wir die Differenz von Endposition und Anfangsposition des Objektes verstehen (vorzeichenbehaftet!), unter dem zurückgelegten Weg den Betrag der Verschiebung. Verschiebungen können zusammengesetzt werden aus mehreren Teilverschiebungen, deren Summe die gesamte Verschiebung ist. Somit kann eine Verschiebung aus beliebigen Teilverschiebungen zusammengesetzt werden, es müssen nur die Anfangs- und die Endpositionen übereinstimmen. Dagegen kann der zurückgelegte Weg unterschiedlich sein. Ein Beispiel ist der Wurf eines Objektes senkrecht nach oben: Das Objekt kehrt an seine Ausgangsposition zurück, die Verschiebung ist null, der zurückgelegte Weg jedoch die doppelte Wurfhöhe. Die Länge des Weges bzw. die Größe der Verschiebung wird angegeben in Einheiten der Basisgröße für Längen: Basisgröße Länge Die Einheit für diese Basisgröße ist das Meter. Die Messvorschriften für das Meter haben sich im Laufe der Zeit geändert, wobei die Genauigkeit immer weiter gesteigert wurde: Zunächst wurde es zu 1/40000 des Erdumfanges festgelegt, aber leider ist die Erde keine ideale Kugel… Dann schuf man ein „Urmeter“ aus Pt/Ir in besonders verwindungssteifer

2.2 Kinematik

17

Geometrie, später definierte das Meter die Strecke, die Licht in einer bestimmten Zeit zurücklegt. Aktuell ist das Meter ein Vielfaches der Wellenlänge des Lichtes eines bestimmten atomaren Überganges. Basisgröße Zeit Die Einheit für die Zeit ist die Sekunde. Für die Festlegung von Einheiten für die Zeit eignen sich besonders periodische Vorgänge, deren Ereignisse einen gleichmäßigen zeitlichen Abstand haben. • • • •

astronomisch: mechanisch: elektrisch: atomar:

Tag/Nacht-Rhythmus, Jahreszeiten Pendelschwingungen Umladeprozesse in Schwingkreisen Schwingungsdauer des Lichtes eines bestimmten atomaren Übergangs

Auch hier wird die Genauigkeit, mit der man die Einheit angeben kann, gesteigert. Geschwindigkeit Bewegungen können schnell oder langsam erfolgen: in der gleichen Zeit wird ein längerer oder ein kürzerer Weg zurückgelegt oder für einen bestimmten Weg wird eine längere oder kürzere Zeit benötigt. Als Maß für die Schnelligkeit einer Bewegung wird die Geschwindigkeit v1 definiert: v :=

Verschiebung des Objekts Endposition − Anfangsposition = dafür benötigte Zeit Zeitpkt.( E ) − Zeitpkt.( A)

v :=

sE − s A Δs := tE − tA Δt

(2.1)

Aus den Basisgrößen für die Länge (Verschiebung) und die Zeit ergibt sich die Einheit für die Geschwindigkeit: [v] = m/s. Zu beachten ist, dass tA und tE das Zeitintervall festlegen, in dem wir die Bewegung untersuchen. Natürlich kann sich das Objekt vorher und auch nachher bewegen. Das Vorzeichen der Geschwindigkeit beschreibt die Bewegungsrichtung, v > 0 bedeutet: Bewegung in positive Richtung (von links nach rechts), v < 0 die umgekehrte Richtung. Betrachtet man eine Bewegung etwas genauer, so kann es durchaus vorkommen, dass sich während eines Zeitraumes Δt = tE – tA die Schnelligkeit ändert. Somit ist die in (2.1) definierte Geschwindigkeit nur als Durchschnitts- oder mittlere Geschwindigkeit anzusehen. Um mehr Informationen über die unterschiedlichen Geschwindigkeiten im Verlauf der Bewegung zu erhalten, werden z. B. im Sport bei Rennen Zwischenzeiten für feste Teilstrecken genommen, aus denen wiederum die Durchschnittsgeschwindigkeit für einen Teil des Weges ermittelt werden kann. Alternativ können auch feste Zeitintervalle betrachtet werden, aus denen mit dem dabei zurückgelegten Weg die betreffende Durchschnittsgeschwindigkeit bestimmt wird. Je kürzer die Zeitintervalle für die Geschwindigkeitsbestimmung sind, umso genauer kann der Verlauf der Geschwindigkeit während des Bewegungsvorgangs ermittelt werden. 1

v für velocitas, lat. Geschwindigkeit.

18

2 Mechanik

Lässt man im Grenzfall t2 – t1 := Δt → 0 streben (in dem dann auch Δs → 0 strebt), so erhält man die Momentangeschwindigkeit für den Zeitpunkt t1 (bzw. t2, da ja t1 und t2 im Grenzfall zusammenfallen).

v(t1 ) = lim

Δt →0

Δs Δt

:= t1

ds(t ) dt

:= s(t1 )

(2.2)

t1

Mathematisch bedeutet die Bildung des Grenzwertes die Ableitung der Ortsfunktion1 s(t) nach der Zeit. Besonders anschaulich kann man Bewegungen graphisch beschreiben: • Im Orts-Zeit-Diagramm2 werden die Positionen des Objektes über den Zeitpunkten aufgetragen, zu denen sie eingenommen werden. In diesen Diagrammen stellt die Momentangeschwindigkeit die Steigung der Ortsfunktion zu einem bestimmten Zeitpunkt dar. • Im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm werden die Momentangeschwindigkeiten über den dazugehörigen Zeitpunkten aufgetragen. Auf ein Problem bei der Definition der Durchschnittsgeschwindigkeit sei noch hingewiesen: bewegt sich ein Objekt von einer Anfangsposition über eine Zwischenposition wieder zur Anfangsposition, so ist die in (2.1) definierte Durchschnittsgeschwindigkeit wegen sE = sA null oder v→ = −v← . Im täglichen Leben würde man dagegen die Durchschnittsgeschwindigkeit als v * = 1 2 ⋅ ( | v→ | + | v← | ) definieren3. Bei der Definition von Durchschnittswerten physikalischer Größen ist daher immer ihre Definition zu beachten. Beschleunigung Ändert sich während eines Bewegungsvorgangs die Momentangeschwindigkeit, so kann dies wiederum unterschiedlich schnell erfolgen. Für viele Autofahrer ist es wichtig zu wissen, wie schnell ihr Fahrzeug z. B. aus dem Stand eine Geschwindigkeit von 100 km/h erreicht. Als Maß hierfür wird die Beschleunigung a4 definiert: a :=

Endgeschwindigkeit − Anfangsgeschwindigkeit vE − v A Δv := .+= Zeitpunkt ( E ) − Zeitpunkt ( A) tE − t A Δt

(2.3)

Die Einheit ergibt sich aus der Einheit für die Geschwindigkeit und der Zeit: [a] = m/s². Aus den gleichen Gründen wie bei der Definition der Geschwindigkeit stellt (2.3) wiederum nur die Durchschnitts- oder mittlere Beschleunigung dar. Die Momentanbeschleunigung erhalten wir ähnlich wie die Momentangeschwindigkeit, indem wir Δt → 0 gehen lassen: a(t1 ) = lim

Δt → 0

Δv dv(t ) := := v(t1 ) = s (t1 ) . Δt t1 dt t1

(2.4)

Die Momentanbeschleunigung ist die Ableitung der Momentangeschwindigkeit nach der Zeit und die 2. Ableitung der Ortsfunktion nach der Zeit. 1 2 3 4

D. h. die Menge aller Positionen s, die zu den entsprechenden Zeitpunkten t eingenommen werden. Häufig auch Weg-Zeit-Diagramm genannt. Ähnlich wird bei Wechselströmen der Effektivwert berechnet. a für acceleratio, lat. Beschleunigung.

2.2 Kinematik

19

Im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm stellt die Beschleunigung die Steigung der Funktion v(t) dar, im Orts-Zeit-Diagramm die Krümmung der Ortsfunktion. Ist a > 0, so spricht man von eigentlicher Beschleunigung, bei a < 0 dagegen von Bremsen oder Verzögerung. 200 m 100

↑ Ort

0 -100 -200

t2

t1

-300 0

5

10

15

t3 20 s

25

Zeit → Abb. 2.4 Weg-Zeit-Diagramm: zum Zeitpunkt t1 bewegt sich das Objekt zurück (v < 0), zum Zeitpunkt t2 steht es (v = 0), und in t3 (v > 0) bewegt es sich vorwärts.

100 ↑ 0

50

Ort s

Geschwindigkeit v

↑ m/s 100

-100

t2

0

-200 t1

-50 0

t3 5

10

15

20 s 25

-300

20

b)

200

↑ m/s² 10

100 ↑ 0

0

-100

Ort s

200

Beschleunigung a

150

a)

-200 -10

-300 0

5

10

Zeit t →

15

20 s 25

Zeit t →

Abb. 2.5 (a) Die gleiche Bewegung im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm: Abbremsen in t1, beschleunigen in t2 und t3. (b) Beschleunigungs-Zeit-Diagramm Zum Vergleich ist s(t) ebenfalls dargestellt (gestrichelte Linie).

2.2.2

Spezielle eindimensionale Bewegungen

Gleichförmige Bewegung Charakteristisch für die gleichförmige Bewegung ist die konstante Geschwindigkeit, somit entspricht die Momentangeschwindigkeit der Durchschnittsgeschwindigkeit. v = const =

Δs s E − s A = ⇒ s E = s A + v(t E − t A ) Δt tE − tA

(2.5)

Bei fester Startposition und festem Startzeitpunkt verändert sich die Endposition linear mit dem Endzeitpunkt der gleichförmigen Bewegung, im Orts-Zeit-Diagramm erhalten wir eine

20

2 Mechanik

Gerade, deren Steigung die Geschwindigkeit darstellt. Im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm dokumentiert eine horizontale Gerade mit dem Abstand v zur t-Achse die konstante Geschwindigkeit. Die Verschiebung Δs = sE – sA = v(tE – tA) erscheint in diesem Diagramm als Rechteck mit den Kantenlängen v und tE – tA. Da die Endgeschwindigkeit gleich der Anfangsgeschwindigkeit ist, ist somit die Beschleunigung null. Gleichmäßig beschleunigte Bewegung Diese Art von Bewegung zeichnet eine konstante Beschleunigung aus, somit entspricht die Momentanbeschleunigung der Durchschnittsbeschleunigung. a = const =

Δv v E − v A ⇒ v E = v A + a(t E − t A ) = Δt tE − tA

(2.6)

Sind die Anfangsgrößen der Bewegung fest, so ändert sich die Endgeschwindigkeit linear mit dem Zeitpunkt des Endes der Bewegung, im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm erhalten wir eine Gerade, ihre Steigung entspricht der Beschleunigung. Stellen wir die gleichmäßig beschleunigte Bewegung im Beschleunigungs-Zeit-Diagramm dar, so erhalten wir eine horizontale Gerade im Abstand a zur t-Achse. Der Geschwindigkeitszuwachs Δv = vE – vA = a(tE – tA) ist in dem Diagramm als Rechteck mit den Kantenlängen a und tE – tA zu erkennen. Zu klären ist noch, wie weit das Objekt in dem Zeitintervall tE – tA verschoben wurde bzw. welche Endposition das Objekt erreicht. Verwenden wir die Definition der Durchschnittsgeschwindigkeit (2.1) und beachten, dass bei einem linearen Verlauf (2.6) der Endgeschwindigkeit die Durchschnittsgeschwindigkeit aus dem arithmetischen Mittel aus Anfangs- und Endgeschwindigkeit berechnet wird, so erhalten wir mit (2.6) für die Verschiebung v=

1 Δs s E − s A v E + v A ⇒ Δs = aΔt ² + v A Δt = = 2 2 Δt tE − tA

(2.7)

und für die Endposition sE =

1 aΔt ² + v a Δt + s A . 2

(2.8)

Wir erhalten also einen quadratischen Zusammenhang zwischen Verschiebung und dem Zeitintervall, in dem wir die Bewegung betrachten. Im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm entspricht die Verschiebung Δs der Fläche unter der Geraden zwischen tE und tA, die gebildet wird aus der Summe der Flächen des Rechtecks mit den Kantenlängen vA und tE – tA und dem rechtwinkligen Dreieck mit den Katheten vE – vA und tE – tA. Ein Beispiel für gleichmäßig beschleunigte Bewegungen ist der freie Fall (konstante Erdbeschleunigung unter Vernachlässigung der Luftreibung), wenn vA = 0 ist. Ist vA ≠ 0, so spricht man von einem senkrechten Wurf.

2.2 Kinematik

Abb. 2.6

2.2.3

21

Gleichmäßig beschleunigte Bewegung im a(t), v(t) und s(t)-Diagramm

Allgemeiner Zusammenhang zwischen den kinematischen Größen

Ausgehend von den Zusammenhängen, die wir für die gleichförmige und gleichmäßig beschleunigte Bewegung hergeleitet haben, wollen wir diese für beliebige eindimensionale Bewegungen verallgemeinern. Durch den Zusammenhang s(t), die Ortsfunktion, ist die Bewegung vollständig beschrieben (wann ist das Objekt wo). Leitet man s(t) nach t ab, so erhält man die (Momentan-) Geschwindigkeit des Objektes in Abhängigkeit von t, leitet man diese wiederum nach t ab, so ergibt sich seine (Momentan-)Beschleunigung. Ist anderseits der Verlauf der Geschwindigkeit bekannt, so erhält man die in einem Zeitintervall Δt = tE – tA erfolgte Verschiebung durch Berechnung der Fläche unter der v(t)-Kurve im Geschwindigkeits-Zeit-Diagramm, begrenzt durch tA und tE. Mathematisch bedeutet dies, dass wir v(t) in den Grenzen tE und tA integrieren müssen. tE

Δs = ∫ v(t )dt

(2.9)

tA

Zur Berechnung der Endposition sE muss zusätzlich noch die Anfangsposition sA bekannt sein.

22

2 Mechanik

Analog erhalten wir den Geschwindigkeitszuwachs Δv in einem Zeitintervall Δt, wenn wir die Beschleunigung a(t) integrieren. tE

Δv = ∫ a(t )dt

(2.10)

tA

Um die Endgeschwindigkeit vE zu berechnen, muss wiederum zu Δv die Anfangsgeschwindigkeit vA addiert werden. Ist der Verlauf der Beschleunigung a(t) bekannt und soll die Verschiebung berechnet werden, so muss a(t) zweimal integriert werden. Zunächst werden die in Δt = tE – tA möglichen Momentangeschwindigkeiten v(t) mit (2.10) berechnet: t

Δv* = v(t ) − v(t A ) = ∫ a (t ' )dt ' = A(t ) − A(t A )

(2.11)

tA

mit tA < t < tE, wobei A(t) die „Stammfunktion“ von a(t) ist, d. h. A(t) nach t abgeleitet ergibt a(t). Im nächsten Schritt wird dann v(t) integriert. tE

tE

tE

tA

tA

tA

Δs = ∫ v(t )dt = ∫ (v A + A(t ) − A(t A ))dt = (v A + A(t A ))Δt + ∫ A(t )dt

2.2.4

(2.12)

Bewegungszustände und ihre Änderung

Bei der Betrachtung von eindimensionalen Bewegungen wurden verschiedene physikalische Größen eingeführt, die sich aus Änderungen anderer Größen berechnen. Eine physikalische Größe eines Objektes weist zu einem bestimmten Zeitpunkt einen definierten Wert auf: Man sagt dann auch, das Objekt nimmt einen bestimmten Zustand ein. Eine Änderung des Wertes bedeutet somit eine Zustandsänderung oder einen Prozess. Die Größe der Änderung einer physikalischen Größe X wird üblicherweise mit ΔX bezeichnet und berechnet sich immer aus der Differenz zwischen dem Wert der Größe X am Ende des Prozesses und dem Wert am Anfang des Prozesses. ΔX := X E − X A

(2.13)

Beachtet man diese Festlegung konsequent, so wird es bei künftigen Berechnungen keine Vorzeichenprobleme geben! Der Bewegungszustand eines Objektes wird durch seine aktuelle Position und seine Momentangeschwindigkeit beschrieben.

2.2.5

Bewegungen in zwei und drei Dimensionen

Wie schon erwähnt, sind für die Angabe der Position eines Objektes bezüglich eines Referenzpunktes im dreidimensionalen Raum drei Größen erforderlich. Diese drei Größen fasst man zu einem Ortsvektor zusammen. Häufig nimmt man Verschiebungen vom Referenzpunkt in drei zueinander senkrecht stehende Raumrichtungen, denen man auch die Bezeichnungen x, y und z („rechts-links, vorne-hinten, oben-unten“) gibt. Diese Darstellung bezeich-

2.2 Kinematik

23

net man auch als kartesische1 Darstellung und die drei Zahlenwerte kartesische Koordinaten oder Komponenten des Ortsvektors. Das dazugehörige Koordinatensystem, das durch die drei senkrecht aufeinander stehenden Raumrichtungen (Basisrichtungen) aufgespannt wird und seinen Ursprung im Referenzpunkt hat, heißt kartesisches Koordinatensystem. Anschaulich stellt man einen Ortsvektor als Pfeil vom Referenzpunkt zur Position, die das Objekt einnimmt, dar. Der Pfeil beinhaltet zwei Informationen: die Länge oder den Betrag, beim Ortsvektor die Länge der Strecke oder der Abstand Position-Referenzpunkt und die Richtung des Pfeils. Auch andere physikalische Größen können Informationen über die Richtung aufweisen, wie z. B. Geschwindigkeit und Beschleunigung. Da die Eigenschaften von Vektoren von großer Wichtigkeit sind, sollen hier deren wesentlichen Eigenschaften vorgestellt werden: Eigenschaften von Vektoren und vektoriellen physikalischen Größen Im Gegensatz zu skalaren physikalischen Größen wie z. B. Zeit, Temperatur und Masse, die als Produkt ihres Zahlenwertes, multipliziert mit der Einheit, angegeben werden, weisen vektorielle Größen als zusätzliche Information noch die Richtung auf. Graphisch stellt man eine solche Größe als Pfeil, der in die betreffende Richtung weist, dar, wobei die Länge des Pfeils, der Betrag des Vektors, das Produkt aus Zahlenwert und Einheit der vektoriellen Größe angibt.

Zwei Vektoren können addiert werden, wobei natürlich darauf zu achten ist, dass ihre Einheiten gleich sind. Graphische Addition und Subtraktion von Vektoren Wie dies zu geschehen hat, können wir uns am besten anhand einer aus zwei Teilverschiebungen zusammengesetzten Verschiebung verdeutlichen: a stelle den Vektor der Verschiebung eines Objektes von der Position P1 zur Position P2 dar, d. h. der Anfangspunkt des Vektors ist in P1, die Pfeilspitze in P2, b die Verschiebung von P2 nach P3, dann ist die Verschiebung von P1 nach P3 darzustellen als Vektor c von P1 nach P3, weiterhin ist c = a + b . Dies können wir verallgemeinern für die Addition beliebiger vektorieller Größen: Vektoren werden addiert, indem man den Anfang des zweiten Summanden an die Pfeilspitze des ersten Summanden heftet. Der Summenvektor oder die Resultierende ist dann der Vektor vom Anfangspunkt des ersten Summanden zur Pfeilspitze des zweiten. Die Resultierende bildet die Diagonale des von beiden Summanden aufgespannten Parallelogramms. Wie bei einer Addition skalarer Größen ist auch die Vektoraddition kommutativ, d. h. c = a + b = b + a .

Abb. 2.7 1

Addition von Vektoren.

Nach René Descartes (1596–1650), der diese Darstellung erstmalig eingeführt hat.

24

2 Mechanik

Zu jedem Vektor a gibt es einen Vektor −a, den inversen Vektor, der den gleichen Betrag, aber die umgekehrte Richtung hat. Somit können wir auch Vektoren voneinander subtrahieren, indem wir den inversen Vektor addieren: d = a + (−b ) = a − b . Der Anfang von d liegt in der Pfeilspitze von b , seine Pfeilspitze weist zur Pfeilspitze von a.

Abb. 2.8

Subtraktion von Vektoren.

Rechnerische Addition und Subtraktion von Vektoren, Skalarmultiplikation Wie im Kapitel 2.2.5 schon gesagt, kann man einen Ortsvektor durch drei Größen oder Komponenten beschreiben, im kartesischen Koordinatensystem sind das die Projektionen des Ortsvektors auf die drei senkrecht aufeinander stehenden Basisrichtungen. Der Ortsvektor kann anderseits auch als Summe der drei Projektionen a x , a y und a z auf die Basisrichtungen x, y, und z aufgefasst werden. Auch andere vektorielle Größen können in entsprechende Komponenten zerlegt werden. Besonders übersichtlich ist die Spaltenschreibweise von Vektoren1 ⎛ ax ⎞ ⎜ ⎟ a = a x + a y + a z := ⎜ a y ⎟ , ⎜a ⎟ ⎝ z⎠

(2.14)

wobei ax, ay und az die Beträge der Projektionen, multipliziert mit dem Vorzeichen für ihre Richtungen längs der x-, y- und z-Achse, sind. (Siehe Konvention für die Richtungen im Kapitel 2.2.1) Da es bei der Addition nicht auf die Reihenfolge der Summanden ankommt, kann komponentenweise addiert werden: a + b = a x + a y + a z + bx + b y + bz = a x + bx + a y + b y + a z + bz

⎛ a x ⎞ ⎛ bx ⎞ ⎛ a x + bx ⎞ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ a + b = ⎜ a y ⎟ + ⎜ by ⎟ = ⎜ a y + by ⎟ ⎜ a ⎟ ⎜b ⎟ ⎜ a + b ⎟ z ⎠ ⎝ z⎠ ⎝ z⎠ ⎝ z

(2.15)

Bei der Bildung des inversen Vektors werden alle Komponenten mit –1 multipliziert. Somit wird ein Vektor von einem anderen subtrahiert, indem man die Komponenten voneinander subtrahiert.

1

Eine Gleichung zwischen Vektoren stellt immer drei Gleichungen für die Komponenten dar.

2.2 Kinematik

25

a − b = a x + a y + a z − bx − b y − bz = a x − bx + a y − b y + a z − bz ⎛ a x ⎞ ⎛ bx ⎞ ⎛ a x − bx ⎞ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ a − b = ⎜ a y ⎟ − ⎜ by ⎟ = ⎜ a y − by ⎟ ⎜ a ⎟ ⎜b ⎟ ⎜ a − b ⎟ z ⎠ ⎝ z⎠ ⎝ z⎠ ⎝ z

(2.16)

Der Betrag eines Vektors ergibt sich durch zweimaliges Anwenden des Satzes von Pythagoras: | a |:= a = a x2 + a y2 + a z2

Abb. 2.9

(2.17)

Komponenten von Vektoren in zwei und drei Dimensionen.

Addiert man mehrfach den gleichen Vektor, so zeigt die Resultierende in die gleiche Richtung wie der Vektor, ist aber das Vielfache länger. Entsprechend werden die Komponenten vervielfacht. Allgemein darf ein Vektor mit einem Skalar multipliziert werden, die Richtung bleibt erhalten, der Betrag wird mit dem Skalar multipliziert. ⎛ a x ⎞ ⎛ αa x ⎞ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ α a = α ( a x + a y + a z ) = αa x + α a y + α a z = α ⎜ a y ⎟ = ⎜ αa y ⎟ ⎜ a ⎟ ⎜ αa ⎟ ⎝ z⎠ ⎝ z⎠

(2.18)

Entsprechend kann aus den Komponenten ein gemeinsamer Faktor „ausgeklammert“ werden. Wird ein Vektor mit dem Kehrwert seines Betrages skalar multipliziert, so erhalten wir einen Vektor vom Betrag 1 (dimensionslos) mit der gleichen Richtung, den Einheitsvektor. ea : =

1 a ,| ea |= 1 |a |

(2.19)

Somit können wir eine vektorielle Größe in zwei Faktoren zerlegen: in den Betrag, der den Zahlenwert und die Einheit beinhaltet und den Einheitsvektor für die Richtung. a = {a}[a]ea

(2.20)

26

2 Mechanik

Spezielle Einheitsvektoren sind die der drei Basisrichtungen. Jeden Vektor kann man somit schreiben: a = a x + a y + a z = a x ex + a y e y + a z ez

(2.21)

Geschwindigkeit und Beschleunigung als vektorielle Größen Analog zu (2.1) wird die Durchschnittsgeschwindigkeit einer Bewegung in drei Dimensionen definiert als v :=

Verschiebung des Objekts Endposition − Anfangsposition = dafür benötige Zeit Zeitpkt.( E ) − Zeitpkt.( A)

v=

sE − s A Δs := , tE − t A Δt

(2.22)

wobei die Positionen durch Ortsvektoren dargestellt werden. Die auf Seite 18 eingeführte Ortsfunktion s (t ) ist nun eine vektorielle Größe mit den Komponenten x(t), y(t) und z(t), welche die Menge aller Ortsvektoren darstellt, die die Positionen, die das Objekt im Verlauf seiner Bewegung einnimmt, beschreibt. Die Menge der Pfeilspitzen zeigt auf die Bahnkurve, längs der sich das Objekt bewegt, die Zeit t ist ihr Parameter. Geometrisch stellt die Verschiebung in (2.22) die Sekante der Bahnkurve zwischen End- und Anfangsposition dar, sozusagen die gradlinige „Abkürzung“ vom wirklichen Weg. Bilden wir nun wie in (2.2) den Grenzwert Δt → 0, um die Momentangeschwindigkeit zu erhalten, so wird aus der Sekanten eine Tangente an die Bahnkurve, die in die Richtung der Momentangeschwindigkeit weist. Δs Δt → 0 Δt

v = lim

:= t1

ds (t ) dt

t1

⎛ x(t1 ) ⎞ ⎜ ⎟ := s (t1 ) = ⎜ y (t1 ) ⎟ ⎜ z (t ) ⎟ ⎝ 1 ⎠

(2.23)

Entsprechend wird die Momentanbeschleunigung als Ableitung der Funktion der Momentangeschwindigkeiten nach der Zeit berechnet: Δv Δt → 0 Δt

a = lim

:= t1

dv (t ) dt

:= v (t1 ) = t1

ds dt

t1

⎛ x(t1 ) ⎞ ⎟ ⎜ = s (t1 ) = ⎜ y (t1 ) ⎟ ⎜ z (t ) ⎟ ⎝ 1 ⎠

(2.24)

Zu beachten ist, dass eine Beschleunigung vorliegt, wenn sich entweder der Betrag der Geschwindigkeit und/oder ihre Richtung ändern. Dies kann man anhand der Eigenschaft (2.20) beliebiger vektorieller Größen q durch Anwenden der Produktregel beim Ableiten verallgemeinern: deq dq d d|q| eq + | q | = (| q | eq ) = dt dt dt dt

(2.25)

2.2 Kinematik

Abb. 2.10

27

Geschwindigkeitsvektor bei einer Bewegung in drei Dimensionen.

Der erste Summand beschreibt die Änderung des Betrages von q und weist in Richtung von q (Tangentialkomponente von q ), der zweite dagegen beschreibt die Änderung der Rich-

tung von q , er ist senkrecht zu q gerichtet (Normalkomponente von q ). Diese Tatsache kann folgendermaßen begründet werden: Der bei der Ableitung

deq

zu bildende Differenzdt vektor de q = e q (t + dt ) − eq (t ) verbindet die Pfeilspitzen beider Summanden. Das von diesen drei Vektoren gebildete gleichschenklige Dreieck (die Beträge der Summanden sind 1) ist extrem spitzwinklig, d. h. der eingeschlossene Winkel ist ≈ 0, da sich die Richtung von eq in der Zeitspanne dt nur sehr wenig ändert. Aufgrund der Winkelsumme von 180° im Dreieck de q . betragen die beiden anderen Winkel jeweils 90°, deq ⊥ eq und damit auch | q | dt Überlagerung von gradlinigen Bewegungen Die Zerlegung des Ortsvektors in drei senkrecht zueinander gerichtete Komponenten legt nahe, komplexe Bewegungen in einfachere Teilbewegungen in die drei Raumrichtungen zu zerlegen oder umgekehrt einfache gradlinige Bewegungen zu komplizierteren räumlichen Bewegungen zusammenzusetzen.

28

2 Mechanik

Als Beispiel betrachten wir ein Boot, das einen Fluss, welcher mit einer überall konstanten Geschwindigkeit fließt, überqueren soll, wobei die Bootsgeschwindigkeit relativ zum Wasser auch als konstant angenommen wird. Welche Bewegung bezüglich eines Referenzpunktes am Flussufer führt das Boot aus? Bezeichnen wir die Flussrichtung mit x, die Bewegungsrichtung des Bootes mit y, so bewegt sich das Boot gleichförmig bezüglich eines Referenzpunktes im Wasser, dieser bewegt sich wiederum bezüglich des Referenzpunkts am Ufer: ⎛ vF ⎞ v Boot ,Ufer = v Boot , Fluß + v Fluß ,Ufer = ⎜⎜ ⎟⎟ ⎝ vB ⎠

(2.26)

In diesem Fall liegt eine Bewegung in zwei Dimensionen vor, daher können wir die dritte Komponente der Vektoren zu null setzen oder auch weglassen. Zum Zeitpunkt tE hat das Boot die Position ⎛ x ⎞ ⎛ x ⎞ ⎛ v (t − t ) ⎞ ⎛v ⎞ s E = ⎜ E ⎟ = ⎜ E ⎟ + ⎜ F E A ⎟ = s A + ⎜ F ⎟(t E − t A ) s E = s A + v (t E − t A ) y y v ( t − t ) E E B E A ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ vB ⎠

(2.27)

bezüglich des Uferpunktes erreicht. s A mit den Komponenten xA und yA ist die Position des Bootes zum Anfang der Bewegung bezüglich der Referenzpunkte des Bootes zum Wasser und des Wassers zum Ufer. Die Bahnkurve y(x), längs der die Pfeilspitzen der Ortsvektoren während der Bewegung verlaufen, erhalten wir durch Elimination von Δt = tE – tA aus den beiden Komponentengleichungen von (2.27) y ( x) = y A +

vB v v ( x − x A ) = B x − B x A + y A := αx + β . vF vF vF

(2.28)

Die Bahnkurve stellt eine Gerade dar mit der Steigung α = vB /vF, wobei allgemein die Steigung einer Geraden definiert ist als Tangens des Winkels der Geraden zur x-Achse. Vergleichen wir die Gleichungen (2.5) und (2.27), so sind sie formal gleich, nur sind einige Größen Vektoren. Wir können somit alle Zusammenhänge eindimensionaler Bewegungen für Bewegungen in zwei oder drei Dimensionen verwenden, wenn wir entsprechende Größen durch vektorielle Größen ersetzen. Für gleichmäßig beschleunigte Bewegungen erhalten wir somit v (t E ) = v (t A ) + a (t E − t A ) , s (t E ) =

1 a (t E − t A )² + v (t A )(t E − t A ) + s (t A ) . 2

(2.29) (2.30)

Einen Sonderfall der gleichmäßig beschleunigten Bewegungen stellen Würfe dar, d. h. Bewegungen unter Einfluss der konstanten Erdbeschleunigung, wobei die Wirkung der Luftreibung vernachlässigt wird.

2.2 Kinematik

29

Da die Bewegung auf eine Ebene, die aufgespannt wird durch die Richtungen der Anfangsgeschwindigkeit und der Beschleunigung, beschränkt ist, benötigen wir nur Vektoren mit zwei Komponenten. Die Basisrichtungen sind in der Horizontalen in Richtung der Bewegung (x) und in der Vertikalen nach oben (y). Die Beschleunigung wirkt nur in der y-Richtung nach unten. ⎛ 0⎞ ⎛ 0⎞ a=⎜ ⎟ = −g ⎜ ⎟ − g ⎝ ⎠ ⎝1 ⎠

(2.31)

Damit ergeben sich Momentangeschwindigkeiten und die während der Bewegung eingenommenen Positionen zu ⎛0⎞ v (t ) = v (t A ) − g (t E − t A )⎜ ⎟ , ⎝1 ⎠

(2.32)

s (t E ) = s (t A ) + v (t A )(t − t A ) −

1 ⎛0⎞ g (t − t A )²⎜ ⎟ . 2 ⎝1 ⎠

(2.33)

Wir sehen, dass die Bewegung in der Horizontalen eine gleichförmige Bewegung, in der Vertikalen eine Wurfbewegung ist. Die Bahnkurve y(x) erhalten wir, indem wir aus den beiden Gleichungen in (2.33) Δt = tE – tA eliminieren. y ( x) = y A + y ( x) = −

v A, y v A, x

g v A2 , x

(x − xA ) −

x² +

g x − xA ( )² ⇒ 2 v A, x

v A, y + gx A v A, x

x + yA −

v A, x v A, y

xA −

gx A2 := αx ² + βx + γ , 2v A2 , x

(2.34)

hierbei ist vx(tA) = vA,x. Die Bahnkurve ist somit eine nach unten geöffnete Parabel, die „Wurfparabel“ des „schiefen“ Wurfes. Häufig wird die Anfangsgeschwindigkeit auch durch den Abwurfwinkel ϑA zur x-Achse und den Betrag der Anfangsgeschwindigkeit vA beschrieben. ⎛ v cos ϑ A ⎞ ⎛ cos ϑ A ⎞ v (t A ) := v A = ⎜ A ⎟ = vA ⎜ ⎟ = v A ev A sin v ϑ A ⎠ ⎝ A ⎝ sin ϑ A ⎠

(2.35)

Die Darstellung eines Vektors über seinen Betrag und den Winkel zur x-Achse nennt man auch Polardarstellung. Der Winkel ϕ der Momentangeschwindigkeit zur x-Achse beträgt tan ϕ =

v y (t ) v x (t )

=

v A, y − gt v A, x

= tan ϑ A −

gt . v A, x

(2.36)

Als Wurfweite w definiert man den Abstand von Anfangsposition und Endposition in der Horizontalen. Wir können sie aus (2.33) berechnen.

30

2 Mechanik

Abb. 2.11

Schiefer Wurf.

Sind Starthöhe und Auftreffhöhe gleich (null), so berechnen wir die Wurfweite w über die Flugzeit Δt = tE – tA, die wir aus der Bedingung, dass das Objekt am Ende der Bewegung wieder die Starthöhe erreicht hat, erhalten. 2v A, y g 2 tE ⇒ tE = 2 g

y E = y A = 0 = v A, y t E −

⇒ w := x E − x A =

2v A, x v A, y g

=

v A sin 2ϑ A g

(2.37)

Wird bei konstanter Anfangsgeschwindigkeit ϑA variiert, so wird die Wurfweite maximal bei ϑA = 45°. Die maximale Höhe h ergibt sich aus der Bedingung, dass die vertikale Geschwindigkeit im Umkehrpunkt null wird. Aus (2.33) folgt für den Zeitpunkt t(h), bei dem die maximale Höhe erreicht wird v y (t (h)) = 0 = v A, y − gt (h) ⇒ t (h) = h=

2v A, x v A, y g

=

v A2 , y 2g

=

v A, y g

⇒

v A2 sin ²ϑ A . 2g

(2.38)

Offensichtlich wird die Höhe maximal bei einem Wurf senkrecht nach oben. Dass man die Wurfbewegung als Überlagerung von gleichförmiger und gleichmäßig beschleunigter Bewegung auffassen kann, demonstriert ein einfaches Experiment: zwei Kugeln, von denen eine einen freien Fall, die andere einen waagerechten Wurf mit ϑA = 0° aus gleicher Höhen vollführen, benötigen die gleiche Flugzeit, bei gleichzeitigem Start kommen sie auch gleichzeitig auf dem Boden auf. Werden gradlinige beschleunigte Bewegungen überlagert, so entstehen in der Regel Bewegungen mit krummlinigen Bahnkurven.

2.2 Kinematik

31

Kreisbewegungen Ein anderer Typ von Bewegungen in einer Ebene sind Kreisbewegungen, d. h. die Bahnkurve des Objektes ist ein Kreis.

Zunächst wollen wir eine Kreisbewegung betrachten, bei der die Umlaufgeschwindigkeit oder Bahngeschwindigkeit, genauer gesagt ihr Betrag konstant ist. Für einen Kreisumlauf wird immer die gleiche Zeit benötigt, daher ist die Bewegung periodisch, d. h. befindet sich das kreisende Objekt zu einem Zeitpunkt t an einer Position s (t ), so befindet es sich eine Umlaufzeit T oder Periodendauer später wieder an der gleichen Position und hat dort auch wieder die gleiche Geschwindigkeit: s(t +T) =s(t) . Der Vektor der Geschwindigkeit, tangential zum Kreis gerichtet, ändert ständig seine Richtung, die Kreisbewegung ist somit eine beschleunigte Bewegung, die Richtung der Beschleunigung ist senkrecht zur Tangente an den Kreis und somit radial. Daher heißt die Beschleunigung auch Radial- oder Zentripetalbeschleunigung, da die Richtungsänderungen der Geschwindigkeit zum Kreismittelpunkt weisen. Da die Beschleunigung permanent ihre Richtung ändert, ist sie nicht konstant, daher ist eine Kreisbewegung immer eine ungleichmäßig beschleunigte Bewegung. Zur quantitativen Beschreibung platzieren wir den Referenzpunkt in den Kreismittelpunkt, für die Bewegung ist dann der Abstand des Objektes vom Referenzpunkt gleich dem Kreisradius r und damit immer konstant. Zur Bestimmung der Position benötigen wir nur noch den Winkel ϕ 1, den der Ortsvektor mit z. B. der x-Achse des Koordinatensystems bildet. Allgemein nennt man Koordinaten, bei denen die Position durch den Abstand zu einem Referenzpunkt und einen Winkel zu einer Referenzrichtung beschrieben wird, Polarkoordinaten. Während der Bewegung ändert sich der Winkel um Δϕ = ϕ (tE) – ϕ (tA), das Objekt passiert das dazugehörige Bogenstück. Ist der Betrag der Geschwindigkeit konstant, so gilt | v |= const ⇒

Abb. 2.12 1

Bogen Umfang | Δϕ | 2π = = = . T T Δt Δt

Kreisbewegung.

Gemäß der mathematischen Konvention werden Winkel gegen den Uhrzeigersinn abgetragen.

(2.39)

32

2 Mechanik

Die Änderung des Winkels Δϕ entspricht der Verschiebung Δs bei eindimensionalen Bewegungen. Daher definieren wir die Winkelgeschwindigkeit ω: ω := lim

Δt →0

Δϕ dϕ = dt Δt

gleichförmige Kreisbewegung: | ω |=

1 2π = const , [ω] = s T

(2.40)

Bei einer Kreisbewegung gegen den Uhrzeigersinn ist ω positiv, wird im Uhrzeigersinn gedreht, ist ω negativ. In der Technik wird statt der Winkelgeschwindigkeit oft die Drehzahl n oder die Frequenz ν verwendet. Sie sind folgendermaßen definiert: n :=

1 Zahl der Umdrehungen 1 N = = = ν , [ n ] = [ν ] = s benötigte Zeit NT T

(2.41)

Beschreiben wir den Ortsvektor s durch die Größen Kreisradius r und den Winkel ϕ, so erhalten wir mit (2.40) ⎛ r cos ϕ(t ) ⎞ ⎛ cos ωt ⎞ s (t ) = ⎜ ⎟ = r⎜ ⎟ = re s = re r , ϕ sin ( ) r t ⎝ ⎝ sin ωt ⎠ ⎠

(2.42)

wobei zum Zeitpunkt t = 0 ϕ = 0 ist, d. h. der Ortsvektor verläuft längs der x-Achse. Die Richtung des Ortsvektors ist immer radial. Geschwindigkeit und Beschleunigung erhalten wir durch Ableiten von s (t ) unter Beachtung der Kettenregel: v (t ) = s (t ) = r

d ⎛ cos ωt ⎞ ⎛ − ω sin ωt ⎞ ⎛ − sin ωt ⎞ ⎜ ⎟ = r⎜ ⎟ = rω⎜ ⎟ =| v | ev sin t cos t ω ω ω dt ⎝ ⎝ ⎝ cos ωt ⎠ ⎠ ⎠

d ⎛ − ω sin ωt ⎞ ⎛ − ω cos ωt ⎞ ⎛ sin ωt ⎞ ⎜ ⎟ = rω⎜ ⎟ = − rω²⎜ ⎟ sin − ω ω t dt ⎝ ω cos ωt ⎠ ⎝ ⎝ cos ωt ⎠ ⎠ v² a (t ) =| a | ea = − | a | er = − er r

(2.43)

a (t ) = v (t ) = rω

(2.44)

Der Geschwindigkeitsvektor steht senkrecht auf dem Ortsvektor, der Beschleunigungsvektor verläuft antiparallel zum Ortsvektor. Sein Betrag ist konstant. Im Fall der ungleichförmigen Kreisbewegung ändern sich der Betrag der Bahngeschwindigkeit und damit auch die Winkelgeschwindigkeit. Analog (2.4) definieren wir die Bahn- oder Tangentialbeschleunigung: at = lim

Δt → 0

ω(t + Δt ) − ω(t ) | v (t + Δt ) | − | v (t ) | dω(t ) = r lim =r Δ t → 0 dt Δt Δt

(2.45)

2.2 Kinematik

33

Die Ableitung der Winkelgeschwindigkeit ω (t) bezeichnet man als Winkelbeschleunigung α. α :=

1 dω(t ) , [α ] = s² dt

(2.46)

Die gesamte Beschleunigung des Objektes berechnet sich aus (2.44): a (t ) = v (t ) = r

d (ωev ) = r (ωev + ωev ) = rωev − rω² er = a t + a r dt

(2.47)

Wir erkennen eine tangentiale Komponente in Richtung der Geschwindigkeit und eine radiale Komponente senkrecht dazu. Die tangentiale Beschleunigung ändert den Betrag der Geschwindigkeit, die radiale dagegen ihre Richtung. Dies gilt nicht nur für Kreisbewegungen, sondern für beliebige Bewegungen, da man immer die Beschleunigung in eine tangentiale und eine dazu senkrechte radiale Komponente zerlegen kann. Ein Sonderfall der ungleichförmigen Kreisbewegung ist die gleichmäßig beschleunigte Kreisbewegung mit konstanter Winkelbeschleunigung. Analog zur eindimensionalen gleichmäßig beschleunigten Bewegung (2.44) ändert sich die Winkelgeschwindigkeit linear mit der Zeit:

α = const = Δϕ =

Δω ω E − ω A = ⇒ ω E = ω A + α (t E − t A ) Δt tE − t A

1 αΔt ² + ω A Δt 2

(2.48)

(2.49)

Vergleichen wir die Ausdrücke von Bahn- und Winkelgeschwindigkeit, von Tangential- und Winkelbeschleunigung, von Bogen und Winkel, so fällt auf, dass sich die Bahn-Größe durch Multiplikation der korrespondierenden Winkel-Größe mit dem Kreisradius berechnen lässt: Tab. 2.1 Zusammenhang zwischen Winkel- und Bahngrößen bei der Kreisbewegung. Winkel-Größe Winkel Winkelgeschwindigkeit Winkelbeschleunigung

ϕ ω=ϕ α=ϕ

Bahn-Größe Bogen Bahngeschwindigkeit

rϕ rϖ

Tangentialbeschleunigung

rα

Abschnittsweise kann man auch Wurfbewegungen mit parabolischen Bahnen als Kreisbewegungen auffassen, wenn wir die konstante Beschleunigung in ihre (nicht konstanten) Tangential- und Normalkomponenten zerlegen. Aus dem Betrag der Normalkomponente kann man mit (2.44) den Radius des Kreises, der sich an die Parabel anschmiegt, berechnen. Da sich der Betrag der Normalkomponenten ändert, ändert sich auch der Radius des Schmiegekreises. Er ist minimal im Scheitelpunkt der Parabel.

34

2 Mechanik

Überlagerung nicht gradliniger Bewegungen Beispiele hierfür sind Bewegungen auf Schraubenlinien oder auf Zykloiden, wie sie z. B. Reifenventile während der Fahrt ausführen.

Schraubenlinien sind „echte“ dreidimensionale Bewegungen, in der x/y-Ebene erfolgt eine Kreisbewegung, in der z-Richtung eine gradlinige Bewegung. Ist diese gleichförmig, so lautet die Ortsfunktion s (t ) bei entsprechend gewähltem Koordinatensystem (Ursprung im Kreismittelpunkt bei z = 0): ⎛ r cos ωt ⎞ ⎜ ⎟ s (t ) = ⎜ r sin ωt ⎟ ⎜v t ⎟ ⎝ z ⎠

2.3

(2.50)

Dynamik von Massenpunkten

Im vorigen Abschnitt haben wir bei der Betrachtung von Bewegungen Art und Eigenschaften des sich bewegenden Objektes außer Acht gelassen. Der Bewegungszustand wurde beschrieben durch die Geschwindigkeit, Beschleunigungen bewirkten seine Änderung. Erstmalig hat Newton1 1687 in der auch heute noch gültigen Form die Zusammenhänge aufgezeigt, wie die Eigenschaften der Objekte ihre Bewegungen beeinflussen. Diese Zusammenhänge sind als Axiome formuliert, d. h. sie sind nicht aus noch allgemeineren Gesetzmäßigkeiten herleitbar, sie erlauben jedoch die korrekte, mit experimentellen Erfahrungen übereinstimmende Beschreibung der Sachverhalte in der klassischen Mechanik.

2.3.1

Erstes Newtonsches Axiom

Dieses Axiom, auch Trägheitsaxiom genannt, besagt, dass ohne äußere Beeinflussung jedes Objekt seinen Bewegungszustand beibehält, es bleibt entweder in Ruhe oder bewegt sich gradlinig gleichförmig, d. h. mit konstanter Geschwindigkeit v . Diese Erkenntnis war zu Zeiten Newtons revolutionär, den damaligen Alltagserfahrungen zufolge, war es z. B. immer erforderlich, einen Wagen in ebenen Gelände zu schieben oder zu ziehen, um eine konstante Geschwindigkeit beizubehalten. Ohne äußere Beeinflussung hätte er seinen Bewegungszustand in den Ruhezustand verändert. Newton hatte erkannt, dass in diesem Beispiel schon die Reibungseffekte eine äußere Beeinflussung des Wagens darstellten, die dann durch eine weitere Beeinflussung kompensiert werden musste. Dem Trägheitsaxiom zufolge kann nicht zwischen ruhenden und gleichförmig bewegten Referenz- oder Bezugssystemen unterschieden werden. Durch diesen Effekt kann man z. B. getäuscht werden, wenn man in einen ganz langsam anfahrenden Zug sitzt und meint, der Bahnsteig bewege sich nach hinten weg. Bezugssysteme, die sich gleichförmig zueinander bewegen, nennt man Inertialsysteme, da in ihnen unabhängig von der Relativgeschwindig1

I. Newton (1643–1727).

2.3 Dynamik von Massenpunkten

35

keit der Bezugssysteme untereinander das Trägheitsaxiom gilt, d. h. Objekte behalten in allen Inertialsystemen ihre jeweiligen Bewegungszustände bzw. Geschwindigkeiten bei. Da alle Inertialsysteme gleichwertig sind, gibt es auch keines mit „absoluter“ Ruhe. Andere Bezugssysteme bewegen sich beschleunigt, in solchen Bezugssystemen beobachtet man auch ohne äußere Beeinflussung eine Änderung des Bewegungszustandes. Insbesondere stellt die Erde aufgrund ihrer Rotationsbewegung um sich selbst und um die Sonne kein Inertialsystem dar. Man kann sie nur näherungsweise als solches betrachten, wenn die betrachteten Zeiträume klein gegen die Umdrehungszeiten sind. Die Änderung des Bewegungszustandes kann bei verschiedenen Objekten einen unterschiedlichen „Aufwand“ erfordern oder unterschiedliche Effekte nach sich ziehen: Kommt ein LKW nach einem Zusammenprall mit einer Mauer zur Ruhe, so hat dies ganz andere „Auswirkungen“ als ein Zusammenprall mit einem Fahrrad gleicher Geschwindigkeit. Newtons Idee besteht unter anderem darin, in die Beschreibung des Bewegungszustandes auch noch Eigenschaften des sich bewegenden Objektes einfließen zu lassen, daher wird in der Newtonschen Dynamik der Bewegungszustand durch den „Schwung“ oder den Impuls des Objektes beschrieben, in dem neben der Geschwindigkeit auch noch die (träge) Masse des Objektes berücksichtigt wird. Ein derartiges Objekt, dessen konkrete Gestalt keine Rolle spielt, nennt man auch eine „Punktmasse“ oder einen „Massenpunkt“. Dessen Impuls ist folgendermaßen definiert: p := mv , [ p] = kg

m s

(2.51)

Da wir im Folgenden weitere Eigenschaften der Objekte wie z. B. Form oder Gestalt nicht berücksichtigen wollen, können wir uns die Masse des Objektes auf einen Punkt konzentriert denken und die Bewegung von Massenpunkten betrachten. Basisgröße Masse Anschaulich stellt die Masse eines Objektes die Menge an Materie dar, die das Objekt beinhaltet. Die Einheit für diese Basisgröße ist das Kilogramm. Es wird dargestellt durch einen Zylinder aus Platin-Iridium, der sich im Internationalen Büro für Maß und Gewicht in Sèvres befindet.

2.3.2

Mengenartige physikalische Größen

Teilt sich während einer Bewegung ein Objekt in zwei Teilobjekte, die die gleiche Geschwindigkeit haben wie das Ausgangsobjekt, so teilt sich der Impuls in zwei Teilimpulse auf. Man schreibt dem Impuls die „Mengeneigenschaft“ zu, d. h. der Impuls „wächst“ mit der „Größe“ des Objektes. In diesem Fall wird die Größe durch die Masse des Objektes, die Menge an Materie, repräsentiert. Impuls und Masse fallen in die Kategorie „extensive“ Größen, Größen, die mit der Masse des Objektes wachsen. Dagegen sind Geschwindigkeit, Beschleunigung… „intensive“ Größen, sie ändern sich nicht, wenn sich die Masse des Objektes ändert (siehe Teilung des Objektes). Der Impuls als mengenartige Größe setzt sich aus zwei Faktoren zusammen: einer intensiven Größe (Geschwindigkeit) und einer extensiven „Impulskapazität“ (Masse). Ähnlich einem

36

2 Mechanik

elektrischen Kondensator, der Ladung speichern kann bei einer bestimmten Spannung, bestimmt die Masse als Impulskapazität die Fähigkeit eines Objektes, bei einer bestimmten Geschwindigkeit Impuls aufzunehmen. Mengenartige Größen werden auch in anderen Gebieten der Physik1 verwendet, sie sind immer definiert als Gextensiv = Kapazität G ⋅ H intensiv

(2.52)

Mengenartige Größen werden für bestimmte Objekte oder eine Ansammlung von Objekten (Systeme) festgelegt. Diese sind abgegrenzt von anderen Objekten oder Systemen oder vom „Rest der Welt“, der „Umgebung“2. Eine besondere Kategorie von mengenartigen Größen eines Systems sind solche, die ihren Wert nicht ändern, obwohl sich der Zustand des Systems ändert. Diese nennt man auch „Erhaltungsgrößen“. Eine Erhaltungsgröße G kann sich nur ändern, wenn über die Grenze des Systems ein entsprechender Strom IG fließt: dG = IG dt

(2.53)

Der Impuls ist oft eine solche Erhaltungsgröße, daher kann z. B. das Objekt in beliebige Teilobjekte zergliedert werden, ohne dass sich der Impuls für das Gesamtobjekt ändert.

2.3.3

Zweites Newtonsches Axiom

Um den Bewegungszustand eines Objektes, d. h. seinen Impuls zu ändern, muss ein Impulsstrom fließen. Diesen Impulsstrom nennt man Kraft. Der Impuls p eines Objektes wird also durch Kräfte F geändert. m dp d = (mv ) = mv + mv = I p := F , [ F ] = kg := N dt dt s²

(2.54)

Die Einheit der Kraft wurde zu Ehren von Newton nach ihm benannt. Weil die Änderung eines Zustandes immer eine „Aktion“ ist, nennt man das 2. Newtonsche Axiom auch „Aktionsprinzip“. (2.54) zufolge kann eine Impulsänderung auf zweierlei Weise geschehen: • durch Zu- oder Abfuhr von Masse (Massenströme), die die gleiche Geschwindigkeit wie das Objekt aufweist, • durch Änderung der Geschwindigkeit des Objektes bei konstanter Masse. Den zweiten Fall, der in der Praxis weitaus häufiger vorkommt, beschreibt man im „Grundgesetz der Mechanik“: F = ma

1 2

Beispiele: Ladung = Kapazität · Spannung; Wärmemenge = Wärmekapazität · Temperatur. Diese Begriffe werden in der Thermodynamik besonders wichtig.

(2.55)

2.3 Dynamik von Massenpunkten

37

Dabei kann die Kraft F die Resultierende mehrerer auf das Objekt einwirkender Kräfte sein, die Beschleunigung des Objektes weist immer in Richtung von F . Wodurch können Kräfte auf Objekte bewirkt werden? Sehen wir einmal von Massenströmen ab, so können elastisch deformierte Körper (Federn), die Erdanziehung oder auch der Elektromagnetismus Kräfte bewirken. Die Kraft muss nun auf das Objekt übertragen werden, um dessen Impuls zu ändern. Dies kann durch direkten Kontakt der „Kraftquelle“, über „Impulsstromleiter“, die analog zu Drähten bei der Leitung elektrischen Stroms funktionieren, oder durch so genannte Kraftfelder geschehen. Impulsstromleiter können z. B. Stangen oder Seile sein, Letztere können nur so genannte Zugkräfte vermitteln. Als Kraftfeld bezeichnet man die Fähigkeit, eine Kraft durch den „leeren“ Raum zu übertragen, wie es z. B. bei der Schwerkraft oder Gravitation der Fall ist. Die Messung von Kräften geschieht ähnlich der Messung elektrischen Stroms, wo man einen Leiter des Stromkreises auftrennt und ein Amperemeter einfügt. Hier kann man z. B. das Kraft vermittelnde Seil durchtrennen und eine Federwaage oder einen Dehnungsmessstreifen einfügen, mit denen dann die Kraft gemessen wird.

Abb. 2.13

2.3.4

Messung von Kräften.

Drittes Newtonsches Axiom

Wie schon im vorigen Abschnitt gesagt, wird bei einer Kraftwirkung Impuls von einem Objekt auf ein anderes übertragen. Dies aber bedeutet, dass der Impulsstrom über die Grenze das erste Objekt verlässt und nach Überschreiten der nächsten Grenze im zweiten Objekt ankommt. Überschreitet der Impulsstrom die Grenze eines Objektes, so erfährt es eine Kraft. Das dritte Newtonsche Axiom besagt, dass der das erste Objekt verlassende Impulsstrom entgegengesetzt gleich groß ist wie der an dem zweiten Objekt ankommende. Beide Objekte erfahren Kräfte, die entgegengesetzt gleich groß sind. I p (Objekt 2) = F1→2 = − I p (Objekt 1) = − F2→1

(2.56)

Kraftwirkung zwischen den Objekten bedeutet ferner, dass sich im Allgemeinen die Impulse beider Objekte ändern. Wenn nur ein Pfad zwischen den Objekten für einen Impulsstrom vorhanden ist, besagt das dritte Newtonsche Axiom, dass die Impulsänderungen der beiden Objekte entgegengesetzt gleich groß sind. Die Impulsänderung von beiden zusammen ist null oder der Gesamtimpuls beider ist konstant. dp2 dp = F1→ 2 = − 1 = − F2 →1 ⇔ p1 + p 2 = const dt dt

(2.57)

38

Abb. 2.14

2 Mechanik

Drittes Newtonsches Axiom: Impulsströme und Kräfte.

Das System aus den beiden Objekten nennt man dann auch abgeschlossen. Das dritte Newtonsche Axiom bezeichnet man häufig auch als Wechselwirkungs- oder Reaktionsprinzip: actio (Kraftwirkung von Objekt 1 auf Objekt 2) bewirkt immer auch reactio (Kraftwirkung von Objekt 2 auf Objekt 1). Das Reaktionsprinzip kann man sehr gut demonstrieren, wenn eine auf einem Rollbrett stehende Person einen Wagen von sich wegschieben möchte. Beide setzen sich in Bewegung, ihren Massen entsprechend werden beide unterschiedlich in die entgegengesetzten Richtungen beschleunigt. Person und Wagen bilden ein abgeschlossenes System, aufgrund fehlender Reibungskräfte sind sie hinsichtlich Impulsübertragung vom Boden isoliert. Nehmen wir einmal an, nur der Armmuskel der Person kann die Kräfte bewirken, so ist die Summe der Impulsströme aus dem Muskel null, die Kräfte auf Wagen und (restliche) Person sind entgegengesetzt gleich groß. Man kann auch sagen, der Muskel wirkt als „Impulspumpe“, an der einen Seite „saugt“ er den Impuls aus dem einen Körper, um ihn dann in den anderen zu „pumpen“ und somit die Relativgeschwindigkeit von Wagen und Boden zu verändern. In ähnlicher Weise wirkt eine Person, diesmal mit Bodenhaftung, als Impulspumpe, wenn sie einen Wagen anschieben will. Wagen und Person bilden in diesem Fall kein abgeschlossenes System, vielmehr wird an den sich vom Boden abstoßenden Füßen der entgegengesetzt gleich große Impulsstrom übertragen wie an den Wagen schiebenden Händen. Die Erde

Abb. 2.15

Actio = reactio im abgeschlossenen System.

Abb. 2.16

Impulspumpe.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

39

erfährt somit auch eine Impulsänderung. Da jedoch ihre Masse riesig im Vergleich zum Wagen ist, kann die entstehende Geschwindigkeitsänderung praktisch vernachlässigt werden.1 Man spricht bei Objekten mit sehr großer (Impuls)kapazität auch von „Reservoirs“, die intensive Größe wird faktisch nicht geändert. Die Kraft, welche nach (2.55) das Objekt beschleunigt, kann die Resultierende mehrerer unterschiedlich gerichteter Kräfte sein. Von besonderem Interesse ist es oft, dass die Resultierende null ist, das Objekt also keine Änderung des Bewegungszustandes erfährt. Diesen Zustand bezeichnet man als Gleichgewicht. Beispielsweise sollen sich Gebäude im Gleichgewicht befinden (sonst stürzen sie ein). Die Bedingungen hierfür zu gewährleisten. ist die Aufgabe der Statik. Gemäß (2.55) können Gleichgewichte auf zweierlei Art zustande kommen: Entweder wirken gar keine Kräfte auf das Objekt oder mehrere Kräfte heben sich auf. Befinden sich zwei Objekte im Gleichgewicht und es wirken zwei Kräfte, Fa und Fb, vermittelt durch zwei getrennte „Impulspumpen“ zwischen ihnen, so haben wir einen „Impulsstromkreis“. Hier gilt Objekt 1 : F1(→a )2 = − F2(→b )1 , Objekt 2 : F2(→a )1 = − F1(→b )2 .

(2.58)

Die den Objekten zugeführten Impulsströme entsprechen den abgeführten Impulsströmen. Abbildung 2.17 soll dies verdeutlichen: Die Feder wird durch die Gewichtskraft gedehnt und vermittelt diese Kraft an die Aufhängung. Die Vorzeichen sind so gewählt, dass bei einer Bewegung nach unten der Impuls kleiner wird. Der Impulsstromkreis wird über das

Abb. 2.17

1

Gedehnte Feder im Gleichgewicht: geschlossener Impulsstromkreis.

Von Newton soll der Ausspruch stammen: „Gebt mir einen festen Punkt und ich bewege die Welt“.

40

2 Mechanik

Abb. 2.18

Ein am Boden befestigtes Objekt wird von einer Person angeschoben.

Schwerefeld der Erde geschlossen. Durch die mit dem Erdboden verbundene Aufhängung wird der „abgeflossene“ Impuls kompensiert. Auch in Abb. 2.18 ist der Impulsstromkreis geschlossen. Die schiebende Person überträgt der auf dem Boden befindlichen Kiste Impuls, den diese an den Boden über die Haftreibung weitergibt. Dieser Impuls wird über den Boden an die Füße der Person vermittelt, die ihn wieder aufgrund der Haftung aufnimmt. Ohne diese Haftung würde die Person wegrutschen. Zum Abschluss der Betrachtungen über das dritte Newtonsche Axiom soll noch einmal der Unterschied zwischen „Impulsleitern“ und „Impulspumpen“ herausgestellt werden: Ähnlich funktionieren beim Wassertransport Rohre und Wasserpumpen, beim Ladungstransport (elektrischer Strom) Drähte und Spannungsquellen. Rohr oder Draht lassen den Druck bzw. die elektrische Spannung unverändert, während Wasserpumpe oder Spannungsquelle den Druck bzw. die elektrische Spannung vergrößern. So verändert eine Impulspumpe die Relativgeschwindigkeit zwischen Objekten, während ein Impulsleiter diese unverändert lässt.

2.3.5

Kräfte in der Natur

Alle Arten von Kräften, die wir in der Natur beobachten, lassen sich auf vier fundamentale Kräfte oder Wechselwirkungen (3. Newtonsches Axiom!) zurückführen: • • • •

Gravitation Elektromagnetische Wechselwirkung Starke Wechselwirkung Schwache Wechselwirkung1

Die beiden letztgenannten Wechselwirkungen treten nur im atomaren und subatomaren Bereich auf. Die Starke Wechselwirkung ist für den Zusammenhalt von Atomkernen verantwortlich, während die Schwache Wechselwirkung bei radioaktiven Zerfällen von Atomkernen (β-Zerfall) vorkommt. Beide Wechselwirkungen haben nur eine sehr kurze, auf etwa einen Kerndurchmesser beschränkte Reichweite. Gravitation und Elektromagnetismus sind die Wechselwirkungen, denen wir im täglichen Leben begegnen. Auf sie werden wir im Folgenden noch etwas genauer eingehen. 1

In neueren Theorien konnten elektromagnetische und schwache Wechselwirkung zur so genannten „elektroschwachen“ Kraft vereinigt werden.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

41

Allen Wechselwirkungen ist gemeinsam, dass sie zwischen Objekten wirken, die räumlich getrennt sind, selbst wenn es uns erscheint, als seien sie in Kontakt. Allerdings ist dann, auf mikroskopischem Maßstab, immer noch viel Raum zwischen ihnen. Diese Fernwirkung von Kräften beschreibt man durch „Felder“, das Objekt, das eine Kraft bewirkt, verändert den Raum durch ein entsprechendes Feld, so dass ein weiteres Objekt über den Einfluss dieses Feldes eine Kraft erfährt. Das Feld dient als Vermittler der Kraft. Die Art der Abhängigkeit einer Kraft von anderen physikalischen Größen nennt man auch Kraftgesetz. Gravitation und Schwerkraft Diese Wechselwirkung tritt zwischen Objekten auf, die eine Masse aufweisen, beide Objekte ziehen sich an. Jede Masse „erzeugt“ ein Gravitations- oder Schwerefeld, durch das eine andere Masse wiederum angezogen wird. Umgekehrt erzeugt die zweite Masse ein Feld am Ort der ersten, so dass auch diese eine entsprechende Kraft dem 3. Newtonschen Axiom gemäß erfährt.

Nach Newton beträgt die Kraft zwischen zwei Objekten, die als Massenpunkte mit dem Abstand r angenommen werden, F=γ

m1 m2 , r²

(2.59)

wobei γ = 6,6726 · 10-11 Nm2/kg die Gravitationskonstante ist. Die Größe des Gravitationsfeldes von m1 errechnen wir, indem wir (2.59) durch die Masse m2 dividieren. Die Einheit für das Gravitationsfeld ist N/kg = m/s², also die Einheit für Beschleunigung. Insbesondere beträgt die Größe des Gravitationsfeldes der Erde (mErde = 5,97 · 1024 kg und rErde = 6370 km) in der Nähe der Erdoberfläche: g=γ

m Erde 2 rErde

= 9,807

m s²

(2.60)

Dies bedeutet, dass die Beschleunigung durch die Erdanziehung für alle Objekte gleich ist. Diesen Sachverhalt kann man sehr schön überprüfen, indem in einem evakuierten Rohr ein Bleikügelchen und eine Feder fallen gelassen werden: Beide vollführen die gleiche beschleunigte Bewegung. Untersucht man das Gravitationsfeld der Erde genauer, so stellt man fest, dass der Wert von (2.60) von Ort zu Ort schwankt, da die Erde nicht exakt kugelförmig ist. Auch kann man durch Präzisionsmessungen von g geophysikalische Informationen erhalten, wie z. B. die lokale Massenverteilung. Da sich Massen durch die Gravitation anziehen, bezeichnet man die Masse in diesem Kontext auch als „schwere“ Masse. Die Eigenschaft von Objekten, sich Änderungen des Bewegungszustandes zu „widersetzen“ (Erstes Newtonsches Axiom) ist in der „trägen“ Masse begründet. Eigentlich ist zwischen diesen beiden Arten von Masse zu unterscheiden1, da sie unterschied1

So könnte z. B. die schwere Masse eine Stoffeigenschaft sein, dann würden jedoch unterschiedliche Stoffe im Schwerefeld der Erde unterschiedlich beschleunigt. Der Fallversuch in der evakuierten Röhre zeigt jedoch, dass dies nicht der Fall ist.

42

2 Mechanik

liche Effekte beschreiben, jedoch konnten Experimente bislang keinen Unterschied zwischen schwerer und träger Masse feststellen.1 Somit erfährt jedes Objekt im freien Fall unter Einfluss des Gravitationsfeldes der Erde die Beschleunigung a = g = 9,807 m/s². Die Kraft, die ein Objekt durch die Erdanziehung erfährt, nennt man auch Gewicht. Man sollte besser Gewichtskraft sagen, da im Alltag häufig Gewicht und Masse im gleichen Sinne gebraucht werden:2 „Mein Gewicht beträgt 75 Kilo(gramm)“. Die Ursache für diesen unscharfen Sprachgebrauch liegt in der einfachen Art, Massen durch Vergleich der auf sie wirkenden Schwerkraft zu vergleichen, wie es durch Waagen geschieht. Haben zwei Objekte die gleiche Masse, so haben sie auch das gleiche Gewicht, die Waage zeigt ein „Gleichgewicht“ an. Waagen sind in der Regel so konstruiert, dass, wenn z. B. Test- und Referenzmasse die gleiche Gewichtskraft erfahren, Kräftegleichheit herrscht. Elektromagnetische Wechselwirkung Sie tritt immer dann auf, wenn Objekte die Eigenschaft „elektrische Ladung“ aufweisen. Diese Eigenschaft ist neben der Masse eine weitere, von ihr unabhängige Eigenschaft. Im Gegensatz zur Gravitation können Kräfte zwischen Ladungen anziehend oder abstoßend sein. Daher unterscheiden wir zwei Arten von Ladung: „positive“ und „negative“. Objekte mit gleichartiger Ladung stoßen sich ab, im anderen Fall ziehen sie sich an. Vergleicht man Gravitation und ladungsabhängige Kräfte zwischen Elementarteilchen, z. B. Protonen, so stellt sich heraus, dass die ladungsabhängige Kraft etwa 1036-mal stärker als die Gravitation ist. Daher ist die Neutralität hinsichtlich Ladung (gleiche Anzahl von positiven und negativen Ladungen) von großer Bedeutung, da sonst die Gravitation völlig überdeckt würde.

Mit der elektromagnetischen Wechselwirkung, die in der Technik eine herausragende Bedeutung hat, werden wir uns in einem späteren Kapitel ausführlich auseinandersetzen. Hervorzuheben ist, dass die elektromagnetische Wechselwirkung die meisten im Alltag vorkommenden Kräfte bewirkt: • Kontaktkräfte • Kräfte aufgrund Deformation • Reibungskräfte Der Grund, warum die elektromagnetische Wechselwirkung für die „Alltagskräfte“ verantwortlich ist, liegt im atomaren bzw. molekularen Aufbau der Materie. Jede Beeinflussung von Objekten geschieht über die Wechselwirkung der Elektronenhüllen der Atome, aus denen letztlich die Objekte aufgebaut sind. Da die Elektronenhülle aus negativ geladenen Teilchen besteht, geschieht die Wechselwirkung über die elektromagnetischen Kräfte zwischen den Ladungen. Die im Folgenden beschriebenen Kräfte sind in der Mechanik besonders wichtige Spezialfälle, wie sie bei der Wechselwirkung der Elektronenhüllen entstehen.

1 2

Die Gleichheit von schwerer und träger Masse ist Grundlage der Allgemeinen Relativitätstheorie von Einstein. In der nicht mehr zulässigen Einheit für Kraft, dem „Kilopond“ war der Zahlenwert für die Gewichtskraft gleich dem Zahlenwert für die Masse. So konnte schnell die Unterscheidung zwischen beiden Größen verloren gehen.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

43

Kontaktkräfte Sie treten z. B. bei der Vermittlung von Kräften durch Impulsstromleiter (Stangen oder Seile) auf. Die Größe der Kontaktkraft ist betragsmäßig gleich der von außen wirkenden Kraft. Zu unterscheiden sind Kontaktkräfte, die senkrecht zur Kontaktfläche gerichtet sind (Normalkräfte) und solche, die parallel oder tangential gerichtet sind. Zur letzten Kategorie zählen Scherkräfte und Reibungskräfte, während zur ersten Kategorie z. B. Auflagekräfte zählen. So hindert die Auflagekraft des Tisches eine Tasse daran, unter Einfluss der Schwerkraft nach unten zu fallen. Betrachtet man die Auswirkungen der Kontaktkräfte etwas genauer, so stellt man fest, dass sich der Impulsstromleiter etwas deformiert. Deformationskräfte, Federkräfte Alle Festkörper deformieren sich unter dem Einfluss von auf sie einwirkenden Kräften, dabei treten zwischenatomare Kräfte bei der Verschiebung von Atomen oder Atomgruppen in recht komplexer Art auf. Die makroskopisch auftretenden Deformationskräfte kann man jedoch empirisch recht einfach beschreiben. Sind die Kräfte nicht allzu groß, so ist die von ihnen bewirkte Deformation reversibel, d. h. sie verschwindet, wenn die Kraft nicht mehr wirkt. Weiterhin stellt man fest, dass die Deformation in Richtung der Kraft auftritt. Diese Art von Deformation nennt man auch elastisch. Der Prototyp eines Körpers, der elastisch deformierbar ist, ist eine Spiralfeder.

Wird eine Feder, die an einem Ende fixiert ist, deformiert, d. h. ein anderes Objekt übt auf sie eine Kraft aus, die die Feder dehnt (ihre Länge vergrößert) oder staucht (ihre Länge verkleinert), so bewirkt die Feder auf das Objekt eine Kraft, die proportional zur Deformation, zur Vergrößerung oder Verkleinerung der Länge ist und die der Richtung der Verschiebung des beweglichen Endes aus der Ruhelage entgegengesetzt ist. F = − DΔs = − D( s − s 0 ) mit der Federkonstanten D, [ D] =

N m

(2.61)

Dabei ist s die Position, die das bewegliche Ende der Feder unter Einfluss der deformierenden Kraft einnimmt bzw. s0 die Position ohne Deformation. In die Federkonstante D gehen mehrere Größen ein: der Werkstoff der Feder und ihre Geometrie, wie z. B. der Wendeldurchmesser und der Abstand der Wendel. Eine Feder wird als starr bezeichnet, wenn die Federkonstante groß ist, um sie zu deformieren ist also eine große Kraft erforderlich, während weiche Federn mit kleinem D nur geringe Kräfte zur Deformation benötigen. (2.61) wird auch als „Hookesches Gesetz“ bezeichnet und ist nur die „erste“ oder lineare Näherung positionsabhängiger Kräfte. Bei stärkerer Deformation kommen nichtlineare Anteile hinzu, ferner wird die Deformation irreversibel, die Feder bleibt deformiert, auch wenn die Kraft zurückgenommen wird. Diese Art von Deformation bezeichnet man auch als plastische Deformation. Charakteristisch für die plastische Deformation ist, dass die erforderliche Kraft nur noch unterproportional wächst. Gleichzeitig erfolgt auch noch eine Querschnittsverminderung (Querkontraktion), bis schließlich die Feder bricht. Aufgrund ihrer Linearität ist die elastische Deformation für die Messung von Kräften sehr geeignet, häufig verwendet man Federwaagen, die die Größe der deformierenden Kraft direkt anzeigen, da die Längenänderung Δs entsprechend kalibriert wurde.

44

2 Mechanik

Reibungskräfte Will man eine schwere, auf dem Boden liegende Kiste wegschieben, so wird sie sich bei mäßigem Krafteinsatz gar nicht, und erst, wenn man einen gewissen Schwellwert überwunden hat, in Bewegung setzen. Bewegt sich die Kiste mit einer gewissen Geschwindigkeit über den Boden, so wird sie ohne Antrieb langsamer. Ursache hierfür sind in beiden Fällen Reibungskräfte, die an der Kontaktfläche Kiste-Boden wirken. Genau genommen liegt hier äußere Reibung vor, da sie an der Oberfläche zweier Festkörper wirkt.

Bewegt sich jedoch ein Schiff durch Wasser, so wird sich seine Geschwindigkeit auch verringern, oder ein frei fallender Stein wird seine Geschwindigkeit nicht beliebig steigern, sondern sich mit einer gewissen Endgeschwindigkeit gleichförmig bewegen. Auch in diesen Fällen wirken Reibungskräfte, da sich aber hier Objekte durch flüssige oder gasförmige Medien, in der Technik spricht man auch von Fluiden, bewegen, spricht man von innerer Reibung. Mit dem Auftreten von Reibung geht immer auch eine Wärmeentwicklung einher, darauf werden wir in einem späteren Kapitel noch genauer eingehen. Äußere Reibung: Haftreibung Betrachten wir einen festen Körper, der sich auf einer festen Unterlage befindet. Bleibt die antreibende Kraft F unter einem Schwellwert, so unterbleibt eine Relativbewegung von Körper und Unterlage. Der Körper befindet sich im Gleichgewicht: F = – FHR. Erst wenn F einen Schwellwert – FHR, max. überschreitet, bewegen sich Körper und Unterlage relativ zueinander. Untersucht man, wovon dieser Schwellwert abhängt, so ergibt sich: • FHR, max. ist proportional zur senkrecht zum Boden gerichteten Normalkraft FN, mit ihr wird der Körper auf den Boden gepresst. FHR ,max . = μ HR FN

(2.62)

• Der Proportionalitätsfaktor µHR, der Haftreibungskoeffizient, hängt von dem Materialpaar Körper-Boden und von deren Rauheit ab. • FHR, max. ist nicht abhängig von der Größe der Fläche, mit der der Körper den Boden berührt. Letzteres scheint der Anschauung zu widersprechen, kann aber im Groben so erklärt werden: Entscheidend ist, dass beide Objekte aufgrund der Oberflächenrauheit nur im Vergleich zur absoluten Kontaktfläche wenig wirksame Kontakte aufweisen, mit denen Reibungskräfte vermittelt werden. Nimmt man ferner an, dass diese Spitzen aufgrund der Auflagekräfte deformiert werden und damit wie bei einem Reifen die Auflagefläche vergrößert wird. Bei einer bestimmten Rauheit ist pro Flächeneinheit eine definierte Zahl von Kontakten „aktiv“, wird bei konstanter Normalkraft die Größe der Auflagefläche geändert, so ändert sich sowohl die Zahl der Kontakte als auch der Anteil der Normalkraft pro Kontakt. Wird die Auflagefläche vergrößert, so sinken die Normalkraft/Kontakt und damit auch aufgrund der geringeren Deformation die Kontaktfläche. Die Experimente ergeben, dass sich beide Effekte kompensieren, der Schwellwert der Haftreibungskraft insgesamt unabhängig von der Auflagefläche ist.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

45

Haftreibung wird in der Technik gern verwendet, um Impulspumpen, mit deren Hilfe andere Objekte relativ zum Boden beschleunigt werden, am Boden zu fixieren, also als Gegenkraft gemäß dem dritten Newtonschen Axiom bei Kraftwirkung auf ein Objekt zu fundieren. Äußere Reibung: Gleitreibung Überschreitet die antreibende Kraft den Schwellwert FHR, max., so setzt sich der Körper in Bewegung. Die Gleitreibungskraft ist immer der Geschwindigkeit u , mit der sich die Grenzflächen gegeneinander bewegen, entgegengerichtet. FGR =| FGR | eu := FGR eu

(2.63)

Experimentelle Untersuchungen ergeben, dass • FGR proportional zur Normalkraft ist, FGR = μ GR FN

(2.64)

• der Proportionalitätsfaktor µGR, der Gleitreibungskoeffizient, von dem Materialpaar Körper-Boden und von deren Rauheit abhängig ist, • µGR < µHR ist, • FGR nicht von der Größe der Auflagefläche abhängt, • FGR in einem Geschwindigkeitsbereich von etwa 1 cm/s < vrelativ < 10 m/s unabhängig von der Geschwindigkeit vrelativ ist. Letzteres kann durch den ständigen Auf- und Abbau von Kraft verursachenden Kontakten zwischen den reibenden Objekten erklärt werden, wobei die Zahl der Kontakte/Fläche in etwa konstant ist.

Äußere Reibung: Rollreibung Wenn ein Rad, z. B. ein Autoreifen, über eine Straße rollt, so treten keine Gleit- und auch keine Haftreibung auf. Beim Rollvorgang werden immer andere Zonen des Radumfanges auf die Straße gepresst bzw. von ihr abgehoben. Dieses Aufbauen und Lösen des Kontaktes bewirkt ein Vermindern der Geschwindigkeit eines Radfahrzeuges, bei dem sich sonst alle wirksamen Kräfte kompensieren, es wirkt eine Rollreibungskraft FRR. Untersucht man die Rollreibung experimentell, so ergeben sich folgende Zusammenhänge: FRR ist abhängig von • der Normalkraft auf die Unterlage • dem Durchmesser und der Deformation des Rades • dem Material und der Beschaffenheit der Oberflächen. Ähnlich dem Haft- bzw. Gleitreibungskoeffizienten fasst man Material- und Oberflächeneigenschaften in der Rollreibungslänge f zusammen: FRR =

f FN r

(2.65)

46

2 Mechanik

Man sieht, dass Räder mit großem Radius r eine geringere Rollreibung aufweisen. Daher haben z. B. Fahrräder meist relativ große Räder, bei denen man die Deformation durch strammes Aufpumpen möglichst klein hält. Begrenzt wird dies durch die Handhabbarkeit eines Fahrrades: die Hochräder mit Vollgummireifen, konstruiert am Ende des 19. Jahrhunderts, haben sich nicht durchgesetzt. Alternativ wird auch häufig f/r zum Rollreibungskoeffizienten µRR zusammengefasst. Allgemein ist festzustellen, dass Rollreibung wesentlich geringer ist als Gleitreibung, daher war die Erfindung des Rades für die technische Entwicklung von immenser Bedeutung. Bewegliche Teile werden daher in der Technik häufig als Kugel- oder Wälzlager ausgeführt.

Innere Reibung Bewegt sich ein Objekt durch ein Gas, z. B. Luft oder eine Flüssigkeit, so macht sich die Reibung als Luftwiderstand oder als Strömungswiderstand bemerkbar. Die Reibungskraft hängt von den Strömungsverhältnissen ab. Grundsätzlich unterscheidet man zwei Strömungstypen: • laminare Strömung: wirbelfreie Strömung, bei der sich benachbarte Fluidteilchen in ähnlicher Art und Weise bewegen (keine großen Unterschiede in Geschwindigkeitsbetrag und -richtung). Dieser Strömungstyp kommt bei kleinen Geschwindigkeiten vor, wobei „klein“ von der Geometrie des Objektes und von der Art des Fluides abhängt. Bei laminarer Strömung ist die Reibungskraft proportional zur Geschwindigkeit: FR = bv

(2.66)

In den Proportionalitätsfaktor b gehen Form und Größe des Objektes sowie Eigenschaften des Fluides ein. • turbulente Strömung: Strömung, bei der Wirbel entstehen, benachbarte Fluidteilchen können sich sehr unterschiedlich bewegen. Turbulenzen treten bei größeren Geschwindigkeiten auf, die Reibungskraft aufgrund turbulenter Umströmung des Objektes ist proportional zum Quadrat der Geschwindigkeit: FR = dv ²

(2.67)

Der Proportionalitätsfaktor d hängt von der Form und der Größe der angeströmten Fläche sowie der Dichte des Fluides ab: d=

1 c w ρ Fluid AObjekt 2

(2.68)

Dabei ist cw der dimensionslose Widerstandsbeiwert, der beim Entwurf windschnittiger Fahrzeugkarosserien eine entscheidende Rolle spielt, ρ die Dichte des Fluides und A die angeströmte Fläche. Vergleicht man die Kräfte von äußerer und innerer Reibung, so bewirkt Erstere eine gleichmäßige Beschleunigung, während Bewegungen unter Einfluss innerer Reibung immer ungleichmäßig beschleunigt sind. In der Regel sind Kräfte äußerer Reibung wesentlich größer als die der inneren Reibung, so dass man gegeneinander bewegliche Teile „schmiert“, um äußere Reibung durch innere zu ersetzen. Gleiches wird mit so genannten Luftlagern erzielt.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

2.3.6

47

Anwendungen der Newtonschen Axiome

Die Newtonschen Axiome erlauben es, die Bewegung von Objekten zu verstehen und auch vorherzusagen. Über das 2. Newtonsche Axiom kann mit bekannter resultierender Kraft auf das Objekt seine (momentane) Beschleunigung bestimmt werden. Kennt man umgekehrt die momentane Beschleunigung, so weiß man auch die auf das Objekt wirkende resultierende Kraft. Sind einige Teilkräfte bekannt, so können unter Umständen die unbekannten Teilkräfte bestimmt werden. Dieses Problem tritt häufig in der Statik auf. Das 3. Newtonsche Axiom hilft bei der Betrachtung von Bewegungsvorgängen, bei denen Objekte in Wechselwirkung treten, die dabei wirkenden Kräfte aber im Detail nicht bekannt sind. Dann kann aus der Impulsänderung eines Objektes die Impulsänderung anderer Objekte bestimmt werden, z. B. bei der Kollision von Objekten. Bei der Anwendung des 2. Newtonschen Axioms wird grundsätzlich nur ein isoliertes Objekt betrachtet und die auf es wirkenden Kräfte analysiert. Dabei ist die widerspruchsfreie Abgrenzung „zum Rest der Welt“ von großer Bedeutung, da häufig inkonsistente Abgrenzungen zu Missverständnissen und Fehlern führen. Betrachten wir einen Schlitten, der mit einem Seil von links nach rechts gezogen werden soll: Folgende Kräfte wirken auf den Schlitten: 1. die Schwerkraft FG , 2. die Kontaktkraft des Bodens FB , 3. die Zugkraft vom Seil FS .

Abb. 2.19

Kräfte, die auf den Schlitten wirken.

Die resultierende auf den Schlitten wirkende Kraft beträgt FR = FG + FB + FS . Wählt man das in Abb. 2.19 eingezeichnete Koordinatensystem, so bewegt sich der Schlitten in x-Richtung, somit ist ay = 0 und daher FG + FB = 0 . Der Schlitten wird von FR = FS mit ax =

FS m Schl

(2.69)

48

2 Mechanik

Abb. 2.20

Kräfte auf das Seil und die ziehende Hand.

beschleunigt. Wenden wir uns nun dem Seil zu, das, wie schon im Kapitel 2.3.3 gesagt, als „Impulsstromleiter“ dient: Am Kontaktpunkt zum Schlitten wirkt die Kraft FS′ , dem 3. Newtonschen Axiom zufolge beträgt sie − FS . Am anderen Ende tritt die Kraft FS′′ auf, also wird das Seil von FR′ = FS′ + FS′′ = − FS + FS′′ beschleunigt. Falls die Masse des Seils vernachlässigt werden kann (mSeil = 0), gilt wegen m Seil ⋅ a = FR′ = 0 = − FS + FS′′ .

(2.70)

FS′′ = FS , der Impulsstrom wird unverändert durch das Seil geleitet. Ist jedoch mSeil ≠ 0 und wird angenommen, dass das Seil die gleiche Beschleunigung wie der Schlitten erfährt, so ist FS′′ > FS . Für die Kraft FH , die auf die Hand wirkt, gilt dem 3. Newtonschen Axiom zufolge FH = − FS′′ .

(2.71)

Wie man sieht, wurde zur Bestimmung der Kräfte an den Kontaktstellen verschiedener Objekte das 3. Newtonsche Axiom zu Hilfe genommen.

Abb. 2.21 Kräfte auf eine Person in einem Fahrstuhl, der sich beschleunigt bewegt.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

49

In ähnlicher Weise kann man die scheinbare Gewichtsveränderung in einem Fahrstuhl erklären, der sich beschleunigt bewegt: Die scheinbare Gewichtskraft ist nichts anderes als die Kontaktkraft, mit der der Boden des Fahrstuhles verhindert, dass eine Person sich im freien Fall bewegt. Die Person wird in gleicher Weise wie der Fahrstuhl beschleunigt, ferner wirkt auf sie neben der Kontaktkraft die Schwerkraft. FK + FG = ma = FK − mg ⇒ FK = ma + mg

(2.72)

Beschleunigt der Fahrstuhl nach oben, so ist FK > mg, beschleunigt er dagegen nach unten, so ist FK < mg. Wird mit |a| > g nach unten beschleunigt, so ist FK < 0, die Person „hebt“ vom Boden des Fahrstuhles ab. Zerlegen von Kräften Am Schluss von Kapitel 2.2.5 wurde gezeigt, dass es häufig praktisch ist, die Beschleunigung eines Objektes in eine Tangential- und eine Radial- oder Normalkomponente zu zerlegen, um die Änderung des Betrages und die Änderung der Richtung der Momentangeschwindigkeit zu trennen. In ähnlicher Weise ist es sinnvoll, auf ein Objekt wirkende Kräfte in gleicher Weise zu zerlegen: Tangentialkräfte verändern den Betrag des Impulses, Radialoder Normalkräfte1 seine Richtung.

Als Beispiel hierfür betrachten wir einen Körper, der eine schiefe Ebene unter Einfluss der Schwerkraft reibungsfrei hinuntergleitet:

Abb. 2.22

Kräfte auf einen Körper, der eine schiefe Ebene hinuntergleitet.

Üblicherweise wird die Neigung einer schiefen Ebene durch den Böschungswinkel α zur Horizontalen beschrieben. Die Tangentialkomponente der Schwerkraft weist in Richtung der 1

Normal zu einer definierten Richtung bedeutet senkrecht zu ihr stehend.

50

2 Mechanik

schiefen Ebene, die Normalkomponente ist senkrecht zu ihr gerichtet. Unter Beachtung der Winkelbeziehungen im rechtwinkligen Dreieck zerlegt sich die auf den Körper wirkende Gewichtskraft in ⎛ F ⎞ ⎛ mg sin α ⎞ ⎛ sin α ⎞ FG = mg = ⎜⎜ G ,t ⎟⎟ = ⎜ ⎟ = mg ⎜ ⎟. cos F mg − α ⎠ ⎝ − cos α ⎠ ⎝ G ,n ⎠ ⎝

(2.73)

Mit der Normalkraft FG,n drückt der Körper auf die Oberfläche der schiefen Ebene. Diese wiederum übt auf den Körper eine Gegenkraft FN = – FG,n aus, so dass dieser nicht „durch die schiefe Ebene“ fällt. Die resultierende Kraft beträgt somit ⎛ mg sin α ⎞ ⎛ 0 ⎛ sin α ⎞ ⎞ Fr = FG + FN = ⎜ ⎟+⎜ ⎟ = mg ⎜ ⎟. ⎝ − mg cos α ⎠ ⎝ mg cos α ⎠ ⎝0 ⎠

(2.74)

Der Körper wird durch Fr = FG,t, auch Hangabtriebskraft genannt, entlang der schiefen Ebene mit at = gsinα gleichmäßig beschleunigt. Offensichtlich wird die Beschleunigung null für α = 0° (schiefe Ebene verläuft horizontal) und g für α = 90° (schiefe Ebene verläuft vertikal, d. h. die Bewegung stellt einen freien Fall dar). Wirkt zwischen Körper und schiefer Ebene eine Gleitreibungskraft, so ist diese der Geschwindigkeit entgegengerichtet und nach (2.64) proportional zu FN. Damit ergibt sich die resultierende Kraft zu ⎛ mg sin α ⎞ ⎛ − μmg cos α ⎞ Fr = FG + FN + FGR = ⎜ ⎟+⎜ ⎟. ⎝0 ⎠ ⎝0 ⎠

(2.75)

Die resultierende Kraft ist auch in diesem Fall konstant, die Bewegung erfolgt gleichmäßig beschleunigt. Ist der Körper durch Haftreibung an die schiefe Ebene fixiert, so ist die Tangentialkomponente der resultierenden Kraft null, das Haften des Körpers an der schiefen Ebene wird beim Überschreiten eines bestimmten Grenzwertes des Böschungswinkels beendet und der Körper bewegt sich unter dem Einfluss der schwächeren Gleitreibung, so wie oben beschrieben. Der Grenzwinkel αGrenz ergibt sich aus dem Gleichgewicht von Hangabtriebsund Haftreibungskraft:

FG ,t + FHR = mg sin α Grenz − μ HR mg cos α Grenz = 0 ⇒ tan α Grenz = μ HR

(2.76)

Der Grenzwinkel beschreibt somit direkt den Haftreibungskoeffizienten, welcher auf diese Art und Weise messtechnisch leicht zugänglich ist. In einem weiteren Beispiel betrachten wir eine Lampe, die an zwei Drahtseilen aufgehängt über einer Straße befestigt ist: Welche Kräfte wirken auf die Seile und auf ihre Verankerungen in den Hauswänden?

2.3 Dynamik von Massenpunkten

Abb. 2.23

51

Kräfte auf eine an Drahtseilen befestigte Lampe.

Aufgabe der Seile ist es, die auf die Lampe wirkende Schwerkraft zu kompensieren, die Summe der Seilkräfte muss somit entgegengesetzt gleich groß sein. Daher zerlegen wir die Seilkräfte in eine Komponente parallel zur Schwerkraft und eine dazu senkrechte Horizontalkomponente. ⎛0 ⎞ ⎛ − F1 sin α ⎞ ⎛ F2 sin β ⎞ 0 = FG + F1 + F2 = ⎜ ⎟+⎜ ⎟ ⎟+⎜ − mg ⎝ ⎠ ⎝ F1 cos α ⎠ ⎝ F2 cos β ⎠

(2.77)

Aus (2.77) geht hervor, dass die Horizontalkomponenten der Seilkräfte entgegengesetzt gleich groß sein müssen. Aus den Gleichungen für die beiden Komponenten ergeben sich die Beträge der Seilkräfte

F1 =

mg sin β mg sin α , F2 = . sin α cos β + sin β cos α sin α cos β + sin β cos α

(2.78)

Für die Betrachtung möglicher Grenzfälle für die Seilkräfte nehmen wir vereinfachend an, dass α = β ist. Damit vereinfacht sich (2.78) zu F1 = F2 =

mg . 2 cos α

(2.79)

Für α = 0° (die Lampe hängt an sehr langen, senkrecht nach unten gerichteten Seilen) hält jedes Seil die halbe Gewichtskraft, für α = 90°, d. h. die Seile sind so straff gespannt, dass sie waagerecht verlaufen, streben die Beträge der Seilkräfte gegen unendlich. Kräfte bei Kreisbewegungen Die Newtonschen Axiome sind weiterhin sehr hilfreich, die bei Kreisbewegungen auftretenden Kräfte zu bestimmen. Wie im Kapitel 2.2.5 (Kreisbewegungen) gezeigt wurde, erfährt das sich auf einer Kreisbahn bewegende Objekt immer eine radiale, vom Objekt zum Kreismittelpunkt weisende Beschleunigung, zu der evtl. noch eine tangentiale Beschleunigung kommen kann. Die Radialbeschleunigung wird durch eine entsprechend gerichtete Kraft, der

52

2 Mechanik

Abb. 2.24

Eine an einem Faden befestigte Kugel bewegt sich auf einer Kreisbahn.

Radial- oder Zentripetalkraft1 bewirkt. Diese Kraft kann sich z. B. als Resultierende mehrerer auf das Objekt wirkender Kräfte ergeben. Auf die Kugel wirken Schwerkraft und Fadenkraft, Letztere muss sowohl die Schwerkraft kompensieren, sonst fällt die Kugel herab, als auch die für die Kreisbewegung erforderliche Zentripetalkraft gewährleisten. FZP = ma ZP = FG + FF

(2.80)

Bewegt sich die Kugel gleichförmig auf einer horizontalen Kreisbahn, so verläuft auch die Zentripetalkraft in der horizontalen Ebene. Der Betrag der Horizontalkomponente Fr bleibt konstant, während sich ihre Richtung in der Horizontalen ständig ändert. In einer vertikalen Ebene durch den Kreismittelpunkt, in der sich die Kugel zu einem bestimmten Zeitpunkt befindet, beträgt die Fadenkraft mit (2.44) ⎛F ⎞ ⎛ − ω² r ⎞ FF = ⎜ r ⎟ = ma ZP − mg = m⎜ ⎟, F ⊥ ⎝g ⎠ ⎝ ⎠

(2.81)

wobei ω die Winkelgeschwindigkeit und r der Kreisradius ist. Der Betrag von FF sowie der Winkel ϑ zwischen der radialen und der vertikalen Komponente berechnen sich zu tan ϑ =

1

ω² r , FF = m (ω² r )² + g ² . g

Aus dem Lateinischen übersetzt: zum Zentrum/Mittelpunkt streben.

(2.82)

2.3 Dynamik von Massenpunkten

53

Während der Bewegung befindet sich FF auf der Mantelfläche des Kegels mit dem Öffnungswinkel ϑ und ist zur Kegelspitze gerichtet. Verläuft dagegen die Kreisbahn in der Vertikalen und beschreiben wir die Position der Kugel mit dem Winkel ϕ zur (horizontalen) x-Achse, so ändert sich (2.81) wie folgt: ⎛F ⎞ ⎛ − ω² r cos ϕ ⎞ FF = ⎜ x ⎟ = ma ZP − mg = m⎜ ⎟, F − ω ² sin ϕ + r g y ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

(2.83)

wobei wieder eine gleichförmige Kreisbewegung angenommen wird. Der Faden muss immer gespannt sein, andernfalls würde die Kugel die Kreisbahn verlassen. daher muss | FF |≥ 0 sein.

| FF |= m (ω² r cos ϕ)² + ( g − ω² r sin ϕ)² ⇒

| FF |= m (ω² r )² − 2 gω² r sin ϕ + g ²

(2.84)

Minimal wird | FF | bei ϕ = 90° im oberen Scheitel der Kreisbahn, dann gilt | FF | ≥ 0 ⇔ ω² r − g ≥ 0 ⇒ ω ≥

g , r

(2.85)

d. h. bei gegebenem r muss eine minimale Winkelgeschwindigkeit eingehalten werden. Statt durch Seile, Stangen oder Fäden kann die Zentripetalkraft auch durch Reibungskräfte (Haftreibung) vermittelt werden, z. B. durch die Haftung von Reifen bei einer Fahrt durch eine Kurve. Corioliskraft Bewegt sich ein Objekt auf einer Kreisbahn, bei der sich der Radius ändert1, so treten neben der Zentripetalkraft weitere Kräfte auf. Wir wollen hier den einfachsten Fall, nämlich eine radiale Bewegung, die der Kreisbewegung überlagert ist, behandeln. Legen wir den Koordinatenursprung in den Kreismittelpunkt, so lautet die Ortsfunktion ⎛ cos ϕ(t ) ⎞ ⎟⎟ . s (t ) = r (t )⎜⎜ ⎝ sin ϕ(t ) ⎠

(2.86)

Nehmen wir weiterhin vereinfachend an, dass die Kreisbewegung gleichförmig (ω = const.) und die radiale Bewegung ebenfalls gleichförmig (u = const.) verläuft, wobei zum Zeitpunkt t = 0 sich das Objekt im Kreismittelpunkt befindet, so lautet (2.86): ⎛ cos ωt ⎞ ⎟⎟ = uter s (t ) = ut ⎜⎜ ⎝ sin ωt ⎠

1

(2.87)

Streng genommen handelt es sich dann nicht mehr um eine Kreisbewegung, deren Charakteristikum ja gerade der konstante Radius ist, sondern um eine Spiralbewegung.

54

2 Mechanik

Abb. 2.25

Geschwindigkeitskomponenten bei einer Kreisbewegung mit sich änderndem Radius.

Abb. 2.26 Corioliskraft bei einer Bewegung auf der Erde in Nord-Süd-Richtung. Maßgeblich für die Corioliskraft ist die Projektion der Geschwindigkeit v auf die Äquatorialebene.

Damit ergibt sich die momentane Geschwindigkeit zu ⎛ cos ωt ⎞ ⎛ − sin ωt ⎞ ⎟⎟ + utω⎜⎜ ⎟⎟ = uer + utωet . v (t ) = s (t ) = u⎜⎜ ⎝ sin ωt ⎠ ⎝ cos ωt ⎠

(2.88)

2.3 Dynamik von Massenpunkten

55

Die Geschwindigkeit v setzt sich somit zusammen aus einer tangentialen Komponente (Kreisbewegung) und einer radialen Komponente, welche den Radius der Kreisbewegung ändert. Die wirksame Beschleunigung ändert die momentane Geschwindigkeit: a (t ) = v (t ) = ue r + uωet + utωet = 2uωe t − utω² e r

(2.89)

Der zweite Term beschreibt die momentan wirkende Zentripetalbeschleunigung, während der erste Term die Coriolisbeschleunigung, die tangential wirkt, darstellt. Entsprechend wirken auf das Objekt die Corioliskraft1 und die Zentripetalkraft. Auf der Erde als rotierendem Körper können ebenfalls Corioliskräfte auftreten. Projiziert man eine Bewegung auf die Äquatorialebene der Erde, so haben wir den gleichen Fall wie oben, wenn sich ein Objekt in Nord-Süd-Richtung bewegt. Die Corioliskraft weist dann nach West oder Ost, abhängig von der Richtung der Bewegung. So erklären sich z. B. die Abweichung der Passatwinde von der Nord-Süd-Richtung und die Spiralform von Tief- und Hochdruckgebieten. Wechselwirkende Objekte Oft sind in der Mechanik Bewegungsprobleme zu lösen, bei denen zwei oder mehr Objekte gegenseitig Kräfte aufeinander ausüben. Wir können die gleiche Strategie wie oben anwenden, d. h. die einzelnen Objekte zunächst getrennt betrachten und alle auf sie einwirkenden Kräfte erfassen. Die resultierenden Kräfte beschleunigen dann die jeweiligen Objekte. Allerdings sind durch die Wechselwirkungen Bedingungen an die Beschleunigungen geknüpft, sind die Objekte starr miteinander verbunden, so müssen alle Beschleunigungen gleich sein. Aus dem 3. Newtonschen Axiom ergeben sich zusätzlich Bedingungen für die Kräfte an den Verbindungen.

Ein einfaches Beispiel ist die Atwoodsche Fallmaschine, bei der zwei Körper mit einem Seil, das über eine Rolle läuft, miteinander verbunden sind. Auf den ersten Körper wirken die Gewichtskraft und die Seilkraft, auf den zweiten Körper ebenfalls. Aufgrund des 3. Newtonschen Axioms sind die auf die Körper wirkenden Seilkräfte gleich. Bewegt sich der erste Körper nach oben, so wird der zweite nach unten gehen. Somit sind die Beschleunigungen entgegengesetzt gleich groß. Fr ,1 = m1 a1 = FS ,1 − m1 g , Fr , 2 = m 2 a 2 = FS , 2 − m 2 g Nebenbedingungen: FS ,1 = FS , 2 , a1 = −a2

(2.90)

In diesen vier Gleichungen sind in der Regel FS,1, FS,2, a1 und a2 nicht bekannt. Will man die Beschleunigung eines der beiden Körper berechnen, so eliminiert man die Seilkräfte und erhält für a1: m1 a1 = FS − m1 g − m 2 a1 = FS − m2 g (m1 + m1 )a1 = (−m1 + m 2 ) g

1

G. G. Coriolis (1792–1843).

⇒

m − m1 a1 = 2 g m1 + m2

(2.91)

56

Abb. 2.27

2 Mechanik

Atwoodsche Fallmaschine.

Ist also m2 > m1, so wird Körper 1 nach oben gezogen, während sich Körper 2 nach unten bewegt.

2.3.7

Koordinatentransformationen

Um Bewegungen quantitativ beschreiben zu können, ist die Festlegung eines Referenz-, Bezugs- oder Koordinatensystems, bezüglich dessen die Positionen von Objekten angegeben werden, erforderlich. Die konkrete Wahl sollte so geschehen, dass die Beschreibung möglichst einfach ist. So kann es natürlich passieren, dass für den gleichen Bewegungsvorgang unterschiedliche Koordinatensysteme gewählt werden, je nach Sichtweise. Betrachten wir z. B. eine Tasse Kaffee, die sich auf dem Tisch in einem sich gleichförmig bewegenden Zug befindet. Ein im Zug befindlicher Passagier wählt ein mit dem Tisch verbundenes Koordinatensystem, in dem die Tasse ruht. Eine auf dem Bahnsteig befindliche Person beschreibt die Bewegung der Tasse in einem anderen Koordinatensystem, in dem der Bahnsteig ruht, der Zug und auch die Tasse Kaffee bewegen sich gleichförmig. Wie ändern sich physikalische Gesetze, wenn sich das Referenzsystem ändert, die Koordinaten von einem System in ein anderes transformiert werden? In diesem Kapitel wollen wir uns auf die „Galilei-Transformationen“ beschränken, bei diesen sind die Zeiten im Ausgangs- und im transformierten System gleich. Dies gilt allerdings nur bei im Vergleich zur Lichtgeschwindigkeit kleinen Relativgeschwindigkeiten zwischen den Koordinatensystemen. Für größere Geschwindigkeiten sind die Zeiten unterschiedlich,

2.3 Dynamik von Massenpunkten

57

was in der speziellen und allgemeinen Relativitätstheorie Einsteins zum Ausdruck kommt. Im Folgenden soll folgende Notation gelten: Physikalische Größen im transformierten Bezugssystem werden mit einem ′ gekennzeichnet, z. B. der Ortsvektor zu einem Objekt im Ausgangssystem sei s , im transformierten System dagegen s '. Verschobene und gradlinig zueinander bewegte Bezugssysteme Geht das transformierte ´-System durch eine Verschiebung um w aus dem Ausgangssystem hervor, so transformieren sich

• der Ortsvektor zu einem Objekt wie • seine Geschwindigkeit wie • seine Beschleunigung wie

Abb. 2.28

s'= s − w, v'= v , a' = a .

(2.92)

Zueinander verschobene Bezugssysteme.

Bewegt sich das ´-System gleichförmig mit der Geschwindigkeit u relativ zum Ausgangssystem, so transformieren sich, wenn wir annehmen, dass zum Zeitpunkt t = 0 die Koordinatensysteme zusammenfallen, • die Geschwindigkeit eines Objekts wie • seine Beschleunigung wie • sein Ortsvektor wie

v'= v − u , a' = a , s ' = s − ut .

(2.93)

Der Verschiebungsvektor w in Abb. 2.28 lautet für diesen Fall w = ut . Der Ortsvektor s ' ändert sich daher mit der Zeit. Wird das ′-System gegenüber dem Ausgangssystem mit b gleichmäßig beschleunigt, so lauten unter der Voraussetzung, dass zum Zeitpunkt t = 0 wiederum die Koordinatensysteme zusammenfallen und auch ihre Relativgeschwindigkeit null ist, die transformierten kinematischen Größen: • Beschleunigung: • Geschwindigkeit • und Ortsvektor

a' = a − b , v' = v − bt , 1 s ' = s − bt² . 2

(2.94)

58

2 Mechanik

Abb. 2.29

Frei fallendes Objekt im ruhenden und im gleichmäßig beschleunigten Bezugssystem.

Sind für die Fälle „Verschiebung“ und „gleichförmige Relativbewegung“ der Koordinatensysteme die Beschleunigungen im Ausgangs- und im transformierten System gleich, so sind diese im letzten Fall unterschiedlich. Für ein Objekt mit einer Masse m hat dies zur Konsequenz, dass offensichtlich unterschiedliche Kräfte wirken. F = ma und F ' = ma − mb = F − mb

(2.95)

Die Kraft − mb bezeichnet man auch als Trägheitskraft oder Scheinkraft, die nur aufgrund der Tatsache auftritt, dass die Bezugssysteme sich zueinander beschleunigt bewegen. In zueinander verschobenen oder sich gleichförmig bewegenden Bezugssystemen sind die auf Objekte wirkende Kräfte gleich, das 1. Newtonsche Axiom, das Trägheitsaxiom bleibt gültig, daher nennt man solche Bezugssysteme auch Inertialsysteme. Ist jedoch bei zueinander beschleunigten Bezugssystemen im Ausgangssystem die Bewegung eines Objektes kräftefrei, so wirkt im transformierten System die Trägheitskraft − mb . Einem Beobachter im ´-System erscheint das Objekt so, als würde es mit − b gleichmäßig beschleunigt. Damit sich umgekehrt ein Objekt in einem beschleunigten Bezugssystem in Ruhe befindet, muss eine weitere Kraft zur Überwindung der Trägheitskraft wirken.

Abb. 2.30

Kräfte auf einen an einem Faden aufgehängten Gegenstand in einem horizontal beschleunigten Wagen.

2.3 Dynamik von Massenpunkten

59

Um die Richtung der Fadenkraft in Abb. 2.30 zu bestimmen, muss im Inertialsystem die Summe aller Kräfte, d. h. die Gewichtskraft und die Fadenkraft die Beschleunigung des Gegenstandes, die gleich der Beschleunigung des Wagens ist, ergeben: ⎛a⎞ ⎛ 0 ⎞ ⎛a⎞ ⎟⎟ = m⎜⎜ ⎟⎟ ma = FG + FF ⇒ FF = m⎜⎜ ⎟⎟ − m⎜⎜ ⎝0⎠ ⎝− g ⎠ ⎝g⎠

(2.96)

Im Bezugssystem des beschleunigten Wagens muss die Summe der auf den Gegenstand einwirkenden Kräfte null sein: ⎛ 0 ⎞ ⎛− a⎞ ⎛a⎞ ⎟⎟ − m⎜⎜ ⎟⎟ = m⎜⎜ ⎟⎟ F ' = 0 = FG + FF + FT ⇒ FF = −m⎜⎜ ⎝− g⎠ ⎝ 0 ⎠ ⎝g⎠

(2.97)

Offensichtlich ist für Beobachter im Inertialsystem und im beschleunigten Bezugssystem die Fadenkraft gleich. Um somit auf Objekte wirkende Kräfte in einem sich beschleunigt bewegenden „Umfeld“ zu bestimmen, kann man auch die Trägheitskräfte, die das Umfeld „verursacht“, verwenden. Anderseits kann man auch ein Bezugssystem wählen, in dem sich Objekte, auf welche Kräfte (bezüglich eines Inertialsystems) wirken, in Ruhe befinden. Um „Schwerelosigkeit“ auf der Erde zu erreichen, muss ein Bezugsystem, das mit der Erdbeschleunigung bezüglich der Erde beschleunigt wird, gewählt werden, z. B. in Flugzeugen, dessen Flugbahn einer Wurfparabel (ohne Luftwiderstand) entspricht. Rotierende Bezugssysteme Im Abschnitt 2.2.5 Kreisbewegungen haben wir festgestellt, dass jede Kreisbewegung eine beschleunigte Bewegung darstellt. Je nach Art der Bewegung liegen Zentripetalbeschleunigung, Tangentialbeschleunigung aufgrund von Änderung der Winkelgeschwindigkeit oder Coriolisbeschleunigung, verursacht durch eine Spiralbewegung vor. Aufgrund der obigen Überlegungen werden diesen Beschleunigungen im rotierenden Bezugssystem entsprechende Trägheitskräfte zugeordnet:

Zentrifugalkraft Sie beträgt (2.44) zufolge FZF = −mar = mω ² rer = m

2 vBahn er . r

(2.98)

Anschaulich gesehen bewegt sich ein kreisendes Objekt, bei dem zum Zeitpunkt t = 0 die Zentripetalbeschleunigung „abgeschaltet“ wird, für einen mitrotierenden Beobachter beschleunigt mit −a r . Im Inertialsystem dagegen bewegt es sich dann mit vBahn in tangentialer Richtung gleichförmig weiter.

60

2 Mechanik

Abb. 2.31 Zentrifugalbeschleunigung eines Objektes, das sich im Inertialsystem gleichförmig mit vBahn bewegt, vom rotierenden Beobachter aus gesehen.

Zum Zeitpunkt t0 befindet sich das Objekt auf der Kreisbahn im Abstand r zum Kreismittelpunkt, es bewegt sich tangential mit der Geschwindigkeit v Bahn = rω . Nach der Zeitspanne dt befindet es sich in s1. ⎛r⎞ ⎛ r ⎞ ⎟⎟ s (t 0 ) = ⎜⎜ ⎟⎟ , s (t + dt ) = s1 = ⎜⎜ ⎝0⎠ ⎝ rωdt ⎠

(2.99)

Der Abstand des Objektes in der Position s1 zum Kreismittelpunkt beträgt | s1 |= r ² + (rωdt )² ≈ r +

1 r (ωdt )² .1 2

(2.100)

Der Abstand zum Kreismittelpunkt hat sich in der Zeitspanne dt um Δr =| s1 | − | s (t = 0) |≈

1 rω²dt ² 2

(2.101)

verändert. Vergleicht man (2.101) mit (2.8), ergibt sich rω² als wirksame Beschleunigung, diese ist radial gerichtet vom Kreismittelpunkt weg, daher auch der Name „Zentrifugalbeschleunigung2“. Corioliskraft Betrachtet man den obigen Bewegungsvorgang über größere Zeiträume, so wandert das sich gleichförmig bewegende Objekt in Abb. 2.31 aus der sich mit der Winkelgeschwindigkeit ω drehenden „Sichtlinie“ vom Ursprung aus. Ändert sich der Ortsvektor s ( t ) gemäß (2.99), so weist s (t ) einen Winkel α = arctan(ωt )

1 2

Hier wurde die Näherung (1+x)k ≈ 1+ kx verwendet, wobei x 0

(2.158)

E pot ( x) = −k ( x − x 0 )²

(Maximum) k > 0

(2.159)

Dabei haben wir die potentielle Energie im Extremum zu null gesetzt. Die Kraft beträgt in der Umgebung von x0 F ( x) = −2k ( x − x0 )

(Minimum)

(2.160)

F ( x ) = 2k ( x − x 0 )

(Maximum).

(2.161)

Ist x < x0, so ist im Falle des Minimums der potentiellen Energie die Kraft in die positive Richtung von x, also zur Position des Minimums gerichtet, im Fall des Maximums in die umgekehrte Richtung, also vom Maximum weg. Für x > x0 weist die Kraft in der Umgebung eines Minimums in negative Richtung zum Minimum, in der Umgebung des Maximums dagegen von ihm weg in positive Richtung. Bewegt sich ein Objekt mit einer konstanten mechanischen Energie Eges um ein parabolisch geformtes Minimum der potentiellen Energie, so kann es sich nur in dem Bereich bewegen, in dem die kinetische Energie ≥ 0 ist. E kin = E ges − k ( x − x 0 )² ≥ 0 ⇒ x0 −

E ges k

≤ x ≤ x0 +

E ges k

(2.162)

An den Grenzpunkten wird die Bewegungsrichtung umgekehrt. Wir werden diese Bewegung, eine Schwingung, im Kapitel 4 noch eingehend behandeln. Festzuhalten ist, dass die Kraft, die in der Umgebung eines Minimums der potentiellen Energie wirkt, ein Objekt immer in Richtung auf das Minimum beschleunigt. Wird ein Objekt, das sich im Gleichgewicht mit minimaler potentieller Energie befindet, aus dieser Gleichgewichtslage gebracht, wobei ihm Energie zugeführt werden muss, so versucht es, in die Gleichgewichtslage zurückzukehren. Nach (2.162) ist das Gebiet, in dem sich das Objekt bewegt, umso kleiner, je weniger Energie zugeführt wird. Daher nennt man ein solches Gleichgewicht auch stabil. Dies gilt auch bei anders geformten relativen Minima der potentiellen Energie, da sie generell mit wachsendem Abstand von der Gleichgewichtslage steigt, die mittlere Kraft ist beim Vergrößern des Abstandes von xA nach xE F =−

E pot ( x E ) − E pot ( x A ) xE − x A

(2.163)

2.3 Dynamik von Massenpunkten

Abb. 2.48

85

Bewegung in der Umgebung eines relativen Minimums der potentiellen Energie.

für xE – xA < 0 (Bewegung nach links) nach rechts gerichtet, im umgekehrten Fall nach links, immer aber in Richtung der Gleichgewichtslage. Kann dagegen der Verlauf der potentiellen Energie durch ein parabolisch geformtes Maximum (2.159) beschrieben werden, ist die kinetische Energie E kin = E ges + k ( x − x 0 )²

(2.164)

bei Eges ≥ 0 immer größer null, mit wachsendem Abstand |x – x0| von der Gleichgewichtslage vergrößert sie sich immer mehr. Einmal aus der Gleichgewichtslage ausgelenkt, wird sich das Objekt mit wachsender Geschwindigkeit von ihr entfernen. Daher nennt man diese Gleichgewichtslage auch labil. Bewegt sich ein Objekt aus der Ruhe ausschließlich unter dem Einfluss einer konservativen Kraft, so erfolgt die Bewegung so, dass die potentielle Energie vermindert wird. Ein Wagen wird nicht „von selbst“ aus dem Stand einen Berg hinauffahren, wohl aber hinunter. Stabile Gleichgewichtslage: Minimum der potentiellen Energie. Labile Gleichgewichtslage: Maximum der potentiellen Energie. Beschleunigungen erfolgen immer in Richtung kleiner werdender potentieller Energie. Befindet sich ein Objekt auf einem Plateau, auf dem die potentielle Energie in einem gewissen Bereich konstant ist, so ist die Kraft auf das Objekt null, auch wenn es aus seiner ursprünglichen Position etwas ausgelenkt wird. Da in der neuen Position die Kraft auf das Objekt ebenfalls null ist, erfolgt keine Beschleunigung. Herrscht also Gleichgewicht in einem ausgedehnten Bereich, so spricht man von einem indifferenten Gleichgewicht.

86

2 Mechanik

Ein Sattelpunkt, an dem sich die Krümmung des Verlaufes der potentiellen Energie ändert, stellt im Prinzip eine labile Gleichgewichtslage dar. Erfolgt eine Auslenkung zur Seite kleiner werdender potentieller Energie, so bewegt sich das Objekt mit steigender kinetischer Energie vom Sattelpunkt weg. Bewegt sich das Objekt dagegen erst in Richtung steigender potentieller Energie, so kehrt es in einer bestimmten Entfernung von der Gleichgewichtslage seine Bewegungsrichtung um, so wie beim stabilen Gleichgewicht. Erreicht es dann wieder den Sattelpunkt, so wird es sich weiter in Richtung sinkender potentieller Energie bewegen.

2.4

Systeme von Massenpunkten

Im vorigen Kapitel haben wir die Gesetze der Dynamik eines einzelnen Objektes kennen gelernt. Im Zusammenhang mit dem 3. Newtonschen Axiom wurde jedoch deutlich, dass alle Kräfte, die den Bewegungszustand des Objektes verändern, Wechselwirkungskräfte sind, also durch Kräfte immer zwei Objekte beeinflusst werden. Fasst man die Kraft wie im Kapitel 2.3.3 als Impulsstrom auf, so wird deutlich, dass ein Strom immer von einem Objekt in ein anderes fließen kann. Nun wollen wir auf diese Zusammenhänge näher eingehen.

2.4.1

System und Systemgrenze

Allgemein spricht man von einem System, wenn man mehrere Objekte oder Komponenten, gleich welcher Art, als Gesamtheit beschreiben und gemeinsame Eigenschaften herausarbeiten möchte. In der Technik spielt der Systemgedanke eine immer größere Rolle, so müssen z. B. in einem Auto viele unterschiedliche Komponenten, wie Motor, Fahrwerk, Elektronik usw. „zusammenspielen“, damit man sicher fahren kann. Selbst wenn alle Komponenten einwandfrei funktionieren, so kann das für das System nicht der Fall sein. Neben den Eigenschaften der einzelnen Komponenten besitzt ein System darüber hinaus Eigenschaften, die aus ihrem Zusammenwirken entstehen. Bei der Erstellung der Energiebilanz eines Objektes wurde auf Seite 80 die Bedeutung der Objektgrenze herausgestellt. Entsprechendes gilt für ein System: Mit der Festlegung einer (möglicherweise abstrakten) Systemgrenze ist auch das System festgelegt: Alle Komponenten innerhalb der Grenze sind Bestandteile des Systems, alles, was außerhalb ist, gehört zur „Umgebung“. Selbstverständlich ist die Systemgrenze nicht undurchlässig, je nach Art der Grenze können über sie Energie, Materie, Impuls…, d. h. alle mengenartigen Größen transportiert werden. In diesem Kapitel wollen wir Systeme betrachten, deren Komponenten Objekte sind, die eine Masse aufweisen, alle übrigen Eigenschaften spielen keine Rolle. Daher können wir die einzelnen Objekte als Massenpunkte ansehen, deren Bewegung den im vorigen Kapitel 2.3 vorgestellten Gesetzen gehorchen. Je nachdem, wie die einzelnen Massenpunkte des Systems wechselwirken, unterscheiden wir

2.4 Systeme von Massenpunkten

87

• Systeme ohne Wechselwirkung, • Systeme, bei denen die relativen Positionen der Massenpunkte fest sind (starre Körper), • Systeme, bei denen eingeschränkte Bewegungen der Massenpunkte möglich sind (deformierbare Körper) und • Systeme, bei denen die Objekte nur kurzzeitig wechselwirken (Kollisionen). Da die Größen Impuls und Energie der einzelnen Objekte, pi und E i , mengenartige Größen sind, betragen Gesamtimpuls und Gesamtenergie des Systems p Sys = ∑ p i E Sys = ∑ E i . i

2.4.2

(2.165)

i

Schwerpunkt

Wir betrachten ein System von Massenpunkten, auf das keine äußeren Kräfte wirken, d. h. über die Systemgrenze fließt kein Impulsstrom und damit auch kein Energiestrom. Solch ein System bezeichnet man als „abgeschlossenes System“. Unabhängig von der Art der Wechselwirkung der Massenpunkte untereinander ist dem 3. Newtonschen Axiom zufolge die Summe der „inneren Kräfte“ null.

∑ Fi i

=0=∑ i

dpi d d = ∑ pi = p Sys ⇒ p Sys = const dt dt i dt

(2.166)

Der Gesamtimpuls des Systems ändert sich nicht, er ist somit konstant. Es erfolgt kein Impulsstrom über die Systemgrenze. Gedanklich können wir das System ersetzen durch einen einzigen Massenpunkt, dem Schwerpunkt des Systems. Seine Masse MSys ist die Gesamtmasse des Systems und sein Impuls beträgt p Sys , der Impuls des Systems. Der Schwerpunkt bewegt sich gleichförmig mit einer konstanten Geschwindigkeit vS. Diese beträgt mit p Sys = M Sys v S = ∑ p i = ∑ m i v i ⇒ v S = i

i

∑ mi v i i

M Sys

.

(2.167)

Damit erhalten wir den Schwerpunktsatz als Konsequenz des 3. Newtonschen Axioms: Der Schwerpunkt eines abgeschlossenen Systems befindet sich in Ruhe oder bewegt sich gleichförmig. Mit der gleichförmigen Bewegung ändert sich die Position des Schwerpunktes

vS =

∑ mi v i

d = s Sys = i M Sys dt

∑ mi i

d si dt

M Sys

=

∑m s d i i i . dt M Sys

(2.168)

88

2 Mechanik

Somit können wir die Position des Schwerpunktes s S (t ) =

∑ mi si (t ) i

(2.169)

M Sys

zum Zeitpunkt t berechnen unter der Annahme, dass s S (t = 0) =

∑ mi si (t = 0) i

(2.170)

M Sys

ist. Will man die Bewegung eines Systems von Massenpunkten „als Ganzes“ beschreiben, so muss man nur die Bewegung des Schwerpunktes betrachten. Auf die weitere Bedeutung des Schwerpunktes für die Bewegung von ausgedehnten Systemen wird noch im Kapitel 2.6 eingegangen. Die Bestimmung des Schwerpunktes bei komplexen, aus mehreren Teilsystemen zusammengesetzten Systemen kann schrittweise erfolgen: Zunächst wird der Schwerpunkt jedes Teilsystems berechnet und dann der Schwerpunkt des gesamten Systems, wobei die Subsysteme jeweils als Massenpunkte betrachtet werden. Subsystem 2 Subsystem1

M Sys s S = m1 s1 + m2 s 2 + m3 s3 + m4 s 4 ...

(2.171)

( m1 + m2 ) s Subsys 1 ( m1 + m2 + m3 ) s Subsys 2

Kontinuierliche Massenverteilung, Dichte Objekte, deren Bewegung wir untersuchen wollen, bestehen in der Regel nicht aus unterscheidbaren, diskreten Massenpunkten sondern weisen eine kontinuierliche Massenverteilung auf, solange wir die Beobachtung nicht auf atomaren oder subatomaren Maßstab verfeinern. Diese Massenverteilung wird durch die Dichte ρ beschrieben, sie ist definiert als Masse m pro Volumen V. ρ :=

m g [ρ] = V cm³

(2.172)

Die so definierte Dichte stellt eine mittlere Dichte des Körpers dar, die lokale Dichte ρ(s ) wird durch Zerlegung in immer kleinere Volumeneinheiten bestimmt. ρ( s ) :=

dm . dV s

(2.173)

Damit weist ein kleines Volumenelement dV die Masse dm = ρdV auf. Für eine kontinuierliche Massenverteilung ändert sich (2.169) zu sS =

1 M Sys

∫ s dm =

Volumen des Körpers

1 M Sys

∫ s ρ( s )dV .

Volumen des Körpers

(2.174)

2.4 Systeme von Massenpunkten

89

Die Komponenten des Ortsvektors zum Schwerpunkt lauten demnach: xS = zS =

1 M Sys 1 M Sys

∫ xρ( s )dV

Volumen des Körpers

, yS =

1 M Sys

∫ yρ( s )dV

,

Volumen des Körpers

∫ zρ( s )dV

(2.175)

Volumen des Körpers

(2.175) stellt ein Volumenintegral dar. Ist der Integrand = 1, so wird das Volumen des Körpers aus seinen Maßen berechnet, es kann auf drei „normale“ Integrale zurückgeführt werden. Mit dV = dxdydz können wir die x-Komponente berechnen: xS =

1 M Sys

∫

∫

∫ xρ( x, y, z )dxdydz

(2.176)

Grenzen Grenzen Grenzen des Körpers des Körpers des Körpers in z − Richtg . in y − Richtg . in x − Richtg .

Dabei wird sukzessive über die Variablen integriert, wobei die übrigen Variablen als konstant angesehen werden. Hängt die Begrenzung des Körpers in einer Richtung von den aktuellen Werten anderer Variablen ab, so muss über die erste Variable zuerst integriert werden. Zu bemerken ist, dass sich der Schwerpunkt sowohl innerhalb als auch außerhalb des Körpers befinden kann.

Abb. 2.49

Berechnung der Schwerpunktkoordinaten einer quadratischen Pyramide mit variabler Dichte.

Den Gang einer solchen Berechnung wollen wir am Beispiel einer quadratischen Pyramide, deren Spitze senkrecht über einer der Ecken des Quadrates liegt, zeigen. Den Koordinatenursprung legen wir in die Ecke des Quadrates, über der die Spitze der Pyramide steht. Weiterhin soll sich die Dichte des Materials von unten nach oben von ρ0 auf 2ρ0 verdoppeln. z ρ( x, y, z ) = ρ 0 (1 + ) , mit h: Höhe der Pyramide h

(2.177)

Die Begrenzungen der Pyramide sind in z-Richtung 0 und h, in x- und in y-Richtung 0 und a (h − z ) , wobei a die Kantenlänge des Quadrates der Grundfläche ist. Wir integrieren h

90

2 Mechanik

zunächst über x, dann über y und schließlich über z. Damit ergibt sich die x-Komponente des Schwerpunktes zu 1 h xS = ∫( M 0

(h− z )

∫

a a (h− z ) h h

∫

(

0

0

z xρ 0 (1 + )dx)dy )dz h

a (h− z ) h h

a

⇒ xS =

ρ0 ∫( M 0

ρ0 a h z x² (h− z ) z ∫ ( 1 + h )[ 2 ]0 h dy )dz = 2M ( h )³∫ (1 + h )(h − z )³dz 0 0

⇒ xS =

ρ0 a 3 4 ( )³ h . 2M h 10

(2.178)

Die Berechnung der y- und der z-Komponente erfolgt entsprechend. Die Masse M der Pyramide, ausgedrückt durch die Dichte ρ0 und die Abmessungen a und beträgt h

(h− z )

M = ∫(

∫

0

a a (h− z ) h h

∫

(

0

h

0

(h− z )

⇒ M = ∫( 0

z ρ 0 (1 + )dx)dy )dz h

a h

a

(h− z ) z a h z h ρ ( 1 + )[ x ] d y ) d z = ρ ( )² ∫ (1 + )(h − z )² dz 0 ∫ 0 h 0 h 0 h 0

a 5 ⇒ M = ρ 0 ( )² h ³ . h 12

(2.179)

Setzen wir dies in (2.178) ein, so lauten die Schwerpunktkoordinaten in x-Richtung bzw. y-Richtung xS =

9 9 a bzw. y S = a. 25 25

(2.180)

In z-Richtung befindet sich der Schwerpunkt bei 1 h zS = ∫( M 0

(h− z )

∫

a a ( h− z ) h h

(

0

∫ 0

z zρ 0 (1 + )dx)dy )dz h

a ( h− z ) h h

⇒ zS =

ρ0 ∫( M 0

⇒ zS =

ρ0 a 7 4 7 ( )² h = h. M h 60 25

a

( h− z ) ρ0 a h z z ∫ ( 1 + h )[ x]0 h dy )dz = M ( h )² ∫ z (1 + h )(h − z )² dz 0 0

(2.181)

Ist die Dichte eines Körpers überall gleich, so spricht man auch von einer homogenen Dichte. Weist der Körper dann noch Symmetrien auf, so befindet sich der Schwerpunkt im Symmetriepunkt oder auf der Symmetrielinie. Beispiele sind die Kugel (Schwerpunkt im Mittelpunkt), der Quader (Schwerpunkt im Schnittpunkt der Raumdiagonalen), der Zylinder (Mittelpunkt der Zylinderachse), der gerade Kegel (Verbindungsgerade von Spitze und Kreismittelpunkt der

2.4 Systeme von Massenpunkten

91

Grundfläche). Weicht die Lage des Schwerpunktes dagegen von den Symmetriepunkten bzw. linien ab, so kann man umgekehrt auf eine inhomogene Massenverteilung schließen.

2.4.3

Einfluss von äußeren Kräften

Wirken neben den inneren Kräften auch noch äußere Kräfte Fi ,ext auf die Massenpunkte mi eines Systems, so beeinflussen diese ebenfalls die Impulse pi der einzelnen Massenpunkte und damit auch den Gesamtimpuls des Systems

∑ (F

i , ext

i

+ Fi ,int ) =∑ i

dp i . dt

(2.182)

Anderseits ist dem 3. Newtonschen Axiom zufolge die Summe der inneren Kräfte null. Die Summe aller auf die jeweiligen Massenpunkte wirkenden äußeren Kräfte ergibt den Impulsstrom über die Systemgrenze und somit die Gesamtkraft auf das System.

∑ ( Fi ,ext + Fi,int ) =∑ Fi ,ext + ∑ Fi,int = ∑ Fi ,ext = ∑ i

i

i

i

i

dp i d d = ∑ pi = p Sys dt dt i dt

(2.183)

Ersetzen wir mit (2.167) den Gesamtimpuls des Systems durch den Impuls des Schwerpunktes d d pSys = ( MvS ) = M Sys vS , dt dt

(2.184)

so sieht man durch Gleichsetzen von (2.183) und (2.184), dass die Summe der auf die einzelnen Massenpunkte wirkenden äußeren Kräfte den Schwerpunkt beschleunigt.

∑ Fi ,ext i

= M Sys a S

(2.185)

Dabei spielt es keine Rolle, ob die äußeren Kräfte, die auf die Massenpunkte wirken, gleich oder unterschiedlich sind. Statt die häufig unübersichtliche Wirkung von Kräften auf einzelne Teile des Systems zu analysieren und dann auf die Bewegung des Systems als Ganzes zu schließen, ist es mit (2.185) möglich, alle Kräfte auf den Schwerpunkt wirken zu lassen und nur seine Bewegung zu betrachten. Der Schwerpunkt eines Systems aus Massenpunkten erfährt den gleichen Impulsstrom von äußeren Kräften wie das System selbst. Er repräsentiert somit die kollektive Bewegung des Systems. Schütten wir z. B. Wasser im hohen Bogen aus einem Eimer, so können wir die Bewegung der Wassermenge durch einen schiefen Wurf ihres Schwerpunktes beschreiben. Explodiert eine Silvesterrakete, nachdem ihre Treibladung ausgebrannt ist, so kann man die Wurfparabel ihres Schwerpunktes aus den Wurfparabeln der leuchtenden Fragmente erahnen.

92

Abb. 2.50

2 Mechanik

Ein Eimer Wasser wird im hohen Bogen ausgeschüttet.

Mit einem kleinen Experiment können wir die Beschleunigung des Schwerpunktes einer Kugel durch eine an ihrer Oberfläche angreifende Kraft verdeutlichen. Wir legen die Kugel auf eine durchsichtige Folie und markieren sowohl auf der Unterlage, auf der die Folie liegt, als auch auf der Folie die Startposition der Kugel. Ziehen wir nun mit einer Kraft an der Folie, so rollt zwar die Kugel auf ihr entgegen der Zugrichtung, insgesamt bewegt sie sich aber mit der Folie in Richtung der wirkenden Kraft. Aus der Tatsache, dass die Kugel neben der translatorischen Bewegung des Schwerpunktes noch eine Drehbewegung ausführt, können wir schließen, dass äußere Kräfte noch weitere Effekte nach sich ziehen. Darauf werden wir im Kapitel 2.6 eingehen.

Abb. 2.51 Versuch: Eine auf einer Folie liegende Kugel wird durch eine äußere Kraft, die durch die Folie vermittelt wird, beschleunigt. Der Schwerpunkt der Kugel bewegt sich in Richtung der äußeren Kraft.

2.4 Systeme von Massenpunkten

2.4.4

93

Schwerpunktsystem

Möchte man Bewegungen einzelner Massenpunkte eines Systems untersuchen, ohne dessen kollektive Bewegung zu berücksichtigen, die durch die Bewegung des Schwerpunktes festgelegt wird, so ist es sinnvoll, die Bewegung in einem Bezugssystem zu beschreiben, in dem der Schwerpunkt ruht. Wie wir in Kapitel 2.3.7 gesehen haben, muss in Anlehnung zu (2.94) zur Transformation der Impulse von der momentanen Geschwindigkeit eines Massenpunktes die Momentangeschwindigkeit des Schwerpunktes abgezogen werden. In einem abgeschlossenen System aus zwei Massenpunkten berechnen sich deren Impulse zu p1* = m1 (v1 − v S ) und p 2* = m 2 (v 2 − v S ) .

(2.186)

Größen im Schwerpunktsystem wollen wir mit einem * kennzeichnen. Mit der Schwerpunktgeschwindigkeit vS =

m1v1 + m2v2 m1 + m2

(2.187)

ergeben sich die Impulse der beiden Massenpunkte zu p1* = m1 (v1 −

m1v1 + m 2 v 2 m1 m 2 )= (v1 − v 2 ) und m1 + m 2 m1 + m 2

p 2* = m 2 (v 2 −

m1v1 + m2 v 2 m1 m2 )= (v 2 − v1 ) = − p1* . m1 + m 2 m1 + m2

(2.188)

Wir sehen, dass die beiden Impulse im Schwerpunktsystem entgegengesetzt gleich groß sind. Dies war zu erwarten, da ja der Gesamtimpuls null sein muss. Weiterhin folgt aus (2.188), dass die beiden Massenpunkte direkt aufeinander zufliegen oder voneinander wegfliegen1, denn ihre Geschwindigkeiten im Schwerpunktsystem sind kollinear. Wollen wir in umgekehrter Weise vom Schwerpunktsystem in ein „Laborsystem“, in dem sich der Schwerpunkt bewegt, zurücktransformieren, so ist zu den Geschwindigkeiten vi* der Massenpunkte im Schwerpunktsystem die Schwerpunktgeschwindigkeit im Laborsystem, v S , zu addieren.

2.4.5

Kinetische Energie eines Systems von Massenpunkten

Da die kinetische Energie eine mengenartige Größe ist, berechnet sich die gesamte kinetische Energie eines Systems aus Massenpunkten aus der Summe der kinetischen Energien der einzelnen Objekte. 1 E kin, Sys = ∑ E kin, i = ∑ mi vi2 i i 2 1

(2.189)

Außer ihre Geschwindigkeiten im Laborsystem sind gleich und damit ihr Abstand voneinander konstant.

94

2 Mechanik

Wir spalten die Geschwindigkeiten auf in Geschwindigkeiten im Schwerpunktsystem und in die Geschwindigkeit des Schwerpunktes: 1 1 1 E kin, Sys = ∑ mi (vi* + v S )² =∑ mi vi*2 + ∑ mi vi* • v S + ∑ mi v S2 i 2 i 2 i i 2 1 1 E kin, Sys = ∑ mi v i*2 + (∑ mi vi* ) • v S + (∑ mi )v S2 2 i i 2 i

(2.190)

Da im Schwerpunktsystem die Summe aller Impulse mi v i* null ist, vereinfacht sich (2.190) zu 1 1 * E kin, Sys = ∑ mi vi*2 + M Sys v S2 = E kin , Sys + E kin , S . 2 2 i

(2.191)

Die kinetische Energie eines Systems von Massenpunkten kann aufgespaltet werden in die kinetische Energie im Schwerpunktsystem und die kinetische Energie des Schwerpunktes. In einem abgeschlossenen System ist die kinetische Energie des Schwerpunktes konstant, allerdings kann sich die kinetische Energie im Schwerpunktsystem ändern, weil innere Kräfte der Massenpunkte untereinander Arbeit verrichten. Sind die Kräfte konservativ, so bleibt die mechanische Gesamtenergie erhalten, wie z. B. bei zwei Körpern, die durch eine elastisch deformierbare Feder miteinander verbunden sind. Sind die inneren Kräfte dagegen nicht konservativ, wirken z. B. Reibungskräfte zwischen den Objekten des Systems, so verkleinert sich die mechanische Gesamtenergie und die kinetische Energie im Schwerpunktsystem. Wird dagegen Energie zugeführt, wie beim Beispiel der explodierenden Silvesterrakete, so vergrößert sich die kinetische Energie.

Abb. 2.52 Zwei Objekte gleicher Masse sind mit einer Feder verbunden und schwingen. Der Schwerpunkt ist in Ruhe, die kinetische Energie im Schwerpunktsystem ändert sich periodisch.

2.5

Stoßprozesse

Wie wir im vorigen Kapitel gesehen haben, kann der Bewegungszustand eines Systems von Massenpunkten sowohl durch äußere als auch durch innere Kräfte geändert werden. Stoßprozesse stellen eine besondere Klasse von Zustandsänderungen dar. Bei einem Stoß oder einer Kollision wirken innere Kräfte zwischen Objekten nur sehr kurzzeitig, ferner sind sie

2.5 Stoßprozesse

95

wesentlich größer als ggf. auch noch wirksame äußere Kräfte.1 Nach der Kollision sollen zwischen den Objekten keine weiteren inneren Kräfte mehr wirken. Im Folgenden wollen wir annehmen, dass die kollidierenden Körper von keinerlei äußeren Kräften beeinflusst werden, und uns zunächst auf zwei Körper beschränken. Vor dem Stoß bewegen sie sich gleichförmig, ebenso nach dem Stoß. Der Gesamtimpuls der beiden Körper bleibt konstant, der gemeinsame Schwerpunkt bewegt sich gleichförmig. Um die kollektive Bewegung des Zweikörpersystems nicht weiter berücksichtigen zu müssen, betrachtet man Stoßvorgänge praktischerweise im Schwerpunktsystem. Im Laborsystem ist dann die kollektive Bewegung der individuellen Bewegung der beiden kollidierenden Objekte zu überlagern. Man unterscheidet Stoßprozesse zum einen hinsichtlich der umgesetzten Energie und zum zweiten hinsichtlich der Stoßgeometrie. Energetisch gesehen gibt es zwei Grenzfälle: • Die kinetische Energie im Schwerpunktsystem wird durch den Stoß vollständig in andere Energieformen umgewandelt. Diesen Vorgang bezeichnet man als unelastischen Stoß. • Die kinetische Energie im Schwerpunktsystem bleibt erhalten, man spricht von einem elastischen Stoß.

In der Praxis sind Stoßvorgänge Mischformen aus den beiden Grenzfällen, einen solchen Stoß nennt man teilelastisch. Bei der Geometrie unterscheidet man zum einen gerade und schiefe Stöße, je nachdem ob im Laborsystem die Geschwindigkeiten der Kollisionspartner vor dem Stoß kollinear waren oder nicht, d. h. ob sie direkt aufeinander zuflogen. Wir haben jedoch in (2.188) gesehen, dass im Schwerpunktsystem jeder Stoß ein gerader Stoß ist, die Nichtkollinearität der Geschwindigkeiten also ein Effekt der Schwerpunktbewegung ist. Weiterhin kann man gerade Stöße in zentrale und nicht zentrale Stöße aufschlüsseln, darauf werden wir später eingehen. Mit Hilfe von Stoßexperimenten kann man versuchen, aus den experimentell leicht zugänglichen Impulsen der Objekte vor und nach dem Stoß Rückschlüsse auf die wirkenden inneren Kräfte zu ziehen. Alternativ kann man auch aus bekannten inneren Kräften und den Impulsen nach dem Stoß die Impulse vor dem Stoß rekonstruieren. Dies ist oft die Aufgabe von Gutachtern bei Verkehrsunfällen, die Geschwindigkeiten und Fahrtrichtungen der beteiligten Fahrzeuge vor der Kollision zu ermitteln.

2.5.1

Unelastische Stöße

Wie schon erwähnt, wird hierbei durch den Stoßvorgang die gesamte kinetische Energie der Stoßpartner im Schwerpunktsystem z. B. durch Reibung aufgezehrt, damit ist die kinetische 1

Wird z. B. ein Ball gegen eine Wand geworfen, so ist die Schwerkraft sehr klein gegen die Deformationskräfte, die während des Aufpralls wirken.

96

2 Mechanik

Abb. 2.53

Unelastischer Stoß im Labor- und im Schwerpunktsystem.

Energie des Systems die Energie des Schwerpunktes. Ihre Geschwindigkeiten v1 ' und v 2 ' nach dem Stoß sind dann gleich der Schwerpunktgeschwindigkeit (2.187), die beiden Objekte bleiben in Kontakt. v1 ' = v 2 ' = v End = v S =

m1v1 + m2 v 2 m1 + m 2

(2.192)

Im Folgenden werden physikalische Größen nach dem Stoß mit einem ′ gekennzeichnet. Beim unelastischen Stoß wird die kinetische Energie im Schwerpunktsystem der beiden Objekte vor dem Stoß in Wärme umgesetzt. Diese beträgt mit (2.191) unter Beachtung von (2.13) * ΔE := E ' kin, Sys − E kin, Sys = − E kin , Sys = E kin , S − E kin , Sys ⇒

ΔE =

m 2 p 2 − 2m1 m2 p1 • p 2 + m22 p12 1 ( p1 + p 2 )² p12 p 22 ( )=− 1 2 − − ⇒ 2 m1 + m2 m1 m2 2m1 m2 (m1 + m2 )

ΔE = −

(m 2 p1 − m1 p 2 )² 1 m 2 m1 =− (v1 − v 2 )² . 2m1 m 2 (m1 + m 2 ) 2 (m1 + m 2 )

(2.193)

Die Energie ΔE wird dem System entzogen (ΔE < 0). Mit Hilfe der Gesetzmäßigkeiten, denen unelastische Stöße gehorchen, lassen sich z. B. mit einem ballistischen Pendel Geschossgeschwindigkeiten von Feuerwaffen, die sonst nur schwer messbar sind, bestimmen.

Abb. 2.54

Ballistisches Pendel zur Bestimmung von Geschossgeschwindigkeiten.

2.5 Stoßprozesse

97

Mit dem Gewehr schießt man auf einen an einem Seil aufgehängten ruhenden Sandsack oder Holzklotz, in dem das Geschoss stecken bleibt. Nach dem unelastischen Stoß bewegt sich der Holzklotz mit darin steckendem Geschoss, die kinetische Energie ist die des gemeinsamen Schwerpunktes beider Objekte. Durch die Kreisbewegung um den Aufhängepunkt wird der Holzklotz gegen die Schwerkraft angehoben, im Umkehrpunkt der Pendelbewegung ist die kinetische Energie nach dem Stoß in potentielle Energie umgewandelt worden. Aus der erreichten Höhe h kann man mit Hilfe des Energiesatzes (2.137) die kinetische Energie des Systems Holzklotz-Geschoss und damit dessen Geschwindigkeit vS nach dem Stoß berechnen. ΔE kin, S + ΔE pot , S = 0 = E kin , S ( E ) − E kin, S ( A) + E pot , S ( E ) − E pot , S ( A) 1 0=

1 M S v S2 − M S gh ⇒ v S = 2 gh 2

(2.194)

Aus der Schwerpunktgeschwindigkeit (2.192) folgt dann bei bekannten Massen mH und mG von Holzklotz und Geschoss vS =

mG v G m + mG ⇒ vG = H m H + mG mG

2 gh .

(2.195)

Dabei wurde berücksichtigt, dass der Holzklotz vor dem Stoß in Ruhe war und der Stoß in einer Dimension erfolgte. Neben dem unelastischen Stoß kommt häufig auch der im Zeitablauf umgekehrte Fall vor: der „schlagartige“ Zerfall eines Körpers in mehrere Teile. Auch hier sind in der Regel die im Augenblick des Zerfalls herrschenden inneren Kräfte wesentlich größer als die äußeren Kräfte. Gehen wir auch wieder vereinfachend davon aus, dass keine äußeren Kräfte auf das System wirken, so bewegt sich auch in diesem Fall der Schwerpunkt des Systems vor und nach dem Zerfall gleichförmig, der Gesamtimpuls bleibt erhalten. Die kinetische Energie des Körpers im Schwerpunktsystem ist vor dem Zerfall null, danach ungleich null, die Impulse der „Bruchstücke“ des zerfallenen Körpers sind entgegengesetzt gleich groß. Dem System muss somit Energie zugeführt werden, damit es zerfallen kann.

Abb. 2.55

1

Zeitumgekehrter unelastischer Stoß im Labor- und im Schwerpunktsystem.

(A) und (E) bezeichnen die Größen am Anfang und am Ende der Pendelbewegung, die nach dem unelastischen Stoß erfolgt.

98

2 Mechanik

Beispiele für einen zeitumgekehrten unelastischen Stoß sind der Rückstoß beim Gewehr oder beim Entkorken einer Sektflasche, oder auch der Zerfall von Atomkernen. Beim Schuss mit dem Gewehr wird die kinetische Energie von Gewehr und Kugel als chemische Energie bei der Explosion des Pulvers dem System zugeführt. Sektflasche und Korken schöpfen ihre kinetische Energie aus der Energie, die beim Entspannen von Gas freigesetzt wird. Auch einem Atomkern muss vor seinem Zerfall in zwei Bruchstücke Energie zugeführt werden. Diese „Anregungsenergie“ kann z. B. durch einen vorangegangenen unelastischen Stoß, bei dem ein Neutron absorbiert wurde, bereitgestellt werden. Bei der Gewinnung von Kernenergie aus dem Zerfall von Urankernen („Kernspaltung“) entstehen als Bruchstücke Krypton- und Bariumkerne sowie drei Neutronen. Letztere können wiederum Urankerne anregen, so dass auch sie zerfallen. Bei solch einer „Kettenreaktion“ werden dann in kurzer Zeit sehr viele Urankerne gespalten. Dass insgesamt sehr viel mehr Energie bei solch einer Kettenreaktion freigesetzt wird, als durch die anregenden Neutronen zugeführt wird, liegt daran, dass die Bruchstücke, Krypton- und Bariumkern, wesentlich weniger „innere“ Energie aufweisen als der Urankern. Somit muss ein wenig Energie „investiert“ werden, um dann viel Energie „als Gewinn einstreichen zu können“. Dieser Mechanismus ist bei vielen chemischen Reaktionen zu beobachten: Vor der Reaktion weist das System aus den Reaktionspartnern viel „innere Energie“ auf, aber zum Einleiten der Reaktion muss von außen noch etwas Energie zugeführt werden, damit nach der Reaktion ein großer Teil der inneren Energie aus dem System z. B. in Form von Wärme abgeführt werden kann.

2.5.2

Antrieb durch Massenströme: Raketen

Einen Sonderfall des zeitumgekehrten unelastischen Stoßes stellen Systeme dar, die einen kontinuierlichen Massenstrom ausstoßen. Bei Raketen- oder Düsenantrieben werden heiße Verbrennungsgase ausgestoßen, diese bewirken eine Schubkraft, die die Rakete oder das Flugzeug vorantreibt. In ähnlicher Weise setzt sich das Ende eines Gartenschlauches in Bewegung, wenn man den Wasserhahn öffnet und der Wasserstrahl austritt. Zum besseren Verständnis wollen wir einen solchen Strahlantrieb als eine Folge von zeitumgekehrten unelastischen Stößen beschreiben, in jedem Zeitintervall soll die Rakete „zerfallen“ in einen Anteil ausgestoßener Treibstoff und den Rest der Rakete. Entscheidend für die Überlegungen ist, dass in jedem Schritt die Systemgrenze neu gezogen wird: Das System umfasst nur die Rakete und den in diesem Zeitintervall ausgestoßenen Treibstoff. Der Treibstoff, der in vorherigen Zeitintervallen ausgestoßen wurde, gehört nicht mehr zum System.

Abb. 2.56

Ein Mensch in einem Boot schießt mit seiner Pistole eine Folge von Schüssen heckwärts.

2.5 Stoßprozesse

99

Abb. 2.57 Eine Rakete stößt im Zeitintervall Δt eine Treibstoffmenge ΔmT mit einer Geschwindigkeit vT relativ zur Rakete aus a): Schritt 1 [0, Δt], b) Schritt 2 [Δt, 2Δt], c) Schritt 3 [2Δt, 3Δt], d) Schritt n [(n-1)Δt, nΔt].

Betrachten wir die (eindimensionale) Bewegung der Rakete aus der Ruhe: Im ersten Zeitintervall sind der Gesamtimpuls und damit die Geschwindigkeit des Systemschwerpunktes null, die Systemmasse beträgt m. Nachdem eine Treibstoffmenge ΔmT mit der Geschwindigkeit vT im Schwerpunktsystem ausgestoßen wurde, bewegt sich der Rest der Rakete mit der Masse m – ΔmT mit der Geschwindigkeit v R* (Δt ) = −

ΔmT vT m − ΔmT

(2.196)

in entgegengesetzter Richtung wie der Treibstoff. Im Laborsystem ist die Geschwindigkeit v R (Δt ) die gleiche wie in (2.196).

100

2 Mechanik

Mit Beginn des zweiten Zeitintervalls [Δt ,2Δt ] ziehen wir die Systemgrenze neu, die Systemmasse beträgt nun m – ΔmT, die Schwerpunktgeschwindigkeit vS ([Δt ,2Δt ]) = v R (Δt ) ist die Geschwindigkeit der „Restrakete“ im vorigen Zeitintervall. Nach dem Ausstoß einer weiteren Treibstoffmenge ΔmT erreicht die Rakete im Schwerpunktsystem die Geschwindigkeit v R* (2Δt ) = −

ΔmT ΔmT vT , vT = − m R ( 2 Δt ) m − 2ΔmT

(2.197)

im Laborsystem muss noch die Schwerpunktgeschwindigkeit, die Raketengeschwindigkeit des vorigen Zeitintervalls dazuaddiert werden. v R ( 2 Δt ) = −

ΔmT ΔmT 1 1 vT − v T = − Δm T v T ( + ) m − 2ΔmT m − ΔmT m R ( 2 Δt ) m R ( Δt )

(2.198)

Erneut ändern wir die Systemgrenze mit Beginn des dritten Zeitintervalls. Die Schwerpunktgeschwindigkeit beträgt nun v R (2Δt ) . Am Ende des dritten Zeitintervalls ist die Rakete, nachdem sie ΔmT Treibstoff ausgestoßen hat, im Laborsystem v R (3Δt ) = −ΔmT vT (

1 1 1 ) + + m R (3Δt ) m R (2Δt ) m R (Δt )

(2.199)

schnell. Ihre Geschwindigkeit ändert sich im Laborsystem vom (n-1)-ten zum n-ten Zeitintervall wie Δv R := v R (nΔt ) − v R ((n − 1)Δt ) = −

ΔmT vT Δm R vT . = m R (nΔt ) m R (nΔt )

(2.200)

Dabei wurde berücksichtigt, dass sich mit dem Ausstoßen vom ΔmT Treibstoff die Raketenmasse um ΔmR = – ΔmT ändert. Bei einem kontinuierlichen Massenstrom mT wird im Grenzübergang Δt → 0 der Geschwindigkeitszuwachs ΔvR zu dvR und die Massenabnahme der Rakete zu dmR. Somit lautet (2.200) dann dv R = vT

dm R . mR

(2.201)

Die Integration dieser Differentialgleichung liefert die gesuchte Endgeschwindigkeit der Rakete, wenn sich ihre Masse von der Startmasse mA auf die Endmasse mE reduziert hat. Die Differenz aus Startmasse und Endmasse ist aber die Masse des während der Bewegung ausgestoßenen Treibstoffs. vE

mE

0

mA

∫ dv R = vT

∫

dm R mR

⇒ v E = vT ln

mE m + mT = −vT ln E mA mE

(2.202)

2.5 Stoßprozesse

101

Dies ist die Raketengleichung, die von Ziolkowski1 erstmalig 1903 angegeben wurde. Man sieht, dass zur Erzielung einer hohen Endgeschwindigkeit die Ausströmgeschwindigkeit des Treibstoffes und der Anteil des Treibstoffes an der Startmasse möglichst groß sein müssen. Am effektivsten steigert man die Endgeschwindigkeit durch Vergrößern der Ausströmgeschwindigkeit, denn durch die logarithmische Abhängigkeit vom Massenverhältnis sind die Steigerungen jenseits von mT/mE > 20 eher gering. 10

10

km/s

km/s

8

6

↑

vT = 3

6 vT = 2

vE

vT =2

vE

↑

8

vT =3

4

4

vT =1

2

vT = 1

2

0

0

0

5

10 m T /m E →

Abb. 2.58

15

20

0

5

10

15

20

m T /m E →

Erzielbare Endgeschwindigkeit in Abhängigkeit des Verhältnisses mT/mE.

Zur Berechnung der Beschleunigung muss der im Zeitintervall dt erzielte Geschwindigkeitszuwachs dvR aus (2.201) noch durch dt dividiert werden. aR =

dm R dv R 1 dm R ⇒ m R (t )a R = vT = FSchub = vT dt dt m R (t ) dt

(2.203)

Der Massenstrom2 des aus dem System Rakete ausströmenden Treibstoffs bewirkt die die Rakete vorantreibende Schubkraft. Ist neben der Ausströmgeschwindigkeit auch der Massenstrom zeitlich konstant, so ist es auch die Schubkraft. Im Gegensatz zu den zuvor behandelten Stoßprozessen kann die Bewegung der Rakete noch durch äußere Kräfte beeinflusst werden, die nicht gegenüber der Schubkraft vernachlässigt werden dürfen. In der Nähe der Erdoberfläche wirkt z.B. immer die Schwerkraft mRg.

1 2

K. E. Ziolkowski (1857 – 1935). Der Massenstrom wird negativ gezählt, da er die Masse des Systems Rakete verkleinert.

102

2 Mechanik

2.5.3

Elastische Stöße

Im Gegensatz zu den im Kapitel 2.5.1 behandelten unelastischen Stößen bleibt die kinetische Energie des aus den Stoßpartnern bestehenden Systems im Schwerpunktsystem erhalten, die kurzzeitige Wechselwirkung wird durch konservative Kräfte wie z. B. elastische Deformation bewirkt. Wir wollen uns zunächst auf Kollisionen zwischen zwei Objekten beschränken. Wie bei jedem Stoßprozess gilt (2.188), im Schwerpunktsystem sind alle Stöße gerade, die Stoßpartner bewegen sich vor der Kollision direkt aufeinander zu und nachher direkt voneinander weg. p1* = − p 2* und p'1* = − p '*2

(2.204)

Aus der Erhaltung der kinetischen Energie folgt p1*2 p*2 p '*2 p'*2 + 2 = 1 + 2 2m1 2m2 2m1 2m2

(2.205)

und mit (2.204) folgt p1*2 p *2 p'*2 p'*2 + 1 = 1 + 1 ⇒ p1*2 = p '1*2 . 2m1 2m2 2m1 2m2

(2.206)

Beim elastischen Stoß sind die Beträge der Impulse vor und nach der Kollision gleich. Allerdings kann sich ihre Richtung geändert haben. Abb. 2.59 verdeutlicht die Zusammenhänge:

Abb. 2.59

Impulse vor und nach einem elastischen Stoß.

Die Richtungsänderung der Objekte durch den Stoß wird durch den Streuwinkel ϑ* beschrieben. Beträgt er 180°, so erfolgte ein zentraler Stoß, andernfalls handelte es sich um einen nicht zentralen oder exzentrischen Stoß. Für die Art des Stoßes sind die Geometrie der kollidierenden Objekte, speziell in dem Bereich des Kontaktes, die Lage ihrer Schwerpunkte und die Richtung der Geschwindigkeiten wichtig. Gehen wir näherungsweise von einem punktförmigen Kontakt und in diesem Bereich kugelförmigen Begrenzungsflächen der Objekte

2.5 Stoßprozesse

103

aus, so ist eine Berührebene tangential zu den begrenzenden Kugeln definiert. Die Gerade, die senkrecht zu dieser Ebene durch den Kontaktpunkt verläuft, nennt man Stoßgerade. Befinden sich während der Kollision die Schwerpunkte der beiden Objekte auf der Stoßgeraden und verlaufen ihre anfänglichen Impulse in ihrer Richtung, so nennt man den Stoß zentral. Die Kräfte verlaufen längs der Stoßgeraden, und bewirken Richtungsänderungen um 180° bei jedem der Objekte. Verlaufen die anfänglichen Impulse jedoch nicht in Richtung der Stoßgeraden, so wirken auch Kräfte senkrecht zu den Impulsen vor dem Stoß und es erfolgt eine Ablenkung um andere Streuwinkel als 180°. Liegen die Schwerpunkte der beiden Objekte nicht auf der Stoßgeraden, so kann zusätzlich auch noch eine Rotation der Objekte auftreten. Berührebene

zentral

Stoßgerade

exzentrisch

gerade Abb. 2.60

schief

Stoßgeometrien bei zentralen und nicht zentralen Stößen.

Da wir bislang keine Aussagen zu der Gestalt der kollidierenden Objekte gemacht haben, sie also als Massenpunkte ansehen, wollen wir uns im Folgenden auf zentrale Stöße beschränken. Wegen ϑ* = 180° ist p1* = − p'1* ⇒ v1* = −v '1* und p 2* = − p'*2 ⇒ v 2* = −v '*2 ,

(2.207)

d. h. durch den Stoß werden die Impulse im Schwerpunktsystem nur umgekehrt. Um Impulse und Geschwindigkeiten der Körper nach dem Stoß im Laborsystem zu berechnen, muss zu den Geschwindigkeiten im Schwerpunktsystem noch die Schwerpunktgeschwindigkeit addiert werden. Mit v1* = v1 − vS und v 2* = v 2 − v S

(2.208)

und (2.207) ergeben sich die Geschwindigkeiten nach dem Stoß im Laborsystem zu v '1 = −v '1* +v S = −v1 + 2v S und v ' 2 = −v '*2 + v S = −v 2 + 2v S

(2.209)

104

2 Mechanik

und die Impulse zu p'1 = m1v '1 = − p1 + 2m1v S und p' 2 = m2 v ' 2 = − p 2 + 2m 2 v S .

(2.210)

Zwei weitere Größen werden im Zusammenhang mit elastischen Stößen häufig verwendet: der Impulsübertrag Δp , er ist definiert als Δp1 := p '1 − p1 = −2 p1 + 2m1v S bzw. Δp 2 = −2 p 2 + 2m 2 v S

(2.211)

und der Energieübertrag ΔE kin,1 := E ' kin,1 − E kin,1 bzw. ΔE kin, 2 := E ' kin, 2 − E kin, 2 .

(2.212)

Aus der Impuls- und Energieerhaltung folgt, dass Impuls- und Energieübertrag des einen Körpers entgegengesetzt gleich groß den Überträgen des anderen sind. Wir wollen zwei Sonderfälle des geraden zentralen elastischen Stoßes etwas genauer analysieren. Dabei nehmen wir an, dass sich Objekt 1 links vom Objekt 2 befindet.1 Damit überhaupt ein Stoß stattfinden kann, muss außerdem v1 > v2 sein. Kollision von Objekten mit gleicher Masse Für diesen Fall ist nach (2.167) die Schwerpunktgeschwindigkeit das arithmetische Mittel der Geschwindigkeiten vor dem Stoß vS =

mv1 + mv 2 v1 + v 2 . = 2m 2

(2.213)

Damit lauten die Geschwindigkeiten nach dem Stoß v'1 = −v1 + v1 + v 2 = v 2 und v' 2 = −v 2 + v1 + v 2 = v1 ,

(2.214)

die Körper „tauschen“ ihre Geschwindigkeiten. Impuls- und Energieübertrag betragen Δp1 = m(v 2 − v1 ) und ΔE kin,1 =

m 2 (v 2 − v12 ) . 2

(2.215)

Objekt 1 gibt also sowohl Impuls als auch kinetische Energie ab, diese werden von Objekt 2 aufgenommen. Befindet sich einer der beiden Körper vor dem Stoß in Ruhe, so erfolgt ein vollständiger Impuls- und Energieübertrag, der gesamte Impuls und die gesamte kinetische Energie wird von einem Körper auf den anderen übertragen.

1

Die positive Bewegungsrichtung erfolgt im Einklang mit Kapitel 1.2.1 von links nach rechts.

2.5 Stoßprozesse

105

20 kgm/s 10

Δp

0

-10

-10 -5 0

-20 10 m/s 6

Abb. 2.61

v2

5 2

0 v1

-2

-6

10 -10

Impulsübertrag beim elastischen Stoß zwischen zwei Objekten gleicher Masse.

50 J 25

ΔE

0

-25

-10 -5 0

-50 10 m/s

6

2

0 v1

Abb. 2.62

v2

5 -2

-6

10 -10

Energieübertrag beim elastischen Stoß zwischen zwei Objekten gleicher Masse.

106

2 Mechanik

Kollision von Objekten mit sehr unterschiedlichen Massen Differieren die Massen der kollidierenden Objekte stark, so wird der Gesamtimpuls des Systems von dem schweren Objekt aufgebracht und die Schwerpunktgeschwindigkeit nähert sich gemäß (2.187) seiner Geschwindigkeit an. Wenn das Objekt 2 die größere Masse aufweist, so ändert sich sein Impuls nach (2.210) praktisch nicht, der Impulsübertrag ist null, während sich das leichte Objekt 1 mit mehr als der doppelten Schwerpunktgeschwindigkeit in die gleiche Richtung wie das schwere Objekt 2 bewegt.

Bewegt sich das leichte Objekt gegen eine ruhende Wand (mWand → ∞), so kehrt sich mit vS = 0 seine Bewegung nach dem elastischen Stoß um, das Objekt wird an der Wand „reflektiert“, damit beträgt der Impulsübertrag Δp1 = −2 p1 ,

(2.216)

dieser wird der Wand als ΔpWand = 2 p1 zugeführt.1 Der Energieübertrag ist nach (2.212) mit v’1 = – v1 null. Bewegt sich das Objekt schräg zur Wand, also nicht auf der Stoßgeraden, so führt es bei der Kollision mit der Wand einen schiefen zentralen Stoß aus.

Abb. 2.63

Schiefer zentraler Stoß einer Kugel mit einer Wand

Zerlegen wir den Impuls des Objektes vor dem Stoß in eine Komponente senkrecht zur Wand (Normalkomponente) und in eine parallele Komponente, so ändert Letztere ihre Richtung nach dem Stoß nicht, während sich bei der Normalkomponente die Richtung umkehrt. Mit dem Einfallswinkel ϑ zur Wandnormalen beträgt der Impuls p des Objektes vor und nach dem Stoß ⎛ p⊥ ⎞ p = ⎜⎜ ⎟⎟ = ⎝ p // ⎠

⎛ p' ⎞ ⎛ cos ϑ ⎞ ⎟⎟ und p' = ⎜⎜ ⊥ ⎟⎟ = p⎜⎜ ⎝ sin ϑ ⎠ ⎝ p' // ⎠

⎛ − cos ϑ ⎞ ⎟⎟ . p⎜⎜ ⎝ sin ϑ ⎠

(2.217)

Der Winkel des Impulses zur Wandnormalen ist nach dem Stoß der gleiche wie vor dem Stoß, somit gilt das in der Optik bekannte „Reflexionsgesetz“: „Einfallswinkel = Ausfallswinkel“. 1

Aus (2.211) kann wegen mWand → ∞ und vS = 0 der Impulsübertrag ΔpWand nicht berechnet werden.

2.5 Stoßprozesse

2.5.4

107

Kräfte bei Stößen

In den vorigen Betrachtungen haben wir über die Kräfte, die bei Stößen wirken, keine weiteren Annahmen gemacht, außer dass sie nur sehr kurz wirken. „Kurz“ ist dabei ein sehr dehnbarer Begriff, wir wollen ihn in so weit eingrenzen, dass vor und nach dem Stoß genügend Zeit bleibt zur Beobachtung der Bewegungen der Kollisionspartner ohne die Beeinflussung durch die beim Stoß wirkenden Kräfte. Bei kollidierenden Billardkugeln beträgt die Wechselwirkungszeit einige Millisekunden, bei der Kollision zweier Autos Bruchteile einer Sekunde und bei atomaren Stoßprozessen wenige Nanosekunden. Die Impulse können in Abhängigkeit von der Zeit folgendermaßen dargestellt werden:

Abb. 2.64

Impulse in Abhängigkeit von der Zeit im (a) Schwerpunktsystem und im (b) Laborsystem.

108

2 Mechanik

Während der Wechselwirkungszeit Δt werden die Impulse der Kollisionspartner geändert, es fließen Impulsströme von einem Objekt zum anderen. Der Impulsstrom oder der Impulsübertrag pro Zeiteinheit ist gemäß dem 3. Newtonschen Axiom für beide dem Betrage nach gleich. Der momentane Impulsstrom entspricht nach dem 2. Newtonschen Axiom (2.54) der momentan auf ein Objekt wirkenden Kraft. dp (t ) = F (t ) . dt

(2.218)

Während Δt = tE – tA ist damit tE

Δp = p'− p = ∫ F (t )dt

(2.219)

tA

Impuls geflossen. Die drei Komponenten der Vektorgleichung (2.219) stellen nichts anderes als die Flächen unter den Kurven Fx(t), Fy(t) und Fz(t) dar. Da üblicherweise nur die Impulse vor und nach dem Stoß beobachtet werden, also nur der Impulsübertrag eine praktische Bedeutung hat, kommt es auf den konkreten Verlauf der Kraft F (t ) gar nicht an, unterschiedliche Kraftmodelle führen zu gleichen Impulsüberträgen.

Abb. 2.65

Unterschiedliche Kraftverläufe während eines Stoßes.

Im einfachsten Kraftmodell geht man von einer konstanten Kraft aus, allerdings bedeutet dies einen schlagartigen Anstieg zu Beginn und zum Ende der Wechselwirkungszeit Δt. Ein linearer Anstieg der Kraft bis zu einem Maximum und dann ein linearer Abfall modellieren den Kraftverlauf schon realistischer, sehr wahrscheinlich sind „glockenförmige“ Verläufe mit kontinuierlichen Änderungen der Kraft. Da der Impulsübertrag durch kurzzeitiges Wirken einer Kraft während eines Stoßprozesses erfolgt, wird der Impulsübertrag auch Kraftstoß genannt. Die mittlere Kraft, die während eines Kraftstoßes wirkt, berechnet sich aus dem Impulsübertrag Δp dividiert durch die Wechselwirkungszeit Δt. Sie gibt einen Richtwert für die Größenordnung der Wechselwirkungskräfte während eines Stoßes, um sie mit anderen, z. B. äußeren Kräften, die auch noch auf das System wirken, vergleichen zu können.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

109

Bei der Betrachtung der Raketenbewegung haben wir gesehen, dass durch eine Folge von zeitumgekehrten unelastischen Stößen die Rakete eine (mittlere) Schubkraft (2.203) erfährt. In ähnlicher Weise kann durch eine Folge von Kraftstößen, die durch elastische Stöße bewirkt werden, auf ein Objekt eine Kraft ausgeübt werden. Erfolgen z. B. N Kraftstöße mit je einem Impulsübertrag von Δp während einer Zeitdauer Δt, so erfährt das Objekt eine mittlere Kraft F=

NΔp . Δt

(2.220)

So entsteht z. B. die Kraft auf ein evakuiertes Gefäß, wie sie schon Otto Guerike mit den „Magdeburger Kugeln“ demonstrierte. Um eine Kraft von 10 N auf die Fläche von 1 cm² wirken zu lassen1, müssen etwa 2·1023 Moleküle pro Sekunde auf diese Fläche prallen.

2.6

Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

Im Kapitel 2.1 wurde zwischen zwei Grundtypen von Bewegungen unterschieden: der Translations- oder fortschreitenden Bewegung und der Rotations- oder Drehbewegung. Bislang haben wir die Bewegung von Objekten kennen gelernt, deren konkrete Gestalt ohne Bedeutung ist, daher konnten wir sie als Massenpunkte beschreiben und uns ihre Masse im Schwerpunkt vereinigt denken. Diese Vorgehensweise ist dann angemessen, wenn alle Teile des betrachteten Objektes die gleiche Bewegung machen, d. h. ihre kinematischen Größen wie Bahnkurven, Geschwindigkeiten und Beschleunigungen sind gleich. In diesem Fall liegt eine Translationsbewegung vor, auch wenn wir uns in den Kapiteln 2.2.5 und 2.3.6 mit Bewegungen auf Kreisbahnen auseinandergesetzt haben. Bei der Betrachtung von Systemen von Massenpunkten haben wir erkannt, dass man die Bewegung des Schwerpunktes von der Relativbewegung der Massenpunkte trennen kann. Diesen Gedanken wollen wir bei den Bewegungen von ausgedehnten Objekten weiter verfolgen. In diesem Kapitel wollen wir uns auf Objekte beschränken, bei denen sich die Gestalt bei Bewegungen nicht ändert, alle Teile sollen definierte feste Positionen zueinander haben. Solche Objekte bezeichnet man als starre Körper. Selbstverständlich stellen auch sie eine Idealisierung dar, in der Praxis ist kein Körper vollständig starr, sondern ändert unter der Wirkung von Kräften seine Gestalt. Ist diese Verformung reversibel, d. h. wird die Verformung rückgängig gemacht, wenn die Kräfte wegfallen, so spricht man von elastischer Deformation, andernfalls von plastischer. Führt ein starrer Körper eine Rotationsbewegung aus, so bewegen sich die einzelnen Teile des Körpers auf Kreisbahnen. Wir können den starren Körper ebenfalls als ein System von Massenpunkten auffassen, auch wenn er eine quasikontinuierliche Massenverteilung aufweist. Diese Massenverteilung beschreiben wir durch die Dichte, wie wir es schon bei der Berechnung von Schwerpunkten kennen gelernt haben. 1

Dies entspricht dem normalen Luftdruck von 105 N/m².

110

2 Mechanik

2.6.1

Freiheitsgrade bei der Rotation

Als Freiheitsgrad bezeichnet man die Bewegungsmöglichkeiten, die ein Körper unter Einhaltung gewisser Randbedingungen hat. Die Bewegungsmöglichkeiten müssen voneinander unabhängig sein, d. h. sie dürfen nicht durch andere dargestellt werden können und sie müssen die Lage des Körpers eindeutig beschreiben. Translationsbewegungen können in drei zueinander senkrechte Raumrichtungen erfolgen, durch die Angabe von drei Ortskoordinaten ist die Lage eines Massenpunktes eindeutig festgelegt, er hat somit drei Freiheitsgrade. Erfolgt dagegen die Bewegung auf einer vorgegebenen Bahn, so hat der Massenpunkt nur noch einen Freiheitsgrad, bei einer Bewegung auf einer vorgegebenen Fläche, z. B. der Erdoberfläche, bleiben ihm zwei Freiheitsgrade. Fixieren wir einen starren Körper an drei Punkten, so kann er überhaupt keine Drehbewegung ausführen, legen wir zwei Punkte fest, so kann er um die Achse, die durch die beiden Punkte festgelegt wird, rotieren, und hat somit einen Freiheitsgrad der Rotation. Wird nur noch ein Punkt fixiert, so kann sich die Drehachse selbst noch um den Fixpunkt bewegen wie z. B. bei einem Kreisel, es liegen zwei Freiheitsgrade vor. Wird gar kein Punkt festgehalten, so kann sich der Körper um drei mögliche, zueinander senkrecht stehende Achsen drehen und hat daher drei Freiheitsgrade der Rotation. Prinzipiell können die Rotationsachsen auch außerhalb des starren Körpers liegen, wenn entsprechende Kräfte für die erforderliche Zentripetalbeschleunigung vorliegen.

2.6.2

Rotationsenergie und Trägheitsmoment

Wir wollen nun die kinetische Energie eines starren Körpers, der um eine feste Achse (ein Freiheitsgrad) mit konstanter Winkelgeschwindigkeit rotiert, bestimmen. Diese Energie bezeichnen wir als Rotationsenergie. Mit (2.43) weist ein Massenpunkt des Körpers die kinetische Energie von E kin, MP =

m MP 2 m v Bahn, MP = MP (rBahn, MP ω)² 2 2

(2.221)

auf, dabei sind rBahn,MP der Abstand des Massenpunktes von der Drehachse und ω die Winkelgeschwindigkeit. Die Rotationsenergie des starren Körpers ist die Summe der kinetischen Energien aller seiner (zunächst als diskret angenommenen) Massenpunkte. E rot = ∑ E kin,i = ∑ i

i

mi ω² (ri ω)² = ∑ mi ri2 2 2 i

(2.222)

Da die Winkelgeschwindigkeit für alle Massenpunkte gleich ist, können wir sie ausklammern. In der Summe stehen nur noch Größen, die die Eigenschaften des starren Körpers repräsentieren, die Massenpunkte und ihre Abstände von der Drehachse, also die Massenverteilung und die Information über die Drehachse.

∑ mi ri2 := J i

mit [J] = kgm²

(2.223)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

Abb. 2.66

111

Ein starrer Körper rotiert um eine Achse. Hervorgehoben sind die Bahnen einiger Massenpunkte.

definiert das Trägheitsmoment des starren Körpers. In Analogie zur Masse bei Translationsbewegungen nennt man es auch manchmal „Drehmasse“ des starren Körpers. Zur Berechnung der Rotationsenergie müssen wir nur die (translatorische) Geschwindigkeit durch die Winkelgeschwindigkeit und die Masse durch das Trägheitsmoment ersetzen. Das Trägheitsmoment (2.223) eines starren Körpers kann man auch als Summe der Trägheitsmomente der einzelnen Massenpunkte miri interpretieren. Durch die Abhängigkeit von der speziellen Wahl der Drehachse hat ein starrer Körper grundsätzlich beliebig viele Trägheitsmomente. Eine besondere Untermenge aller Trägheitsmomente stellen diejenigen dar, deren Drehachsen durch den Schwerpunkt des Objektes gehen. Von diesen Trägheitsmomenten sind wiederum drei ausgezeichnet: 1. das maximale Trägheitsmoment einer Achse durch den Schwerpunkt 2. das minimale Trägheitsmoment einer Achse durch den Schwerpunkt Die Drehachsen für diese Trägheitsmomente stehen senkrecht aufeinander. Damit ist ein weiteres Trägheitsmoment ausgezeichnet: 3. das Trägheitsmoment der Achse, die senkecht auf den Achsen der beiden obigen Trägheitsmomente steht Diese drei Trägheitsmomente nennt man die Hauptträgheitsmomente des starren Körpers und die dazugehörigen Drehachsen die Hauptträgheitsachsen. Bei Körpern mit homogener Dichte sind die Hauptträgheitsachsen in der Regel auch die Symmetrieachsen. Berechnung von Trägheitsmomenten bei kontinuierlicher Massenverteilung, kartesische Koordinaten Wie schon in Kapitel 2.4.2 bei der Berechnung des Schwerpunktes beschreiben wir die Massenverteilung im starren Körper durch die lokale Dichte ρ(s ) . Da beim Trägheitsmoment nur der Abstand der Massenpunkte von der Drehachse eine Rolle spielt, muss man nur die lokale Dichte ρ(r) in Abhängigkeit vom Abstand r zur Drehachse angeben. Wie schon bei der Berechnung des Schwerpunktes ersetzen wir die Massen mi der diskreten Massenpunkte durch dm = ρ(r )dV .

(2.224)

112

2 Mechanik

Das Trägheitsmoment berechnen wir dann aus N

∑ ρ(ri )ri2 dV = ∫ r ²dm = ∫ ρ(r )r ²dV . ΔV →0 i =1

J = lim

(2.225)

Volumen starrer K.

N →∞

Bei der Berechnung des Volumenintegrals in (2.225) gehen wir wie im Kapitel 2.4.2 bei der Berechnung des Schwerpunktes eines Körpers mit kontinuierlicher Massenverteilung vor. In kartesischen Koordinaten ist dV = dxdydz ein Würfel mit den Kantenlängen dx, dy und dz. Somit können wir das Trägheitsmoment J berechnen durch sukzessives Integrieren über x, y und z, wobei die Variablen, über die nicht integriert wird, als Konstanten behandelt werden. J=

∫

∫

∫ ρ( x, y, z )r ²dxdydz

(2.226)

Grenzen Grenzen Grenzen des Körpers des Körpers des Körpers in z − Richtg . in y − Richtg . in x − Richtg .

Wie schon bei der Schwerpunktberechnung ist bei der Reihenfolge der Integration darauf zu achten, dass zunächst über die Variablen integriert wird, bei denen die Begrenzung des Körpers von den aktuellen Werten der anderen Variablen abhängt. Weiterhin muss der Abstand r² des Volumenelementes dV von der Drehachse in kartesischen Koordinaten ausgedrückt werden. Als Beispiel wollen wir nun ein Trägheitsmoment von einem Quader mit homogener Dichte berechnen. Wir legen den Koordinatenursprung in den geometrischen Mittelpunkt1 des Quaders, d. h. in den Schnittpunkt seiner Raumdiagonalen. Die Koordinatenachsen sollen in Richtung der Kanten verlaufen. Als Rotationsachse wählen wir die x-Achse.

Abb. 2.67

Berechnung des Trägheitsmomentes eines Quaders.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

113

Für diesen Fall lautet (2.225)

∫ rx dV .

Jx = ρ

2

(2.227)

Quader

Die Kantenlängen des Quaders seinen a in der x-Richtung, b in der y-Richtung und c in der z-Richtung. Der Abstand r des Volumenelementes dV von der Rotationsachse (x-Achse) beträgt rx² = y² + z², wenn sich dV an der Position (x, y, z) befindet. Damit ergibt sich Jx zu c 2

b 2

a 2

J x = ρ ∫ ( ∫ ( ∫ ( y ² + z ²)dx)dy )dz .

(2.228)

c b a − − − 2 2 2

Wir integrieren zunächst über x, dann über y und schließlich über z. c 2

b 2

c 2

a 2

b 2

J x = ρ ∫ ( ∫ ( y ² + z ²)[ x] a dy )dz = ρa ∫ ( ∫ ( y ² + z ²)dy )dz c b − 2 2 c 2

−

−

2

−

c b − 2 2

c

b

c

2 2 y b³ b² J x = ρ ∫ [ + z ² y ] 2 b dz = ρa ∫ ( + bz²)dz = ρab ∫ ( + z²)dz − 3 12 12 c c c 2 −

−

2

−

2

2

c 2

z ³ b² c³ b² ρabc J x = ρab[ + z ] c = ρab( + c ) = (b ² + c ²) 3 12 − 2 12 12 12

(2.229)

Ausgedrückt durch die Masse mQ = ρ abc des Quaders lautet Jx =

mQ 12

(b² + c ²) .

(2.230)

Entsprechend lauten die Trägheitsmomente Jy und Jz für Rotationen um die y- bzw. die z-Achse Jy =

mQ 12

(a ² + c ²) und J z =

mQ 12

(a ² + b²) .

(2.231)

Man sieht, dass die Trägheitsmomente nicht von den Abmessungen des Körpers in Richtung der Drehachse abhängen, es also unerheblich ist, ob der Quader eine flache Platte oder ein lang gezogener Stab ist (nur die Masse muss immer die gleiche sein). Kann man bei Letzterem die übrigen Abmessungen gegen seine Länge l senkrecht zur Rotationsachse durch den Mittelpunkt vernachlässigen, so vereinfacht sich (2.230) zu J Stab =

1

m Stab l² . 12

Der Mittelpunkt ist gleichzeitig auch der Schwerpunkt des Quaders.

(2.232)

114

2 Mechanik

Das „Profil“ des Stabes, also die Form seiner Querschnittsfläche senkrecht zur Längsachse, spielt keine Rolle. Rotationssymmetrische Körper, Zylinderkoordinaten Bei rotationssymmetrischen Körpern führt die Verwendung von kartesischen Koordinaten bei der Berechnung von Trägheitsmomenten gemäß (2.226) vielfach zu schwer lösbaren Integralen. Günstiger ist es, in derartigen Fällen die Massen dm aus (2.225) durch anders gestaltete Volumenelemente zu begrenzen als durch kleine Würfel. Ist die Symmetrieachse auch die Drehachse des Körpers, so kann man dm durch ein ringförmiges Volumenelement begrenzen. Das Trägheitsmoment eines Ringes mit dem Radius rRing und der Masse mRing für eine Drehachse durch den Kreismittelpunkt und senkrecht zur Kreisebene beträgt 2 2 2 J Ring = ∫ rRing dm = rRing ∫ dm =rRing m Ring .

(2.233)

Besteht der Ring aus einem Werkstoff der konstanten Dichte ρ und weist er einen rechteckigen Querschnitt von dr in radialer und dz in dazu senkrechter Richtung auf, so beträgt m Ring = ρ2πrRing drdz . Das Trägheitsmoment einer Scheibe mit dem Radius rScheibe setzt sich aus vielen Trägheitsmomenten dJRing zusammen, dabei variieren die Radien der Ringe von 0 bis rScheibe. J Scheibe = ∫ dJ Ring = ρ(

rScheibe

∫ rRing 2πdrRing )dz = ρdz 2π 0

2

4 rScheibe 1 2 = m Scheibe rScheibe , 4 2

(2.234)

2 dz ist. Das Trägheitsmoment eines wobei wir berücksichtigt haben, dass m Scheibe = πrScheibe Zylinders, der um seine Symmetrieachse rotiert, beträgt mit (2.234)

JZ =

1 m Z rZ2 , 2

(2.235)

da die Ausdehnung der Scheibe in Richtung der Drehachse keine Rolle spielt, ihre Dicke also so groß werden kann, dass aus einer dünnen Scheibe ein Zylinder mit endlicher Höhe wird. Bei der Berechnung des Trägheitsmomentes eines Kegels bezüglich der Symmetrieachse ist zu beachten, dass der Radius der Scheiben, aus denen wir uns den Kegel aufgebaut denken können, mit der Höhe abnimmt.

Abb. 2.68

Zur Berechnung von Trägheitsmomenten rotationssymmetrischer Körper.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

Abb. 2.69

115

Zur Berechnung des Trägheitsmomentes eines Kegels.

Der Radius der Scheiben variiert wie folgt mit der aktuellen Höhe z: rScheibe = (h − z) tan γ = (h − z)

rK h

(2.236)

Damit können wir das Trägheitsmoment des Kegels berechnen. 1

h

1

JK =

∫ 2 rScheibe dm Scheibe = ∫ 2 rScheibe ρπrScheibe dz =

JK =

ρπ rK 4 (h − z ) h ρπ 4 ( ) [− rK h ]0 = 2 h 5 10

2

2

0

r ρπ h ( ( h − z ) K ) 4 dz ∫ 2 0 h

5

Mit der Masse des Kegels m K = JK =

2

(2.237)

π 2 ρrK h beträgt das Trägheitsmoment schließlich 3

3 m K rK2 . 10

(2.238)

Bei der Berechnung der Trägheitsmomente rotationssymmetrischer Körper haben wir so genannte Zylinderkoordinaten verwendet. Diese sind mit den Polarkoordinaten1 in der Ebene, die wir bei der Betrachtung der Kreisbewegung kennen gelernt haben, verwandt. Die Position wird durch den Abstand r von einer Referenzachse, einer Höhe z vom Referenzpunkt auf der Achse und einen Winkel ϕ zu einer Referenzrichtung beschrieben. Das Volumenelement dV stellen wir im allgemeinen Fall in der Breite durch ein Bogenstück rdϕ, in der Tiefe durch dr und in der Höhe durch dz dar. Wollen wir z. B. das Trägheitsmoment eines Sektors aus einem Ring berechnen, so muss in (2.233) die Masse dm des Rings nicht aus dem Winkel 2π, sondern aus dem Sektorwinkel bestimmt werden. J Sektor = ∫ r ²dm = ρ 1

Siehe Seite 31.

ϕ Sektor

∫ r ² rdϕdrdz = ρr ³ϕ Sektor drdz . 0

(2.239)

116

2 Mechanik

Mit (2.239) können wir in ähnlicher Weise, wie schon für die rotationssymmetrischen Körper gezeigt, auch die Trägheitsmomente von Sektoren dieser Körper berechnen. Steinerscher Satz Die kinetische Energie eines Systems von Massenpunkten können wir nach (2.191) aufspalten in die kinetische Energie der Schwerpunktbewegung und der kinetischen Energie der Bewegung im Schwerpunktsystem. Rotiert ein starrer Körper um eine Achse, die nicht durch den Schwerpunkt verläuft, so kann man die Rotationsenergie in gleicher Weise aufteilen. Dabei ist zu beachten, dass sowohl der Schwerpunkt mit der Winkelgeschwindigkeit ω um die Drehachse rotiert, als auch der starre Körper um die zur ihr parallele Achse durch seinen Schwerpunkt. Der Schwerpunkt vollzieht eine translatorische Kreisbewegung um die Drehachse, während der starre Körper um die zu ihr parallele Schwerpunktachse rotiert.

Abb. 2.70

Rotation um eine Achse, die nicht durch den Schwerpunkt verläuft.

Wenn d der Abstand des Schwerpunktes von der Drehachse ist, so beträgt mit (2.191) die Rotationsenergie des Körpers E rot =

M Körper 2

2 v Bahn +∑ i

m i *2 1 1 vi = M Körper (ωd )² + ω² ∑ mi ri*2 , 2 2 2 i

(2.240)

dabei haben wir angenommen, dass der starre Körper aus diskreten Massenpunkten besteht. Die *-Größen beziehen sich auf das Schwerpunktsystem. Da ω für die Rotation des Schwerpunktes um die Achse und die Drehung im Schwerpunktsystem gleich ist, lautet schließlich mit ∑ mi ri*2 = J S i

E rot =

ω² ω² ω² ( M Körper d ² + ∑ mi ri*2 ) = ( M Körper d ² + J S ) = JA . 2 2 2 i

(2.241)

Dies ist die Aussage des Steinerschen Satzes: Das Trägheitsmoment JA eines Körpers bezüglich einer beliebigen Drehachse setzt sich zusammen aus dem Trägheitsmoment JS bezüglich einer zu ihr parallelen Achse durch den Schwerpunkt des Körpers und einem „Versatzträgheitsmoment“, dem Trägheitsmoment des Schwerpunktes bezüglich der Drehachse. J A = M Körper d ² + J S

(2.242)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

117

Das Trägheitsmoment eines Stabes, der im Gegensatz zu (2.232) um eine Achse durch sein Ende rotiert, beträgt unter Berücksichtigung des Steinerschen Satzes J Stab , E =

m Stab l 1 l ² + m Stab ( )² = m Stab l ² . 12 2 3

(2.243)

Trägheitsmomente von Scheiben Bei flachen ebenen Körpern, z. B. Scheiben, gibt es neben Drehachsen, die durch den Schwerpunkt verlaufen, zwei weitere Gruppen besonderer Drehachsen: Achsen, die in der Scheibenebene verlaufen, und Achsen senkrecht zur Scheibenebene. Das Trägheitsmoment einer Scheibe bezüglich einer zur Scheibenebene senkrechten Achse, der z-Achse lautet nach (2.225) J z = ∫ r ²dm = ∫ (rx2 + ry2 )dm = ∫ rx2dm + ∫ ry2dm = J x + J y ,

(2.244)

wobei wir den Abstand r der Massenpunkte dm von der z-Achse in kartesischen Koordinaten ausgedrückt haben. rx und ry sind jedoch die Abstände von dm von der x- bzw. von der yAchse. Bei scheibenförmigen Körpern kann somit das Trägheitsmoment bezüglich einer zur Scheibenebene senkrechten Achse aus der Summe der Trägheitsmomente bezüglich zweier Achsen in der Scheibenebene berechnet werden, wobei diese Achsen senkrecht aufeinander stehen und die z-Achse schneiden.

Abb. 2.71

Trägheitsmoment eines scheibenförmigen Körpers.

Das Trägheitsmoment einer Kreisscheibe bezüglich der z-Achse durch den Mittelpunkt senk1 recht zur Kreisebene beträgt nach (2.234) m Scheibe r ² . Aus Symmetriegründen sind die 2 Trägheitsmomente Jx und Jy der Scheibe bezüglich der x- und der y-Achse (in der Kreisebene) gleich und betragen Jz =

1 1 m Scheibe r ² = J x + J y ⇒ J x = J y = m Scheibe r ² . 2 4

(2.245)

118

2 Mechanik

Dies können wir zur Berechnung des Trägheitsmoments eines Zylinders bezüglich einer Achse durch den Schwerpunkt, die senkrecht zur Zylinderachse verläuft, ausnutzen. Den Zylinder (homogene Dichte ρ, Radius r und Länge l) können wir in einzelne aufeinander gestapelte Scheiben zerlegt denken.

Abb. 2.72

Trägheitsmoment eines Zylinders bezüglich einer Schwerpunktachse senkrecht zum Mantel.

Das Trägheitsmoment einer solchen Scheibe beträgt unter Beachtung des Steinerschen Satzes (2.242) J Scheibe ( z ) = J Scheibe ( z = 0) + m Scheibe z ² =

1 m Scheibe r ² + m Scheibe z ² . 4

(2.246)

Mit der Scheibenmasse mScheibe = ρπr²dz können wir das Trägheitsmoment des Zylinders durch die Trägheitsmomente der Scheiben ausdrücken. 1 dJ Zyl = J Scheibe = ( r ² + z ²)ρπr ² dz ⇒ 4 l 2

1 1 l 1 l J Zyl = ∫ dJ Zyl = 2 ∫ ( r ² + z ²)ρπr ²dz = 2ρπr ²( r ² + ( )³) . 4 2 3 2 0 4

(2.247)

Mit der Masse mZyl = ρπr²l des Zylinders lautet das Trägheitsmoment schließlich J Zyl =

1 1 m Zyl r ² + m Zyl l ² . 4 12

(2.248)

Trägheitsmomente komplexer Körper Das Trägheitsmoment eines starren Körpers (2.223) stellt, wie schon gesagt, die Summe der Trägheitsmomente aller Massenpunkte, aus denen der starre Körper zusammengesetzt ist, dar. Anderseits können diese Massenpunkte ihrerseits wieder Schwerpunkte von Teilkörpern sein, die insgesamt den betrachteten starren Körper bilden. Will man also das Trägheitsmo-

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

119

ment eines komplexen starren Körpers berechnen, so kann man ihn in Teile zergliedern, deren Trägheitsmomente einfach zu bestimmen sind. Unter Beachtung des Steinerschen Satzes (2.242) kann dann das Trägheitsmoment des komplexen Körpers aus der Summe der Trägheitsmomente der Teilkörper ermittelt werden. J K = J K ,1 + J K , 2 + J K ,3 + ... = J K( S,1) + m K ,1 d K2 ,1 + J K( S, 2) + m K ,1 d K2 , 2 + ...

(2.249)

Dabei ist J K( S,i) das Trägheitsmoment des i-ten Teilkörpers bezüglich der Schwerpunktachse, die parallel zur Drehachse verläuft, und dK, i der Abstand seines Schwerpunktes von der Drehachse. Insbesondere kann man so Aussparungen, wie Bohrungen usw., im starren Körper berücksichtigen. Eine Aussparung bedeutet in (2.223), dass die Massenpunkte eines starren Körpers, die zu der Aussparung gehören, nicht zum Trägheitsmoment beitragen, d. h. ihre Trägheitsmomente vom Trägheitsmoment ohne Aussparung abzuziehen sind. J Körper mit Aussparung = J Körper ohne Aussparung − J Aussparung ,

(2.250)

wobei angenommen wird, dass die Aussparung aus dem gleichen Material wie der restliche Körper besteht. Das Trägheitsmoment eines Hohlzylinders (Länge l, Außenradius ra und Innenradius ri) ergibt sich somit aus der Differenz der Trägheitsmomente zweier Vollzylinder gemäß (2.235), J HZ = J Z (ra ) − J Z (ri ) =

1 1 1 ρπra2 lra2 − ρπri 2 lri 2 = ρπl (ra4 − ri 4 ) , 2 2 2

(2.251)

wenn die Rotationsachse die Zylinderachse ist. Mit m HZ = ρπl (ra2 − ri 2 ) beträgt es J HZ =

1 m HZ (ra2 + ri 2 ) . 2

(2.252)

Für eine Drehachse durch den Schwerpunkt senkrecht zur Zylinderachse lautet das Trägheitsmoment mit (2.248) J HZ ,⊥ =

2.6.3

l² l² 1 1 1 1 ρπra2 l (ra2 − l ²) − ρπri 2 l (ri 2 − ) = m HZ (ra2 + ri 2 − ) . 4 3 4 3 4 3

(2.253)

Vektorielle Beschreibung der Drehbewegung

Für die weitere Betrachtung von Drehbewegungen hat es sich eingebürgert, Drehachse, Drehrichtung und Winkelgeschwindigkeit, d. h. die Größen einer Drehbewegung, die nicht von den Eigenschaften des rotierenden Objektes abhängen, zu einem Vektor zusammenzufassen, zum Vektor der Winkelgeschwindigkeit.

120

2 Mechanik

Abb. 2.73

Zur Definition des Vektors der Winkelgeschwindigkeit.

Die Richtung von ω können wir mit Hilfe unserer rechten Hand bestimmen: Der parallel zur Drehachse orientierte Daumen der rechten Hand weist in Richtung von ω , wenn die gekrümmten Finger der Drehbewegung des starren Körpers folgen. Zu bemerken ist, dass ω nicht die absolute Position der Drehachse im starren Körper festlegt, die Rotation kann mit gleichem ω um parallele Achsen erfolgen. Die einzelnen Massenpunkte des starren Körpers bewegen sich auf Kreisbahnen um die Drehachse, die senkrecht auf der Kreisebene steht und durch den Mittelpunkt verläuft. In (2.43) haben wir den Zusammenhang zwischen Momentangeschwindigkeit v , Winkelgeschwindigkeit ω und dem Ortsvektor s des Massenpunktes bezüglich des Kreismittelpunktes, der in diesem Fall gleich dem Abstandsvektor r von der Drehachse ist, kennen gelernt. v (t ) =| v | ev =| r || ω | ev

(2.254)

Aus Abb. 2.73 können wir sehen, dass v ⊥ r und v ⊥ ω gerichtet sind. Offenbar wird v durch eine neue Verknüpfung der Vektoren ω und r bestimmt. v = ω× r

(2.255)

Diese Verknüpfung nennt man das Vektorprodukt oder auch Kreuzprodukt zweier Vektoren. Eigenschaften des Vektorproduktes Das Vektorprodukt a × b verknüpft zwei Vektoren a und b zu einem dritten Vektor c .

• Dieser Vektor verläuft senkrecht zur Ebene, die von den Vektoren a und b aufgespannt wird. • Sein Betrag entspricht der Fläche des Parallelogramms, das von a und b begrenzt wird. | a × b |=| a || b | sin(∠(a , b ))

(2.256)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

121

Dabei wird der Winkel zugrunde gelegt, der überstrichen wird, wenn a gegen den Uhrzeigersinn auf b gedreht wird. Das Vektorprodukt wird null, wenn a kollinear zu b ist, a also parallel oder antiparallel zu b verläuft. • Seine Richtung wird bestimmt durch die „rechte Hand Regel“: Daumen in Richtung von a , Zeigefinger in Richtung von b , dann zeigt der senkrecht zu beiden abgespreizte Mittelfinger in Richtung von a × b . Vertauschen wir a und b , so zeigt b × a in die entgegen gesetzte Richtung. b × a = −a × b

Abb. 2.74

(2.257)

Zur Definition des Vektorproduktes.

Insbesondere gilt für die Einheitsvektoren, die senkrecht aufeinander stehen e x × e y = e z , e y × e z = e x und e z × e x = e y .1

(2.258)

Weiterhin gilt das Distributivgesetz a × (b + c ) = a × b + a × c .

(2.259)

Zu beachten ist, dass die Reihenfolge der Vektoren im Vektorprodukt nicht vertauscht wird. Aus den Komponenten von a und b kann man mit (2.258) und (2.259) die Komponenten von a × b berechnen: a × b = (a x e x + a y e y + a z e z ) × (bx e x + b y e y + bz e z )

(2.260)

Mit (2.258) lautet dann ⎛ a x ⎞ ⎛ bx ⎞ ⎛ a y bz − a z b y ⎞ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ a × b = ⎜ a y ⎟ × ⎜ b y ⎟ = ⎜ a z bx − a x bz ⎟ . ⎟⎟ ⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ ⎝ a z ⎠ ⎝ bz ⎠ ⎝ a x b y − a y bx ⎠

1

(2.261)

Häufig wird auch umgekehrt argumentiert: Wenn die Einheitsvektoren eines kartesischen Koordinatensystems sich wie in (2.258) verhalten, so spricht man von einem „Rechtssystem“. Man gewinnt die Zusammenhänge aus (2.258), wenn man aus der ersten Gleichung die Indizes zyklisch vertauscht, d. h. der erste Index rückt nach der Vertauschung an die letzte Stelle, die anderen „rücken“ eine Stelle weiter nach vorn.

122

2 Mechanik

Hängen die Vektoren a und b von der Zeit ab, so berechnen wir die zeitliche Ableitung von a × b mit Hilfe der Produktregel unter Einhaltung der Reihenfolge der Vektoren im Kreuzprodukt. d da (t ) db (t ) (a (t ) × b (t )) = × b (t ) + a (t ) × dt dt dt

(2.262)

Nützlich ist eine Beziehung zur Berechnung des doppelten Vektorproduktes: a × (b × c ) = b (a • b ) − c (a • b ) 1

(2.263)

Beschleunigungen bei Drehbewegungen Bei der Behandlung von Kreisbewegungen im Kapitel 2.2.5 (Kreisbewegungen) haben wir gesehen, dass zu jeder Zeit der Bewegung das Objekt beschleunigt wird, der Bewegungszustand sich daher mit der Zeit ändert. Die Beschleunigung eines beliebigen Massenpunktes in einem starren Körper, der wie in Abb. 2.73 auf einer Kreisbahn um eine Achse rotiert, beträgt mit (2.255) a=

dv d dω dr . = (ω × r ) = × r + ω× dt dt dt dt

(2.264)

Um einen Überblick hinsichtlich der Richtungen zu erhalten, spalten wir ω und r in Beträge und Einheitsvektoren auf. d (eω × e r ) d d d(ωr ) ( ω e ω × re r ) = ( ω re ω × e r ) = ( e ω × e r ) + ωr ⇒ dt dt dt dt a = (ωr + ωr )(eω × er ) + ωr (eω × er + eω × er ) a=

(2.265)

Die Beschleunigung aufgrund des ersten Terms von (2.265) ist senkrecht zu ω und r , also tangential in Richtung der Momentangeschwindigkeit gerichtet. Es ändern sich hier nur zum einen der Betrag der Winkelgeschwindigkeit aufgrund einer Winkelbeschleunigung α, und zum anderen der Abstand von der Drehachse, dies entspricht einer Coriolisbeschleunigung. Beim zweiten Term bleiben die Beträge von ω und r konstant und es ändern sich ihre Richtungsvektoren. eω beschreibt die Richtungsänderung der Drehachse, diesen Fall werden wir bei den Kreiselbewegungen behandeln, bei einer festen Achse können wir sowohl r als auch eω unberücksichtigt lassen. er ist die Momentangeschwindigkeit eines Massenpunktes, der sich auf einer Kreisbahn mit r = 1 und der Winkelgeschwindigkeit ω bewegt. Damit beträgt mit (2.255) er = ω × er

1

(2.266)

Zur Herleitung berechne man die Kreuzprodukte nach (2.261) und ergänze die fehlenden Terme durch Addition und gleichzeitige Subtraktion: x-Komponente: bx(aycy+ azcz) – cx(ayby+ azbz) + bxaxcx – cxaxbx.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

123

und verläuft in Richtung der Momentangeschwindigkeit. Mit (2.263) ist eω × er = eω × (ω × e r ) = ωeω × (eω × er ) = ω(eω (eω • e r ) − er (eω • eω )) ⇒ e ω × e r = − ωe r ,

(2.267)

da das Skalarprodukt von zueinander senkrechten Vektoren null ist. Beschränken wir uns auf eine Rotation um eine feste Achse, so erfährt der Massenpunkt die Beschleunigung a = ωret − ω² rer ,

(2.268)

die sich in eine tangentiale und eine radiale Beschleunigung aufteilt. Zusammenhang zwischen kinematischen Bahn- und Winkelgrößen Schon vorher haben wir bei der Betrachtung von Kreisbewegungen gesehen, dass die Umrechnung von kinematischen Größen dem in Tab. 2.1 angegebenen Schema folgt. Dieses Schema können wir analog zu dem in (2.255) gefundenen Zusammenhang auf die übrigen kinematischen Größen übertragen: Tab. 2.2

Bahn- und Winkelgrößen bei Drehbewegungen

Winkel-Größe

Bahn-Größe

Winkelgeschwindigkeit

ω

Bahngeschwindigkeit

Winkelbeschleunigung

α = ω eω

Tangentialbeschleunigung α × r

differentielles Winkelstück dϕ

ω×r

differentielles Bogenstück dϕ × r

Zu beachten ist, dass der Schritt vom Winkelstück zum dazugehörigen Bogen nur für differentiell große Stücke möglich ist, da die tangentiale Richtung des Bogens (d. h. des Kreises) über einen größeren Bereich nicht konstant ist.

2.6.4

Drehmoment

Die Beschleunigung eines Massenpunktes im starren Körper weist im Allgemeinen sowohl tangentiale aus auch radiale Komponenten auf. Letztere, die Zentripetalbeschleunigung, wird von der Drehachse durch die „inneren“ Kräfte, die von den starren Verbindungen der einzelnen Massenpunkte des Körpers herrühren, vermittelt. Die Achse wiederum erfährt dem 3. Newtonschen Axiom gemäß als Reaktionskraft die Zentrifugalkraft. Die tangentiale Beschleunigung des i-ten Massenpunktes kann durch eine äußere Kraft bewirkt werden, diese ändert den Betrag der Winkelgeschwindigkeit, der starre Körper erfährt eine Winkelbeschleunigung. mi a t ,i = Ft = mi α × ri

(2.269)

124

2 Mechanik

Wir multiplizieren (2.269) vektoriell mit ri und erhalten unter Berücksichtigung von (2.263) mi ri × (α × ri ) = ri × Ft = mi (αri 2 − ri (ri • α)) ⇒ mi ri 2α = J iα = ri × Ft := M i [M] = Nm1.

(2.270)

M bezeichnet man als Drehmoment einer Kraft F , das bei dem Massenpunkt eine Winkelbeschleunigung bewirkt. r bezeichnet man auch als „Kraftarm“. (2.270) entspricht dem 2. Newtonschen Axiom (2.55), angewandt auf Drehbewegungen: der Kraft entspricht das Drehmoment, der Masse das Trägheitsmoment, der Beschleunigung die Winkelbeschleunigung.

Greift eine äußere Kraft an einen starren Körper an, so werden alle Massenpunkte tangential beschleunigt. Sie alle erfahren Drehmomente, deren Summe das Gesamtdrehmoment ergibt, welches die äußere Kraft verursacht. Die Winkelbeschleunigung ist für alle Massenpunkte gleich und mit (2.223) erhalten wir das 2. Newtonsche Axiom für Drehbewegungen eines starren Körpers. ra × Fa = ∑ M i = ∑ mi ri 2 α = Jα = M i

(2.271)

i

Wie bei einer Translationsbewegung die Kraft den Bewegungszustand eines Objektes, der durch seinen Impuls dargestellt wird, ändert, so bewirkt das Drehmoment den Bewegungszustand einer Drehbewegung. Diese Größe, die den Bewegungszustand einer Drehbewegung repräsentiert, nennt man Drehimpuls. Auf die Eigenschaften des Drehimpulses werden wir später noch eingehen. Aus (2.271) kann man entnehmen, dass von einer Kraft nur dann ein Drehmoment bewirkt werden kann, wenn das Vektorprodukt nicht verschwindet, d. h.

Abb. 2.75 1

Ein Zylinder wird durch eine tangential angreifende Kraft in Rotation gebracht.

Die Einheit des Drehmomentes ist die gleiche wie die für Arbeit und Energie, allerdings werden völlig unterschiedliche physikalische Größen beschrieben. Das Drehmoment ist eine vektorielle Größe, Arbeit und Energie dagegen sind skalare Größen. Um unterscheiden zu können, setzt man bei Arbeit und Energie das Nm gleich J.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

125

• der Angriffspunkt der Kraft muss außerhalb der Drehachse liegen ( ra ≠ 0 ), • die Kraft darf nicht in Richtung des Abstandsvektors ra verlaufen ( sin(∠(ra , Fa )) ≠ 0 ). Die durch das Vektorprodukt in (2.271) festgelegte Richtung des Drehmomentes muss parallel zur Richtung der Drehachse sein, damit eine Änderung der Winkelgeschwindigkeit bewirkt wird. Somit muss die Kraft ihre Komponenten in einer Ebene senkrecht zur Drehachse haben, nur diese tragen zur Winkelbeschleunigung bei. Die Wirkung der Kraftkomponenten in Richtung der Drehachse werden wir später diskutieren. Wirkung von äußeren Kräften auf frei bewegliche starre Körper Im Kapitel 2.4.3 haben wir gesehen, dass eine äußere Kraft auf ein System von Massenpunkten seinen Schwerpunkt beschleunigt. Dabei ist es unerheblich, wo die Kraft den Impulsstrom in das System einspeist. Die Wirkung auf die einzelnen Teile des Systems, d. h. wie sich der Impulsstrom verteilt, hängt von den „inneren“ Kräften, den Impulsstromleitern ab, die zwischen ihnen wirken. Bei einem starren Körper sind die relativen Positionen der einzelnen Massenpunkte fest, somit führen alle die gleiche kollektive Translationsbewegung des mit aS beschleunigten Systems aus.

Um die kollektive Bewegung von der restlichen Bewegung zu trennen, transformieren wir alles ins (mit aS beschleunigte) Schwerpunktsystem. Im dort ruhenden Schwerpunkt greift nach (2.95) die Trägheitskraft FT = − M K a S = − Fext

(2.272)

an.

Abb. 2.76 Eine äußere Kraft wirkt auf einen frei beweglichen starren Körper. Im Schwerpunktsystem erfährt der Körper eine Trägheitskraft, die im Schwerpunkt angreift.

Unter dem Einfluss beider Kräfte Fext und FT rotiert der starre Körper im Schwerpunktsystem. Die dafür verantwortlichen Drehmomente werden durch die beiden Kräfte verursacht. Im Gegensatz zur Rotationsbewegung eines starren Körpers bei vorgegebener Drehachse ist zunächst die Richtung der Drehachse nicht festgelegt, allerdings verläuft sie durch den in Ruhe befindlichen Schwerpunkt. Daher ermitteln wir die Drehmomente bezüglich eines

126

2 Mechanik

beliebig gewählten Referenzpunktes, wegen der Parallelität der Kraftrichtungen sind auch die Drehmomentrichtungen parallel. Das resultierende Drehmoment beträgt M = M ext + M T = rext × Fext + rT × FT = rext × Fext − rT × Fext

M = (rext − rT ) × Fext = d SF × Fext .

(2.273)

Es hängt offensichtlich nicht von der Wahl des Referenzpunktes, sondern nur vom Abstandsvektor vom Schwerpunkt zum Angriffspunkt der äußeren Kraft ab. Die Drehachse ist durch die Normale der vom Abstandsvektor und der Kraft aufgespannten Ebene festgelegt. Eine äußere Kraft, die nicht im Schwerpunkt eines starren Körpers angreift, bewirkt eine beschleunigte Translationsbewegung des Schwerpunktes und eine beschleunigte Drehbewegung um den Schwerpunkt. Es ist wichtig, darauf hinzuweisen, dass beide Kräfte, Fext und FT , die Rotation bewirken. Man sagt auch, die Rotation wird durch das Drehmoment des Kräftepaares Fext und FT bewirkt. Allgemein wird ein Kräftepaar durch zwei entgegengesetzt gleich große Kräfte bewirkt, die in unterschiedlichen Punkten an einem starren Körper angreifen. Der Abstandsvektor d ist vom Angriffspunkt der negativ gezählten Kraft um den Angriffspunkt der positiv gezählten gerichtet. Die Lage des Angriffspunkts spielt für die kollektive Translationsbewegung keine Rolle. Das für die Drehbewegung verantwortliche Drehmoment ist immer gleich, wenn der Angriffspunkt der äußeren Kraft längs der so genannten Wirkungslinie, einer Geraden in Richtung der Kraft durch den ursprünglichen Angriffspunkt, verschoben wird. Entscheidend ist nur der Abstand der Wirkungslinie vom Schwerpunkt.

Abb. 2.77

Zur Linienflüchtigkeit äußerer Kräfte.

Spalten wir d SF in einen zur Wirkungslinie parallelen Teil und einen zu ihr senkrechten Teil auf, so sieht man, dass M = d SF × Fext = (d SF , // + d SF ,⊥ ) × Fext = d SF ,⊥ × Fext ,

(2.274)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

127

also nur von der zur Wirkungslinie senkrechten Teil abhängt. Auch wenn der Angriffspunkt einer Kraft auf der Wirkungslinie verschoben wird, so bewegt sich der starre Körper in gleicher Weise. Daher sagt man auch: Kräfte am starren Körper sind linienflüchtig. Wirken mehrere Kräfte, deren Wirkungslinien in einer Ebene verlaufen, gleichzeitig auf den starren Körper, so muss zunächst der Angriffspunkt der Resultierenden, der vektoriellen Summe der einzelnen Kräfte, bestimmt werden. Bei zwei Kräften, die nicht kollinear sind, ist das der Schnittpunkt ihrer Wirkungslinien. Damit haben wir den Fall auf den einer einzigen auf den starren Körper wirkenden Kraft zurückgeführt und es erfolgt eine beschleunigte Translations- und Rotationsbewegung.

Abb. 2.78

Resultierende Kraft auf einen starren Körper.

Verlaufen die Kraftrichtungen kollinear und sind die Beträge der Kräfte unterschiedlich, so kann man in den Angriffspunkten Hilfskräfte hinzufügen, deren Summe null ist. Die resultierenden Kräfte in den Angriffspunkten sind dann nicht mehr kollinear und man kann dann weiter wie oben angegeben verfahren. Sind die Kräfte entgegengesetzt gleich groß, so bilden sie ein oben beschriebenes Kräftepaar, dessen Resultierende null ist, somit bleibt der Schwerpunkt in Ruhe. Berechnen wir das resultierende Drehmoment aus der Summe der Drehmomente, welche die Kräfte bewirken, wobei der Referenzpunkt beliebig gewählt wird, so erhalten wir in Anlehnung an (2.273) M = r1 × F − r2 × F = (r1 − r2 ) × F = d × F ,

(2.275)

wobei d der Vektor vom Angriffspunkt der negativ gezählten Kraft des Kräftepaars zum Angriffspunkt der positiv gezählten Kraft ist. Der starre Körper vollführt eine reine Rotationsbewegung um eine Drehachse durch den Schwerpunkt, diese verläuft in Richtung des vom Kräftepaar verursachten Drehmoments M .

128

2 Mechanik

Abb. 2.79

Resultierende Kraft auf einen starren Körper bei kollinearen, dem Betrage nach ungleichen Kräften.

Wenn die Wirkungslinien der Kräfte windschief zueinander verlaufen, so kann nach den oben beschriebenen Verfahren keine Resultierende gefunden werden. Jede der Kräfte bewirkt eine Beschleunigung des Schwerpunktes und eine Rotation um den Schwerpunkt. Die gesamte Beschleunigung des Schwerpunktes wird von der Summe der Kräfte bewirkt, die Rotation dagegen von der Summe der Drehmomente. Im Gegensatz zu Kräften, deren Wirkungslinien sich schneiden, ist es hier nicht möglich, die Kraftwirkung durch eine einer Resultierenden entgegengesetzt gleich großen Kraft aufzuheben, ergänzend muss auch das resultierende Drehmoment kompensiert werden. Kraftwirkung auf einen starren Körper, der in einem Punkt fixiert ist Bei einem frei beweglichen Körper bewirkt das resultierende Kräftepaar eine Rotation um eine Drehachse durch den Schwerpunkt, deren Richtung durch die Richtung des Drehmomentes (2.273) festgelegt ist. Wird nun der Schwerpunkt des starren Körpers an seiner Bewegung gehindert, so muss dort eine zweite Kraft angreifen, so dass die resultierende Beschleunigung null ist. Zusammen ergeben die beiden Kräfte ein Kräftepaar, der starre Körper rotiert um die Schwerpunktachse in Richtung des vom Kräftepaar bewirkten Drehmomentes, das gemäß (2.271) M = J S α die entsprechende Winkelbeschleunigung erzielt, dabei ist JS das Trägheitsmoment bezüglich der Schwerpunktachse.

Greift nun ein Kräftepaar in zwei beliebigen Punkten an den starren Körper an und soll zusätzlich einer dieser Punkte fixiert werden, so muss in diesem zusätzlich noch eine Haltekraft FH, die der Kraft F des Kräftepaars im Fixpunkt entgegengerichtet ist, angreifen. Das Kräftepaar bewirkt ein Drehmoment M = d × F , dieses legt die Richtung der Drehachse, die durch den fixierten Punkt verläuft, fest. Unter Beachtung des Steinerschen Satzes ergibt sich eine Winkelbeschleunigung 2 M = ( J S + m K d HS )α ,

(2.276)

dabei ist dHS der Abstand des Schwerpunktes von der Drehachse. Der Schwerpunkt selbst wird beschleunigt und bewegt sich auf einer Kreisbahn um die Achse.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

Abb. 2.80

129

Starrer Körper unter Einfluss einer Kraft. Ein Punkt außerhalb des Schwerpunktes ist fixiert.

Da das gleiche Drehmoment von unterschiedlichen Kräftepaaren erzeugt werden kann, definiert es immer nur die Richtung der Drehachse, nicht aber ihre konkrete Position. Diese wird von anderen Randbedingungen, wie durch die Festlegung eines Punktes des starren Körpers bestimmt. Daher nennt man den Vektor des Drehmomentes auch einen freien Vektor, im Gegensatz zum linienflüchtigen Kraftvektor oder zum gebundenen Ortsvektor. Kraftwirkung auf einen starren Körper, der um eine feste Achse drehbar gelagert ist Betrachten wir nun die Drehbewegung eines starren Körpers, der sich um eine feste Achse durch seinen Schwerpunkt bewegen soll. Somit muss durch die Achse auf den Schwerpunkt eine Kraft vermittelt werden, die dessen Beschleunigung verhindert. Die Achse selber erfährt somit eine der äußeren Kraft entgegengesetzt gleich große Kraft. Diese muss von den Achslagern aufgefangen werden.

Bei der Untersuchung des Einflusses äußerer Kräfte auf einen frei beweglichen starren Körper haben wir gesehen, dass diese eine Rotation um eine Achse bewirken, die senkrecht zu Abstandsvektor Schwerpunkt-Angriffspunkt und Kraftrichtung verläuft. Im Schwerpunktsystem hat der starre Körper somit drei Freiheitsgrade der Rotation, die Achse kann, abhängig von Richtung und Angriffspunkt der Kraft beliebig im Raum orientiert sein. Ist nun die Drehachse vorgegeben, so gibt es nur noch einen Freiheitsgrad der Rotation. Das Drehmoment, das die äußere Kraft nach (2.273) bewirkt, können wir in einen Anteil parallel zur Drehachse und einen Anteil senkrecht dazu zerlegen. Der Anteil parallel zur Drehachse bewirkt eine Winkelbeschleunigung gemäß (2.271), während der senkrecht zur Drehachse gerichtete Anteil durch Drehmomente, welche durch Lagerkräfte bewirkt werden, die die Achse in ihrer Richtung fixieren, kompensiert werden muss. M = M // + M ⊥ = J S α + M ⊥

(2.277)

130

2 Mechanik

Abb. 2.81 Zerlegung der Kraft, die auf den starren Körper (feste Achse durch den Schwerpunkt) wirkt, in achsenparallele, radiale und tangentiale Komponenten. Auf dem Kreis bewegt sich der Angriffspunkt der Kraft.

Um einen Überblick zu erhalten, welche Kraftkomponenten Drehmomente in Achsrichtung bzw. senkrecht zur Achse bewirken, zerlegen wir die Kraft F , die den starren Körper beschleunigt, in eine Komponente F// parallel zur Drehachse, eine Komponente radial Fr zur Kreisbahn, die der Angriffspunkt der Kraft bei der Drehbewegung vollführt, und eine tangentiale Komponente Ft . Den Vektor r vom Schwerpunkt zum Angriffspunkt der Kraft zerlegen wir in eine Komponente r// parallel zur Drehachse und eine Komponente r⊥ senkrecht zur Drehachse. Das sich ergebende Drehmoment setzt sich aus folgenden Anteilen zusammen: M = r × F = (r// + r⊥ ) × ( F// + Fr + Ft )

M = r// × F// + r// × Fr + r// × Ft + r⊥ × F// + r⊥ × Fr + r⊥ × Ft M = 0 + M ⊥ ,1 + M ⊥ , 2 + M ⊥ ,3 + 0 + M //

(2.278)

Nur der letzte Term in (2.278) bewirkt eine Winkelbeschleunigung des starren Körpers, die anderen von null verschiedenen Terme verursachen Drehmomente senkrecht zur Drehachse und müssen von ihr aufgefangen werden. Damit müssen die Achslager zum einen Kräfte bewirken, die die Bewegung des Schwerpunktes unterbinden, und zum anderen Drehmomente auffangen, die sich aus den unter-

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

131

schiedlichen Richtungen von Drehachse und dem von der äußeren Kraft bewirkten Drehmoment ergeben. Eine beschleunigte Rotationsbewegung, welche keine Belastung der Lager bedingt, ist nur dann möglich, wenn 1. der Schwerpunkt des starren Körpers nicht beschleunigt wird. Dies ist der Fall, wenn nicht nur eine Kraft, sondern ein Kräftepaar wirksam ist, 2. das resultierende, den starren Körper beschleunigende Drehmoment in Richtung der Drehachse verläuft. Somit müssen die Kräfte des Kräftepaars der Ebene senkrecht zur Drehachse durch den Schwerpunkt verlaufen, und zwar (2.278) zufolge tangential. Verläuft die Drehachse nicht durch den Schwerpunkt, so ist in gleicher Weise wie beim starren Körper, der in einem Punkt fixiert ist, das Kräftepaar, bestehend aus der äußeren Kraft und der entgegengesetzt gleich großen Reaktionskraft auf die Achse, verantwortlich für die Rotation. Die Achse muss daher durch eine Haltekraft, welche die Reaktionskraft kompensiert, an der Bewegung gehindert werden. Diese Haltekraft muss von den Achslagern aufgebracht werden. Jede außerhalb der Achse angreifende Kraft bewirkt eine entgegengesetzt gleich große Reaktionskraft in der Achse. Wir wollen nun untersuchen, welche Wirkung die an dem starren Körper angreifende äußere Kraft auf die Drehachse hat. Da die Achse nicht beschleunigt wird, muss sie eine Kraft aufbringen, die der äußeren Kraft entgegengerichtet ist. Zur Beurteilung der Drehmomente, die die äußere Kraft auf die Achse bewirkt, wählen wir als Referenzpunkt den Mittelpunkt der Kreisbahn, auf der sich der Schwerpunkt bewegt.

Abb. 2.82

Ein starrer Körper ist durch eine Achse fixiert und bewegt sich unter dem Einfluss einer Kraft.

132

2 Mechanik

Zunächst wird der Schwerpunkt von der Kraft FS = F beschleunigt und der Körper rotiert, angetrieben durch das Drehmoment M S = d SP × F um den Schwerpunkt. Da der Punkt A an der Achse fixiert ist und somit keine Translationsbewegung machen kann, muss in ihm eine Kraft FA wirken, die der Kraft F entgegengerichtet ist. FA und F bilden ein Kräftepaar, dessen Drehmoment M A = d AS × FS den Schwerpunkt auf der Kreisbahn mit dem Radius | d AS | beschleunigt bewegt. Somit wird die Bewegung des Körpers durch beide Drehmomente beeinflusst. M = MS + MA = d

SP

× F + d AS × FS = (d SP + d AS ) × F = d AF × F

(2.279)

Verläuft M in Richtung der Drehachse, was dann der Fall ist, wenn die Achse senkrecht auf der Ebene, welche die Punkte A, S und P aufspannen, steht, so bewirkt M eine entsprechende Winkelbeschleunigung. Wie wir schon in 2.6.2 (Steinerscher Satz) gesehen haben, bewegt sich der starre Körper um die Schwerpunktachse mit der gleichen momentanen Winkelgeschwindigkeit, mit der der Schwerpunkt um die Drehachse kreist. Daher muss auch die jeweilige Winkelbeschleunigung gleich sein. M S = J S α , M A = m K | d AS | ²α ⇒ M = M S + M A = ( J S + mK | d

AS

| ²)α = J A α

(2.280)

Vergleichen wir (2.279) mit (2.280), so sehen wir, dass der Bewegungszustand des starren Körpers durch das Drehmoment M des Kräftepaares F und FA mit dem Abstandsvektor d AF geändert wird, dabei wird die Winkelbeschleunigung durch das Trägheitsmoment bezüglich der Drehachse bestimmt. Ist dagegen die Drehachse nicht senkrecht zur Ebene, definiert durch die Punkte A, S und P in Abb. 2.82, gerichtet, so bewirkt nur die Komponente von M in Richtung der Achse eine Winkelbeschleunigung. Maßgeblich dafür ist dann nicht mehr | d AS | in (2.280), sondern der Abstand des Schwerpunktes von der Drehachse. Gleichgewicht eines starren Körpers Häufig ist in der Technik von Interesse, unter welchen Bedingungen sich ein starrer Körper gar nicht bewegt. In diesem Fall sprechen wir von einem statischen Gleichgewicht. So ist es die Aufgabe statischer Berechnungen, ob z. B. ein Gebäude umfällt oder ein Schiff nicht kentert. Die Statik muss auch die Frage nach der Belastung einzelner Bauteile, d. h. welche Kräfte im Gleichgewicht auf sie wirken, beantworten. Wie wir gesehen haben, bewirken Kräfte auf ein Objekt im Allgemeinen eine Translationsbewegung seines Schwerpunktes und eine Rotationsbewegung um den Schwerpunkt.

Ein starrer Körper befindet sich im Gleichgewicht, wenn die Summe aller auf ihn wirkenden Kräfte und die Summe der von ihnen verursachten Drehmomente gleich null sind.

∑ Fi i

= 0 und

∑ M i = ∑ ri × Fi i

i

=0

(2.281)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

133

Bei der Berechnung der Drehmomente muss der Referenzpunkt beliebig gewählt werden können. Die Werte der einzelnen Drehmomente sind natürlich von seiner speziellen Wahl abhängig, jedoch muss zur Erreichung des Gleichgewichtes in jedem Fall die Summe der Drehmomente immer null sein. Einen Sonderfall der Statik wollen wir ausführlicher behandeln: alle auf einen starren Körper wirkenden Kräfte sind kollinear. Dies ist insbesondere der Fall, wenn ein starrer Körper mit der Gesamtmasse m der Schwerkraft ausgesetzt ist: auf jeden seiner Massenpunkte mi wirkt die Schwerkraft mi g .

Ein starrer Körper unter Einfluss der Schwerkraft. Wann ist er im Gleichgewicht?

Abb. 2.83

Die kollektive Translationsbewegung, der freie Fall wird verhindert, wenn neben der Schwerkraft eine weitere Kraft, die Haltekraft FH , wirkt.

∑ mi g + FH i

= 0 ⇒ FH = −(∑ mi )g = −mg

(2.282)

i

Diese muss die Gewichtskraft mg aufheben. Der Angriffspunkt der Haltekraft muss so gewählt werden, dass kein resultierendes Drehmoment entsteht.

∑ ri × mi g + rH × FH i

= ∑ ri × mi g − rH × mg = (∑ mi ri − mrH ) × g = 0 i

(2.283)

i

Das Vektorprodukt in (2.283) kann in zwei Fällen verschwinden: 1. Der Ausdruck in der Klammer wird null:

∑ mi ri − mrH = 0 ⇒ rH = i

∑ mi ri i

m

.

(2.284)

Vergleichen wir (2.284) mit (2.169), so herrscht Gleichgewicht bezüglich Rotation, wenn die Haltekraft im Schwerpunkt des starren Körpers angreift.

134

Abb. 2.84

2 Mechanik

Stabiles, labiles und indifferentes Gleichgewicht beim starren Körper unter Einfluss der Schwerkraft.

2. Der Vektor

∑ mi ri − mrH

ist kollinear zu g . Ist der Angriffspunkt der Haltekraft ober-

i

halb des Schwerpunktes, so liegt ein stabiles Gleichgewicht vor, im umgekehrten Fall ein labiles. Dreht man den Körper aus der stabilen Gleichgewichtslage, so treibt das Drehmoment, das die Schwerkraft erzeugt, ihn in die Gleichgewichtslage zurück, im anderen Fall entfernt er sich immer weiter von ihr. Greift die Haltekraft im Schwerpunkt an, so nennt man das Gleichgewicht indifferent. Wird der starre Körper um eine Schwerpunktachse gedreht, so verbleibt er im Gleichgewicht. Man

Abb. 2.85

Experimentelle Bestimmung des Schwerpunktes eines Körpers mit unbekannter Massenverteilung.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

135

kann somit bei flachen Körpern leicht den Schwerpunkt ermitteln: Man unterstützt den Körper so lange an unterschiedlichen Stellen, bis man den Punkt gefunden hat, an dem der Körper nicht mehr wegkippt. Die Tatsache, dass ein starrer Körper, der an einer Schnur befestigt ist, sich immer in die stabile Gleichgewichtslage dreht, kann zur experimentellen Bestimmung des Schwerpunktes insbesondere flacher Körper ausgenutzt werden. Man muss nur den Körper an zwei unterschiedlichen Punkten aufhängen, der Schwerpunkt befindet sich im Schnittpunkt der durch den jeweiligen Schnurverlauf bestimmten Geraden. Besonders vorteilhaft ist diese Methode bei nicht bekannter Massenverteilung im Körper. Potentielle Energie Wir haben im Kapitel 2.3.9 (Potentielle Energie und Kraft) gesehen, dass beim stabilen Gleichgewicht eines Massenpunktes seine potentielle Energie minimal und beim labilen Gleichgewicht maximal ist. Die potentielle Energie eines starren Körpers können wir allgemein aus der Summe der potentiellen Energien der Massenpunkte berechnen. Diese beträgt im Fall der Schwerkraft E pot = ∑ mi ghi = g ∑ mi hi = m Körper g i

i

∑ mi hi i

m Körper

= m Körper ghS

(2.285)

und ist mit (2.169) gleich der potentiellen Energie des Schwerpunktes. Befindet sich ein starrer Körper im stabilen Gleichgewicht, so befindet sich sein Schwerpunkt in der tiefstmöglichen Position, die er im Rahmen einer vertikalen Kreisbewegung um eine Achse durch den Angriffspunkt der Haltekraft einnehmen kann. Die potentielle Energie des Schwerpunktes ist somit minimal. Entsprechend ist sie maximal, wenn sich der Schwerpunkt auf dem höchsten Punkt der Kreisbahn befindet, in der labilen Gleichgewichtslage. Die einzelnen Massenpunkte untereinander haben keine potentielle Energie, da sie im starren Körper nicht gegen eine konservative Kraft unter Verrichtung von Arbeit bewegt werden können. Dies ist aber z. B. bei elastisch deformierbaren Körpern der Fall.

2.6.5

Drehimpuls

Die Kernaussage der Newtonschen Axiome ist, dass der Bewegungszustand eines Objektes durch seinen Impuls beschrieben wird und die Änderung des Bewegungszustandes durch Kräfte erfolgt. Der Impuls ist eine mengenartige Größe, daher können wir die Wirkung einer Kraft auch als Impulsstrom deuten, der in den meisten Fällen die intensive Größe beim Impuls, die Geschwindigkeit, ändert. Bei den Drehbewegungen sieht es ähnlich aus, das Drehmoment einer äußeren Kraft ändert die Winkelgeschwindigkeit eines rotierenden Körpers gemäß (2.271). Das Drehmoment spielt bei Drehbewegungen die gleiche Rolle, die die Kraft bei Translationsbewegungen spielt. Den Bewegungszustand einer Drehbewegung wollen wir ebenfalls mit einer mengenartigen Größe, dem Drehimpuls, der umgangssprachlich auch als „Drall“ bezeichnet wird, beschreiben.

136

2 Mechanik

Drehimpuls eines Massenpunktes In Anlehnung an das 2. Newtonsche Axiom (2.54) wird die Änderung des Drehimpulses L eines Massenpunktes durch ein Drehmoment, das einen Drehimpulsstrom darstellt, bewirkt.

M =

dL dt

(2.286)

Ursache für das Drehmoment (bezüglich eines Referenzpunktes) ist eine Kraft, die auf den Massenpunkt wirkt und seinen Impuls ändert. M=

denn

dr d dp d dL =r×F = r× = (r × p ) − × p = (r × p ) , dt dt dt dt dt

(2.287)

dr ist parallel zu p , ihr Vektorprodukt also null. Damit ist der Drehimpuls definiert. dt L := r × p [ L] = mkg

m = Nms s

(2.288)

Setzt man bei einer Kreisbewegung wie in Abb. 2.73 für r den Abstandsvektor des Massenpunkts von der Drehachse, durch die die Winkelgeschwindigkeit ω festgelegt ist, in (2.288) ein, so kann man den Drehimpuls mit (2.255) auch folgendermaßen ausdrücken: L = r × p = r × mv = mr × (ω × r ) = m(ωr ² − r (r • ω))

(2.289)

Ist ω ⊥ r , so beträgt L = mr ² ω = Jω .

a)

(2.290)

b)

Abb. 2.86 Bewegung eines Massenpunktes auf einer Kreisbahn; (a) Koordinatenursprung im Mittelpunkt des Kreises, (b) Ursprung auf der Achse verschoben.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

137

(2.290) dokumentiert die Mengeneigenschaft des Drehimpulses, das Trägheitsmoment J stellt die „Drehimpulskapazität“ dar, während die Winkelgeschwindigkeit ω die dazugehörige intensive Größe ist. Zu beachten ist, dass L von der Wahl des Referenzpunktes auf der Drehachse abhängt. (2.255) bleibt gültig, wenn wir den Abstandsvektor r in der Kreisebene, in der der Massenpunkt sich um die Drehachse bewegt, durch einen Ortsvektor r ' von einem Referenzpunkt auf der Achse, aber außerhalb der Kreisebene ersetzt. Spalten wir r ' in einen Abstandsvektor r⊥ ' zur Drehachse und einen Vektor r// ' in Richtung der Drehachse auf, so trägt zu v = ω × r ' nur der Abstandsvektor r⊥ ' bei. Der Drehimpuls steht nun senkrecht auf der von r ' und p aufgespannten Ebene und beträgt mit (2.289):

L = m ( r ' 2⊥ ω + r ' 2// ω − ( r '• ω )( r ' // + r ' ⊥ )) L = m(r ' ⊥2 ω + r ' 2// ω − r ' // ωr ' // + r ' // ωr ' ⊥ )

L = m(r ' 2⊥ ω + r ' 2// ω − r ' 2// ω + r ' // ωr ' ⊥ ) = m(r ' 2⊥ ω + r ' // ωr ' ⊥ ) L = Jω + r ' // ωr ' ⊥ = L// + L⊥

(2.291)

Bewegt sich der Massenpunkt mit konstanter Winkelgeschwindigkeit auf der Kreisbahn, so ist der Drehimpuls konstant, wenn wir den Referenzpunkt in den Kreismittelpunkt legen, im anderen Fall dreht sich L mit ω um die Drehachse. Die zeitliche Änderung von L wird nach (2.286) durch ein Drehmoment bewirkt. Ein weiteres Beispiel soll die Bedeutung des Drehimpulses zeigen. Bewegt sich ein Objekt (gradlinig) gleichförmig mit konstantem Impuls p , so ist sein Drehimpuls bezüglich eines Referenzpunktes außerhalb der Bahn konstant.

Abb. 2.87

Drehimpuls einer gradlinigen gleichförmigen Bewegung.

Teilen wir den Ortsvektor r in eine zur Bahn und damit auch zum Impuls senkrechte und eine parallele Komponente auf, so trägt wegen der Eigenschaften des Vektorproduktes (2.256) nur die senkrechte Komponente zum Drehimpuls bei. Diese ist aber unabhängig von der Position des Objektes auf der Geraden. Der Drehimpuls ist zeitlich konstant und steht senkrecht auf der von r und p aufgespannten Ebene. L = r × p = (r⊥ + r// ) × p = r⊥ × p ⇒ | L |= mr⊥ v = const

(2.292)

138

2 Mechanik

Unter Zuhilfenahme der Konstanz des Drehimpulses können wir leicht berechnen, wie schnell ein Zuschauer eines Autorennens seinen Kopf drehen muss, wenn ein Rennwagen (gradlinig) an ihm vorbeifährt. Legen wir den Referenzpunkt in seinen Kopf, so beträgt der Drehimpulsbetrag mit (2.292) | L |= mr⊥ v = mr (t )v sin(∠(r , p )) = mr (t )ω(t )r (t )

r⊥ , r (t )

(2.293)

wobei r(t) die Länge des Ortvektors zum Rennwagen, r⊥ der Abstand der Bahn und ω (t) die Winkelgeschwindigkeit ist, mit der der Kopf gedreht werden muss.

Abb. 2.88

Ein Rennwagen fährt an einem Zuschauer vorbei. Wie schnell muss er seinen Kopf drehen?

Die Winkelgeschwindigkeit ω (t) berechnet sich aus (2.293) zu ω(t ) =

v = r (t )

v r + (vt ) 2 2 ⊥

,

(2.294)

dabei haben wir berücksichtigt, dass die Komponente von r (t ) in Bewegungsrichtung vt beträgt, d. h. der Rennwagen passierte den Zuschauer „querab“ zum Zeitpunkt t = 0 ( r (t = 0) = r⊥ ). Drehimpuls eines Systems von Massenpunkten Der Drehimpuls eines beliebigen Systems von Massenpunkten, nicht nur eines starren Körpers, setzt sich als mengenartige Größe additiv aus den Einzeldrehimpulsen der Massenpunkte bezüglich eines Referenzpunktes zusammen. LSys = ∑ Li = ∑ ri × p i i

i

(2.295)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

139

Um die kollektive Bewegung des Systems von der „inneren“ Bewegung der einzelnen Massenpunkte zu trennen, spaltet man den Gesamtdrehimpuls (2.295) auf in einen Drehimpulsanteil bezüglich des Systemschwerpunktes und einen „Rest“. (*-Größen beziehen sich auf das Schwerpunktsystem) Zunächst zerlegen wir die Geschwindigkeiten der Massenpunkte in einen Anteil im Schwerpunktsystem und die Schwerpunktgeschwindigkeit. LSys = ∑ ri × p i = ∑ ri × mi (vi* + v S ) = ∑ mi ri × vi* + m Sys i

i

i

∑ mi ri i

m Sys

LSys = ∑ mi ri × vi* + m Sys rS × v S = ∑ mi ri × vi* + LSys i

∑ mi ri i

m Sys

× vS (2.296)

i

= rS ist der Ortsvektor des Schwerpunktes. Somit stellt der letzte Term in (2.296) den

Drehimpuls des Schwerpunktes bezüglich des Referenzpunktes dar. Nun zerlegen wir auch noch die Ortsvektoren ri zu den einzelnen Massenpunkten mi in den Ortsvektor des Schwerpunktes und den Ortsvektor vom Schwerpunkt. LSys = ∑ mi (ri * + rS ) × v i* + LS = ∑ mi ri * × vi* + rS × ∑ mi vi* + LS i

i

(2.297)

i

∑ mi vi* ist aber der Gesamtimpuls im Schwerpunktsystem, dieser ist jedoch auf Grund der i

Definition des Schwerpunktsystems null. Damit beträgt der Gesamtdrehimpuls des Systems LSys = ∑ mi ri * × vi* + LS = L*Sys + LS .

(2.298)

i

Er setzt sich zusammen aus dem Gesamtdrehimpuls im Schwerpunktsystem und dem Drehimpuls des Schwerpunktes bezüglich des Referenzpunktes. Spricht man vom Drehimpuls eines Systems von Massenpunkten, so meint man häufig implizit den Gesamtdrehimpuls im Schwerpunktsystem. Bezüglich eines beliebigen Referenzpunktes kann ein System durchaus Drehimpuls aufweisen, obwohl das System gar keine Rotationsbewegung macht, wie wir am Beispiel des mit konstanter Geschwindigkeit vorbeifahrenden Rennwagens gesehen haben. Werden durch Kräfte, dies können „innere“ Wechselwirkungskräfte oder auch äußere Kräfte sein, die Impulse der Massenpunkte (im Schwerpunktsystem) geändert, so ändern sich auch ihre Drehimpulse durch Drehmomente bezüglich des Systemschwerpunktes.

∑Mi = ∑ i

i

dL*i d d = ∑ L*i = L* = M dt dt dt i

(2.299)

Die Summe der von den Kräften verursachten Drehmomente ergibt das Gesamtdrehmoment des Systems, dieses ändert seinen Gesamtdrehimpuls, d. h. die Summe aller Einzeldrehimpulse im Schwerpunktsystem.

140

2 Mechanik

Drehimpuls eines abgeschlossenen Systems von Massenpunkten Wie wir im Kapitel 2.4.2 gesehen haben, ist bei einem System, auf das keine äußeren Kräfte wirken, die Summe der „inneren“ Kräfte, die Summe der Kräfte, mit denen sich die einzelnen Systemkomponenten gegenseitig beeinflussen, null. Der Gesamtimpuls bleibt konstant, der Schwerpunkt bewegt sich gleichförmig und gradlinig. Wir wollen nun prüfen, ob der Bewegungszustand hinsichtlich Rotation eines solchen Systems durch die Wirkung der inneren Kräfte geändert werden kann. Wenn das der Fall wäre, so müssten diese Kräfte den Gesamtdrehimpuls des Systems ändern können durch ein resultierendes Drehmoment M Sys =

d d d LSys = ∑ Li = ∑ Li = ∑ M i . dt dt i i dt i

(2.300)

Betrachten wir die Drehmomente bezüglich eines beliebig gewählten Referenzpunktes, die durch die Wechselwirkungskräfte eines Systems aus drei Massenpunkten bewirkt werden können: M = r1 × ( F1→2 + F1→3 ) + r2 × ( F2→1 + F2→3 ) + r3 × ( F3→1 + F3→2 )

Abb. 2.89

(2.301)

Wechselwirkungskräfte eines abgeschlossenen Systems aus drei Massenpunkten.

Dem 3. Newtonschen Axiom zufolge sind die Kräfte, die zwischen zwei Objekten wirken, entgegengesetzt gleich groß, der Impulsstrom, der ein Objekt i verlässt, wird dem anderen Objekt j zugeführt. Fi → j = − F j →i

(2.302)

Da beide Kräfte längs der Verbindungslinie beider Objekte, die durch das gemeinsame Zentrum geht, gerichtet sind, nennt man sie auch „Zentralkräfte“. Damit ergibt sich das resultierende Drehmoment zu: M = r1 × ( F1→2 + F1→3 ) + r2 × (− F1→2 + F2→3 ) + r3 × (− F1→3 − F2→3 ) M = (r1 − r2 ) × F1→ 2 + (r1 − r3 ) × F1→3 + (r2 − r3 ) × F2→3

(2.303)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

141

Da aber die Kräfte immer in Richtung der Geraden durch die wechselwirkenden Massenpunkte verlaufen, (r1 − r2 ) // F1→2 , (r1 − r3 ) // F1→3 , und (r2 − r3 ) // F2→3 ist, werden die Vektorprodukte null und damit auch das resultierende Drehmoment. Der Drehimpuls eines abgeschlossenen Systems ist konstant. Der Drehimpuls eines Systems kann somit nur durch äußere Kräfte bzw. durch sie verursachte Drehmomente geändert werden. Die Erhaltung des Drehimpulses soll anhand einiger Beispiele verdeutlicht werden. Bei einer Pirouette im Eiskunstlauf beginnt der Läufer seine Drehung um die Längsachse mit ausgestreckten Armen. Zieht er die Arme zum Körper hin, so erhöht sich seine Winkelgeschwindigkeit, streckt er die Arme wieder aus, so sinkt sie. Die Bewegung der Arme wird von „inneren“ Kräften des Systems „Eiskunstläufer“ bewirkt, der Drehimpuls (2.290) bleibt während der Armbewegungen konstant. Mit Hilfe der „inneren“ Kräfte werden die Massenverteilung des Eiskunstläufers und damit sein Trägheitsmoment verändert. Da die Drehachse sich nicht verändert, können wir mit den (vorzeichenbehafteten) Beträgen rechnen. L = J 1ω1 = J 2 ω 2 ⇒ ω 2 =

J1 ω1 J2

(2.304)

Wird das Trägheitsmoment J2 gegenüber J1 verkleinert durch Anziehen der Arme, so steigt die Winkelgeschwindigkeit ω2 gegenüber ω1. Gleichzeitig ändert sich auch die Rotationsenergie (2.222) E rot ,1 =

1 J 1ω12 2

E rot , 2 =

1 J 12 2 J 1 1 J 2 ω 22 ⇒ E rot , 2 = ω1 = E rot ,1 . 2 J2 2 J2

(2.305)

Die Änderung der Rotationsenergie jedoch wird durch das Verrichten von Arbeit bewirkt: W = ΔE rot = E rot , 2 − E rot ,1 =

J1 − J 2 E rot ,1 J2

(2.306)

Dem Eiskunstläufer wird mechanische Energie zugeführt in Form von Muskelarbeit zur Erhöhung der Zentripetalkraft. In ähnlicher Art und Weise dosiert ein Artist die Winkelgeschwindigkeit beim Salto, bei einer „Schraube“ oder ähnlichen Figuren. Eindrucksvoll sind auch die „Drehstuhlexperimente“: Eine auf einem zunächst ruhenden Drehstuhl sitzende Person hält einen großen Kreisel, z. B. ein Fahrradfelge mit seiner Drehachse parallel zur (vertikalen) Drehstuhlachse. Mit einer Hand wird die Felge in Rotation versetzt. Gleichzeitig beginnt der Drehstuhl sich in die entgegengesetzte Richtung zu drehen. Der Drehimpuls des Systems Drehstuhl, Person und Kreisel war zu Beginn des Versuches null. Da dem Kreisel ein Drehimpuls vermittelt wurde, muss der „Rest des Systems“ den umgekehrten Drehimpuls aufnehmen, so dass der Gesamtdrehimpuls nach wie vor null bleibt. Wird die Drehachse des Kreisels in die Horizontale gedreht, so hört der Drehstuhl auf, sich zu

142

2 Mechanik

Abb. 2.90 Änderung des Trägheitsmomentes einer Person, die auf einem Drehstuhl sitzt: Mit wachsendem Trägheitsmoment sinkt die Winkelgeschwindigkeit.

drehen, da der Drehimpuls des Kreisels keine Komponente mehr in Richtung der Drehstuhlachse aufweist, eine Drehung um eine zu ihr senkrechte Achse aber nicht möglich ist. Ein anderer Fall liegt vor, wenn ein Helfer der auf dem Drehstuhl sitzenden Person den um die vertikale ausgerichtete Achse rotierenden Kreisel reicht und der Stuhl sich zunächst nicht dreht. Wird die Kreiselachse in die Waagerechte gedreht, beginnt sich der Drehstuhl „wie von Geisterhand“ zu drehen. Bei einer weiteren Drehung um 180° zur Ausgangsrichtung

a)

b)

c)

Abb. 2.91 Drehstuhlexperimente: (a) Die auf dem ruhenden Drehstuhl sitzende Person versetzt den Kreisel in Drehung. (b) Die Kreiselachse wird in die Horizontale gedreht. (c) Die Person erhält einen Kreisel von einem Helfer.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

143

dreht sich der Stuhl gar mit doppelter Geschwindigkeit im Vergleich zur horizontal ausgerichteten Kreiselachse. Bei diesem Versuch ist der Drehimpuls des Systems gleich dem Drehimpuls des vom Helfer gereichten Kreisels. Wenn die Kreiselachse in die Waagerechte gedreht wird, muss die vertikale Komponente des Drehimpulses vom Drehstuhl nebst darauf sitzender Person bereitgestellt werden. Wird die Achse des Kreisels gar um 180° gedreht, so muss sein dem Systemdrehimpuls entgegengerichteter Drehimpuls zusätzlich durch eine schnellere Drehung der auf dem Stuhl sitzenden Person kompensiert werden. Abgeschlossenes System, kurzzeitige Wechselwirkung Die Auswirkung kurzzeitiger Wechselwirkung von Objekten in einem abgeschlossenen System haben wir im Kapitel 2.5 kennen gelernt. Charakteristisch für Stoßprozesse ist die Erhaltung des Gesamtimpulses aller beteiligten Objekte. Ebenso bleibt ihr Drehimpuls konstant, durch den Stoß können sich aber die einzelnen Drehimpulse durch kurzzeitig wirkende Drehmomente ändern, so wie Kräfte die Impulse ändern. Von Bedeutung ist der unelastische Drehstoß, nach dem Stoßprozess bleiben die Objekte in Kontakt.

Ein solcher unelastischer Drehstoß liegt vor, wenn die Scheiben einer Kupplung, von denen eine rotiert, die andere sich dagegen in Ruhe befindet, aneinander gepresst werden. Unter der Annahme, dass die Drehachsen der beiden Scheiben auf einer Geraden liegen, beträgt ihr Drehimpuls L = J 1ω1 = ( J 1 + J 2 )ω E ,

(2.307)

dabei sind J1 und J2 die Trägheitsmomente der Scheiben, ω1 die Winkelgeschwindigkeit der bewegten Scheibe und ωE die Winkelgeschwindigkeit beider Scheiben nach dem Drehstoß. Wie der unelastische Stoß ist auch der unelastische Drehstoß mit einem Verlust an mechanischer Energie verbunden. ΔE = E rot , E − E rot , A = ΔE = −

Abb. 2.92

J1 + J 2 2 J1 2 1 J 12 ω E − ω1 = ( − J 1 )ω12 2 2 2 J1 + J 2

J2 E rot , A J1 + J 2

Zwei Scheiben einer Kupplung: unelastischer Drehstoß.

(2.308)

144

2 Mechanik

Andere Beispiele sind das Aufspringen auf ein Karussell oder das Anblasen eines Windrades. Bei Letzterem wird durch eine Folge von elastischen Stößen der Luftmoleküle mit dem Windrad ein Drehmoment erzeugt. Drehimpuls eines starren Körpers Wie wir gesehen haben, hängt der Drehimpuls eines Massenpunktes empfindlich von der Wahl des Referenzpunktes auf der Drehachse ab, seine Festlegung ist willkürlich. Bei einem System von Massenpunkten legen wir generell den Referenzpunkt in den Systemschwerpunkt. Betrachten wir nun den Drehimpuls eines besonders einfachen starren Körpers, eines „hantelförmigen“ Systems aus nur zwei Massenpunkten gleicher Masse, die durch eine masselose Stange miteinander verbunden sind. Er rotiere mit konstanter Winkelgeschwindigkeit ω um eine ebenfalls masselose feste Achse, die durch den Schwerpunkt verläuft.

Der Winkel der Ortsvektoren r1 und r2 = −r1 zur Drehachse und damit auch zu ω beträgt im ersten Fall 90°, damit ergibt sich der Drehimpuls mit p 2 = − p1 und (2.289) zu L = L1 + L2 = r1 × p1 + r2 × p 2 = 2r1 × p1 = 2mr1 × (ω × r1 ) = 2mr12 ω ,

(2.309)

der Drehimpuls zeigt in Richtung von ω und ist zeitlich konstant, der Proportionalitätsfaktor 2mr1² ist das Trägheitsmoment des starren Körpers. Im zweiten Fall, wenn die Winkel der Ortsvektoren zur Drehachse ≠ 90° sind, sind die einzelnen Drehimpulse und der Gesamtdrehimpuls nicht kollinear zur Drehachse. Wir spalten r1 wie in (2.291) auf in eine Komponente L// in Richtung der Achse und eine Komponente L⊥ senkrecht dazu und erhalten für den Drehimpuls L = L // + L⊥ = 2mr12⊥ ω + 2mr1 // ωr1⊥ = Jω + L⊥ .

(2.310)

Abb. 2.93 Ein hantelförmiger starrer Körper rotiert um eine feste Achse. (a) Hantelachse und Drehachse stehen senkrecht aufeinander, (b) der Winkel zwischen Hantelachse und Drehachse ist ≠ 90°.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

145

Der zu ω proportionale Anteil ist zeitlich konstant, L⊥ rotiert mit ω um die Drehachse, sein Betrag ist konstant. Die Richtungsänderung verursacht ein Drehmoment auf die Hantel, dieses muss von den Achslagern aufgefangen werden. Es beträgt M =

de r dL⊥ d = (2mr1 // ωr1⊥ ) = 2mr1 // ωr1⊥ 1⊥ . dt dt dt

(2.311)

Die Ableitung des Einheitsvektors beträgt nach (2.266) e r = ω × e r . Das Drehmoment ⊥

M = 2mr1 // ωr1⊥ ω × er1⊥ = 2mr1 // ω² r1⊥ eω × er1⊥

⊥

(2.312)

steht senkrecht auf L⊥ und L, sein Betrag ist proportional ω², mit steigender Drehzahl wachsen das Drehmoment und damit die Lagerkräfte, die es auffangen müssen, quadratisch. Der Unterschied der beiden betrachteten starren Körper liegt in der Massenverteilung. Im ersten Fall ist sie symmetrisch zur Drehachse, im zweiten nicht. Bei einer achsensymmetrischen Massenverteilung gibt es zu jedem Massenpunkt einen spiegelbildlichen, der sich auf der gleichen Kreisbahn bewegt, aber um 180° verschoben ist. Wie bei dem Körper in Abb. 2.93 (a) weist die Summe der Drehimpulse eines spiegelsymmetrischen Paares von Massenpunkten (siehe Abb. 2.95) stets in Richtung der Achse und ist zeitlich konstant. Somit ist auch der Gesamtdrehimpuls des Körpers konstant, die Achslager müssen keine Drehmomente kompensieren, auch ohne Lager bleibt die Richtung der Achse erhalten. Daher nennt man solche Achsen auch „freie Achsen“. Zu einer Achse symmetrische Massenverteilungen führen entweder zu einem minimalen oder zu einem maximalen Trägheitsmoment. Also sind die freien Achsen eines starren Körpers auch seine Hauptträgheitsachsen mit minimalem oder maximalem Trägheitsmoment. Die Rotation ist stabil, kleine Auslenkungen lassen den starren Körper wieder um die freien Achsen rotieren. Dagegen ist die Rotation um die dritte Hauptträgheitsachse labil, der Körper strebt bei kleinen Störungen Drehungen um stabile Achsen an.

Abb. 2.94

Drehmoment, das durch den Drehimpuls, der nicht kollinear zur Drehachse verläuft, verursacht wird.

146

Abb. 2.95

2 Mechanik

Starrer Körper aus zwei und vier Massenpunkten mit achsensymmetrischer Massenverteilung.

Experimente zeigen, dass ein starrer Körper, der frei rotieren kann, vorzugsweise um die Hauptträgheitsachse mit dem größten Trägheitsmoment rotiert. Versetzt man einen langen Zylinder, der an einem Ende seiner Längsachse aufgehängt ist, durch Verdrillen des Fadens zunächst in Rotation um die Achse mit dem kleineren Trägheitsmoment, so richtet er sich nach einigen Umdrehungen auf und dreht sich dann um die andere Hauptträgheitsachse. In

Abb. 2.96

Rotation um freie Achsen.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

147

ähnlicher Weise reagieren Scheiben, sie streben eine Rotation um die Achse senkrecht zur Scheibenebene an. Herabhängende Schlingen aus Seilen oder Ketten weiten sich zunächst in der Vertikalen zu einem Kreis auf, bevor sie dann in der Horizontalen rotieren.1 Um besonders für schnell rotierende Teile einen ruhigen, die Lager nicht belastenden Lauf zu erreichen, muss die Rotation um die Hauptträgheitsachse mit maximalem Trägheitsmoment erfolgen. Um dies zu erreichen, werden z. B. Reifen, Turbinen usw. „ausgewuchtet“. Sie sind dann bei der Rotation im so genannten „dynamischen“ Gleichgewicht. Man beachte, dass sich die Hantel in Abb. 2.93 mit nicht achsensymmetrischer Massenverteilung sehr wohl im statischen (indifferenten) Gleichgewicht befindet, nicht aber im dynamischen. Kreiselbewegungen Als Kreisel bezeichnet man einen starren Körper, der nur an einem Punkt fixiert ist, dessen Drehachse sich im Laufe der Bewegung ändern kann. Er hat somit zwei Freiheitsgrade der Rotation. Im Allgemeinen ist die Kreiselbewegung recht kompliziert, insbesondere wenn der Fixpunkt nicht auf einer Hauptträgheitsachse liegt. Dann vollführt der Kreisel völlig unvorhersehbare, scheinbar unkontrollierte Bewegungen.

Einfacher zu verstehen sind die Bewegungen des symmetrischen Kreisels, bei dem der Fixpunkt auf einer Hauptträgheitsachse liegt. Der Kreisel soll außerdem eine rotationssymmetrische Gestalt haben und die Symmetrieachse, auch Figurenachse genannt, soll Hauptträgheitsachse sein. Das entsprechende Trägheitsmoment nennt man auch „polares“ Trägheitsmoment. Auf Grund der Rotationssymmetrie sind die anderen beiden Hauptträgheitsachsen mit den „äquatorialen“ Trägheitsmomenten gleichwertig. Man unterscheidet außerdem zwischen „abgeplatteten“ und „verlängerten“ Kreiseln, bei Ersterem ist das polare Trägheitsmoment größer als das äquatoriale, beim zweiten Typ ist es genau umgekehrt. Bei den folgenden Betrachtungen beschränken wir uns auf abgeplattete Kreisel, wie sie auch häufig als Spielzeug verwandt werden. Kräftefreier Kreisel Eigentlich müsste es momentenfreier Kreisel heißen, wenn sich der Kreisel im indifferenten statischen Gleichgewicht befindet, d. h. wenn er im Schwerpunkt unterstützt wird. Dies kann z. B. durch eine „kardanische“ Aufhängung der Figurenachse, realisiert werden. Die Aufhängung ist dabei um zwei Achsen, die senkrecht aufeinander und senkrecht zur Figurenachse stehen, drehbar gelagert. Alle drei Achsen schneiden sich im Schwerpunkt. Wird ein kräftefreier Kreisel durch ein Drehmoment in Richtung seiner Figurenachse in Rotation versetzt, dann aber „sich selbst“ überlassen, d. h. er wird durch keine weiteren Kräfte beeinflusst, so behält die Figurenachse ihre Stellung im Raum bei, selbst wenn das System „Kreisel und Aufhängung“ in beliebiger Weise im Raum bewegt werden. Drehimpuls und Figurenachse verlaufen in die gleiche Richtung und da keine äußeren Kräfte wirken, bleiben der Drehimpuls und damit die Richtung der Drehachse konstant. Wird dagegen durch einen seitlichen Stoß die Figurenachse ausgelenkt, so bleibt ihre Lage nicht mehr ortsfest, ihr Ende bewegt sich auf einer Kreisbahn. Der Kreisel vollführt eine so 1

Angeblich sollen so die Lassowürfe von Cowboys funktionieren.

148

2 Mechanik

Abb. 2.97

Kreiselmodell.

Abb. 2.98

Zerlegung des Drehimpulses bei der Nutation.

genannte Nutations1- oder Nickbewegung. Da der Schwerpunkt durch die kardanische Aufhängung fixiert ist, bewegt sich die Figurenachse auf einem Kegelmantel, dem Nutationskegel, dessen Spitze im Schwerpunkt liegt. Da nach dem Stoß keine Kräfte auf den Kreisel 1

Von nutus, lat. Nicken.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

Abb. 2.99

Abb. 2.100

149

Bahnkurve (schematisch) eines Massenpunktes auf dem Kreisel bei Nutation.

Maxwellsche Scheibe zur Sichtbarmachung der momentanen Drehachse eines Kreisels.

einwirken, bleibt der Drehimpuls während der Bewegung konstant, allerdings verläuft er nicht mehr in Richtung der Figurenachse. Wir zerlegen den Drehimpuls L in eine Komponente L// in Richtung der Figurenachse und eine Komponente L⊥ senkrecht zu ihr. Zu L// gehört eine Winkelgeschwindigkeit ω // , mit der der Kreisel um die Figurenachse rotiert. Nach (2.310) besteht der Zusammenhang L// = J p ω // , wobei Jp das polare Trägheitsmoment des Kreisels ist. L⊥ rotiert somit mit ω // um die Figurenachse. Da diese Achse frei um den Schwerpunkt beweglich ist, kann auch L⊥ eine Winkelgeschwindigkeit mit L⊥ = J ä ω ⊥ zugeordnet werden, Jä ist dabei dasv äquatoriale Trägheitsmoment. Ein Massenpunkt auf der Oberfläche des Kreisels rotiert somit um zwei zueinander senkrechte Achsen, mit ω // um die Figurenachse und mit ω ⊥ um den momentanen Abstandsvektor von der Figurenachse. Seine Bahnkurve ist einer Zykloide, die auf den Breitenkreis einer Kugel projiziert wird, ähnlich. Die Summe ω = ω // + ω ⊥ legt die momentane Drehachse, um die der Kreisel rotiert, fest. Ihre Lage, die sich ständig verändert, kann mit der „Maxwellschen Scheibe“ sichtbar gemacht werden. Sie ist eine auf die Figurenachse aufgesteckte Scheibe, die in drei farblich

150

2 Mechanik

unterschiedliche Sektoren aufgeteilt ist. Bereiche auf der Scheibe mit großer Bahngeschwindigkeit v Bahn = ω × r verschmieren zu einem einheitlichen Grauton, während in der Nähe der momentanen Drehachse die Bahngeschwindigkeit klein ist, so dass dort die Farbe des entsprechenden Sektors sichtbar ist. Das Wandern der momentanen Drehachse bewirkt einen periodischen Farbwechsel auf der Maxwellscheibe. Wirkung von äußeren Kräften Wird ein ruhender Kreisel mit waagerechter Figurenachse nicht mehr im Schwerpunkt unterstützt, so kippt er, bedingt durch das von der Schwerkraft hervorgerufene Drehmoment bezüglich des Unterstützungspunktes, in eine stabile (statische) Gleichgewichtslage. Rotiert der Kreisel dagegen, wobei wir annehmen, dass Drehimpuls und Figurenachse zusammenfallen, so kippt er nicht, sondern die Figurenachse verbleibt in der Waagerechten, dreht sich aber um eine vertikale Achse durch den Unterstützungspunkt. Diese Drehbewegung der Figurenachse nennt man auch Präzession1 des Kreisels.

Abb. 2.101

1

Präzession des Kreisels.

Von praecedere, lat. vorauseilen.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

151

Sowohl beim ruhenden als auch beim rotierenden Kreisel wirkt das oben beschriebene Drehmoment, das nach (2.299) eine Änderung des Drehimpulses bewirkt. M =d

AS

× mK g =

d L dt

(2.313)

Dabei ist d AS der Vektor vom Unterstützungspunkt A zum Schwerpunkt S des Kreisels und mK die Kreiselmasse. Verläuft d AS in der Horizontalen, die Erdbeschleunigung g in der Vertikalen, so liegt M in der horizontalen Ebene und ist senkrecht zu d AS . Beim ruhenden Kreisel ist der anfängliche Drehimpuls null, er wird bis zum Erreichen der stabilen Gleichgewichtslage auf einen Endwert gesteigert. Die Richtung des Drehimpulses ist in diesem Fall die gleiche wie die des Drehmomentes. Rotiert dagegen der Kreisel um die horizontale Figurenachse, so ist der anfängliche Drehimpuls ungleich null, seine Richtung ist parallel zur Figurenachse. Da das Drehmoment ebenfalls in der Horizontalen verläuft, liegt auch der Drehimpuls, nach seiner Änderung durch das Drehmoment, in der Horizontalen. Nach einer Zeitspanne dt wurde der Drehimpuls L (t ) um dL = Mdt auf L (t + dt ) = L (t ) + dL = L (t ) + Mdt

(2.314)

geändert. Da L (t ) und dL = Mdt senkrecht aufeinander stehen, wird gemäß (2.25) nur die Richtung von L geändert, nicht aber sein Betrag. Während der Zeitspanne dt dreht sich L um den Winkel dϕ =

| M | dt |L|

.

(2.315)

Da die Beträge des Drehmomentes und des Drehimpulses konstant sind, rotiert oder präzediert die Figurenachse mit der Winkelgeschwindigkeit ωP =

dϕ | M | = . dt |L|

(2.316)

Der Vektor ω P steht senkrecht auf M und L . Damit können wir den Zusammenhang (2.316) auch allgemein formulieren. M = ωP × L

(2.317)

Umgekehrt ist ein Drehmoment erforderlich, wenn die Figurenachse gedreht werden soll. So können die Lager der Turbine eines Düsentriebwerkes erheblich belastet werden, wenn das Flugzeug eine Kurve fliegt. Durch die Präzession wird auch das freihändige Radfahren stabilisiert. Das durch die Kippbewegung zur Seite verursachte Drehmoment bewirkt eine Drehung des Lenkers zu der Seite, auf die das Fahrrad zu kippen droht. Durch die Zentrifugalkraft wird damit ein Drehmoment erzielt, das das Kippen verhindert. Je schneller gefahren wird, umso besser wird das freihändige Fahren stabilisiert.

152

2 Mechanik

Abb. 2.102

Größen, die die Präzession eines Kreisels beeinflussen.

Weitere Anwendungen sind der Kreiselkompass, der künstliche Horizont für Flugzeuge und der Wendekreisel.

2.6.6

Arbeit und Leistung bei Drehbewegungen

Wir haben im Kapitel 2.3.9 gesehen, dass die kinetische Energie eines Objektes durch das Verrichten von Arbeit verändert wird. Bei reinen Rotationsbewegungen besteht die kinetische Energie aus der Rotationsenergie (2.222). Diese wird beim starren Körper ausschließlich durch eine Winkelbeschleunigung geändert, da das Trägheitsmoment, das durch die Form und die Massenverteilung bedingt wird, unverändert bleibt. Eine Winkelbeschleunigung aber wird durch ein Drehmoment verursacht. Damit das Drehmoment bzw. die Kraft, die es verursacht, Arbeit verrichten kann, muss der Körper sich bewegen, d. h. sich um einen gewissen Winkel drehen. Jeder Massenpunkt legt dabei einen gewissen Bogen auf seiner Kreisbahn um die Drehachse zurück. Die gesamte Arbeit setzt sich aus den an den einzelnen Massenpunkten verrichteten Teilarbeiten zusammen. ϕE

ϕE

W = ∑ ∫ Fi • ds i = ∑ ∫ Fi • dϕ × ri = ∑ ∫ ri × Fi • dϕ i

i ϕA

ϕE

W = ∫ (∑ ri × Fi ) • dϕ = ϕA

i

i ϕA

ϕE

ϕE

ϕA

ϕA

∫ ∑i M i • dϕ = ∫ M • dϕ

(2.318)

Dabei bezeichnen die ds i die differentiellen Bogenstücke nach Tab. 2.2, die die einzelnen Massenpunkte bei ihrer Bewegung zurücklegen, ri ihre Ortsvektoren und Fi die auf sie einwirkenden Kräfte. Unter Beachtung der durch das Drehmoment verursachten Winkelbeschleunigung beträgt die Beschleunigungsarbeit dann in Anlehnung an (2.132) W =

ϕE

t (ϕE )

ϕA

t (ϕ A )

∫ Jα • dϕ = ∫

J

ω( ϕ E ) J dω • ωdt = ∫ Jω • dω = (ω 2E − ω 2A ) . dt 2 ω( ϕ A )

(2.319)

Wir haben dabei berücksichtigt, dass α und dϕ die gleiche Richtung haben. Die Beschleunigungsarbeit ändert die Rotationsenergie. Zu bemerken ist, dass (2.318) nicht nur für einen starren Körper gilt, sondern auch bei elastischer Verformungsarbeit einer Torsionsfeder, wie sie oft bei Uhren als „Unruh“ gebraucht wird.

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

153

Zur Änderung der Rotationsenergie muss ein Energiestrom nach (2.151) in oder aus dem starren Körper fließen. Dieser Energiestrom P=

dW dϕ =M• = M •ω, dt dt

(2.320)

die Momentanleistung, ist das Skalarprodukt aus momentanem Drehmoment, verursacht von einer nicht konservativen Kraft, und der momentanen Winkelgeschwindigkeit. Mit (2.286) und (2.290) können wir P auch durch die Drehimpulsänderung ausdrücken. P = L•ω=

L•L J

(2.321)

Man kann daher auch sagen, dass der Energiestrom den Drehimpuls als Energieträger hat. Bei fester Achse (feste Richtung von ω ) trägt folglich nur die zu ω kollineare Komponente von M zum Energiestrom bei. Manchmal spricht man auch von „Wellenleistung“, d. h. die Leistung, die durch eine rotierende Welle übertragen wird. In Tabelle 2.3 werden die physikalischen Größen, die die Dynamik der Translation und der Rotation beschreiben, gegenübergestellt. Tab. 2.3 Gegenüberstellung von Größen der Dynamik bei Translation und Rotation. Translation

Masse

Rotation

Trägheitsmoment

J

Impuls

p = mv

Drehimpuls

L=r×p

L = Jω

Kraft

F = p

Drehmoment

M = L = r×F

M = Jω = Jα

Arbeit

W =

Arbeit

W =

Leistung

P = F •v =

Leistung

P = M •ω =

kinetische Energie

2.6.7

M

∫ F • ds

Ekin =

1 2

mv ²

p• p m

kinetische Energie

∫ M • dϕ

Ekin =

1 2

L•L J

J ω²

Vermischte Probleme der Dynamik

An dieser Stelle werden jetzt einige auch für technische Anwendungen relevante „typische“ Probleme vorgestellt. Wie wir gesehen haben, spielt für eine Translationsbewegung Form und Massenverteilung des Objektes keine Rolle, erst bei Rotationsbewegungen, die üblicherweise im Schwerpunktsystem beschrieben werden, kommen sie zum Tragen. Dabei haben wir uns bei der Betrachtung einzelner Körper zunächst auf starre Körper beschränkt. Deformierbare Körper werden wir im Kapitel 2.7 kennen lernen.

154

2 Mechanik

Statisches Gleichgewicht Vom statischen Gleichgewicht eines Körpers spricht man, wenn die Summe aller auf ihn wirkenden Kräfte und die von ihnen verursachten Drehmomente null sind. Mit diesen Bedingungen kann man zum einen prüfen, ob sich ein Körper im Gleichgewicht befindet, zum anderen kann man auch Beträge und Richtungen von Kräften bestimmen, die erforderlich sind, um ein Gleichgewicht zu erzwingen.

Auflage- und Haltekräfte Ein häufig zu lösendes Problem besteht darin, die Kräfte von Stützen, die einen starren Körper im Gleichgewicht halten, zu bestimmen. Ein einfaches Beispiel sind die Kräfte, die die Stützen einer unsymmetrisch belasteten Arbeitsbühne aufbringen müssen. Auf ihr befindet sich ein Maurer, vor ihm steht ein Speiskübel. Zunächst müssen die Auflagekräfte der Stützen die gesamte Gewichtskraft, also die Summe aller Einzelgewichte aufheben. Damit wird das Gleichgewicht hinsichtlich der Translation (Herunterfallen) hergestellt. Da die Kräfte nur in der Vertikalen wirken, können wir ihre Richtungen durch ein Vorzeichen berücksichtigen. F1 + F2 − m B g − m M g − m K g = 0

(2.322)

Weiterhin darf die Arbeitsbühne keine Drehbewegungen vollführen, die Summe der Drehmomente bezüglich eines beliebig gewählten Referenzpunktes muss null sein. Wir wählen als Referenzpunkt das linke Ende der Arbeitsbühne. Der Schwerpunkt des Bodens soll sich in der Mitte befinden. Die Richtungen der Drehmomente unterscheiden sich wie die Kräfte nur durch ihr Vorzeichen. x1 F1 + x 2 F2 − x B m B g − x M m M g − x K m K g = 0

(2.323)

Damit haben wir zwei Bestimmungsgleichungen für die unbekannten Auflagekräfte F1 und F2. g (( x B − x 2 )m B + ( x M − x 2 )m M + ( x K − x 2 ) m K ) x1 − x 2 g F2 = (( x1 − x B ) m B + ( x1 − x M ) m M + ( x1 − x K ) m K ) x1 − x 2

F1 =

Abb. 2.103

Unsymmetrisch belastete Arbeitsbühne.

(2.324)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

155

Hebel Wird ein Balken nur an einem Punkt, um den er sich drehen kann, unterstützt, so spricht man häufig auch von einem Hebel. Greift an einer Stelle außerhalb des Drehpunktes eine Kraft (Last) an, so muss an einer anderen Stelle außerhalb des Drehpunktes eine weitere Kraft (Haltekraft) wirken, um ein Gleichgewicht zu erreichen. Die Stützkraft, die in dem Drehpunkt angreift, stellt das Gleichgewicht bezüglich Translation her, sie ist die Summe aus Last und Haltekraft. Gleichgewicht hinsichtlich Rotation wird erzielt, wenn die von Last und Haltekraft verursachten Drehmomente null sind. Wählen wir als Referenzpunkt den Drehpunkt, so erhalten wir M = M K + M L = 0 = x K × FK + x L × FL .

(2.325)

Verlaufen die Kraftrichtungen in einer Ebene senkrecht zur Drehachse, so sind die Richtungen der Drehmomente auch senkrecht zur Ebene und wir können mit den (vorzeichenbehafteten) Beträgen rechnen. 0 = x K FK sin(∠( x K , FK )) + x L FL sin(∠( x L , FL ))

(2.326)

Betragen schließlich die Winkel 90° bzw. 270°, so vereinfacht sich (2.325) zum bekannten „Hebelgesetz“ x K FK = x L FL , oder: „Kraft × Kraftarm = Last × Lastarm“.

(2.327)

Hebel eröffnen die Möglichkeit, unter Einsatz kleiner Haltekräfte große Lasten zu halten und auch zu bewegen. Damit fällt ein Hebel unter die schon vorher besprochenen „einfachen Maschinen“. Da bei einer Bewegung der Weg der kleineren Kraft größer ist als der der größeren, gilt auch für einen Hebel die „goldene Regel der Mechanik“.

Abb. 2.104

Zweiarmiger Hebel.

156

2 Mechanik

Eine Anwendung des Hebels ist die Balkenwaage. Seit alters her wird sie zur Bestimmung von Massen verwendet. In der einfachsten Ausführung sind die Hebelarme gleich lang, der Balken wird in der Mitte unterstützt. An einem Ende des Balkens sind die Referenzmassen befestigt, am anderen Ende die unbekannte Masse. Befindet sich der Balken mit den Massen „waagerecht“ im „Gleich“gewicht, so ist die Gewichtskraft der unbekannten Masse gleich dem Gesamtgewicht der Referenzmassen. Oft wird in der Praxis zwischen einarmigen und zweiarmigen Hebeln unterschieden. Bei einem zweiarmigen Hebel greifen die Kräfte an unterschiedlichen Seiten der Drehachse des Hebels an, bei einem einarmigen auf der gleichen Seite der Drehachse. Weitere Beispiele für die Anwendung von Hebeln sind Zangen, Brechstangen, Ruder, usw. Sonderfall: Drei nicht parallele Kräfte wirken auf einen starren Körper Wird eine Leiter schräg an eine Hauswand gelehnt, so wird durch Reibungskräfte am Boden und an der Wand verhindert, dass die Leiter abrutscht. Meistens wird jedoch die Leiter so steil an die Wand gestellt, dass die Reibungskräfte an der Wand vernachlässigt werden können. Wir wollen den Fall betrachten, bei dem ein Mensch auf eine masselos gedachte Leiter klettert. Gleichgewicht bezüglich Translation liegt vor, wenn die Summe von Wandkraft, Auflagekraft auf den Boden und Gewichtskraft null ist. ⎛ FN ,W ⎞ ⎛ FR , B ⎞ ⎛ 0 ⎞ ⎟ ⎜ ⎟+⎜ ⎜0 ⎟ ⎜ F ⎟ + ⎜⎜ − mg ⎟⎟ = 0 ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ N ,B ⎠ ⎝

Abb. 2.105

Eine an eine Hauswand gelehnte Leiter soll nicht abrutschen.

(2.328)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

157

Gleichgewicht bezüglich Rotation herrscht, wenn die Summe der Drehmomente bezüglich des Auflagepunktes der Leiter auf den Boden null ergibt. ⎞ ⎛ − cos α ⎞ ⎛ 0 ⎛ − cos α ⎞ ⎛ FN ,W ⎞ ⎟ ⎟ ⎟ ⎜ ⎜ ⎟ ⎜ ⎜ l L ⎜ sin α ⎟ × ⎜ 0 ⎟ + lM ⎜ sin α ⎟ × ⎜ − mg ⎟ = 0 ⎟ ⎟ ⎟ ⎜0 ⎜0 ⎟ ⎜0 ⎜0 ⎠ ⎠ ⎝ ⎝ ⎠ ⎝ ⎝ ⎠

⇒ M z = l L FN ,W sin α − mglM cos α = 0

(2.329)

Die Normalkraft des Bodens hebt genau das Gewicht des Mannes auf, während die Haftreibungskraft des Bodens mit (2.328) und (2.329) FR , B = −mg

lM cot α lL

(2.330)

beträgt. Je weiter der Mann auf der Leiter empor klettert, umso größer muss die Haftreibung des Bodens sein, damit das Gleichgewicht gewahrt bleibt. Die Richtung der Reaktionskraft des Bodens variiert von senkrecht nach oben, wenn der Mann gerade die Leiter besteigt, bis in Richtung der Leiter, wenn der Mann oben angekommen ist. Befindet sich der Mann ganz unten, so befindet sich der Schnittpunkt der Wirkungslinien von Wandkraft und Gewichtskraft des Mannes genau über dem Auflagepunkt der Leiter auf dem Boden. Befindet er sich ganz oben, so schneiden sich die Wirkungslinien in dem Punkt, in dem die Leiter an der Wand lehnt. Daher können wir die Kraftrichtung auch auf recht einfache Weise ermitteln: Die Wirkungslinie der Bodenkraft verläuft durch den Schnittpunkt der Wirkungslinien der anderen beiden Kräfte. Allgemein kann man sagen: Greifen drei nicht parallele Kräfte an einen starren Körper an, so herrscht Gleichgewicht bezüglich Rotation, wenn sich die Wirkungslinien in einem Punkt schneiden. Insbesondere bezüglich dieses Punktes ist das resultierende Drehmoment null, denn dann sind die Kraftarme parallel zu den Kräften. Standfestigkeit Ein häufiges Problem der Statik ist die Beurteilung der Standfestigkeit von Körpern. Je standfester ein Körper, umso größere Kräfte sind erforderlich, um ihn umzukippen. Der Körper befindet sich im stabilen Gleichgewicht, nach „kleinen“ Störungen, die ihn aus dieser Lage auslenken, kehrt er wieder in die Gleichgewichtslage zurück. Je größer diese Störungen sein können, umso stabiler ist die Gleichgewichtslage.

Betrachten wir einen Quader mit homogener Massenverteilung, der mit einer Fläche auf dem (ebenen) Boden steht. Das Gleichgewicht bezüglich Translation ist dadurch gegeben, dass der Boden eine der Gewichtskraft des Quaders entgegengesetzte Kraft ausübt. Entsprechend heben sich auch die Drehmomente dieser Kräfte auf.

158

2 Mechanik

Abb. 2.106 Ebene.

Quader auf schiefer Ebene a) Quader kippt nicht um b) Quader kippt c) kritischer Winkel der schiefen

Befindet sich der Quader auf einer schiefen Ebene, so gibt es eine kritische Neigung, wird diese überschritten, so kippt der Quader um, dabei dreht er sich um die am tiefsten liegende Kante. Entscheidend ist offenbar, ob das Drehmoment der im Schwerpunkt angreifenden Gewichtskraft eine Drehung zur höheren Seite oder zur tieferen Seite der schiefen Ebene bewirkt. Im Fall a) der Abb. 2.106 ist der Winkel zwischen dem Kraftarm der Gewichtskraft und dieser 180°. Da der Sinus aus (2.256) bei 180° sein Vorzeichen ändert, ändert sich auch die Richtung des Drehmomentes. Diesen Zusammenhang können wir verallgemeinern: Ein Körper kippt nicht um, wenn die Wirkungslinie seiner im Schwerpunkt angreifenden Gewichtskraft durch die Standfläche geht. Die kritische Neigung der schiefen Ebene wird um so größer, je größer die Standfläche des Körpers ist und je tiefer der Schwerpunkt liegt. tan α krit =

b a

(2.331)

Hier ist b der Abstand des Durchstoßpunktes der Wirkungslinie der Gewichtskraft zum Drehpunkt bei nicht geneigter schiefer Ebene und a der Abstand des Schwerpunktes von der Unterstützungsfläche. Interessant ist auch die Frage, mit welcher Winkelgeschwindigkeit der Quader auf die Ebene prallt, wenn er umkippt. Zur Vereinfachung nehmen wir an, der Quader steht auf einer horizontalen Ebene und wird über eine Kante bis zum kritischen Winkel gekippt. Während des Kippens bewegt sich der Quader unter dem Einfluss der Schwerkraft, diese ist konservativ, also bleibt die mechanische Energie gemäß (2.138) erhalten. Die potentielle Energie des Quaders ist dabei die potentielle Energie seines Schwerpunktes. ΔE rot = −ΔE pot ⇒

JA 2 (ω E − ω 2A ) = −mg (hE − h A ) . 2

(2.332)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

Abb. 2.107

159

Ein Quader kippt um. Mit welcher Winkelgeschwindigkeit prallt er auf?

Mit h A = a ² + b ² , hE = b und ωA = 0 (das Kippen beginnt aus der Ruhe) erhalten wir unter Beachtung von (2.231) und dem Steinerschen Satz (2.242) die gesuchte Winkelgeschwindigkeit ω 2E =

2mg 2mg ( a ² + b ² − b) ( a ² + b ² − b) = m JA ((2a)² + (2b)² + m(a ² + b ²) 12

⇒ ωE =

3 a ² + b² − b . g 2 a ² + b²

(2.333)

Rollbewegungen Ein Rad, welches über eine Straße rollt, ändert seinen Ort auf der Straße und rotiert um seine Achse. Da das Rad nicht über die Straße rutscht, besteht ein eindeutiger Zusammenhang zwischen der Strecke, die der Schwerpunkt zurücklegt, und der Zahl der Umdrehungen des Rades. Hat sich das Rad mit dem Radius r einmal um sich selbst gedreht, so hat es sich und damit insbesondere seinen Schwerpunkt gleichzeitig um die Länge seines Umfanges 2πr fortbewegt. Bewegt das Rad sich mit einer Geschwindigkeit vS, so braucht es für eine Umdrehung vS =

Abb. 2.108

2πr 2πr ⇒T= . T vS

Zur Rollbedingung eines Rades.

(2.334)

160

2 Mechanik

Die Größe 2π/T ist aber mit (2.40) gleich der (mittleren) Winkelgeschwindigkeit ωRad, mit der das Rad rotiert. Entsprechend gilt allgemein v S = ω Rad r a S =

dω Rad r dω Rad = r = α Rad r . dt dt

(2.335)

Die kinetische Energie des rollenden Rades hat gemäß (2.191) zwei Anteile, die kinetische Energie der Translationsbewegung des Schwerpunktes und die Rotationsenergie des Rades aufgrund der Drehung um die Achse. 1 1 1 m Rad v S2 + J Rad ω 2Rad = (m Rad r ² + J Rad )ω 2Rad 2 2 2 J Rad 2 1 = (m Rad + )v S 2 r²

E kin , Rad = E kin, Rad

(2.336)

Zu beachten ist, dass die Umfangsgeschwindigkeit im Koordinatensystem der Straße im Berührpunkt null ist, während sie im gegenüberliegenden Punkt 2vS beträgt. Damit diese Bedingung immer erfüllt ist, muss zu jedem Zeitpunkt des Rollens der Berührpunkt durch Haftreibung an der Straße „fixiert“ werden. Die Einhaltung dieser Bedingung ist eine wichtige Aufgabe der Fahrzeug- und Reifenhersteller, denn rutscht ein Auto mit blockierten Rädern über die Straße, so ist seine Bewegung für den Fahrer nicht mit dem Steuerrad zu beeinflussen. Aus diesem Grund werden Antiblockiersysteme und Schlupfregelungen in moderne Autos eingebaut werden. Diese regeln die Verzögerung bzw. die Beschleunigung so, dass immer die Kraft bzw. der Impulsstrom, der durch die Beschleunigung des Radumfangs in die Straße eingespeist oder abgeführt wird, kleiner ist als der durch die Haftreibung bedingte maximale Impulsstrom. Die größte Winkelbeschleunigung, die ein Rad oder anderer rollender Körper erzielen kann, ist durch das Drehmoment, das die Haftreibungskraft im Rad bewirken kann, begrenzt. M HR = rFHR = J Rad α Rad = J Rad

aS r

(2.337)

Für ein Rad bedeutet das, dass bei gegebener Haftreibung (Straßenbelag) die größte Beschleunigung oder Verzögerung erreicht werden kann, wenn das Rad einen großen Radius und ein kleines Trägheitsmoment (Alufelgen) hat. Für einen Körper, der eine schiefe Ebene hinunterrollt, gibt es aus obigen Gründen auch einen kritischen Neigungswinkel ϑk, oberhalb dessen eine reine Rollbewegung ohne gleichzeitiges Rutschen nicht mehr möglich ist. Bei vorgegebener Haftreibung beträgt nach (2.337) die maximale Beschleunigung, die aufgrund der Hangabtriebskraft (2.74) möglich ist ma S , max = mg sin ϑ k − FHR = mg sin ϑ k −

⇒ sin ϑ k =

mg sin ϑ k J a S , max ⇒ a S ,max = J r² m+ r²

J r² 1 r² a + ) FHR . S , max = ( mg gJ mg

m+

(2.338)

2.6 Dynamik des starren Körpers, Drehbewegungen

161

Je kleiner das Trägheitsmoment des Körpers ist, umso steiler kann die schiefe Ebene sein, ohne dass der Körper ins Gleiten kommt. So hat z. B. ein Vollzylinder ein kleineres Trägheitsmoment als ein Hohlzylinder, daher muss für ihn die schiefe Ebene flacher sein. Beginnt die Bewegung aus der Ruhe, so erreicht der Körper, nachdem er eine Höhendifferenz Δh überwunden hat, mit (2.336) die Geschwindigkeit mgΔh =

1 J (m + )v S2 ⇒ v S = 2 r²

2mgΔhr ² , mr ² + J

(2.339)

d. h. ein Körper mit einem kleineren Trägheitsmoment erreicht eine größere Geschwindigkeit als einer mit einem größeren, ein Vollzylinder ist schneller als ein Hohlzylinder. Rollbewegungen müssen im Allgemeinen auch beachtet werden, wenn ein Seil durch eine Seilscheibe umgelenkt wird. Dies wollen wir am Beispiel der Atwoodschen Fallmaschine, die wir schon im Kapitel 2.3.6 (Wechselwirkende Objekte) kennen gelernt haben, zeigen. Im Gegensatz zu der früheren Betrachtung soll die Rolle, welche das Seil, das die beiden Massen miteinander verbindet, führt, ein nicht zu vernachlässigendes Trägheitsmoment haben. Die beiden Massen werden jeweils von ihrer Gewichtskraft und der jeweiligen Seilkraft Fr ,1 = m1a1 = FS ,1 − m1 g , Fr , 2 = m2 a 2 = FS , 2 − m2 g

Abb. 2.109

Atwoodsche Fallmaschine mit Seilscheibe.

(2.340)

162

2 Mechanik

beschleunigt. Die an der Rolle angreifenden Seilkräfte verursachen Drehmomente, die eine Winkelbeschleunigung Jα = rFS' ,1 − rFS' , 2 = J

aS r

(2.341)

und damit (2.335) zufolge eine Beschleunigung des aufgelegten Seils bewirken. Die unbekannten drei Beschleunigungen a1, a2 und aS sowie die vier unbekannten Seilkräfte FS,1, FS,2, F'S,1 und F'S,2 sind durch folgende Nebenbedingung miteinander verknüpft: a1 = −a 2 , FS' ,1 = − FS ,1 , FS' , 2 = − FS , 2 , a S = a1

(2.342)

Zur Berechnung der Beschleunigung der Masse m1 werden die anderen unbekannten Größen aus dem Gleichungssystem (2.340), (2.341) und (2.342) eliminiert. Vergleichen wir (2.343) mit (2.91), so hat sich die Beschleunigung der Masse m1 aufgrund der Trägheit der Rolle verkleinert. Die Umsetzung von Winkelbeschleunigungen in Linearbeschleunigungen, von Kräften in Drehmomente und umgekehrt können wir beim Antrieb eines Fahrrades beobachten. Dabei wird die Kraft des Fahrers in der Regel „untersetzt“, d. h. bei einer Umdrehung der Pedale legen die Räder auf der Straße ein Vielfaches des Pedalweges zurück. Mit Hilfe einer Gangschaltung kann diese Untersetzung noch variiert werden. m1 a1 = FS ,1 − m1 g

⇒ FS ,1 = m1 a1 + m1 g

− m2 a1 = FS , 2 − m2 g

⇒ FS , 2 = m2 g − m2 a1

Ja1 = r ²( FS , 2 − FS ,1 ) ⇒ Ja1 = r ²(m2 g − m2 a1 − m1 g − m1 a1 )

⇒

2.7

a1 =

(2.343)

m2 − m1 g m1 + m2 + J / r ²

Mechanik deformierbarer Körper

Bei den Objekten, deren Bewegungen wir in den vorangegangenen Kapiteln untersucht haben, spielte die Form entweder keine Rolle oder sie war wie beim starren Körper fest vorgegeben. Der starre Körper jedoch stellt eine Idealisierung dar, denn unter der Wirkung einer Kraft im Angriffspunkt müssten alle Teile des starren Körpers sofort beschleunigt werden, die Ausbreitungsgeschwindigkeit der Wirkung wäre unendlich groß. Daher deformieren sich alle Körper mehr oder weniger unter der Wirkung von Kräften, ihre Gestalt oder Form wird verändert. Hinsichtlich der Deformationseigenschaften werden Körper grob in drei Klassen eingeteilt: • feste Körper: sie sind dem starren Körper am ähnlichsten, ihre Form ist in gewissen Grenzen fest, für eine Deformation sind relativ große Kräfte erforderlich. Das Volumen kann durch äußere Kräfte ebenfalls nur sehr wenig verändert werden, feste Körper sind nahezu inkompressibel. • Flüssigkeiten: ihre Gestalt ist sehr leicht veränderbar, ihr Volumen kann dagegen nur durch große Kräfte verändert werden, die meisten Flüssigkeiten sind ebenfalls relativ in-

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

163

kompressibel. Daher nehmen Flüssigkeiten die Gestalt des Gefäßes an, das sie umschließt, ist allerdings das Volumen des Gefäßes größer als das Volumen der Flüssigkeit, so bildet sie eine so genannte „freie“ Oberfläche. • Gase: sie haben weder eine feste Gestalt noch ein definiertes Volumen. Sie füllen das Gefäß, das sie umschließt, immer vollständig aus, eine Volumenänderung ist im Vergleich zu Festkörpern oder Flüssigkeiten leicht zu bewirken. Zu bemerken ist, dass die Abgrenzungen nicht ganz scharf sind, manchmal weisen Festkörper, wie z. B. Gläser oder zäher Honig, die Eigenschaften von Flüssigkeiten auf. Festkörper und Flüssigkeiten werden manchmal auch unter „kondensierte Materie“ zusammengefasst. Gase und Flüssigkeiten sind unter „extremen“ Bedingungen nicht mehr zu unterscheiden, man spricht dann von „Fluiden“. Die verschiedenen Eigenschaften von Festkörpern, Flüssigkeiten und Gasen, man spricht auch von so genannten „Aggregatzuständen“ der Materie, sind in der mikroskopischen Struktur der Körper begründet, die „Bausteine“ der Materie, Atome bzw. Moleküle, wechselwirken in unterschiedlicher Weise miteinander. Je nach Fragestellung kann es günstiger sein, einen deformierbaren Körper entweder als einzelnes Objekt oder als ein System von mehreren unterscheidbaren Komponenten zu behandeln. Eigenschaften von deformierbaren Körpern werden unter anderem bestimmt von Kenngrößen der Materie, aus der der Körper aufgebaut ist. Die Werte dieser Kenngrößen sind unabhängig von dem konkreten Körper. Häufig nennt man solche physikalischen Größen auch „spezifische“, auf einen „Normkörper“ bezogene Größen. Eine solche Größe, die Dichte, definiert in (2.172) als Masse pro Volumen, haben wir schon bei der Berechnung des Schwerpunktes kennen gelernt. Ihren Kehrwert bezeichnet man auch als „spezifisches Volumen“. Zu beachten ist, dass die Dichte sich bei Volumenänderung ebenfalls ändert1, sie ist daher keine „Stoffkonstante“, ihre Werte werden in der Regel bei „Normumgebungsbedingungen“, nämlich bei der Temperatur 0 °C oder 20 °C und einem Umgebungsdruck von 1013 hPa angegeben. Für Festkörper und Flüssigkeiten können wir die Dichte aber zunächst als konstant ansehen. Früher wurde häufig auch der Begriff „spezifisches Gewicht verwendet. In Anlehnung an (2.172) ist das spezifische Gewicht definiert als Gewichtskraft pro Volumen, man erhält es durch Multiplikation der Dichte mit der Erdbeschleunigung. Tab. 2.4 Dichte einiger Stoffe bei 20 °C Stoff

1

Dichte in g/cm³ Stoff

Dichte in g/cm³

Stoff

Dichte in g/cm³

Aluminium 2,707

Wasser

1,000

Porzellan

2,4

Eisen

7,987

Quecksilber

13,456

Vollziegel

1,1…2,2

Kupfer

8,954

Benzin

0,72

Gasbeton

0,5…0,8

Blei

11,373

Meerwasser

1,02…1,05

Sandstein

2,6

Wolfram

19,350

Äthylalkohol

0,789

Sand

1,2…1,6

Platin

21,450

Glyzerin

1,26

Polystyrol

0,015

Dies gilt unter der Voraussetzung, dass sich die in dem Volumen eingeschlossene „Menge an Materie“, dargestellt durch die Masse, nicht ändert.

164

2 Mechanik

2.7.1

Deformation fester Körper

Mechanische Spannung Bei der Wirkung von Kräften auf starre Körper spielt der Angriffs„punkt“ eine wichtige Rolle, an dieser Stelle wird der Impulsstrom in oder aus dem starren Körper geleitet. Die Punktförmigkeit ist wiederum eine Idealisierung, reale Impulsstromleiter wie z. B. Stangen, Seile usw. haben einen endlichen Querschnitt. Der Impulsstrom „verteilt“ sich im Körper und kann dort zu unterschiedlichen Belastungen führen. Um die „lokalen“ Impulsströme beschreiben zu können, definiert man die Impulsstromdichte oder mechanische Spannung σ :=

N F , [σ] = := Pa . m² A

(2.344)

Mechanische Spannungen werden auch in Pascal1 angegeben. Bei der Definition (2.344) nehmen wir zunächst einmal an, dass die Kraft F senkrecht zur Fläche A wirkt. Diese Spannungen nennt man auch Normalspannungen.

Abb. 2.110 Mechanische Spannung in einem Zylinder, der an der einen Seite befestigt ist und an dem auf der anderen Seite eine Zugkraft wirkt.

Dehnung Unter dem Einfluss einer mechanischen Spannung ändert ein Festkörper seine Form in Richtung der wirkenden Kraft. In gewissen Grenzen ist diese Deformation reversibel, wird der Krafteinfluss weggenommen, so wird auch die Deformation zurückgenommen. Prototyp eines elastisch deformierbaren Körpers ist die Feder, ihre Längenänderung gehorcht dem Hookeschen Gesetz (2.61). Eine einfache Modellvorstellung ist, dass die Atome oder Moleküle eines Festkörpers, der elastisch deformiert wird, durch „Federn“ miteinander verbunden sind. Wirkt eine Kraft auf das Ende einer solchen Federkette, so dehnt die Kraft jede Feder, für die individuelle Feder wirken die anderen Federn nur als Impulsstromleiter, die die äußere Kraft nur „durchreichen“. Daher wird eine längere Kette auch in größerem Maße deformiert als eine kürzere. Folglich definiert man die Dehnung ε als relative Deformation, in diesem Fall Längenänderung Δl, bezogen auf die Ausgangslänge l. ε :=

Δl l

(2.345)

Das Hookesche Gesetz (2.61) besagt, dass die (absolute) Längenänderung einer Feder proportional zur Kraft ist, der Proportionalitätsfaktor heißt Federkonstante. Entsprechend ist die

1

Benannt nach B. Pascal (1623–1662), französischer Mathematiker und Physiker.

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

165

Dehnung eines Festkörpers im elastischen Bereich proportional zur Normalspannung. Den Proportionalitätsfaktor nennt man Elastizitätsmodul E E :=

N σ , [E] = := Pa . m² ε

(2.346)

Damit lautet das Hookesche Gesetz σ = Eε .

(2.347)

Grundsätzlich muss man zwischen Zug- und Druckspannungen unterscheiden. Bei Zugspannungen wird der deformierte Körper länger, bei Druckspannungen kürzer. Damit wird Δl bei Zugspannungen positiv, bei Druckspannungen negativ. Entsprechend werden Zugspannungen positiv, Druckspannungen negativ gezählt. Wird in einem Zugversuch die mechanische Spannung an dem Festkörper (meistens werden Drähte bzw. Stangen verwendet) bis zum Bruch erhöht, so ergibt sich folgender Verlauf der Spannung über der Dehnung:

max. Zugfestigkeit

plastische Verformung

Spannung

↑

Bruch

elastischer Bereich

Dehnung → Abb. 2.111

Verlauf Spannung über Dehnung: elastischer Bereich, Bereich plastischer Verformung, Bruch.

Bei kleinen Spannungen liegt der elastische Bereich vor, die Spannung ist proportional zur Dehnung, es gilt das Hookesche Gesetz (2.347). Bei weiterer Steigerung der Spannung wächst die Dehnung überproportional, zu (2.347) kommen nicht lineare Terme hinzu. Ist schließlich die Elastizitätsgrenze erreicht, so wird die Deformation irreversibel, wird die Spannung zurückgenommen, bleibt eine Verformung zurück. Die Kurve verläuft flacher, bei manchen Werkstoffen erreicht sie ein Maximum, bis schließlich die Bruchdehnung erreicht wird, der Stab somit bricht.

166

2 Mechanik

Jede Zugspannung bewirkt nicht nur eine Vergrößerung der Länge, sondern auch eine Verkleinerung des Querschnittes d des Festkörpers. Diese ist im elastischen Bereich proportional zur Dehnung. Δd Δl = −μ d l

(2.348)

µ nennt man auch die Querkontraktionszahl oder Poissonzahl1. Das Minuszeichen in (2.348) berücksichtigt die Gegenläufigkeit von Längenänderung und Querschnittsänderung. Betrachten wir die Volumenänderung eines Festkörpers mit quadratischer Querschnittsfläche d² und der Länge l unter dem Einfluss einer Zugspannung, so beträgt ΔV = (d + Δd )²(l + Δl ) − d ²l ≈ d ² Δl + 2dlΔl .

(2.349)

Falls sich das Volumen nicht ändert, so ist Δd 1 Δl 1 ⇒ μ= . =− d 2 l 2

(2.350)

Im Allgemeinen ist µ kleiner, aber positiv, d. h. das Volumen wird bei der Deformation durch eine Zugspannung größer. Schubspannungen Kräfte können nicht nur senkrecht zu Flächen eines Körpers wirken, sondern auch tangential, wie z. B. Kräfte der äußeren Reibung. Die Spannungen, die diese Kräfte bewirken, nennt man auch Schubspannungen. Sie sind anlog zu (2.344) definiert. Auf einen Würfel können demnach drei senkrecht zueinander gerichtete Normalspannungen σ und in den Ebenen jeder Fläche zwei zueinander senkrechte Schubspannungen τ wirken.

Abb. 2.112

1

Normal- und Schubspannungen in einem Würfel.

S.D. Poisson (1781 – 1840).

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

167

Die Schubspannungen sind folgendermaßen indiziert: der erste Index bezeichnet die Richtung der Normalen von der Ebene, in der die Spannung wirkt, während der zweite Index die Richtung der Spannung angibt. Man sieht in Abb. 2.112, dass die Spannungen τxy und τzy, τyx und τzx, sowie τxz und τyz in die gleiche Richtung weisen. Wirken Kräfte auf einen Körper, so bewirken sie einen Spannungszustand, der durch die drei Normalspannungen σx, σy und σz sowie durch die drei Schubspannungen τxy, τxz und τyz vollständig beschrieben wird. Man fasst diese Größen auch zu einem so genannten „Spannungstensor“1 zusammen. Mit ihm können anderseits Kräfte berechnet werden, die auf Flächen des Körpers wirken. Darauf kann hier nicht weiter eingegangen werden. Scherung Die Schubspannungen bewirken ebenfalls Deformationen, so genannte Scherungen. Der oben beschriebene Würfel würde zu einem Rhomboeder deformiert. Bei elastischer Deformation ist der Scherungswinkel γ proportional zur Schubspannung τ. Den Proportionalitätsfaktor nennt man Schubmodul G. τ = G tan γ [G ] =

N m²

(2.351)

Für einige Stoffe sind die Werte verschiedener mechanischer Kenngrößen in Tabelle 2.5 zusammengefasst. Tab. 2.5

Mechanische Kenngrößen einiger Werkstoffe (Richtwerte)

Stoff

Elastastizitätsmodul in GN/m²

Schubmodul in GN/m²

Querkontraktionszahl

Aluminium

72

75

0,34

Kupfer

126

140

0,35

Messing Stahl V2A Glas Al2O3

100 196 76

125 170 75

0,38 0,28 0,17

2.7.2

400

Flüssigkeiten

Während der starre Körper ein idealer Festkörper ist, können in idealen Flüssigkeiten die Moleküle beliebig ohne nennenswerte Kräfte verschoben werden, sie sind, ohne dass sich ihr Volumen ändert, beliebig deformierbar. Auf der Erde ist eine Flüssigkeit immer der Schwerkraft ausgesetzt, daher wird ein flüssiger Körper immer zum einen von der Form des Gefäßes begrenzt und zum anderen durch eine „freie“ Oberfläche, die immer senkrecht zu den auf sie angreifenden Kräften verläuft. Diese sind die Schwerkraft, die „inneren“ zwischenmolekularen Kräfte, welche die Flüssigkeit zusammenhalten, und ggf. Trägheitskräfte, die beim Beschleunigen des Gefäßes auftreten. Bei nicht allzu kleinen freien Oberflächen verlaufen diese bei ruhenden Flüssigkeiten senkrecht zur Richtung der Schwerkraft. 1

Von tendere, lat. spannen. „Spannungstensor“ ist im Grunde eine unsinnige Verdopplung, hat sich aber eingebürgert, da in der Physik auch noch andere Größen durch Tensoren beschrieben werden.

168

2 Mechanik

Druck in Flüssigkeiten Aufgrund der leichten Verschiebbarkeit der Flüssigkeitsmoleküle können nur Normalspannungen senkrecht zur Gefäßoberfläche oder zu freien Oberflächen Deformationen der Flüssigkeit bewirken. Umgekehrt bewirken Flüssigkeiten nur Spannungen senkrecht zur Gefäßoberfläche bzw. zur freien Oberfläche. Normalspannungen insbesondere bei Flüssigkeiten und Gasen bezeichnet man als Druck P. P :=

FN N , [ P] = := Pa . m² A

(2.352)

Wird auf eine Flüssigkeit, die allseitig von einem Gefäß umschlossen ist, an einer Stelle Kraft ausgeübt, z. B. dadurch, dass ein Kolben in die Flüssigkeit gedrückt wird, so erhöht sich wegen der leichten Verschiebbarkeit der Moleküle an jeder Stelle der Flüssigkeit der Druck. Die Flüssigkeit bewirkt an jeder Stelle der Oberfläche wiederum eine Kraft senkrecht zu ihr. Eine ebene Oberfläche im Raum beschreibt man mit Hilfe eines Vektors, der senkrecht zur Oberfläche gerichtet ist und dessen Betrag die Größe der Fläche hat. Gekrümmte Oberflächen zerlegt man in viele infinitesimal kleine Teilflächen da , die lokal die Lage des Oberflächenstücks beschreiben. An dieser Stelle bewirkt der Druck P, der als skalare Größe keine Richtung aufweist, eine Kraft dF = Pda .

(2.353)

Die gleichmäßige Druckerhöhung durch eine an einer Stelle des Gefäßes angreifenden Normalkraft wird in vielfältiger Weise bei hydraulischen Anlagen ausgenutzt. Als Beispiel seien nur eine hydraulisch betriebene Hebebühne oder eine hydraulische Presse genannt. Durch eine Kraft F1 auf den Kolben des ersten Zylinders wird der Druck in dem Gefäß, das die Flüssigkeit vollständig umschließt, erhöht. Diese Druckerhöhung ΔP erfahren alle Teile der Gefäßwand, insbesondere auch der Kolben im zweiten Zylinder. Dort bewirkt ΔP eine Kraft F2. F1 F F A = ΔP = 2 ⇒ 1 = 1 A1 A2 F2 A2

Abb. 2.113

Oberflächenelement einer gekrümmten Gefäßfläche.

(2.354)

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

Abb. 2.114

Allseitige Druckerhöhung durch die Wirkung einer lokalen Normalkraft.

Abb. 2.115

Hydraulisch betriebene Hebebühne.

169

Ist die Kolbenfläche des zweiten Zylinders wesentlich größer als die des ersten Zylinders, so ist auch die Kraft F2 viel größer als F1. Mit einer kleinen Kraft F1 kann dann eine große Last über F2 angehoben werden. Unter der Annahme, dass die Flüssigkeit (nahezu) inkompressi-

170

2 Mechanik

bel ist, ist das Volumen ΔV1, das im ersten Zylinder beim Hereindrücken des Kolbens die Flüssigkeit im Gefäß verdrängt, gleich dem Volumen ΔV2, das die Flüssigkeit beim Kolben des zweiten Zylinders gewinnt. ΔV1 = A1 s1 = ΔV2 = A2 s 2 ⇒

s2 A = 1 . s1 A2

(2.355)

Der Weg, den der Kolben im ersten Zylinder zurücklegt, ist somit wesentlich größer als der Weg des Kolbens im zweiten Zylinder. Auch hier zeigt sich die Gültigkeit der „goldenen Regel der Mechanik“. Schweredruck von Flüssigkeiten Auf die Flüssigkeit in einem quaderförmigen Gefäß wirkt immer die Schwerkraft, dadurch wird der Boden des Gefäßes mit der Gewichtskraft FG = mFl g = ρ FlVQ g = ρ Fl AQ hg

(2.356)

der Flüssigkeit belastet, dabei ist ρFl die Dichte der Flüssigkeit, AQ die Bodenfläche und h die Höhe des Quaders. Damit erzeugt die Flüssigkeit mit (2.352) auf dem Boden einen Schweredruck PS PS =

FG = ρ Fl hg . AQ

(2.357)

Da das Gefäß von Luft umgeben ist, die wiederum auf der freien Oberfläche einen Druck PL erzeugt, beträgt der Gesamtdruck auf den Boden PB = PS + PL = ρ Fl hg + PL .

(2.358)

Der Gesamtdruck einer Flüssigkeit setzt sich immer aus dem externen Druck und dem Schweredruck der Flüssigkeit zusammen. Dies ist auch die Erklärung des so genannten hydrostatischen Paradoxons. Der hydrostatische Druck oder Schweredruck in einer Flüssigkeit hängt nicht von der Gefäßform, sondern nur von der Höhe der Flüssigkeitssäule ab. Dazu betrachten wir ein Gefäß, das folgendes Profil hat: Jede Schicht möge die Höhe h haben. Der Druck auf den (gedachten) Boden der ersten Schicht beträgt mit (2.358) P1 = PL+ ρgh. Dieser Druck ist wiederum der Druck, der als „äußerer“ Druck auf die nächste Schicht wirkt. Auf deren gedachten Boden herrscht somit der Druck P2 = P1+ ρgh = PL+ ρgh+ ρgh = PL+ ρg2h. Auf dem Boden des Gefäßes und damit der vierten Schicht beträgt schließlich der Druck P4 = PL+ ρg4h, unabhängig von den seitlichen Ausdehnungen der Zwischenstufen.

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

Abb. 2.116

171

Zum hydrostatischen Paradoxon.

Der Schweredruck oder hydrostatische Druck bewirkt wegen der leichten Verschiebbarkeit der Flüssigkeitsmoleküle Kräfte auf beliebig orientierte Gefäßwände, d. h. sowohl auf die Seitenwände als auch nach oben bzw. unten. Bei miteinander verbundenen Gefäßen, man nennt sie auch „kommunizierende Röhren“, stellen sich die Flüssigkeitsstände so ein, dass die Kraft, die die Flüssigkeit des einen Gefäßes auf eine als Abgrenzung zum anderen Gefäß gedachte Querschnittsfläche der Verbindung bewirkt, gleich der Gegenkraft ist, die die andere Flüssigkeit bewirkt. Da die Grenzfläche für beide Gefäße gleich ist, liegt beim Kräftegleichgewicht auch Druckgleichheit vor. Bei Flüssigkeiten mit gleicher Dichte sind die Flüssigkeitsspiegel, d. h. die freien Oberflächen zur Umgebung, auf gleicher Höhe, bezogen auf die gedachte Grenzfläche zwischen den beiden Gefäßen. Sind dagegen die Dichten der Flüssigkeiten in den Gefäßen unterschiedlich, so stellen sich unterschiedlich hohe Flüssigkeitsspiegel ein. Unter der Voraussetzung, dass der Umgebungsdruck (Luftdruck) auf die kommunizierenden Röhren gleich ist und der Durchmesser der Verbindung klein gegen die Höhen der Flüssigkeitssäulen ist, beträgt die Höhendifferenz der Flüssigkeitsspiegel bei Flüssigkeiten mit unterschiedlicher Dichte in den Gefäßen ρ1 h1 g + PL = ρ 2 h2 g + PL ⇒ Δh := h1 − h2 ⇒ Δh = h2 (

Abb. 2.117

h1 ρ1 , mit = h2 ρ 2

ρ2 − 1) . ρ1

Flüssigkeitsspiegel bei verbundenen Gefäßen.

(2.359)

172

2 Mechanik

Abb. 2.118

Zur Wirkungsweise einer Pipette.

Die Bedeutung des äußeren Luftdrucks auf die Flüssigkeitsspiegel wird bei der Funktion einer Pipette, die im Wesentlichen eine in der Mitte verdickte Röhre darstellt, deutlich: Taucht man sie in ein Gefäß mit einer Flüssigkeit und verschließt dann das Ende, das nicht in die Flüssigkeit getaucht wurde, so kann man mit der Pipette eine gewisse Menge Flüssigkeit einschließen, auch wenn das nicht verschlossene Ende aus dem Gefäß gezogen wird. Kurz nachdem die Pipette aus dem Gefäß gezogen wurde, fließt etwas Flüssigkeit heraus, bis der Druck an dem offenen Ende gleich dem Luftdruck der Umgebung ist. Der Druck zwischen verschlossenem Ende und Flüssigkeit sinkt stark ab, er kann gegen den äußeren Luftdruck vernachlässigt werden. Die Höhe der Flüssigkeitssäule in der Pipette beträgt dann hFl =

PL . ρg

(2.360)

Dank des hydrostatischen Paradoxons kann man bei entsprechend ausgebauchten Pipetten vergleichsweise viel Flüssigkeit einschließen. Ebenfalls als Konsequenz des Zusammenspielens von äußerem Luftdruck und hydrostatischem Druck erklärt sich die Funktionsweise eines Flüssigkeitshebers, mit dem man aus Gefäßen, die nicht durch Kippen entleerbar sind, z. B. aus einem Tank, die Flüssigkeit entfernen kann. Damit die Flüssigkeit aus dem Tank strömen kann, muss der Schlauch zum einen vollständig mit Flüssigkeit gefüllt sein. Zum anderen muss sich das Schlauchende, das sich nicht im Tank befindet, unterhalb des Flüssigkeitsspiegels im Tank befinden. Auf die Flüssigkeit im Tank und am freien Ende des Schlauches wirkt der äußere Luftdruck. Für die höchste Stelle des Schlauches, die wir als Grenze zwischen tankseitigem Schlauchende und freiem Ende festlegen, ergeben sich mit zG als Höhe der Grenze, zT als Höhe des Flüssigkeitsspiegels im Tank bzw. zf als Höhe des freien Endes folgende Drücke: • tankseitig:

Pt = PL + ρg ( z T − z G ) = PL − ρght ,

• freies Ende

Pf = PL + ρg ( z T − z f ) = PL − ρgh f .

(2.361)

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

Abb. 2.119

173

Flüssigkeitsheber.

Da die tankseitige Höhe der Grenze kleiner ist als die Höhe gegenüber dem freien Ende, ist der tankseitige Druck auch größer. Angetrieben durch die Kraft, bewirkt durch die Druckdifferenz, beginnt die Flüssigkeit zu strömen. Auftriebskräfte Befindet sich ein fester Körper in einer Flüssigkeit, so erfahren die Grenzflächen Kräfte, die von dem Druck durch die Flüssigkeit bewirkt werden. Für einen vollständig von Flüssigkeit umgebenen Quader, dessen eine Seite parallel zum Flüssigkeitsspiegel verläuft, heben sich die seitlichen Kräfte auf. Die auf der Oberseite wirkende, nach unten gerichtete Kraft ist wegen des kleineren Abstandes zum Flüssigkeitsspiegel dem Betrage nach kleiner als die nach oben gerichtete Kraft auf die Unterseite des Quaders. Damit ergibt sich eine nach oben gerichtete vom Druck der Flüssigkeit verursachte Gesamtkraft, der so genannte Auftrieb.

Abb. 2.120

Auftrieb eines von Flüssigkeit umgebenen Quaders.

174

2 Mechanik

Mit ho und hu als Abstände der Oberseite bzw. der Unterseite vom Flüssigkeitsspiegel und A als Fläche von Ober- und Unterseite beträgt der Auftrieb F = A( PL + ρghu ) − A( PL + ρgho ) = Aρg (hu − ho ) = ρgVQ .

(2.362)

Dieser Zusammenhang, den wir für einen Quader hergeleitet haben, gilt allgemein für beliebig geformte Körper. Die Auftriebskraft ist dem Betrage nach gleich der Gewichtskraft der von dem Körper verdrängten Flüssigkeit. Diese Tatsache wurde im Altertum bereits von Archimedes erkannt und wird ihm zu Ehren auch Archimedisches Prinzip genannt. Ein Körper, der sich in einer Flüssigkeit befindet, erfährt eine Auftriebskraft, die dem Betrage nach gleich der Gewichtskraft der von ihm verdrängten Flüssigkeit ist. Neben der Auftriebskraft wirkt auf den Körper auch noch die Schwerkraft. Fres = ρ Fl gV K − m K g = (ρ Fl − ρ K ) gV K

(2.363)

Ist die Dichte des Körpers größer als die Dichte der Flüssigkeit, so ist die resultierende Kraft negativ, d. h. nach unten gerichtet, der Körper sinkt. Bei gleichen Dichten ist die Resultierende null, der Körper ist in einem (indifferenten) Gleichgewicht, man sagt, er schwebt in der Flüssigkeit. Ist dagegen die Dichte des Körpers kleiner als die Dichte der Flüssigkeit, so beschleunigt ihn die Resultierende nach oben. Er wird irgendwann den Flüssigkeitsspiegel durchdringen, so dass die Masse der von ihm verdrängten Flüssigkeit und damit auch der Auftrieb immer kleiner werden. Ist schließlich ihre Masse gleich der Masse des Körpers, so ist die Auftriebskraft gleich der Gewichtskraft des Körpers und das Gleichgewicht ist erreicht, der Körper schwimmt auf der Flüssigkeit. Zu beachten ist, dass in (2.363) ρK die mittlere Dichte des Körpers ist. Ein Schiff aus Stahl schwimmt auf dem Wasser, da der Rumpf im Wesentlichen Luft umschließt, daher können wir (2.363) auch umformulieren. Fres = m Fl ,verdrängt g − m K g

(2.364)

Der Körper befindet sich immer dann im Gleichgewicht, wenn seine Masse gleich der Masse der von ihm verdrängten Flüssigkeit ist. Ein schwimmendes Schiff befindet sich somit im Gleichgewicht. Ein Teil des Schiffes ragt aus dem Wasser. (2.364) beschreibt nur das Gleichgewicht bezüglich Translation. Um auch ein Gleichgewicht bezüglich Rotation zu erreichen, muss auch die Summe aller Drehmomente der auf das Schiff wirkenden Kräfte, also Auftriebs- und Gewichtskraft, null sein. Ein stabiles Gleichgewicht liegt vor, wenn der Angriffspunkt der Auftriebskraft oberhalb des Schwerpunktes liegt. Dabei wird die Lage des Schiffsschwerpunktes von der Massenverteilung des gesamten Schiffes, d. h. der Teile über und unter der Wasserlinie festgelegt. Der Angriffspunkt der Auftriebskraft dagegen wird vom Schwerpunkt der verdrängten Wassermenge bestimmt, unter Annahme einer homoge-

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

175

nen Dichte des Wassers somit von der Form des Schiffes unter Wasser. Man nennt daher den Angriffspunkt der Auftriebskraft auch den Formschwerpunkt des Schiffsrumpfes. Um eine möglichst hohe Stabilität zu erreichen, versucht man bei der Schiffskonstruktion, den Schiffsschwerpunkt möglichst tief zu platzieren, z. B. bei Segelyachten durch Anbringen eines Bleikiels. Schweredruck bei Gasen Im Gegensatz zu Festkörpern und Flüssigkeiten sind bei Gasen die zwischenmolekularen Kräfte sehr klein, ihre Dichten sind ebenfalls vergleichsweise gering. Ein Gas nimmt immer die Form des umschließenden Gefäßes an. Ändert sich sein Volumen, so tut es auch das Gas, es ist somit leicht komprimierbar. Als ideal bezeichnet man ein Gas, bei dem es überhaupt keine zwischenmolekularen Kräfte gibt, die Moleküle also nur elastisch kollidieren. Wir haben bereits in (2.220) gesehen, dass durch permanente Kollisionen von Gasmolekülen mit Gefäßwänden eine mittlere Kraft auf diese erzeugt wird, das Gas somit einen Druck ausübt.

Bei einem idealen Gas besteht folgender Zusammenhang zwischen Gefäßvolumen, Masse des Gases, Druck und Temperatur PV = mRs T ,

(2.365)

dies ist die Zustandsgleichung des idealen Gases. Rs ist die spezifische Gaskonstante, sie ist abhängig von der stofflichen Zusammensetzung des Gases. Damit beträgt dessen Dichte ρ=

m P ⇒ ρ ∼ P, wenn T = const. = V Rs T

(2.366)

Die Schwerkraft wirkt natürlich auch auf Gase, somit herrscht auch ein entsprechender Schweredruck, dieser kann jedoch nicht mit (2.357) berechnet werden, da die Dichte des Gases mit der Höhe variiert. Beschränken wir uns jedoch auf nur eine sehr dünne Schicht der Dicke dz, die sich in der Höhe z befinden soll, wobei wir die dort vorliegende Dichte ρ(z) in dem Bereich [z, z + dz] als konstant ansehen, so lautet der Druck in Anlehnung an (2.357) P ( z ) = ρ( z ) gdz + Pext .

(2.367)

Der äußere Druck Pext ist aber der Schweredruck der Höhe z + dz.

Abb. 2.121 Zur Herleitung der barometrischen Höhenformel. In der Gasschicht wird die Dichte als konstant angenommen.

176

2 Mechanik

Die Druckdifferenz an der Schicht beträgt somit mit (2.366) dP := P( z + dz ) − P ( z ) = −ρ( z ) gdz = −

P( z ) gdz . Rs T

(2.368)

Dies ist eine Differentialgleichung für den Druck P(z) in Abhängigkeit von der Höhe z. Wir stellen (2.368) so um, dass die Variablen P und z auf der linken bzw. rechten Seite der Gleichung stehen und integrieren beide Seiten von der Referenzhöhe null bis zu der Höhe, in der wir den Schweredruck berechnen wollen. P(h)

g h dP P ( h) g == − dz ⇒ ln =− h ∫ P ∫ Rs T 0 P ( 0) Rs T P (0)

g dP =− dz ⇒ P Rs T

⇒ P (h) = P (0)e

−

g h Rs T

(2.369)

Dieser Zusammenhang ist auch als „barometrische Höhenformel“ bekannt, der Schweredruck eines Gases sinkt exponentiell mit steigender Höhe. Für Luft ergeben sich unter der Annahme einer konstanten Erdbeschleunigung und einer konstanten Temperatur von 0 °C die speziellen Werte P (h) = 1013 hPa e

−

h 7 , 7 km

,

(2.370)

dabei werden die Höhen auf die mittlere Höhe des Meeresspiegels bezogen. Auf dem Mt. Everest mit etwa 8800 m Höhe über dem Meeresspiegel beträgt der Luftdruck nur noch etwa 30 % des Luftdrucks auf Meeresniveau.

Luftdruck

1000 hPa ↑ 800 600 400 200 0 0

5

10

15 km 20

Höhe → Abb. 2.122

2.7.3

Verlauf des Luftdrucks mit der Höhe.

Strömungen

Von einer Strömung spricht man in Alltag, wenn sich insbesondere Flüssigkeiten oder Gase in eine bestimmte Vorzugsrichtung bewegen, bei einem Fluss strömt das Wasser vom Berg ins Tal, Gas strömt durch ein Rohr zur Heizung, westliche Windströmungen bringen Regen,

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

177

elektrischer Strom fließt durch Drähte… Manchmal überträgt man den Begriff Strömung oder Strom auf gleichartige Objekte, die sich in ähnlicher Weise bewegen: Ein Menschenstrom bewegt sich bei einem Karnevalsumzug durch die Straßen, Strömungen im Meinungsbild beeinflussen die Politik… In der Physik kennt man Ströme geladener Teilchen, die elektrische Energie transportieren, Massenströme, wenn Flüssigkeiten, Gase oder auch feste Schüttgüter fließen. Allgemein bezeichnet man als Strom die zeitliche Änderung einer mengenartigen physikalischen Größe. Im Zusammenhang mit den Newtonschen Axiomen haben wir Kräfte als Impulsströme, Drehmomente als Drehimpulsströme und Leistung als Energiestrom kennen gelernt. Allen Strömen gemeinsam ist die kollektive Bewegung, die tendenziell in eine Richtung erfolgt. Strömen Objekte, die so klein sind, dass man sie nicht einzeln unterscheiden kann, so sagt man auch, ein Medium strömt. Stromdichte, Kontinuitätsgleichung Wir wollen nun die Eigenschaften eines Flüssigkeitsstromes untersuchen. Für andere Ströme gelten die Aussagen sinngemäß. Mit der Bewegung sind ein Materie- und damit ein Massenstrom verbunden, pro Zeiteinheit strömt bei einem Fluss eine bestimmte Menge Wasser zu Tal. Weiterhin kann die Strömung langsam oder schnell sein. Um die gleiche Menge Wasser zu transportieren, kann beim schnell fließenden Gewässer seine Querschnittsfläche senkrecht zur Strömungsrichtung kleiner sein als beim langsam fließenden.

Abb. 2.123 Querschnittsfläche und Strömungsgeschwindigkeit bei Flüssen, die die gleiche Wassermenge pro Zeit transportieren.

Um diese Strömungseigenschaften berücksichtigen zu können, führen wir die Stromdichte j m :=

m AQuerschnitt

(2.371)

ein. Zu beachten ist, dass die Normale zur Querschnittsfläche AQuerschnitt senkrecht zur Bewegungsrichtung verläuft. Während der Zeitspanne dt fließt durch die Querschnittsfläche die Flüssigkeitsmenge dm = ρAquerschnittds. Mit (2.371) beträgt die Stromdichte jm =

1 AQuerschnitt

ρAQuerschnitt ds ds dm 1 = =ρ = ρv Strom , AQuerschnitt dt dt dt

(2.372)

178

2 Mechanik

dabei ist vStrom die mittlere Strömungsgeschwindigkeit in der Querschnittsfläche. Normalerweise ist bei einer Strömung nicht davon auszugehen, dass die Strömungsgeschwindigkeit überall in der Querschnittsfläche die gleiche ist. Um die unterschiedlichen Strömungsgeschwindigkeiten zu berücksichtigen und beschreiben zu können, erweitern wir mit der lokalen Geschwindigkeit v die Stromdichte zu einer vektoriellen Größe j m = ρv .

(2.373)

Die Gesamtheit aller Stromdichtevektoren bezeichnet man auch als Strömungsfeld. Sind die Stromdichtevektoren im gesamten Strömungsfeld konstant, so spricht man auch von einem homogenen Strömungsfeld. Will man bei einem homogenen Strömungsfeld den Strom durch eine beliebig orientierte ebene Messfläche AMF bestimmen, so ist zu beachten, dass der Strom maximal ist, wenn die Messfläche senkrecht zur Stromdichte gerichtet ist, und der Strom null wird, wenn sie in Richtung der Stromdichtevektoren verläuft. Wenn wir die Orientierung der Messfläche mit dem Normalenvektor n beschreiben, so beträgt der Strom I =| j m | AMF cos(∠( j m , n )) = − j m • AMF .

(2.374)

AMF ist der Flächenvektor mit dem Betrag des Flächeninhaltes und der Normalenrichtung. Nach (2.374) kann der Strom negativ werden, wenn der Winkel zwischen Flächenvektor und Stromdichte zwischen 0° und 90° liegt. Das Vorzeichen eines (in unserem Fall) Massenstromes ist für die Bilanzierung der Masse eines Systems von Bedeutung (siehe 2.4.1 (System und Systemgrenze)). Ist der Strom positiv, so fließt Masse in das System, im anderen Fall aus dem System. Das System wird unter anderem durch die Messfläche begrenzt. Da aufgrund einer Konvention in der Geometrie die Normalenvektoren von geschlossenen Flächen immer nach außen zeigen, muss in (2.374) das Minuszeichen eingeführt werden.

Abb. 2.124

Stromdichte und Flächennormale: Richtungskonvention.

Wird das System von mehreren durchströmten Flächen begrenzt, so muss man für den Gesamtstrom, der die Änderung der Systemmasse beschreibt, über alle Teilströme summieren. Variieren Stromdichte und Flächenorientierung räumlich, so muss man die Systemhülle in infinitesimal kleine Teilflächen da aufteilen, in denen die Stromdichte konstant ist. Somit können wir die Masse des Systems unter der Voraussetzung bilanzieren, dass es keine „Quel-

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

179

len“ und keine „Senken“ für Massen gibt, d. h. dass im System keine Masse aus dem „Nichts“ erzeugt wird und keine im „Nichts“ verschwindet: dm Sys dt dm Sys dt

r r = ∑ ΔI m ,i = −∑ j m,i • ΔAi → i

= ∫ dI m = −

i

r

r

∫ j • da = −

geschlossene Hüllfläche des Systems

r

r

∫ ρv • da

(2.375)

geschlossene Hüllfläche des Systems

Diesen Zusammenhang nennt man auch die Kontinuitätsgleichung für Massenströme. Sie kann man für jede Art von Strömen mengenartiger physikalischer Größen aufstellen. Sie bedeutet allgemein: Die (zeitliche) Änderung einer mengenartigen Größe wird, wenn es keine Quellen oder Senken im System gibt, durch Ströme, die durch die Systemhülle hindurchgehen, bewirkt. Dabei ist der Strom darstellbar als Skalarprodukt aus Stromdichte und Flächenelement. Die Stromdichte kann wiederum zergliedert werden in Dichte der mengenartigen Größe und Geschwindigkeit. Zu bemerken ist, dass der Strom eine skalare Größe ist, die nur zwischen den Richtungen „in das System“ und „aus dem System“ unterscheiden kann, während die Stromdichte die räumliche Information trägt. Im Folgenden wollen wir reibungsfreie Massenströme betrachten. Weiterhin soll das Medium inkompressibel sein, was bei Flüssigkeiten und festen Schüttgütern immer der Fall ist, bei Gasen nur, wenn die Strömungsgeschwindigkeit kleiner ist als ein Drittel der Schallgeschwindigkeit1. Wir nehmen ferner an, dass die Dichte des Mediums konstant ist, also im Falle von Gasen keine Dichtevariation aufgrund des Schweredrucks zu berücksichtigen ist. Für einen Abschnitt eines Rohres, das von einer Flüssigkeit durchströmt wird, können wir somit die Massen bilanzieren:

Abb. 2.125

Massenstrom durch ein Rohr.

m& Sys = m& Rohrabschnitt = m& ein + m& aus = 0 .

(2.376)

Gemäß der Konvention ist m& ein > 0 . Sind zusätzlich noch die Massenströme in bzw. aus dem System zeitlich konstant, so spricht man von einer stationären Strömung. Unter der Voraussetzung, dass die Flüssigkeit nur durch die Stirnflächen des Rohres fließen kann und 1

Diese beträgt bei Luft unter „Normbedingungen“ 340 m/s.

180

2 Mechanik

diese senkrecht zur Strömungsrichtung stehen, können wir (2.376) mit (2.373) und (2.374) umformen. 0 = −ρv ein • Aein − ρv aus • Aaus = ρv ein Aein − ρv aus Aaus ⇒ v ein Aein = v aus Aaus .

(2.377)

Da man die Ein- und Austrittsfläche des Rohrabschnittes beliebig platzieren kann, ist für beliebige Flächen v A⊥ = const .1 Fließt eine Flüssigkeit durch ein Rohr, das sich verengt, so wird die Strömungsgeschwindigkeit größer, die Moleküle werden beschleunigt. Unter der Voraussetzung konstanter Dichte rechnet man häufig auch statt mit Massenströmen mit Volumenströmen. V := −v • A = −vA cos(∠(v , A))

(2.378)

Das Minuszeichen ergibt sich aus der Konvention mein > 0 . Zwischen Volumen- und Massenstrom besteht der Zusammenhang m = ρV = −ρvA cos(∠(v , A)) .

(2.379)

Sind Normalenvektor und Geschwindigkeit an Eintritts- und Austrittsfläche kollinear, so beträgt aufgrund der Orientierung dieser Begrenzungsflächen des Systems (Rohres) Vein = v ein Aein bzw. Vaus = −v aus Aaus . Dies entspricht der Vorzeichenkonvention für Ströme in oder aus Systemen und (2.376) lautet dann m Sys = 0 = ρVein + ρVaus . Energiesatz Greifen an einer Flüssigkeit, die durch ein Rohr strömt, in einem gewissen Abschnitt Kräfte an, so wird an jedem Molekül Arbeit verrichtet. Gemäß (2.132) wird dessen kinetische Energie am Ende des Rohrabschnittes gegenüber der am Anfang geändert. Einem Massenstrom m , der durch einen Abschnitt des Rohres strömt, wird entsprechend ein Energiestrom (2.152) zu- oder abgeführt.

Auf die Flüssigkeit wirkende Kräfte können sein • Kräfte, die senkrecht zu beiden Querschnittsflächen am Ende des betrachteten Rohrabschnittes wirken, • die Schwerkraft. Unter der Annahme, dass die ersten Kräfte zeitlich konstant sind, ebenso wie die Höhendifferenz, die der Flüssigkeitsstrom überwindet, beträgt der Energiestrom mit (2.152), der der Flüssigkeit zu- oder abgeführt werden muss, um die Strömungsgeschwindigkeit am Ausgang gegenüber der am Eingang zu ändern P=

ds ds m 2 2 (v aus − v ein ) = Fein • ein + Faus • aus − ΔE pot ⇒ 2 dt dt

m 2 2 (v aus − v ein ) = Fein • v ein + Faus • v aus − mg (haus − hein ) . 2 1

(2.380)

Da die Strömungsgeschwindigkeit im Rohrquerschnitt variieren kann, gehen wir von der mittleren Geschwindigkeit aus.

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

Abb. 2.126

181

Rohr mit unterschiedlichem Durchmesser und unterschiedlichen Höhen.

Die äußeren Kräfte Fein und Faus an den Enden des Rohres bewirken nach (2.353) einen Druck in der Flüssigkeit, daher gilt wegen der unterschiedlichen Richtungen von Kraft und Flächennormalen Fein • v ein = − Pein Aein • v ein , Faus • v aus = − Paus Aaus • v aus .

(2.381)

Mit Hilfe von (2.378) können wir (2.381) durch den Volumenstrom V = m / ρ ausdrücken und in (2.380) einsetzen. m m , Faus • v aus = − PausV = − Paus ⇒ ρ ρ m m − Paus − mg (haus − hein ) . ρ ρ

Fein • v ein = PeinV = Pein m 2 2 (v aus − v ein ) = Pein 2

(2.382)

Bringen wir alle Terme, die Größen am Rohranfang beschreiben, auf die linke, die Größen vom Rohrende auf die rechte Seite von (2.382), dividieren sie durch − m , so erhalten wir die Bernoulli1-Gleichung. Pein + ρghein +

ρ 2 ρ 2 v ein = Paus + ρghaus + v aus = const 2 2

(2.383)

Diese setzt die Drücke in einem Abschnitt eines Rohres oder sonstigem Gefäß, das von einer Flüssigkeit durchströmt wird, in Beziehung. Speziell bezeichnet man ρgh als Schweredruck, ρ v ² als Staudruck. Den äußeren Druck P und ρgh fasst man auch zum statischen Druck 2 zusammen, der Staudruck oder dynamische Druck tritt nur auf, wenn sich die Flüssigkeit bewegt. Im Grenzfall v→ 0 erhalten wir für den statischen Druck Pein + ρghein = Paus + ρghaus = const . ⇒ ΔP = ρgΔh ,

(2.384)

d. h. durch Messung der Höhendifferenz der Flüssigkeitsspiegel in einem U-Rohr kann man die Druckdifferenz auf die Flüssigkeitsspiegel oder bei einem bekannten Druck den anderen messen. Auf diesem Prinzip beruhen einige Manometer (Druckmesser). Anderseits muss 1

D. Bernoulli (1700–1782).

182

2 Mechanik

ebenfalls eine Druckdifferenz an den Enden eines horizontal verlaufenden Rohres anliegen, um die Flüssigkeit aus der Ruhe in Bewegung zu setzen. Anwendungen der Bernoulli-Gleichung Ausfließen aus einem Gefäß In einem mit Flüssigkeit gefülltem Gefäß befindet sich unterhalb des Flüssigkeitsspiegels eine kleine Öffnung, aus der die Flüssigkeit ausströmen kann. Mit Hilfe der BernoulliGleichung können wir die Ausströmgeschwindigkeit berechnen.

Abb. 2.127

Eine Flüssigkeit strömt aus einer kleinen Öffnung.

Wir nehmen dabei an, dass auf den Flüssigkeitsspiegel des Gefäßes und auf die durch das Loch ausströmende Flüssigkeit der äußere Luftdruck PLuft wirkt. Das Gefäß können wir als Rohr mit sehr unterschiedlichen Eintritts- und Austrittsöffnungen auffassen, zum einen der Flüssigkeitsspiegel oben im Gefäß als Eintrittsöffnung, zum anderen die vergleichsweise enge Austrittsöffnung. Daher wird die Strömungsgeschwindigkeit, mit der der Flüssigkeitsspiegel sinkt, wegen (2.377) vernachlässigbar sein gegenüber der Geschwindigkeit vÖ in der Austrittsöffnung. Damit vereinfacht sich die Bernoulli-Gleichung (2.383) zu PLuft + ρghFl = PLuft +

ρ 2 vÖ 2

(2.385)

und wir erhalten bei bekannter Höhe hFl des Flüssigkeitsspiegels über der Austrittsöffnung die Austrittsgeschwindigkeit vÖ = 2 ghFl .

(2.386)

Dies entspricht der Geschwindigkeit, die ein aus der gleichen Höhe frei fallender Körper erreichen würde. Da wir nur Drücke zueinander in Beziehung gesetzt haben, spielt die Ausflussrichtung keine Rolle. Die Austrittsöffnung kann an der Seite des Gefäßes, an seinem Boden oder wie bei einer Gießkanne auch schräg angeordnet sein. Venturi-Effekt Strömt eine Flüssigkeit durch einen Rohrabschnitt, der sich an einer Stelle verengt, so erhöht sich hinter der Engstelle gemäß (2.377) die Strömungsgeschwindigkeit. Verläuft das Rohr

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

Abb. 2.128

183

Zum Venturi-Effekt.

horizontal und sind statischer Druck Pein sowie Strömungsgeschwindigkeit vein im Eingang gegeben, so stellt sich im Ausgang ein Druck Paus = Pein +

ρ 2 2 (v ein − v aus ) 2

(2.387)

ein. Mit den Rohrquerschnittsflächen Aein und Aaus unter Beachtung von (2.377) erhalten wir v aus =

Aein A ρ 2 v ein ⇒ Paus = Pein + (v ein − ( ein v ein ) 2 ) , Aaus 2 Aaus

(2.388)

da jedoch Aein > Aaus ist, ist Paus < Pein. Dies gilt für beliebige Strömungen inkompressibler Medien, man nennt dies auch den Venturi-Effekt: Steigt die Strömungsgeschwindigkeit in einem Medium, so sinkt der statische Druck. Die Funktion von Flüssigkeitszerstäubern und Wasserstrahlpumpen basiert auf dem VenturiEffekt: Wasser wird durch ein Rohr gepumpt, das eine Engstelle aufweist. In dieser Engstelle befindet sich ein Abzweig, der mit einem zu evakuierenden Gefäß verbunden ist. Ist die Strömungsgeschwindigkeit des Wassers in der Engstelle so groß, dass der statische Druck kleiner wird als der statische (Luft-)Druck im Vakuumgefäß, so wird, getrieben von der Druckdifferenz, die Luft aus dem Gefäß abgesaugt. Die Auftriebskraft der Tragflächen bei Flugzeugen wird ebenfalls durch den Venturi-Effekt bewirkt. Aufgrund des Profils einer Tragfläche legt der Luftstrom oberhalb der Tragfläche

Abb. 2.129

Wasserstrahlpumpe.

184

2 Mechanik

Abb. 2.130

Hydrodynamisches Paradoxon.

einen längeren Weg zurück als der Luftstrom längs der Unterseite. Die dadurch entstehende Druckdifferenz erzeugt die Auftriebskraft. Ein Flugzeug muss daher mit einer gewissen Mindestgeschwindigkeit fliegen, damit die Auftriebskraft die Gewichtskraft kompensiert. Für Verblüffung sorgt häufig das so genannte hydrodynamische Paradoxon. Wird ein Schlauchende sehr dicht an eine Platte gepresst, so dass das Wasser nur durch einen schmalen Spalt radial ausströmen kann, so sinkt in dem Spalt der statische Druck, weil die Strömungsgeschwindigkeit stark erhöht wird. Ist der Umgebungsdruck größer als der statische Druck in dem Spalt, so wird die Platte an das Schlauchende gedrückt. Impulssatz bei Massenströmen Bei einer stationären Flüssigkeitsströmung hat jedes Molekül, das sich in dem Strom bewegt, einen Impuls, neben dem Massenstrom erfolgt gleichzeitig auch ein Impulsstrom und somit eine Kraft in Strömungsrichtung F = mv = ρVv .

(2.389)

Diese Kraft erfährt z. B. eine Wand, gegen die ein Wasserstrahl gespritzt wird. Die Kraft auf die Eintritts- und Austrittsfläche eines Rohrabschnittes beträgt mit (2.389) und (2.378) Fein = −ρ( Aein • v ein )vein = −ρAein v ein cos(180°)v ein = ρAein vein vein Faus = −ρ( Aaus • v aus )v aus = −ρAaus v aus cos(0°)v aus = −ρAaus v aus v aus .

(2.390)

Bei einem geraden Rohrstück mit gleich großen Ein- und Austrittsflächen sind die Geschwindigkeiten gleich und damit die Kräfte entgegengesetzt gleich groß, die Gesamtkraft auf die Flüssigkeit ist null. Sind die Ein- und Austrittsflächen eines geraden Rohrstückes unterschiedlich groß, so lautet mit (2.377) die Kraft auf die Austrittsfläche in Abhängigkeit von der Kraft auf die Eintrittsfläche Faus = −ρAaus

Aein A A v ein ein v ein = − ein Fein , Aaus Aaus Aaus

(2.391)

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

185

die resultierende Kraft beträgt dann Fres = Faus + Fein = −

Aein A Fein + Fein = −( ein − 1) Fein . Aaus Aaus

(2.392)

Diese Kraft beschleunigt die Flüssigkeit (siehe Kontinuitätsgleichung S. 180) und muss von der Halterung des Rohres, das sich ja nicht bewegen soll, aufgefangen werden. Ändert sich außerdem noch die Richtung der Strömung, so ergibt sich die Resultierende zu Fres = Faus + Fein = −ρAaus

Aein v ein v aus + ρAein v ein v ein Aaus

Fres = ρAein v ein (v ein − v aus ) .

Abb. 2.131

(2.393)

Kraft auf einen von einer Flüssigkeit durchströmten Rohrkrümmer.

Viskose Flüssigkeiten Von viskosen Flüssigkeiten spricht man, wenn zwischen den sich bewegenden Molekülen und der Gefäßwand oder unter den Molekülen Reibungskräfte wirken. Diese Reibungskräfte hemmen die Bewegung, der Flüssigkeit wird ein Energiestrom WRe ib entzogen. Um durch ein horizontal verlaufendes Rohrstück eine Flüssigkeit mit konstanter Geschwindigkeit strömen zu lassen, muss eine entsprechende Leistung zugeführt werden.

(2.282) ⇒

m 2 2 (v aus − v ein ) = 0 = PeinVein + PausVaus − WRe ib . 2

(2.394)

Zum Aufrechterhalten des Volumenstroms Vein = −Vaus muss daher die Druckdifferenz ΔP := Pein − Paus =

WRe ib Vein

(2.395)

186

2 Mechanik

zwischen Eingang und Ausgang vorliegen. Wir haben im Abbschnitt 2.3.5 (Innere Reibung) gesehen, dass Kräfte der inneren Reibung bei laminarer Strömung ∼ v, die abgeführte Leistungen somit ∼ v², bei turbulenter Strömung dagegen ∼ v², die Leistungen also ∼ v³ sind. Bei laminaren Strömungen gleiten die einzelnen Flüssigkeitsschichten aneinander vorbei, ohne sich zu durchmischen. Turbulente Strömungen durchmischen sich in einem unübersichtlichen Muster, wobei Wirbel entstehen und auch wieder verschwinden können. Welches Strömungsmuster entsteht, hängt von der Geometrie des Rohrs, der Dichte und der Viskosität der Flüssigkeit sowie von der Strömungsgeschwindigkeit ab. Mit den Volumenströmen V = Av ist ΔP ∼ V (laminare Strömung) oder ΔP ∼ V ² (turbulente Strömung).

(2.396)

Im Falle der laminaren Strömung nennt man den Proportionalitätsfaktor auch Strömungswiderstand RRohr. Laminare Strömungen Bei diesem Modell der Strömung gliedert man die Flüssigkeit in einzelne Schichten mit jeweils konstanter Strömungsgeschwindigkeit, die unter Einfluss von Reibung aneinander vorbeigleiten. Aufgrund der Relativgeschwindigkeit zwischen den Schichten wird ein zuerst würfelförmiges Flüssigkeitsvolumen mit der Zeit geschert, die Reibungskräfte bewirken Schubspannungen zwischen den Schichten.

Abb. 2.132

Schichtenmodell einer laminaren Strömung.

Ein einfacher Ansatz von Newton verknüpft die Schubspannung τ = F/A zwischen der untersten und der obersten Schicht (Fläche A) eines quaderförmigen Ausschnitts aus der strömenden Flüssigkeit (Höhe h) mit der Relativgeschwindigkeit der Schichten. τ∼

v oben − vunten h

(2.397)

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

187

Den Proportionalitätsfaktor nennt man „dynamische Viskosität η“ der Flüssigkeit, ihre Einheit wird in [τh/v] = Pa · s angegeben. Er beschreibt anschaulich die Zähigkeit der Flüssigkeit, Honig ist also etwa viskoser als Wasser. Allgemein nimmt die Viskosität mit sinkender Temperatur zu, daher sollte das Motorenöl im Winter eine niedrigere Viskosität aufweisen als das für den Sommerbetrieb. Je nach Rohrgeometrie können die gegeneinander gleitenden Schichten anders als im obigen ebenen Modell geformt sein, entsprechend bilden sich andere räumliche Geschwindigkeitsprofile aus. Für den allgemeineren Fall einer gradlinigen radialsymmetrischen laminaren Strömung lautet das Newtonsche Reibungsgesetz τ=η

dv , dr

(2.398)

dabei bezeichnet r die Koordinate senkrecht zur Strömungsrichtung. Das Geschwindigkeitsprofil in einem zylindersymmetrischen Rohr mit dem Durchmesser DRohr gehorcht dem Hagen-Poiseulleschen Gesetz, das wir hier nicht aus (2.398) herleiten wollen. v(r ) =

Pein − Paus D Rohr 2 (( ) − r ²) 4ηl Rohr 2

(2.399)

Für eine stationäre Strömung ist im Einklang mit (2.395) eine Druckdifferenz Pein – Paus längs eines Rohrabschnittes der Länge lRohr erforderlich. (2.399) beschreibt ein parabolisches Geschwindigkeitsprofil, die Flüssigkeit ruht in unmittelbarer Umgebung der Rohrwände, die Geschwindigkeit erreicht in der Rohrmitte das Maximum v max (r = 0) =

Abb. 2.133

Pein − Paus D Rohr 2 ( ) . 4ηl Rohr 2

Parabolisches Geschwindigkeitsprofil gemäß dem Hagen-Poiseulleschen Gesetz.

(2.400)

188

2 Mechanik

Der Massenstrom durch das Rohr ergibt sich aus der Integration über die einzelnen Schichten (konzentrische Zylinder), in denen die Strömungsgeschwindigkeiten konstant sind. m = ∫ dm ( r ) = m = 2πρ m = πρ

D/2

D/2

0

0

∫ ρv(r )dA = ρ ∫

Pein − Paus D Rohr 2 (( ) − r ²)2πrdr 4ηl Rohr 2

Pein − Paus D Rohr 2 1 D Rohr 2 1 D Rohr 4 (( ) ( ) − ( ) ) 4ηl Rohr 2 2 2 4 2

Pein − Paus D Rohr 4 ( ) = ρV 8ηl Rohr 2

(2.401)

(2.401) nach ΔP = Pein – Paus aufgelöst ergibt in Anlehnung an (2.396) ΔP =

8ηl Rohr V = R Rohr V . D π( Rohr ) 4 2

(2.402)

RRohr spielt dabei die Rolle des „Rohrwiderstandes“. Halbiert man den Durchmesser eines Rohrabschnitts, so muss die Druckdifferenz 16-mal so groß sein, um die gleiche Menge Flüssigkeit strömen zu lassen. Turbulente Strömung Die vorher behandelte laminare Strömung kommt nur bei „kleinen“ Geschwindigkeiten vor. Was nun genau unter „klein“ zu verstehen ist, hängt von dem Rohrdurchmesser, der Dichte und der Viskosität der Flüssigkeit ab. Auskunft darüber, ob eine Strömung durch ein Rohr laminar oder turbulent sein wird, gibt die so genannte Reynoldszahl1 Re :=

ρD Rohr v . η

(2.403)

Aus Versuchen weiß man, dass Strömungen mit Reynoldszahlen < 2000 laminar sind, bei Reynoldszahlen > 3000 dagegen turbulent. Welche Strömungsform im Zwischenbereich angenommen wird, hängt von verschiedenen Parametern wie z. B. Oberflächenrauheit des Rohres ab. Da die bei turbulenter Strömung abgeführte Leistung ∼ v ³ ist, ist die für eine stationäre Strömung erforderliche Druckdifferenz gemäß (2.396) ∼ v ² . Daher wird diese Druckdifferenz häufig auch analog zum dynamischen Druck in (2.383) angegeben

ρ ΔP = ς v ² . 2

1

Benannt nach O. Reynolds (1842–1912).

(2.404)

2.7 Mechanik deformierbarer Körper

189

Der Widerstandsbeiwert ζ setzt sich wiederum zusammen aus der Länge des Rohrabschnitts, dem Rohrdurchmesser und der Rohrreibungszahl λ, in sie gehen Rauheit der Rohroberfläche und Reynoldszahl ein. ς=λ

l D Rohr

(2.405)

Auch für laminare Strömungen können wir die Druckdifferenz wie in (2.404) formulieren. Vergleichen wir (2.402) mit (2.404) unter Beachtung von V = ρARohr v , so erhalten wir:

ΔP =

64η 8ηl Rohr 32ηl Rohr l ρ ρv = λ V = v² ⇒ λ = 2 D ρDRohr v DRohr 2 D Rohr π( Rohr ) 4 2

(2.406)

Mit (2.403) lautet λ in Abhängigkeit von der Reynoldszahl Re λ=

64 . Re

(2.407)

3

Thermodynamik

Die Wärmelehre oder Thermodynamik beschäftigt sich mit allen Erscheinungen der Physik, die mit den menschlichen Sinnesempfindungen „warm“ und „kalt“ zu tun haben. Wärme stellt außerdem eine wichtige Energieform dar, die für die unterschiedlichsten technischen Anwendungen eine große Bedeutung hat. Insbesondere der effiziente Wechsel von Energieträgern spielt in Zeiten knapper Ressourcen eine immer größere Rolle. Erschien die Wärme zunächst als völlig neues Naturphänomen, dem man sogar einen eigenen Stoff, das „Phlogiston“, zuschrieb, um z. B. die Übertragung von Wärme von einem Körper auf einen anderen zu erklären, so wurden im Laufe der Zeit wichtige Brücken zur Mechanik geschlagen, die mit der Einführung des Energiebegriffes einhergingen. Lange Zeit waren die Ursachen der Erscheinungen im Zusammenhang mit Wärme unklar, man beschränkte sich in der phänomenologischen Thermodynamik auf das Finden von Zusammenhängen zwischen messbaren Größen makroskopischer Objekte. Diese Erkenntnisse wurden in den „Hauptsätzen“ der Thermodynamik verankert. Erst mit der mikroskopischen Theorie konnte die Ursache der Wärmephänomene geklärt werden. Wärme kann man auf die ungeordnete Bewegung der Atome bzw. Moleküle makroskopischer Objekte zurückführen, die thermische Energie ist nichts anderes als die kinetische Energie der mikroskopischen Bausteine. Die phänomenologischen thermischen Größen makroskopischer Objekte können über die Statistik mechanischer Größen ihrer Bausteine ermittelt werden. Ein wichtiger Zweig der Thermodynamik ist daher die statistische Physik, deren Einfluss auf die Festkörper-, Laser- oder Astrophysik, um nur einige Gebiete zu nennen, mittlerweile weit über den Bereich der klassischen Thermodynamik hinausgeht.

3.1

Temperatur

Sie ist die zentrale physikalische Größe der Thermodynamik und beschreibt den thermischen Zustand von Objekten, d. h. ob sie warm oder kalt sind. Die Einheit für die Temperatur ist die Basisgröße Kelvin. Im Alltag werden Temperaturen in der Regel in Grad Celsius (°C), in den USA auch in Grad Fahrenheit (°F) angegeben. Um die Temperatur eines Objektes messen zu können, benötigt man ein geeignetes Messinstrument, ein so genanntes Thermometer. In der menschlichen Haut sind solche Messfühler eingebaut, wir können durch „Handauflegen“ unter verschiedenen Objekten feststellen, welche wärmer und welche kälter sind. Die Sinneszellen ändern, abhängig von der Temperatur des befühlten Gegenstandes, die Signale, die sie über die Nerven zum Gehirn senden.

192

3 Thermodynamik

Auch andere Thermometer ändern in charakteristischer Weise ihre Eigenschaften in Abhängigkeit von der Temperatur des zu messenden Gegenstandes. • Die meisten Körper, gleichgültig ob fest, flüssig oder gasförmig, verändern bei Temperaturänderung ihr Volumen. In den meisten Fällen wird das Volumen mit steigender Temperatur größer, nur bei speziellen Kunststoffen ist das Verhalten umgekehrt. • Viele Stoffe ändern bei ganz charakteristischen Temperaturen ihren Aggregatzustand, Festkörper schmelzen oder Flüssigkeiten verdampfen bei steigenden Temperaturen bzw. Flüssigkeiten erstarren oder Gase kondensieren bei sinkenden Temperaturen. • Elektrisch leitende Materialien ändern ihren elektrischen Widerstand in Abhängigkeit von der Temperatur. • Gewisse Kombinationen von leitenden Materialien erzeugen elektrische Spannungen, wenn ihre Kontaktstellen unterschiedliche Temperaturen aufweisen. • Magnetische Eigenschaften werden durch die Temperatur beeinflusst. Änderungen der Eigenschaften von Gegenständen, die in Abhängigkeit von der Temperatur erfolgen, nennt man auch thermometrisch, d. h. temperaturmessend. Von Werten der physikalischen Größen thermometrischer Eigenschaften kann man auf die Temperatur zurückschließen. Hat sich z. B. die Temperatur von 10 °C auf 50 °C geändert, so ist die Flüssigkeitssäule eines bestimmten Thermometers um 1,2 cm gestiegen.

3.1.1

Temperaturskalen

Um eine Temperaturskala, mit der man den Maßzahlen der thermometrischen Größe konkrete Temperaturen zuordnen kann, festlegen zu können, braucht man Zustandsänderungen, die bei ganz bestimmten Temperaturen oder in sehr eng begrenzten Temperaturbereichen erfolgen. Als besonders geeignet erweisen sich Änderung des Aggregatzustandes oder Phasenübergänge, diese finden meist bei charakteristischen Temperaturen statt. Diese Temperaturen nennt man auch Fixpunkte einer Temperaturskala. Die heute am meisten gebrauchte Temperaturskala ist die Celsius1-Skala, sie bezieht sich auf zwei Fixpunkte des Wassers. Als 0 °C wird der Gefrierpunkt, als 100 °C der Siedepunkt des Wassers, jeweils bei Normaldruck von 1013 hPa festgelegt. 1 °C ist somit der hundertste Teil dieser linear geteilten Skala. Die Linearität, d. h. die Proportionalität der Änderung der thermometrischen Größe ΔX, z. B. die Höhe der Flüssigkeitssäule eines Thermometers, und der Temperaturänderung ΔT, ist für den praktischen Gebrauch eines Thermometers von großer Bedeutung. Dies ist bei der Auswahl der Flüssigkeit zu beachten. ΔX ∼ ΔT

(3.1)

Beziehen wir alle Größen auf 0 °C, so können wir aus den gemessenen Größen X(T) die Temperatur T berechnen. ΔX := X (T ) − X (0°C) = k (T − 0°C) mit X (100°C) − X (0°C) = k (100°C − 0°C) X (T ) − X (0°C) ⇒T= (3.2) 100°C X (100°C) − X (0°C) 1

Sie wurde 1742 von A. Celsius (1701–1744) festgelegt.

3.1 Temperatur

193

Insbesondere können Werte unterhalb von 0 °C und oberhalb von 100 °C durch lineare Extrapolation von (3.2) bestimmt werden. Andere Temperaturskalen sind die schon erwähnte Fahrenheit1-Skala. Sie benutzt drei Fixpunkte: 0 °F ist die tiefste Temperatur, die man seinerzeit mit einer Kältemischung erreichen konnte, die Temperatur menschlichen Blutes definieren 100 °F und die Siedetemperatur von Quecksilber 600 °F. Die absolute oder Kelvin2Temperaturskala beginnt beim „absoluten Nullpunkt“ der Temperatur, auf dessen Festlegung wir später genauer eingehen werden, und hat als oberen Fixpunkt den so genannten Tripelpunkt des Wassers bei 273,15 K. Unter einem „Tripelpunkt“ versteht man den Zustand eines chemisch reinen Stoffes, bei dem die drei Aggregatzustände fest, flüssig und gasförmig koexistieren. Befindet sich der Stoff in einem Gefäß, so wird ein Teil davon von dem Stoff in fester Form, ein anderer Teil von der flüssigen Phase und der Rest von dem gasförmigen Stoff eingenommen. Bei einer ganz bestimmten Temperatur und einem ganz bestimmten Druck im Gefäß bleiben die Mengen des Stoffes in den jeweiligen Phasen zeitlich konstant, was man experimentell sehr leicht feststellen kann. Bei anderen Temperaturen und anderen Drücken kann sich eine der Phasen zugunsten der anderen auflösen, Eis schmilzt, Wasser verdampft usw. Im Falle des Wassers koexistieren Eis, flüssiges Wasser und Wasserdampf bei 0,01 °C. Um nicht von der „bewährten“ Skalenteilung der Celsiusskala abweichen zu müssen, wurde die Tripeltemperatur des Wassers auf den Wert 273,15 K festgelegt. Die Fixpunkte sind so festgelegt, dass sie einen großen Temperaturbereich abdecken, damit es immer möglich ist, thermometrische Medien zu finden, deren Verhalten bei Temperaturänderung zwischen den Fixpunkten zumindest näherungsweise linear ist. Tab. 3.1

1 2

Fixpunkte der internationalen Temperaturskala von 1990 beim Druck von 1013,25 hPa.

Gleichgewichtszustand

Temperatur in K

Temperatur in °C

Siedepunkte Helium (versch. P)

3…5

–270,15…–268,15

Tripelpunkt Wasserstoff

13,8033

–268,15

Tripelpunkt Neon

24,5561

–248,5939

Tripelpunkt Sauerstoff

54,3584

–218,7916

Tripelpunkt Argon

83,8058

–189,3442

Tripelpunkt Quecksilber

234,3156

–38,8344

Tripelpunkt Wasser

273,16

0,01

Schmelzpunkt Gallium

302,9146

29,7646

Erstarrungspunkt Indium

429,7485

156,5985

Erstarrungspunkt Zinn

505,078

231,928

Erstarrungspunkt Zink

692,677

419,527

Erstarrungspunkt Aluminium

933,473

660,323

Erstarrungspunkt Silber

1234,93

961,78

Erstarrungspunkt Gold

1337,33

1064,18

Erstarrungspunkt Kupfer

1357,77

1084,62

Sie wurde 1714 von D. G. Fahrenheit (1686–1736) definiert. Zu Ehren von W. Thomson (1824–1907), ab 1892 Lord Kelvin.

194 Tab. 3.2

3 Thermodynamik Beispiele von Thermometern.

Typ

Messbereich in °C

Flüssigkeitsthermometer, gefüllt mit Alkohol Toluol Quecksilber

– 110 – 90 – 38

bis bis bis

210 100 800

– 50

bis

400

Thermoelemente Cu-Konstantan Fe-Konstantan NiCr-Konstantan Pt-PtRh W-WMo

– 200 – 200 – 200 0 0

bis bis bis bis bis

400 700 900 1500 3200

Widerstandsthermometer Platin Nickel Heißleiter (Halbleiter)

– 250 – 60 – 270

bis bis bis

1000 180 400

Gasthermometer

– 272

bis

2000

In einem Gefäß eingeschlossenes Gas ändert seinen Druck in Abhängigkeit von der Temperatur

– 30

bis

3000

Ein warmes Objekt emittiert elektromagnetische Strahlung, deren Spektrum charakteristisch für die Temperatur ist

Bimetallthermometer

Pyrometer

3.1.2

Messprinzip Thermische Ausdehnung einer Flüssigkeit, die sich in einer Glaskapillare befindet. Messgröße: Flüssigkeitsstand Zwei fest miteinander verbundene Metalle dehnen sich unterschiedlich aus, dadurch krümmt sich das Bimetall Herrschen an den Kontaktstellen von 2 verschiedenen Metallen unterschiedliche Temperaturen, so entsteht eine Thermospannung

Der elektrische Widerstand ändert sich mit der Temperatur

Temperaturmessung

Nachdem wir nun einiges über die Temperatur und Thermometer erfahren haben, müssen wir den eigentlichen Messvorgang genauer beleuchten. Mit Ausnahme von Pyrometern müssen alle Thermometer in Kontakt mit dem Objekt, dessen Temperatur gemessen werden soll, gebracht werden. Welche Bedingungen ein guter thermischer Kontakt erfüllen muss, werden wir im Kapitel 3.10 erfahren. Da wir nicht die Temperatur des Thermometers messen wollen, sondern die Temperatur des Messobjektes, müssen wir für die Gültigkeit der Messung eine wichtige Annahme machen: Bei einer Temperaturmessung müssen Messobjekt und Thermometer die gleiche Temperatur aufweisen, diesen Zustand nennt man thermisches Gleichgewicht In der Mechanik haben wir das Gleichgewicht kennen gelernt. Ein Objekt befindet sich im Gleichgewicht, wenn sich sein Bewegungszustand nicht ändert. Ein Körper befindet sich im thermischen Gleichgewicht, wenn sich seine Temperatur nicht ändert. Werden Objekte mit unterschiedlichen Temperaturen in Kontakt gebracht, so findet ein Temperaturausgleich statt: das wärmere Objekt wird kälter, das kältere wird wärmer, bis beide die gleiche Temperatur aufweisen. Der Wert der gemeinsamen Endtemperatur liegt

3.1 Temperatur

195

zwischen den Temperaturen, die die Objekte hatten, bevor sie in Kontakt gebracht wurden. Nachdem der Ausgleichsprozess stattgefunden hat, ändert sich die gemeinsame Temperatur der beiden Objekte nicht mehr, sie befinden sich im thermischen Gleichgewicht. Das Gleichgewicht ist stabil, auch bei kleinen Störungen wird es nicht verlassen. Man nennt derartige Ausgleichsvorgänge auch „irreversibel“, da sie nur mit Einsatz von Energie wieder umgekehrt werden können. Damit etwas ausgeglichen werden kann, muss vorher ein Unterschied bestanden haben. Weisen daher zwei Objekte die gleiche Temperatur auf so sind sie „per se“ im thermischen Gleichgewicht, ohne dass ein Ausgleichsprozess stattgefunden hat.

Abb. 3.1

Thermisches Gleichgewicht zwischen zwei Objekten im direkten Kontakt.

Der Temperaturausgleich muss nicht zwingend durch direkten Kontakt erfolgen: Befinden sich zwei Objekte „an der frischen Luft“, wobei das eine kälter als die Umgebungsluft, das andere dagegen wärmer sein soll, so werden nach einiger Zeit beide die Temperatur der Luft aufweisen. Selbst wenn sie danach in direkten Kontakt gebracht werden, ändert sich ihre Temperatur nicht, sie befinden sich ja schon im thermischen Gleichgewicht. Zwei Objekte, die sich jeweils im thermischen Gleichgewicht mit einem dritten befinden, sind auch untereinander im thermischen Gleichgewicht. Diese Tatsache, die „nur“ die Erfahrung widerspiegelt, erscheint so selbstverständlich, dass man sie auch als „Nullten“ Hauptsatz der Thermodynamik bezeichnet. Nur wenn man seine Gültigkeit voraussetzt, ist eine Temperaturmessung überhaupt möglich.

Abb. 3.2 Thermisches Gleichgewicht zwischen zwei Objekten, die sich mit einem dritten im thermischen Gleichgewicht befinden.

196

3 Thermodynamik

Selbstverständlich gilt die Aussage auch für beliebig viele Objekte: alle befinden sich im Gleichgewicht, wenn sie die gleiche Temperatur haben. Der Temperaturausgleich kann auch berührungslos, ohne dazwischen geschaltete Körper, durch elektromagnetische Strahlung erfolgen.

3.2

Thermodynamische Systeme

Im Kapitel 2.41 haben wir schon den Begriff „System“ kennen gelernt. Unter einem System versteht man allgemein ein Objekt oder eine Gruppe von Objekten, die durch eine Systemgrenze von dem „Rest der Welt“, der Umgebung, getrennt werden. Die Systemgrenze dient zur Bilanzierung mengenartiger physikalischer Größen, die durch die Systemgrenze hindurchtreten, in der Thermodynamik sind dies insbesondere Materie und Energie, diese wiederum aufgeschlüsselt nach mechanischer Arbeit und thermischer Energie, die wir künftig vereinfachend als „Wärme“ bezeichnen wollen.

Abb. 3.3

System und Systemgrenze.

Hinsichtlich der Durchlässigkeit ihrer Grenzen für Energie und Materie werden folgende Typen von Systemen unterschieden: • Abgeschlossenes System. Seine Grenze lässt weder Energie noch Materie durch. Ein Beispiel für ein abgeschlossenes System ist die Thermoskanne. • Geschlossenes System. Es kann mit der Umgebung Energie austauschen. Das Aggregat eines Kühlschranks oder eine Warmwasserheizung stellen geschlossene Systeme dar. • Adiabates System. Dieses System stellt einen Sonderfall des geschlossenen Systems dar. Energie kann nur in Form mechanischer Arbeit mit der Umgebung ausgetauscht werden. Besonders bei schnellen Vorgängen kann der Transfer von Wärme gegen den Transfer von mechanischer Arbeit, der z. B. durch eine Kolbenbewegung erfolgen kann, vernachlässigt werden. • Offenes System. Hier kann sowohl Energie als auch Materie über die Systemgrenze gelangen. Verbrennungsmotoren oder Turbinen stellen Beispiele für offene Systeme dar.

3.2 Thermodynamische Systeme

197

Sind die physikalischen Größen, die ein System beschreiben, wie z. B. Druck, Temperatur, Dichte …, überall gleich, so spricht man von einem homogenen System, sonst von einem heterogenen.

3.2.1

Zustandsgrößen in der Thermodynamik

In der Mechanik haben wir die Position eines Objektes, dessen konkrete Gestalt für die Betrachtung ohne Bedeutung ist, durch drei Ortskoordinaten beschrieben, während der Bewegungszustand durch seinen Impuls angegeben wird. Weitere Zustandsgrößen sind die kinetische und, wenn die Bewegung unter dem Einfluss einer konservativen Kraft erfolgt, die potentielle Energie. Meistens werden die Werte dieser physikalischen Größen bei einer Bewegung verändert, es erfolgt eine Zustandsänderung oder ein „Prozess“. Bei mengenartigen Größen haben wir diese Änderung auch als „Strom“ bezeichnet, eine Kraft, die den Impuls eines Objektes ändert, haben wir daher auch „Impulsstrom“ genannt. Charakteristisch für die Zustandsgrößen ist (2.13), ihre Änderung kann man immer als Differenz ihres Wertes zum Ende des Prozesses und ihres Wertes zu Anfang des Prozesses darstellen, unabhängig davon, wie im Einzelnen der Prozess erfolgt ist. ΔZ = Z (t E ) − Z (t A ) := Z E − Z A

(3.3)

Nach dem Durchlaufen eines geschlossenen Weges, bei dem der Endpunkt mit dem Anfangspunkt identisch ist, hat sich eine Zustandsgröße nicht geändert. Neben den Zustandsgrößen gibt es auch noch so genannte Prozessgrößen, ihr Wert hängt im Allgemeinen davon ab, auf welche Weise die Zustandsänderung erfolgt ist. Ein Beispiel ist die Länge des zurückgelegten Weges: Bei einer Kreisbewegung hat man die Länge des Kreisumfanges zurückgelegt, wenn der Anfangspunkt der Bewegung wieder erreicht wird, die Verschiebung dagegen ist null. Bei der Arbeit hängt es von der Kraft ab, ob eine Abhängigkeit vom Weg besteht. Liegt Reibung vor, ist das der Fall. Je länger der Weg ist, umso mehr Reibungsarbeit wird verrichtet bei gleicher Reibungskraft. Ist der Weg geschlossen, wird trotzdem eine von null verschiedene Reibungsarbeit verrichtet. Ist die Kraft jedoch konservativ, so ist die Arbeit unabhängig von dem Weg, der bei der Zustandsänderung eingeschlagen wurde. In der Thermodynamik werden Systeme meistens mit den „thermischen Zustandsgrößen“ Druck P, Temperatur T und dem Volumen V beschrieben. Diese sind in der Regel direkt messbar. Druck und Temperatur sind „intensive“ Größen, sie ändern ihren Wert nicht, wenn man das System teilt, dagegen ist das Volumen eine „extensive“ Größe, die direkt von der Systemgröße abhängt. Für die Beschreibung des energetischen Zustandes eines thermodynamischen Systems verwendet man die so genannten „kalorischen“ Zustandsgrößen, die wir in späteren Kapiteln kennen lernen werden. Kalorische Zustandsgrößen sind auch extensive Größen. Wir haben eben den Begriff des thermischen Gleichgewichtes als einen Zustand eines Systems, bei dem alle Systemkomponenten die gleiche Temperatur aufweisen, kennen gelernt. Diese Temperatur ist dann zeitlich konstant, ebenso wie die weiteren Zustandsgrößen. Werden diese Größen über eine Gleichung miteinander verknüpft, so nennt man diese Gleichung auch Zustandsgleichung.

198

3 Thermodynamik

3.3

Thermische Ausdehnung

Die Erfahrung zeigt, dass sich die meisten Körper, gleichgültig ob fest, flüssig oder gasförmig, bei einer Erhöhung der Temperatur ausdehnen, d. h. ihr Volumen vergrößern. Ausnahmen sind bestimmte Kunststoffe, die als „Schrumpfschläuche“ gern in der Elektrotechnik zur Isolation verwendet werden und Wasser in einem sehr kleinen Temperaturbereich von 0 °C bis etwa 4 °C.

3.3.1

Festkörper: Längenausdehnung

Bei Festkörpern wird die Ausdehnung üblicherweise für jede seiner drei Dimensionen einzeln betrachtet, man spricht daher von eindimensionaler oder Längenausdehnung. Bei nicht allzu starker Erwärmung ist die relative Längenänderung Δl, d. h. die Längenänderung bezogen auf die Ausgangslänge l, proportional zur Temperaturänderung ΔT Δl = αΔT . l

(3.4)

Der Proportionalitätsfaktor α heißt auch (linearer) Längenausdehnungskoeffizient, [α] = K-1. Er ist für die meisten Materialien (nahezu) konstant in einem Bereich von 0 °C bis 100 °C und wird häufig tabelliert für eine Bezugstemperatur von 0 °C (α0, l0) oder 20 °C (α20, l20). Wenn also die Länge eines Körpers bei 20 °C bekannt ist, kann man mit (3.4) seine Länge bei anderen Temperaturen berechnen. Δl = l (T ) − l 20 = l 20 α 20 ΔT ⇒ l (T ) = l 20 (1 + α 20 (T − 20°C )) Tab. 3.3

(3.5)

Lineare Längenausdehnungskoeffizienten einiger fester Stoffe im Temperaturbereich von 0 °C–100 °C. 106α in K-1

Stoff

Aluminium 23,8 Kupfer

16,4

Stahl C 60

11,2

VA-Stahl

16,4

Glas

9,0

Quarzglas

0,5

Soll die Längung Δl eines Körpers, ausgehend von einer beliebigen anderen Temperatur T2 berechnet werden, so können wir mit Hilfe von (3.5) auf die Ausdehnungskoeffizienten bei einer Referenztemperatur T0 zurückgreifen. Δl = l (T1 ) − l (T2 ) = l 20 (1 + α 20 (T1 − 20°C)) − l 20 (1 + α 20 (T2 − 20°C)) l (T1 ) − l (T2 ) = l 20 α 20 (T1 − T2 ) .

(3.6)

3.3 Thermische Ausdehnung

199

Der Ausdehnungskoeffizient α T2 bezüglich einer anderen Referenztemperatur T2 lautet dann l 20 α 20 l (T1 ) − l (T2 ) Δl (T1 − T2 ) = = = α T2 ΔT l (T2 ) l 20 (1 + α 20 (T2 − 20°C )) l (T2 )

⇒ αT = 2

α 20 . 1 + α 20 (T2 − 20°C )

(3.7)

Mit den Werten aus Tab. 3.3 ändern sich die Ausdehnungskoeffizienten allerdings nur um Bruchteile von einem Promille. Ist die lineare Näherung nicht ausreichend, so wird (3.4) um nicht lineare Terme ergänzt Δl = α 0 ΔT + β 0 ΔT ² + γ 0 ΔT ³ . l0

(3.8)

Ist die Dimension eines Körpers wesentlich größer als die anderen beiden wie z. B. bei Stäben, so wird seine temperaturbedingte Volumenänderung praktisch nur von seiner Längenänderung bestimmt, die Änderung der anderen Dimensionen kann vernachlässigt werden. Sind die Dimensionen vergleichbar, so muss die Änderung jeder Dimension gemäß (3.5) berücksichtigt werden. Das Volumen eines Quaders ergibt sich dann zu V (T ) = l (T )b(T )h(T ) = l 20 b20 h20 (1 + α 20 (T − 20°C))³ V (T ) ≈ V20 (1 + 3α 20 (T − 20°C)) ⇒

V (T ) − V20 ΔV = ≈ 3α 20 (T − 20°C) , V20 V20

(3.9)

dabei haben wir die quadratischen und kubischen Terme von T – 20 °C vernachlässigt. Vergleichen wir (3.9) mit (3.4), so ist der Volumenausdehnungskoeffizient bei Festkörpern dreimal so groß wie der Längenausdehnungskoeffizient. (3.9) gilt für beliebig geformte Körper und auch für Hohlräume, wie z. B. Tanks. In ähnlicher Weise können wir für flächenhafte Körper einen Flächenausdehnungskoeffizienten definieren, er ist doppelt so groß wie der Längenausdehnungskoeffizient. ΔA ≈ 2α 20 (T − 20°C ) A20

(3.10)

Thermische Ausdehnung hat großen Einfluss in viele Bereiche der Technik, bei Pendeluhren bewirkt die veränderte Länge des Pendels eine veränderte Schwingungsdauer, was zu einer falschen Zeitangabe führt. Genaue Uhren haben daher Pendel, die konstruktiv so gestaltet sind, dass die Ausdehnung die Pendellänge nicht ändert.

200

3 Thermodynamik

Abb. 3.4 Ausgleichspendel bei einer Uhr. Die Längen und Werkstoffe der einzelnen Stäbe werden so gewählt, dass die Gesamtlänge des Pendels für alle Temperaturen konstant ist.

Die Änderung des Volumens (3.9) bedeutet aber auch, dass sich die Dichte des Körpers mit der Temperatur ändert, da seine Masse konstant bleibt. Mit der Definition der Dichte (2.172) erhalten wir ρ0 m m = = ⇒1 ρ ≈ ρ 0 (1 − 3αΔT ) V V0 (1 + 3αΔT ) 1 + 3αΔT ρ(T ) − ρ 0 Δρ ⇒ = = −3αΔT . ρ0 ρ0 ρ :=

(3.11)

Dehnt sich der Körper aus, so wird seine Dichte kleiner. Kräfte bei thermischer Ausdehnung Wird die Temperaturerhöhung, aufgrund derer sich ein Stab gelängt hat, zurückgenommen, so nimmt er auch wieder seine Ausgangslänge ein, die Deformation ist reversibel. Wird die Ursache der Deformation zurückgenommen, so verschwindet auch die verursachte Wirkung, die Deformation. Im Kapitel 2.71 haben wir die elastische Deformation von festen Körpern durch äußere Kräfte kennen gelernt. Die mechanische Spannung ist dabei proportional zur relativen Dehnung, d. h. Längenänderung. Kräfte, die einen Festkörper an seiner thermischen Ausdehnung hindern, deformieren ihn elastisch. Mit (2.347) ergibt sich die mechanische Spannung σ, die erforderlich ist, um eine Längenänderung zu verhindern, zu Δl σ = αΔT = . l E 1

Hier wird (1 + x)n ≈ 1 + nx verwendet. Dabei muss x . V

(3.41)

Da der Schwerpunkt des Gases ruht, daher keine Bewegungsrichtung bevorzugt wird, gilt < v x2,i > =< v y2,i > =< v z2,i > .

(3.42)

Anderseits ist | v | ² = v ² = v • v = v x2 + v y2 + v z2

(3.43)

und damit unter Berücksichtung von (3.42) < vx2 > =

1 < v² > . 3

(3.44)

Makroskopisch betrachtet wird die Kraft F von dem Druck des Gases verursacht. F = PAW ⇒ P =

NM 1 mM < v² > V 3

(3.45)

214

3 Thermodynamik

Da mM die doppelte mittlere kinetische Energie eines Moleküls ist, können wir (3.45) auch durch sie ausdrücken PV = N M

2 < E kin , M > 3

(3.46)

Diese Gleichung setzt die makroskopischen thermischen Zustandsgrößen P und V mit dem Mittelwert einer mikroskopischen Größe in Beziehung. Vergleichen wir (3.46) mit (3.31), so können wir PV = N M

2 3 < E kin , M > = k B N M T oder < E kin, M > = k B T 3 2

(3.47)

setzen. Die Temperatur eines idealen Gases folgt unmittelbar aus der mittleren kinetischen Energie seiner Moleküle. Weist ein Gas oder ein anderer Körper eine Temperatur oberhalb des absoluten Nullpunktes auf, so bewegen sich seine Moleküle ungeordnet, d. h. es resultiert keine makroskopische Bewegung. Der mittleren kinetischen Energie eines Moleküls kann man eine entsprechende thermische Energie zuordnen. Der Gleichverteilungssatz Bei unseren Überlegungen haben wir die Gasmoleküle als Massenpunkte angesehen. Diesen ordnet man, wie wir im Kapitel 2.6.1 gesehen haben, drei Freiheitsgrade der Translation zu. Da beim ruhenden Gas keine Bewegungsrichtung ausgezeichnet ist, teilen sich die kinetische Energie und damit auch die thermische Energie zu gleichen Teilen auf diese drei Freiheitsgrade auf. Jedem Freiheitsgrad eines Moleküls kann man somit die thermische Energie < Ef >=

1 k BT 2

(3.48)

zuweisen. Bei Gasgemischen hat dies zur Folge, dass Moleküle mit größerer Masse im Mittel langsamer fliegen als leichtere. Ist bei komplexeren Molekülen auch Bewegungsenergie in anderen Bewegungsformen als Translation vorhanden, so wird jedem Freiheitsgrad dieser Bewegungen ebenfalls zugeordnet. So können starre Moleküle z. B. um ihre Hauptträgheitsachsen rotieren. Damit erhöht sich die Zahl der Freiheitsgrade um maximal drei. Sind die Moleküle nicht als starre Körper anzusehen, so können Teile von ihnen gegeneinander schwingen. Diese Bewegung hat ebenfalls zusätzliche Freiheitsgrade. Die gesamte thermische Energie eines Moleküls im idealen Gas setzt sich aus den thermischen Energien aller Freiheitsgrade zusammen. 1 < E th > = ( f Translation + f Rotation + f Schwingung ) k B T 2

(3.49)

Für die Erzeugung des Gasdruckes ist jedoch immer nur die Translationsbewegung der Moleküle von Bedeutung.

3.5 Mikroskopische Beschreibung der Wärme – kinetische Gastheorie

3.5.2

215

Geschwindigkeitsverteilung der Moleküle

In den vorigen Überlegungen haben wir die individuellen Bewegungen der Moleküle durch ihre mittlere kinetische Energie beschrieben. Durch die Kollisionen mit anderen Molekülen werden jedoch ständig ihre Geschwindigkeiten und damit auch die kinetischen Energien geändert. Wir wollen nun herausfinden, wie die unterschiedlichen kinetischen Energien auf die Moleküle verteilt sind: variieren sie nur in einem kleinen Bereich oder gibt es große Unterschiede? Der Boltzmann-Faktor Im Kapitel 2.7.2 (Schweredruck bei Gasen) haben wir den Schweredruck von Gasen mit Hilfe der „barometrischen Höhenformel“ (2.369) berechnet. Sie setzt den Gasdruck mit dem auf einer Referenzhöhe in Beziehung, dabei wird vereinfachend vorausgesetzt, dass sich das Gas im thermischen Gleichgewicht befindet, also überall die gleiche Temperatur herrscht. Nach (3.31) ist die Zahl der Moleküle NM pro Volumeneinheit V, d. h. die Molekülzahldichte proportional zum Druck n :=

NM P = . V k BT

(3.50)

Damit können wir die barometrische Höhenformel umschreiben. n(h) = n(h = 0)e

−

gh Rs T

⇒ n ( h ) = n ( h = 0 )e

−

, mit Rs = mM gh k BT

k N ν k R Rν Rν = = = B A = B M mol mGas N M mM N A νm M m M

= n(h = 0)e

−

E pot , M k BT

(3.51)

(3.51) können wir folgendermaßen interpretieren: Die Molekülzahldichte sinkt exponentiell mit steigender Höhe, die die Moleküle erreichen, bzw. mit wachsender potentieller Energie, die die Moleküle bei ihrer Bewegung durch die Hubarbeit gegen die Schwerkraft gewinnen. Damit dies geschehen kann, müssen die Moleküle ihre Geschwindigkeit bei Kollisionen durch eine vertikale Geschwindigkeitskomponente nach oben „auffrischen“. Zum Erreichen größerer Höhen muss dies entsprechend oft geschehen, was aber weniger wahrscheinlich ist. Somit ist die Molekülzahldichte in großen Höhen entsprechend klein. Ist jedoch die Temperatur höher, so ist die mittlere kinetische Energie größer und damit gehen auch die Geschwindigkeitskomponenten nach oben. Daher erreichen mehr Moleküle größere Höhen. Formen wir (3.51) etwas um, so wird das Verhältnis der Molekülzahldichte in einer Höhe h zur Molekülzahldichte bei der Referenzhöhe h = 0 angegeben. − n( h ) =e n(h = 0)

m M gh k BT

=e

−

E pot , M ( h ) − E pot , M ( h = 0 ) k BT

(3.52)

Der Exponentialausdruck wird auch als „Boltzmann-Faktor“ bezeichnet. Verallgemeinernd sagt man auch, die Moleküle auf der Höhe h = 0 befinden sich im „Grundzustand“, die Moleküle auf der Höhe h dagegen im „angeregten Zustand“. Der Boltzmann-Faktor gibt allgemein die Zahl der Moleküle an, die die Schwelle zwischen einem Grundzustand mit niedriger Energie

216

3 Thermodynamik

und einem angeregten Zustand mit höherer Energie aufgrund der thermischen Bewegung überwunden haben, bezogen auf die Zahl der Moleküle im Grundzustand. − Moleküleza hl ( dichte ) im angeregten Zustand =e Moleküleza hl ( dichte ) im Grundzusta nd

E ( anger . Zust .) − E ( Grundzust .) k BT

(3.53)

Mit Hilfe des Boltzmann-Faktors werden zahlreiche Phänomene, bei denen die thermische Anregung eine Rolle spielt, beschrieben, wie z. B. die Verdampfung von Flüssigkeiten, die Elektronenemission aus Kathoden und die Leitfähigkeit von Halbleitern. Statistisches Gewicht Entscheidend für das Erreichen eines angeregten Zustandes ist die Höhe der zu überwindenden Energieschwelle, gibt es mehrere angeregte Zustände, deren Energie Ea jedoch gleich ist, so werden alle gemäß (3.53) besetzt. Die Zahl der unterschiedlichen Zustände mit der gleichen Anregungsenergie berücksichtigt man durch das „statistische Gewicht“ ga der angeregten Zustände. Gliedert sich auch der Grundzustand in unterschiedliche Zustände mit der gleichen Energie EG, so ist auch sein statistisches Gewicht zu beachten. N ( Ea ) g a − = e N ( EG ) g G

E a − EG k BT

(3.54)

Alternativ zur Zahl der Moleküle, die sich in unterschiedlichen Zuständen (Grundzustand oder angeregte Zustände) befinden, berechnet man auch die relative Häufigkeit, mit der Moleküle die Zustände besetzen. Allgemein ist die relative Häufigkeit w, mit der ein spezielles Ereignis stattfindet, definiert als w :=

Anzahl des speziellen Ereignisses . Anzahl aller möglichen Ereignisse

(3.55)

Damit ist die relative Häufigkeit, mit der angeregte Zustände unterschiedlicher Energie Ei von einem Grundzustand aus besetzt werden, mit (3.54) zu berechnen. Ei − EG

N ( Ei ) gi − k T e N ( Ei ) N ( EG ) gG wi = = = E −E N ( Ei ) N ( EG ) + ∑ N ( Ei ) gi − k T 1 + ∑ i 1 + e ∑ i N ( EG ) i g B

i

G

B

G

wi =

gie

E −E − i G k BT

gG + ∑ gie

−

Ei − EG k BT

= C norm g i e

−

Ei − EG k BT

(3.56)

i

Der so definierte Normierungsfaktor Cnorm bewirkt, dass die Summe aller relativen Häufigkeiten eins ergibt.

3.5 Mikroskopische Beschreibung der Wärme – kinetische Gastheorie

217

Aus einer errechneten oder experimentell festgestellten relativen Häufigkeit von Ereignissen oder Messergebnisse kann man anderseits auch eine Vorhersage treffen, mit welcher Wahrscheinlichkeit ein bestimmtes Ereignis auftritt oder ein bestimmter Wert einer Größe gemessen wird. Die relative Häufigkeit von tatsächlich eingetretenen Ereignissen oder gemessenen Größen entspricht der Wahrscheinlichkeit des Auftretens zukünftiger Ereignisse oder Messergebnissen. Trägt man die relative Häufigkeit von Werten einer Größe gegen die Werte auf, so spricht man von einer Verteilung der Werte. Ein Beispiel ist die Verteilung der Schuhgrößen aller Deutschen.

3.5.3

Maxwellsche Geschwindigkeitsverteilung

Befindet sich ein ideales Gas in einem nicht allzu großen Gefäß, so kann man den Einfluss der Schwerkraft vernachlässigen, der Druck im Gefäß ist überall konstant. Die Zustände, die die Moleküle einnehmen können, unterscheiden sich hinsichtlich der kinetischen Energie, diese hängt neben der Masse der Moleküle nur vom Betrag ihrer Geschwindigkeit ab. Ein Problem ergibt sich bei der Erstellung von Verteilungen physikalischer Größen, die im Gegensatz zu den oben erwähnten Schuhgrößen jeden beliebigen Wert annehmen können: Um für die Angabe einer Häufigkeit sinnvoll zählen zu können, müssen für die Werte geeignete Intervalle definiert werden, in die die aufgetretenen Werte einsortiert werden. Sind sehr viele unterschiedliche Werte zu erwarten, so können die Intervalle klein sein, bei wenigen Werten sollten sie größer sein. Bei einem Gas mit typischerweise 1023 Molekülen können wir die Geschwindigkeitsintervalle, in die die Moleküle einsortiert werden, differentiell klein machen. Wir wollen also die relative Häufigkeit, mit der Moleküle Geschwindigkeitsbeträge im Intervall [v, v + dv] aufweisen, bestimmen. w(v) :=

mM v ² BT

− N ([v, v + dv]) = C norm g (v)e 2 k N

.

(3.57)

Das statistische Gewicht der Zustände mit verschiedenen Geschwindigkeitsbeträgen können wir durch folgende Überlegungen erhalten. Tragen wir die Geschwindigkeiten aller Moleküle, deren kinetische Energie und damit auch Betrag der Geschwindigkeit gleich sind, in einem

Abb. 3.12

Geschwindigkeitskugel für alle Moleküle, deren Geschwindigkeiten den gleichen Betrag haben.

218

3 Thermodynamik

dreidimensionalen Koordinatensystem ein, so beschreibt ihre Gesamtheit eine Kugel um den Ursprung mit dem Geschwindigkeitsbetrag als Radius. Die einzelnen Zustände der Moleküle unterscheiden sich nur in ihrer Bewegungsrichtung. Um die Zustände unterscheiden zu können, müssen sich ihre Richtungen „merklich“ unterscheiden. Somit beansprucht jeder individuelle Geschwindigkeitsvektor eine bestimmte Fläche auf der Geschwindigkeitskugel. Das statistische Gewicht des Geschwindigkeitsintervalls [v, v + dv] entspricht daher dem Volumen der Kugelschale, dividiert durch das Volumen Vv der Zelle, die jeder individuelle Geschwindigkeitsvektor beansprucht.1 g (v ) =

Abb. 3.13

4πv ²dv Vv

(3.58)

Zellen, die die individuellen Geschwindigkeitsvektoren auf der Geschwindigkeitskugel beanspruchen.

Damit erhalten wir die relative Häufigkeit mM v ²

− C w(v) = norm 4πv ² e 2 k T dv . Vv

(3.59)

B

Den unbekannten Vorfaktor C norm / Vv erhalten wir durch die Überlegung, dass die Summe über alle relativen Häufigkeiten eins sein muss, d. h. jedes Molekül weist einen Geschwindigkeitsbetrag im Intervall [0, ∞] auf. mM v ²

− C norm ⎛ m M Cnorm 2k T ∫ V 4πv ²e dv = 1 ⇒ V = ⎜⎜ 2πk T 0 v v B ⎝

∞

B

3

⎞2 ⎟⎟ ⎠

(3.60)

Die relative Häufigkeit, mit der die unterschiedlichen Geschwindigkeiten auftreten, wird durch die Maxwellsche2 Verteilungsfunktion ⎛ mM w(v) := f (v)dv = 4πv ²⎜⎜ ⎝ 2πk BT 1

2

3

mM v ²

⎞ 2 − 2k T ⎟⎟ e dv ⎠ B

(3.61)

Im Rahmen der klassischen Physik kann keine Aussage über die Größe dieses Volumens gemacht werden. Erst in der Quantenmechanik ist dies durch die Unschärferelation, der zufolge Ort und Impuls eines Moleküls nicht gleichzeitig exakt bestimmt werden können, möglich. J. C. Maxwell (1831–1879). Manchmal wird die Verteilung auch „Maxwell-Boltzmannsche Verteilungsfunktion“ genannt.

3.5 Mikroskopische Beschreibung der Wärme – kinetische Gastheorie

219

25 250 K

10 s/m -4

_ v

20 vw

vm

f (v )

↑ 15 900 K 10 5

2500 K

0 0

Abb. 3.14

2 km 2,5 s Molekülgeschwindigkeit v → 0,5

1

1,5

Verlauf der Maxwell-Verteilung bei verschiedenen Temperaturen für Stickstoff N2.

beschrieben. Die Funktion f(v) bezeichnet man auch als Verteilungsfunktion, sie gibt die Anzahl der Moleküle pro Intervall dv an. Die Maxwell-Verteilung weist ein charakteristisches Maximum auf, sehr kleine und sehr große Geschwindigkeiten sind sehr unwahrscheinlich. Die Lage und die Höhe des Maximums hängen von der Temperatur des Gases ab, es verschiebt sich mit steigender Temperatur zu höheren Geschwindigkeiten, gleichzeitig flacht es ab. Für die Maxwell-Verteilung können drei charakteristische Geschwindigkeiten definiert werden: 1. Die mittlere Geschwindigkeit vm. Sie wird aus der mittleren kinetischen Energie (3.47) eines Moleküls berechnet. < Ekin, M > =

mM 3 < v ² > = kB T ⇒ v m := 2 2

< v² > =

3k B T mM

(3.62)

2. Die wahrscheinlichste Geschwindigkeit vw ist die Geschwindigkeit, bei der die MaxwellVerteilung f(v) ihr Maximum hat. Die Nullstellen der Ableitung von (3.60) sind v = 0 und vw =

2k B T = mM

2 vm . 3

(3.63)

3. Die Durchschnittsgeschwindigkeit v ist der arithmetische Mittelwert aller vorkommenden Geschwindigkeiten. Der arithmetische Mittelwert ist definiert als die Summe aller vorkommenden Geschwindigkeiten, dividiert durch die Anzahl der vorkommenden Werte. Im Falle einer kontinuierlichen Geschwindigkeitsverteilung ist die Zahl der Moleküle, die eine Geschwindigkeit im Intervall [v, v + dv] aufweisen, durch Gesamtzahl der Moleküle

220

3 Thermodynamik

mal relativer Häufigkeit der Geschwindigkeit (3.60) in dem Intervall gegeben. Die Summe geht dann über in ein Integral über alle möglichen Geschwindigkeiten. v=

1 N

∑ vi i

=

1 ∞ ∫ Nvf (v)dv = N 0

8k B T = πm M

8 vm 3π

(3.64)

Ihr Wert liegt zwischen der mittleren und der wahrscheinlichsten Geschwindigkeit. Bei vielen Prozessen, die durch thermische Anregung zustande kommen, ist die Zahl der Moleküle, Elektronen usw., die eine bestimmte Energieschwelle überschreiten, wichtig. Um diese zu bestimmen, müssen wir die relative Häufigkeit der Geschwindigkeiten w(v) in (3.60) in eine relative Häufigkeit der kinetischen Energien, w(Ekin), umformen. Mit E kin =

mM v² ⇒ v = 2 dE kin

⇒ dv = mM

2 E kin mM

=

2 E kin mM

dE kin = mM v dv

und

dE kin

(3.65)

2m M E kin

erhalten wir die Maxwellsche Energieverteilung 2

w( E kin ) := f ( E kin )dE kin =

π

(k B T )

−

3 2

E kin e

−

Ekin k BT

dE kin .

(3.66)

Die Zahl der Moleküle mit Energien oberhalb einer Schwelle E0 berechnen wir, indem wir die Verteilungsfunktion f(Ekin) integrieren. ∞

N ( Ekin ≥ E0 ) = N ∫ f ( Ekin )dEkin =

2N

E0

π

( k BT )

−

3 ∞ 2

∫

Ekin e

−

Ekin k BT

(3.67)

dEkin

E0

Ist die Energie E0 wesentlich größer als 3/2kbT, so wird f(Ekin) im Wesentlichen durch den stark mit der Energie abfallenden Exponentialterm bestimmt, der Wurzelterm kann als konstant angesehen werden. (3.67) vereinfacht sich dann zu N ( Ekin ≥ E0 ) = N ( Ekin ≥ E0 ) =

2N π 2N π

( k BT )

−

3 2

∞ − Ekin k BT

E0 ∫ e

dEkin

E0

( k BT )

−

3 2

∞

E ⎡ − kE T ⎤ 4 E0 − k T ⎥ =N . E 0 ( − k B T ) ⎢e e πk BT ⎢⎣ ⎥⎦ E kin

B

0

B

0

(3.68)

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

221

Zu beachten ist die starke Temperaturabhängigkeit der Molekülzahl mit Ekin oberhalb der Schwelle E0. Vergleichen wir die Zahl der Moleküle bei zwei unterschiedlichen Gastemperaturen T1 = a

E0 E und T2 = b 0 , kB kB

(3.69)

die wir durch E0 ausdrücken, so beträgt das Verhältnis 1 1

N ( E kin ≥ E 0 , T1 ) b −( a − b ) . = e N ( E kin ≥ E 0 , T2 ) a

(3.70)

Mit a = 0,2 und b = 0,1 erhalten wir N ( E kin ≥ E 0 , T1 ) 1 5 = e = 148,4 , N ( E kin ≥ E 0 , T2 ) 2

(3.71)

d. h. eine chemische Reaktion in einem Gas, bei der die Schwelle E0 überwunden werden muss, findet bei der höheren Temperatur ca. 150-mal häufiger statt.

3.6

Erster Hauptsatz der Thermodynamik

Im vorigen Kapitel 3.5 wurde gezeigt, dass die Temperatur eines Gases aus der kinetischen Energie der Moleküle berechnet werden kann. Soll die Temperatur geändert werden, so muss die kinetische Energie der Moleküle geändert werden, dem Gas also Energie zu- oder abgeführt werden. Dies gilt nicht nur für Gase, sondern für alle thermodynamischen Systeme. Schon bevor erkannt wurde, dass Wärme aus der ungeordneten mikroskopischen Bewegung der Atome bzw. Moleküle herrührt, wurde durch die Untersuchungen von R. Mayer1 und J. Joule deutlich, dass Wärme eine Form von Energie ist, die die gleichen Eigenschaften wie die Energie in der Mechanik aufweist. Schon mit der alten Modellvorstellung vom „Wärmestoff“ konnte zwar die Übertragung von Wärme durch Kontakt eines kälteren Objektes mit einem wärmeren verstanden werden, die Erklärung der Entstehung von Reibungswärme bei Bewegungen war jedoch nicht möglich. Wärme und mechanische Energie waren zwei unabhängige Größen, dies dokumentieren auch die alten Einheiten „Kalorie2“ für Wärme und „Kilopondmeter3“ für mechanische Energie. Durch entsprechende Experimente gelang es Joule 1850, das „mechanische Wärmeäquivalent“ zu bestimmen. Damit konnte er bei vollständiger Umwandlung von mechanischer Energie in

1 2 3

R. Mayer (1814–1878), deutscher Arzt. 1 Kalorie ist die Energie, die nötig ist, um 1 g Wasser von 14,5 °C auf 15,5 °C zu erwärmen. 1 Kilopondmeter ist die Arbeit, die verrichtet werden muss, um die Masse von 1 kg 1 m gegen die Schwerkraft anzuheben. Die Masse erhält die entsprechende potentielle Energie.

222

3 Thermodynamik

Abb. 3.15

Apparatur von Joule zur Bestimmung des mechanischen Wärmeäquivalentes.

Wärme die dadurch erzielte Temperaturerhöhung in Beziehung zur umgesetzten mechanischen Energie setzen. Durch ein Gewicht, das sich unter Einfluss der Schwerkraft nach unten bewegt, werden über ein Seil Flügelräder angetrieben, die in einem thermisch von der Umgebung isolierten Gefäß Wasser umrühren. Durch entsprechend ausgelegte Kammern, in denen die Reibung so groß ist, dass keine nennenswerte makroskopische Strömung entsteht, bewegt sich das Gewicht so langsam nach unten, dass es auch keine kinetische Energie aufweist. Somit wird die potentielle Energie des Gewichtes am Anfang des Experimentes vollständig in Wärme umgewandelt. Der von Joule ermittelte Umrechnungsfaktor von Kalorie in die heute gebräuchliche Einheit für (mechanische) Energie, dem Newtonmeter, lautet 1 Kalorie = 4,1868 Nm.

(3.72)

Die Experimente von Joule haben gezeigt, dass mechanische Arbeit vollständig durch Reibung in Wärme überführt werden kann. Die Erfahrung zeigt, dass es umgekehrt nicht möglich ist, Wärme vollständig in mechanische Arbeit, z. B. durch „Wärmekraftmaschinen“, umzuwandeln. Welche Beschränkungen für diese Richtung der Umwandlung existieren, werden wir im Kapitel 3.8 kennen lernen.

3.6.1

Formulierungen des 1. Hauptsatzes

Bei der Betrachtung von Bewegungen haben wir in vielen Fällen den Einfluss von Reibung vernachlässigt, um die Eigenschaften der Bewegung quantitativ leichter erfassen zu können. Reibung ist eine nichtkonservative Kraft (siehe Kapitel 2.3.9 (Energiesatz bei nicht konservativen Kräften)), durch sie wird die gesamte mechanische Energie des Objektes vermindert. Da jede Bewegung dem Einfluss von Reibung unterworfen ist, kommt letztlich jede Bewegung auch irgendwann einmal zur Ruhe. Diese Erfahrung bedeutet:

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

223

Es gibt kein Perpetuum mobile!

Da die mechanische Energie nicht verschwindet, sondern, wie die Experimente von Joule gezeigt haben, durch Reibung in Wärme umgewandelt wird, hat R. Mayer 1842 den Energiesatz der Mechanik erweitert. Fassen wir das Objekt, das sich unter Einfluss von Reibung bewegt und das Medium, das durch die erzeugte Reibungswärme aufgeheizt wird, zu einem abgeschlossenen System (siehe Seite 196) zusammen, so erhalten wir die von H. von Helmholtz1 1847 angegebene Formulierung des 1. Hauptsatzes der Thermodynamik. In einem abgeschlossenen System bleibt die Summe aller Energien konstant, insbesondere die Summe aus mechanischer Energie und thermischer Energie. Innere Energie Die Helmholtzsche Formulierung des ersten Hauptsatzes legt nahe, die gesamte Energie innerhalb der Systemgrenze eines thermodynamischen Systems im Schwerpunktsystem als „innere Energie“ des Systems zu definieren. Somit gehören die potentielle Energie und die kinetische Energie des Schwerpunktes sowie die Rotationsenergie, falls sich das System als Ganzes dreht, nicht zur inneren Energie. Für die meisten thermodynamischen Fragestellungen genügt die Definition von Kelvin, wonach die innere Energie eines Systems in der ungeordneten Bewegung seiner Atome bzw. Moleküle steckt. Hinzu kommen noch die Energie, die die Atome und Moleküle aufgrund ihrer Wechselwirkung miteinander haben, und die innere Energie jedes einzelnen Teilchens. Somit kann man über den absoluten Wert der inneren Energie in der Regel keine Aussage treffen. Bei vielen Problemen reicht es jedoch aus, ihre Änderung zu betrachten.

Diese Änderung der inneren Energie eines Systems erfolgt durch Energietransport über die Systemgrenze, in der Thermodynamik werden wir uns bei geschlossenen Systemen auf zwei Mechanismen beschränken, nämlich auf den Transport von • Wärme, d. h. durch Kontakt des Systems mit einer Umgebung, die wärmer oder kälter ist. Die Energie wird durch unterschiedliche ungeordnete Teilchenbewegung beiderseits der Systemgrenze übertragen. • Mechanische Arbeit. Hier wird die Energie durch makroskopische Kräfte oder Drehmomente, die zwischen Umgebung und System wirken, übertragen. Andere Energieformen bzw. Energieträger, wie z. B. elektrische Energie, chemische Energie oder Strahlung werden wir in eine der beiden Kategorien einsortieren, je nachdem ob die Übertragung durch viele mikroskopische ungeordnete Teilbewegungen oder durch eine makroskopische Bewegung erfolgt. Bei einem offenen System bewegt sich zusätzlich noch Materie als Massenstrom über die Systemgrenze, dieser transportiert einen makroskopischen Strom von kinetischer Energie aus der kollektiven Bewegung und einen Wärmestrom, der aus der Temperatur der Materie und damit aus der ungeordneten Bewegung herrührt. 1

H. von Helmholtz (1821–1894).

224

3 Thermodynamik

Betrachten wir das thermodynamische System als eine Maschine, bei der der Energieträger gewechselt wird, wie z. B. einen Motor oder eine elektrische Heizung, dann können wir den 1. Hauptsatz der Thermodynamik alternativ formulieren. Es gibt keine Maschine, die ständig Arbeit abgibt, ohne Energie aufzunehmen. Da eine solche Maschine gegen den ersten Hauptsatz der Thermodynamik verstoßen würde, nennt man sie auch Perpetuum mobile 1. Art. Ein Perpetuum mobile verletzt demzufolge den 2. Hauptsatz der Thermodynamik (siehe Kapitel 3.8). Für die über die Systemgrenze transportierten Wärmen Q bzw. die mechanischen Arbeiten W gilt die übliche Vorzeichenkonvention: Energien, die in das System gebracht werden und damit die innere Energie U vergrößern, zählt man positiv, Energien, die aus dem System gelangen dagegen, negativ. ΔU = Q zu − | Qab | +W zu − | Wab |

(3.73)

Saldiert man alle mechanischen Arbeiten zur Nettoarbeit W und alle Wärmen zur über die Systemgrenze gelangten Nettowärme Q, so lautet der 1. Hauptsatz der Thermodynamik ΔU = Q + W .

(3.74)

Zu bemerken ist, dass eine Aufschlüsselung der inneren Energie in verschiedene Energieformen nicht sinnvoll ist, da das Innere des Systems während eines Prozesses nicht betrachtet wird, sondern nur die Form der über die Systemgrenze transferierte Energie. Hilfreich ist da der Vergleich mit einem Bankkonto: Entscheidend ist der Kontostand, er wird nicht nach Geldscheinen, Münzen etc. aufgeschlüsselt. Seine Änderung erfolgt durch „makroskopische“ Überweisungen wie, z. B. Gehaltszahlungen, Miete usw., und durch „mikroskopischen“ Zu- oder Abfluss in Form von Barabhebungen, Einzahlungen, Einkäufen mit der Kreditkarte, um nur einige Möglichkeiten zu nennen. Ob ein Einkauf durch das Geld der Gehaltszahlung oder das einer anderen Einzahlung getätigt wird, ist ohne Bedeutung. Interessant ist ja nur der Kontostand. Innere Energie als Zustandsgröße Der erste Hauptsatz hat zur Konsequenz, dass die innere Energie eines Systems eine Zustandsgröße, wie in Kapitel 3.2.1 beschrieben, ist. Wird der Zustand des Systems durch einen Prozess geändert, so berechnet sich mit (3.3) die Änderung der inneren Energie aus der Differenz der inneren Energien am Anfang und am Ende des Prozesses. Zur Untermauerung der Behauptung betrachten wir einen Kreisprozess, d. h. eine Folge von drei Zustandsänderungen. Ist U eine Zustandsgröße, so ist ΔU = 0, wenn der Anfangszustand wieder erreicht wird.

Wir beginnen mit Anfangszustand Z1 mit den thermischen Zustandsgrößen P1, V1 und T1 und der inneren Energie U1. Durch Energietransfer E21 = Q21 + W21 gelangt das System in den Zustand Z2 mit P2, V2 und T2 sowie U2 = U1 + E21. Zu beachten ist, dass Q21 bzw. W21 positiv oder negativ sein können, je nachdem, ob die Energie zu- oder abgeführt wird. Um in den Zustand Z3 mit P3, V3 und T3 zu gelangen, muss die Energie E32 = Q32 + W32 über die Systemgrenze gelangen, U3 beträgt U2 + E32 = U1 + E21 + E32. Erreicht schließlich das System

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

Abb. 3.16

225

Kreisprozess, bei dem ein thermodynamisches System drei Zustandsänderungen erfährt.

durch weiteren Energietransfer E13 den Ausgangszustand, so haben die thermischen Zustandsgrößen wieder die Werte P1, V1 und T1. Die innere Energie ist somit U 1' = U 3 + E13 = U 1 + E 21 + E 32 + E13

U 1' = U 1 + Q21 + Q32 + Q13 + W21 + W32 + W13 .

(3.75)

Ist nun U 1' < U 1 , so gibt das System bei jedem Umlauf Energie ab, wäre demnach ein Perpetuum mobile. Im umgekehrten Fall würde das System ständig Energie aus der Umgebung aufnehmen, somit wäre diese ein Perpetuum mobile. Daher muss U 1' = U 1 sein, bei einem Umlauf ändert sich die innere Energie des Systems nicht, U ist eine (kalorische) Zustandsgröße. Für beliebige Prozesse gilt somit (3.3). ΔU = U E − U A

(3.76)

Bei einem Kreisprozess ist ΔU = 0, daher ist die Summe aller bei den unterschiedlichen Prozessteilschritten zu- bzw. abgeführten Wärmen und mechanischen Arbeiten null. ΔU = 0 = Q zu − | Qab | +W zu − | Wab |

(3.77)

Dabei kann sowohl die Differenz der Wärmen als auch die Differenz der mechanischen Arbeiten von null verschieden sein. Ist Q zu − Qab > 0 und W zu − Wab < 0 ,

(3.78)

so nimmt das System Wärme auf und gibt mechanische Arbeit ab, „wandelt“ also die Energieform bzw. wechselt den Energieträger der durch das System transportierten Energie. Diese Systeme bezeichnet man auch als „Wärmekraftmaschine“. Beispiele sind alle Verbrennungsmotoren, Gasturbinen, Düsentriebwerke … Im umgekehrten Fall, Q zu − Qab < 0 und W zu − Wab > 0 ,

(3.79)

226

3 Thermodynamik

nimmt das System mechanische Arbeit auf und gibt Wärme ab, man spricht dann von einer „Arbeitsmaschine“. Beispiele hierfür sind Wärmepumpen und Kühlaggregate. Auf diese beiden Typen thermodynamischer Maschinen werden wir im Kapitel 3.7 noch genauer eingehen. Im Gegensatz zur inneren Energie sind Wärme und mechanische Arbeit so genannte „Prozessgrößen“, deren Wert von der Art der Zustandsänderung abhängt, mit der das System vom Anfangszustand in den Endzustand gelangt (siehe Kapitel 3.2.1).

3.6.2

Wärme und Wärmekapazität

Im vorangegangenen Kapitel haben wir als Wärme die Energie bezeichnet, die durch thermischen Kontakt eines Systems mit der Umgebung über die Systemgrenze transportiert wird. Die Erfahrung zeigt, dass hierfür ein Temperaturunterschied erforderlich ist, Wärme fließt immer vom wärmeren Objekt zum kälteren, wie wir es schon beim „Nullten Hauptsatz“ gesehen haben. An der Grenze treten die Atome oder Moleküle von System und Umgebung in Kontakt, die Teilchen mit der höheren thermisch bedingten Bewegungsenergie des wärmeren Körpers wechselwirken mit den Teilchen des kälteren und vergrößern deren mittlere Bewegungsenergie. Auf die verschiedenen Mechanismen der Wärmeübertragung werden wir im Kapitel 3.10 eingehen. Wenn Wärme übertragen wird, so ändert sich in der Regel die Temperatur des Systems. Ausnahmen sind Prozesse, in denen sich der Aggregatzustand ändert, und „isotherme“ Zustandsänderungen. Den Zusammenhang zwischen der übertragenen Wärme und der erzielten Temperaturänderung des Systems beschreibt die Wärmekapazität des Systems C :=

Q J , [C ] = . K ΔT

(3.80)

Zu beachten ist, dass C immer positiv ist: zugeführte Wärme bewirkt eine Temperaturerhöhung (ΔT > 0), abgeführte Wärme dagegen eine Temperaturerniedrigung (ΔT < 0). Da Q eine Prozessgröße ist, ist die Wärmekapazität C ebenfalls eine Prozessgröße. In sie geht auch die Größe des Systems ein, daher ist sie eine extensive Größe, ebenso wie die Wärme. Je größer das System ist, umso kleiner wird bei gegebenem Q die erzielte Temperaturänderung ΔT sein. Besteht das System aus einem bestimmten Stoff, so verwendet man gern zur Charakterisierung seiner thermischen Eigenschaften die • spezifische Wärmekapazität

c s :=

C J , [c s ] = m Sys gK

• molare Wärmekapazität

cm :=

C J , [c m ] = . molK ν Sys

(3.81)

Zwischen diesen beiden intensiven Größen besteht folgender Zusammenhang: cm C m Sys m Sys = = = M mol cs ν Sys C ν Sys

(3.82)

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

227

Untersucht man die Wärmekapazität verschiedener Stoffe, so zeigt sich, dass sie von der Temperatur abhängt. Daher definiert (3.80) nur eine mittlere Wärmekapazität. Für kleine Temperaturänderung dT gilt dQ = C (T )dT .

(3.83)

Für endliche Temperaturänderungen ΔT muss die bei einer Zustandsänderung zu transportierende Wärme durch Integration von (3.83) berechnet werden. TE

TE

TE

TA

TA

TA

Q = ∫ C (T )dT = m Sys ∫ c s (T )dT = ν Sys ∫ c m (T )dT

(3.84)

Für viele Temperaturbereiche ist es jedoch ausreichend, die mittlere Wärmekapazität für Zustandsänderungen bei konstantem Druck, die in Tabellenwerken nachzuschlagen ist, zu verwenden. Beispiele gibt Tabelle 3.5. Tab. 3.5 Stoff

Spezifische und molare Wärmekapazitäten einiger Stoffe bei TC = 20 °C und P = 1013 hPa. c,s,P in J/gK Cm,P in J/molK

Aluminium 0,900

24,3

Kupfer

0,386

24,5

Eisen

0,462

25,2

Äthanol

2,365

110,8

Wasser

4,187

75,4

Quecksilber 0,140

28,3

Auffällig ist die sehr große Wärmekapazität von Wasser, die man häufig zur Speicherung von thermischer Energie nutzt. So muss in Heizungsanlagen mit Wasser als Wärmeträger bei weitem nicht so viel davon durch Pumpen umgewälzt werden wie bei anderen Wärmeträgern. Schon das bei thermischen Solaranlagen verwendete Wasser-Glykol-Gemisch weist eine deutlich kleinere Wärmekapazität auf und um eine entsprechende Wärmemenge transportieren zu können, muss der Wärmeträger eine höhere Temperatur aufweisen. Ein wichtiger Nachteil von Wasser ist der vergleichsweise kleine Temperaturbereich von 0 °C bis 100 °C, in dem es als Flüssigkeit vorliegt. Sowohl Eis als auch Wasserdampf haben deutlich kleiner Wärmekapazitäten. Das milde Seeklima wird ebenfalls durch die große Speicherfähigkeit von Wasser bewirkt: Im Sommer dauert der Aufheizvorgang lange, die Temperaturen steigen nur schwach, dagegen verhindert ein relativ warmes Meer durch langsame Abkühlung einen starken Temperaturabfall. Vergleichen wir das von Joule gemessene mechanische Wärmeäquivalent (3.72) mit der Wärmekapazität des Wassers in Tab. 3.5, so stellen wir fest, dass der numerische Wert gleich ist. Joules Wärmeäquivalent stellt genau die Wärmekapazität von Wasser dar, die Wärmezufuhr erfolgte allerdings nicht durch Kontakt mit einem wärmeren Objekt, sondern durch Reibung.

228

3 Thermodynamik

Wärmekapazität und innere Energie Wie wir in Kapitel 3.5.1 gesehen haben, ist die „Ursache“ für die Temperatur eines Systems die Energie der ungeordneten Bewegung seiner Teilchen. Zählt man zur inneren Energie nur die Translations-, Rotations- und Schwingungsenergie der N Atome oder Moleküle, so beträgt diese mit (3.49) U = N < Eth > = N

f f kB T = ν RT , 2 2

(3.85)

d. h. beim idealen Gas hängt die innere Energie nur von der Temperatur ab. Diese Tatsache hatte Gay-Lussac auch ohne Kenntnis der mikroskopischen Beschreibung der Wärme in seinem Überströmversuch festgestellt. Bei diesem Experiment konnte ein ideales Gas aus einem Behälter in ein anderes, evakuiertes Gefäß strömen, dabei waren beide thermisch von der Umgebung isoliert, so dass keine Wärme nach außen übertragen werden konnte. Gay-Lussac stellte fest, dass die Temperatur in diesem abgeschlossenen System vor der Expansion des Gases in den leeren Behälter gleich der Temperatur nach der Expansion war. Anschaulich kann man sich dieses Verhalten dadurch erklären, dass beim idealen Gas die Moleküle keine Kräfte aufeinander ausüben, außer bei einer Kollision, ihre mittlere Bewegungsenergie ist unabhängig von dem Weg, den sie zwischen zwei Stößen zurücklegen. Damit ist die Temperatur des Gases unabhängig von dem Volumen, in dem sich das Gas befindet. Der Druck auf die Gefäßwände reduziert sich allerdings dem Boyle-Mariotteschen Gesetz (3.23) gemäß, da pro Zeiteinheit weniger Moleküle mit den Gefäßwänden kollidieren.

Abb. 3.17

Überströmversuch von Gay-Lussac. Die Temperaturen vor und nach der Expansion sind gleich.

Wirken allerdings Kräfte zwischen den Molekülen, wie das bei realen Gasen der Fall ist, so ändert sich die Temperatur. Diesen Effekt, nennt man auch Joule-Thomson-Effekt, er spielt bei der Verflüssigung von Gasen eine wichtige Rolle. Bei Flüssigkeiten und Festkörpern gilt (3.85) ebenfalls, nur muss die Zahl der Freiheitsgrade bekannt sein. Bei kristallinen Festkörpern, bei denen die Atome in einer sehr regelmäßig aufgebauten Kristallstruktur angeordnet sind, kann man die Zahl der Freiheitsgrade des Atoms angeben: es liegen die Freiheitsgrade für Schwingungen in drei Dimensionen um die Gleichgewichtslage vor.1 Da die Energie sowohl als potentielle Energie als auch als kinetische Energie vorliegen kann, ordnet man jeder Schwingungsrichtung zwei Freiheitsgrade zu. Jedes Atom im Kristall hat somit sechs Freiheitsgrade der Schwingung. Die innere Energie ist 1

Translationsbewegung und Rotation ist im Kristall nicht möglich.

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

229

ebenfalls nur abhängig von der Temperatur. Da (3.85) die thermische Zustandsgröße T mit der energetischen Zustandsgröße U in Beziehung setzt, nennt man diese Gleichung auch „kalorische“ Zustandsgleichung. Für reale Gase und andere Systeme kann sie auch von anderen Zustandsgrößen abhängen.

Abb. 3.18

Atome im Kristall werden elastisch in ihrer Gleichgewichtslage gehalten.

Isochore und isobare Wärmekapazität Bei Wärmekapazitäten wird in der Praxis nur zwischen zwei Arten von Zustandsänderungen unterschieden: zwischen der isochoren, bei der das Volumen des Systems konstant bleibt, und der isobaren Zustandsänderung bei konstantem Druck. In beiden Fällen liegt ein geschlossenes System vor.

Bleibt das Volumen des geschlossenen Systems bei einer Temperaturänderung konstant, so wird keine Arbeit unter dem Einfluss äußerer Kräfte verrichtet, daher gelangt Energie nur als Wärme über die Systemgrenze. (3.73) vereinfacht sich dann zu TE

ΔU = U E − U A = Q = ∫ CV (T )dT = CV ΔT = CV (TE − T A ) ,

(3.86)

TA

dabei bezeichnet der Index V die isochore Prozessführung. Ist die Temperaturabhängigkeit von CV nicht allzu groß, rechnet man in der Regel mit der mittleren Wärmekapazität. Da, wie wir vorher gesehen haben, die innere Energie eines Systems nur von seiner Temperatur abhängt, gilt (3.86) auch für andere Zustandsänderungen. Für kleine Temperaturänderungen dT gilt analog zu (3.83) dU = CV (T )dT .

(3.87)

Während sich beim isochoren Prozess der Druck verändert, weil die thermische Ausdehnung behindert wird, erfolgt bei der isobaren Zustandsänderung eine durch die thermische Ausdehnung bestimmte Volumenänderung gegen den Umgebungsdruck. Gegen die vom Umgebungsdruck bewirkte Kraft wird vom System bei Temperaturänderung auch noch Arbeit verrichtet. Nehmen wir vereinfachend an, dass das System ein Zylinder und die verschiebbare Systemgrenze ein Kolben ist, so wird mit (2.131)und (2.353) die Arbeit sE

sE

VE

sA

sA

VA

W = ∫ F • ds = − ∫ PA • ds = − ∫ PdV

(3.88)

230

3 Thermodynamik

verrichtet. Die Normale von der Querschnittsfläche des Kolbens A verläuft gemäß der Konvention in 2.7.3 nach außen, die äußere Kraft ist dagegen nach innen gerichtet, daher das Minuszeichen. Bei Verkleinerung des Volumens ist ds entgegengesetzt zu A gerichtet, die verrichtete Arbeit wird positiv, also dem System zugeführt. Da beim Verrichten der Arbeit das Volumen des Systems verändert wird, nennt man diese Arbeit auch „Volumenänderungsarbeit“ WV. Bei der isobaren Zustandsänderung beträgt die Änderung der inneren Energie VE

ΔU = Q − ∫ PdV = Q − P (V E − V A ) .

(3.89)

VA

Abb. 3.19 (a) Isochore und (b) isobare Zustandsänderung (Erwärmung) eines geschlossenen Systems. Die Hand symbolisiert eine konstante äußere Kraft, die auf den Kolben wirkt.

Damit ergibt sich die Wärme Q, die für eine Temperaturänderung ΔT = TE – TA erforderlich ist, mit (3.86) zu Q = ΔU + P (V E − V A ) ⇒ Q = C P ΔT = CV ΔT + PΔV .

(3.90)

Die mittlere Wärmekapazität C P bei konstantem Druck lautet somit C P = CV + P

ΔV . ΔT

(3.91)

Beim idealen Gas wird die Volumenänderung in Abhängigkeit von der Temperaturänderung durch die Zustandsgleichung (3.33) bestimmt. PΔV = νRΔT ⇒ C P = CV + νR ⇒ c m, P = c m,V + R und cs , P = cs ,V + Rs .

(3.92)

Festkörper ändern ihr Volumen gemäß (3.9), damit beträgt die mittlere Wärmekapazität bei konstantem Druck C P = CV + P3αV0 ⇒ c s , P = c s ,V + P

3α . ρ0

(3.93)

Erfolgt die isobare Zustandsänderung z. B. von Eisen bei einem Luftdruck von 1013 hPa, so weichen die spezifischen isochoren und isobaren Wärmekapazitäten nur um 3,8·10-10 J/gK voneinander ab. Vergleicht man das mit der Wärmekapazität von Eisen in Tab. 3.5, so kann

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

231

man für Festkörper davon ausgehen, dass isochore und isobare Wärmekapazitäten praktisch gleich sind. Enthalpie Bei isobarer Zustandsänderung wird insbesondere beim idealen Gas Volumenänderungsarbeit verrichtet. Die umgesetzte Wärme (3.90) wird nur aus den Zustandsgrößen P und der Änderung der Zustandsgrößen ΔU und ΔV des Systems berechnet. Analog zur isochoren Zustandsänderung muss daher die Wärme ebenfalls durch die Änderung einer Zustandsgröße, die das System beschreibt, darstellbar sein. Diese Größe nennt man „Enthalpie“ H Qisobar := ΔH = ΔU + PΔV ⇒ ΔH = Δ(U + PV ) ⇒ H := U + PV .

(3.94)

Entsprechend der Definition der Wärmekapazität (3.80) besteht der Zusammenhang C P :=

Qisobar ΔH = , ΔT ΔT

(3.95)

oder, falls die Wärmekapazität von der Temperatur abhängt, analog zu (3.87) dH = C P (T )dT .

(3.96)

So wie (3.87) gilt (3.96) auch für beliebige Zustandsänderungen. Somit können wir den energetischen Zustand eines Systems durch die innere Energie oder durch die Enthalpie beschreiben. Bei beiden sind die Änderungen gleich den Differenzen ihrer Werte aus Endund Anfangszustand, unabhängig von der Art der Zustandsänderung. Bei Prozessen, die unter konstantem Druck stattfinden, wird vorzugsweise die Enthalpie gebraucht. Wärmekapazität von Gasen Die innere Energie eines Gases hängt nach (3.85) neben seiner Temperatur von der Zahl der Freiheitsgrade seiner Moleküle ab. Da sie sich frei im Raum bewegen können, hat jedes Molekül drei Freiheitsgrade der Translation. Kann es weiterhin durch nicht zentrale Stöße zu Drehungen mit entsprechender Rotationsenergie angeregt werden, so kommen maximal drei weitere Freiheitsgrade für freie Rotationen um je eine Hauptträgheitsachse hinzu. Können Atome eines Moleküls gegeneinander schwingen, so kommen pro unabhängiger Schwingungsrichtung zwei weitere Freiheitsgrade hinzu. Mit (3.85) erhalten wir die molare Wärmekapazität bei konstantem Volumen und mit (3.92) bei konstantem Druck. ΔU = ν

f f f f +2 RT ⇒ c m,V = R und c m, P = R + R = R 2 2 2 2

(3.97)

Leicht messbar ist im Gegensatz zu den Wärmekapazitäten der so genannte „Adiabatenexponent“ κ, er ist definiert als κ :=

C P c s, P cm,P f +2 = = ⇒ κ= CV c s ,V c m ,V f

(3.98)

Mit der experimentellen Bestimmung der Wärmekapazitäten bzw. des Adiabatenexponenten von Gasen erhält man Aufschluss über die Struktur der Moleküle und darüber, welche Rota-

232

3 Thermodynamik

tionszustände oder welche Schwingungen angeregt werden. Für einige Basistypen von Molekülen ergeben sich folgende Adiabatenexponenten: Tab. 3.6

Theoretische Werte für den Adiabatenexponenten für verschiedene Molekültypen.

Molekültyp

f (Translation) f (Rotation) f (Schwingung) gesamt κ

punktförmig

•

3

Hantel, starr

•– •

3

2

Hantel, elastisch

•\/\/\/•

3

2

•

3

3

räumlich, starr

•

2

3

1,67

5

1,40

7

1,29

6

1,33

•

Die gemessenen Werte für verschiedene Gase sind in Tab. 3.7 zusammengestellt. Tab. 3.7 Experimentelle Werte für Adiabatenexponenten und molare Wärmekapazitäten verschiedener Gase bei 20 °C und 1013 hPa. Gas

κ

cm,V in J/gK cm,P in J/molK f nach (3.98)

Helium Argon

He Ar

1,67 12,47 1,67 12,47

20,80 20,80

2,99 2,99

Wasserstoff Sauerstoff Stickstoff Chlor

H2 O2 N2 Cl2

1,41 1,40 1,40 1,35

20,43 21,06 20,76 25,74

28,76 29,43 29,09 34,70

4,88 5,00 5,00 5,71

Kohlendioxid Schwefeldioxid Methan Ammoniak Äthan

CO2 SO2 CH4 NH3 C2H6

1,30 1,29 1,32 1,31 1,21

28,46 31.40 26,19 27,84 43,12

36,96 40,39 34,59 36,84 51,70

6,67 6,90 6,25 6,45 9,52

Gase, deren Moleküle aus nur einem Atom bestehen wie z B. die Edelgase Helium und Argon haben drei Freiheitsgrade. Gase aus Molekülen mit zwei Atomen wie H2, O2 und N2 weisen fünf Freiheitsgrade auf, also zwei Freiheitsgrade der Rotation. Die grobe Form der Moleküle stellt eine Hantel dar, es werden thermisch Drehungen um die Hauptträgheitsachsen senkrecht zur Verbindungslinie der Atomkerne angeregt. Rotationen um die Verbindungslinie können nicht angeregt werden, da das Trägheitsmoment bezüglich dieser Achse zu klein ist. Beim Chlor scheint zumindest noch ein Freiheitsgrad hinzuzukommen. Anhand dieser Daten kann nicht entschieden werden, ob eine Rotation um die Verbindungslinie erfolgt oder Schwingungen angeregt werden. Bei den mehratomigen Molekülen muss zwischen linearen und räumlich komplexeren Molekülen unterschieden werden. CO2 und SO2 sind offensichtlich lineare Moleküle, bei denen zusätzlich noch eine Schwingung angeregt zu sein scheint. Beim Methan sind dagegen die Atome räumlich angeordnet, es sind Rotationen um alle Hauptträgheitsachsen angeregt. Beim Ammoniak und beim Äthan scheinen zusätzlich noch Schwingungen angeregt zu sein.

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

Abb. 3.20

233

Zweiatomiges Molekül: Nur Rotation um Hauptträgheitsachsen senkrecht zur Verbindungslinie.

4

3

Cm,V/R

↑

2

1 10

100 1000 T emperatur →

K

10000

Abb. 3.21 Molare Wärmekapazität cm,V von Wasserstoff in Abhängigkeit von der Temperatur. Oberhalb 3200 K zerfällt das Molekül.

Aufschluss darüber, welche Freiheitsgrade thermisch angeregt werden, gibt die Temperaturabhängigkeit der molaren Wärmekapazität. Der Verlauf weist zwei charakteristische Stufen auf. Unterhalb von etwa 50 K scheinen die Wasserstoffmoleküle nicht zu rotieren, es liegen nur drei Freiheitsgrade vor. Bei Raumtemperatur bis 700 K entspricht die Wärmekapazität der von fünf Freiheitsgraden, praktisch alle Moleküle rotieren. Mit noch größeren Temperaturen setzt die Schwingung der Wasserstoffatome im Molekül ein, ab ca. 3200 K zerfällt das Molekül, nachdem fast alle in Schwingung versetzt wurde in seine Bestandteile. In den Zwischenbereichen der Plateaus rotiert bzw. schwingt nur ein Teil der Moleküle. Der stufenförmige Verlauf lässt auf Schwellenergien für Rotation und Schwingung, die die Moleküle durch thermische Anregung überwinden müssen, schließen. Um diese zu überwinden, muss die mittlere Energie pro Freiheitsgrad (3.48) größer sein. Die Energieschwellen sind nur quantenphysikalisch erklärbar. So darf der Drehimpuls L des Moleküls nur ganzzahlige Vielfache des so genannten Planckschen Wirkungsquantums1 betragen. Die Energie1

Max Planck (1858 – 1947). Das Plancksche Wirkungsquantum h beträgt 6,62·10–34 Js. Oft gebraucht man auch

:=

h . 2π

234

3 Thermodynamik

schwelle für die Anregung einer Rotation um eine Hauptträgheitsachse mit dem Trägheitsmoment J berechnet sich mit Tab. 2.3 zu E rot ,min =

² L² = . 2J 2J

(3.99)

Je größer das Trägheitsmoment des Moleküls ist, umso kleiner ist die Energieschwelle, d. h. Stickstoff- oder Sauerstoffmoleküle beginnen schon bei tieferen Temperaturen zu rotieren. Daher ist auch offensichtlich, dass bei zweiatomigen Molekülen eine Rotation um die Verbindungslinie der Atomkerne aufgrund des vergleichsweise kleinen Trägheitsmomentes nicht angeregt werden kann. Für Schwingungen gibt es eine ähnliche Schwelle, je größer die schwingende Masse ist, umso tiefer ist die Schwelle, daher sind im Gegensatz zum Stickstoff und Sauerstoff bei Raumtemperatur Schwingungen der Chloratome im Molekül möglich. Die Reduktion der Freiheitsgrade der Moleküle bei sinkenden Temperaturen nennt man auch „Ausfrieren“ der Freiheitsgrade. Wärmekapazität bei Festkörpern In kristallinen Festkörpern haben die Atome die Möglichkeit, in drei senkrecht zueinander stehende Raumrichtungen zu schwingen, die Zahl der Freiheitsgrade beträgt sechs, die molare Wärmekapazität somit gemäß (3.85) und (3.83) cm , Kristall = 3 R = 24, 9

J . molK

(3.100)

Dieser Wert ist unabhängig von dem geometrischen Aufbau des Kristalls und der Art der Atome. (3.100) ist auch als „Dulong-Petitsche Regel“ bekannt.

3 Pb Cu

Be Al

2

Cm,V /R

↑

Fe 1 C (Diamant)

0 0

100

200

300

400 K 500

T emperatur → Abb. 3.22

Verlauf der molaren Wärmekapazität von kristallinen Festkörpern in Abhängigkeit von der Temperatur.

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

235

Für hohe Temperaturen erfüllen viele Festkörper die Dulong-Petitsche Regel (siehe auch Tab. 3.5): Je schwerer die Atome ist, umso niedriger sind die Temperaturen, bei denen eine Abweichung erfolgt. Zu tiefen Temperaturen frieren die Freiheitsgrade aus, es sind nicht mehr unabhängige Schwingungen, sondern kollektive Wellenbewegungen der Atome (Phononen) möglich. Bei sehr niedrigen Temperaturen verläuft cm ∼ T3. Messung von Wärmekapazitäten, Kalorimetrie Wärmekapazitäten von insbesondere Festkörpern und Flüssigkeiten kann man einfach in so genannten Mischungskalorimetern messen. Sie beruhen auf dem Prinzip, dass in einem abgeschlossenen System nach einer gewissen Zeit sich alle Objekte im thermischen Gleichgewicht befinden, ihre Temperaturen sind gleich. Die bei dem Ausgleichsprozess umgesetzten Wärmen kann man mit Hilfe der Energieerhaltung bilanzieren und mit (3.84) bzw. (3.86) aus den gemessenen Temperaturen die Wärmekapazitäten bestimmen.

Abb. 3.23

Mischungskalorimeter zur Bestimmung der Wärmekapazität von Festkörpern und Flüssigkeiten.

Als Kalorimeter wird ein thermisch von der Umwelt abgekoppeltes Isoliergefäß verwendet, in das eine Flüssigkeit mit bekannter Wärmekapazität, meist Wasser, gefüllt ist. Gefäß und Wasser haben anfangs die Temperatur TK. In das Gefäß bringt man nun die Probe, die eine andere Temperatur TX aufweist. Ist die Probe heißer als das Kalorimeter mit Wasser, so wird beim Temperaturausgleich auf die Endtemperatur Tm Wärme von der Probe auf das Wasser und das Gefäß übertragen. Aufgrund der Energieerhaltung muss die Summe der von den Teilsystemen Probe, Wasser und Gefäß abgegebenen bzw. aufgenommenen Wärmen null sein. Q X + QW + QG = 0

⇒ m X c s , X (T X − Tm ) + mW c s ,W (TK − Tm ) + C G (TK − Tm ) = 0

(3.101)

Werden die Temperaturen gemessen, so kann man bei bekannter Wärmekapazität des Wassers und des Gefäßes die unbekannte spezifische Wärmekapazität cs,X der Probe berechnen. cs, X =

−mW c s ,W (TK − Tm ) − C G (TK − Tm ) m X (T X − Tm )

=

(mW c s ,W + C G )(Tm − TK ) m X (T X − Tm )

(3.102)

236

3 Thermodynamik

(3.102) ist auch als „Richmannsche1 Mischungsregel“ bekannt. Sie begründet auch die Einführung der Einheit „Kalorie“ als Einheit für Wärme, denn mit der Festlegung der Wärmekapazität von Wasser zu 1 cal/gK werden alle Wärmen relativ zu den Wärmen, die Wasser bei gleicher Temperaturänderung umsetzt, gemessen. Erst das mechanische Wärmeäquivalent (3.72) schafft die „Brücke“ zu anderen Energieformen. Hervorzuheben ist auch der Vorteil, eine Flüssigkeit als Referenz zu verwenden, sie umschließt perfekt eine feste Probe bzw. mischt sich mit einer flüssigen, so dass immer ein sehr guter Kontakt beider Teilsysteme Flüssigkeit und Probe gegeben ist. Falls die Wärmekapazität des Gefäßes nicht bekannt ist, kann man sie leicht durch eine Messung wie oben, allerdings ohne eine Probe, ermitteln. In diesem Fall füllt man Wasser in das leere Gefäß, dann müssen aber beide unterschiedliche Temperaturen aufweisen. Der „Wasserwert“ des Kalorimeters, wie man seine Wärmekapazität auch nennt beträgt dann CG =

3.6.3

mW c s ,W (TW − Tm ) (TG − Tm )

.

(3.103)

Spezielle Zustandsänderungen idealer Gase

Wir haben im Kapitel 3.3 gesehen, dass die thermische Ausdehnung von Gasen wesentlich größer ist als bei Flüssigkeiten und Festkörpern. Daher ist auch die Volumenänderungsarbeit von geschlossenen Systemen, die aus Festkörpern oder Flüssigkeiten bestehen, z. B. bei der isobaren Zustandsänderung vernachlässigbar. Daher wollen wir uns auf Zustandsänderungen von idealen Gasen und die dabei verrichtete Volumenänderungsarbeit (3.88) konzentrieren. Besonders anschaulich kann man die Arbeit im Arbeitsdiagramm, das wir im Kapitel 2.3.9 (Arbeit bei nicht konstanter Kraft) kennen gelernt haben, darstellen. Statt jedoch die wirkende Kraft gegen die Position des Objektes aufzutragen, werden wir den Druck im System über dem Systemvolumen auftragen. Die verrichtete Volumenänderungsarbeit können wir aus der Fläche unter der P(V)-Kurve bestimmen. Wir wollen nun vier Grundtypen von Zustandsänderungen des idealen Gases kennen lernen. Aus diesen werden wir die Kreisprozesse für thermodynamische Maschinen, die wir im Kapitel 3.7 behandeln werden, modellieren. Diese haben als Umformer von Energie, die über die Systemgrenzen transportiert wird, eine große technische Bedeutung. Bei den Betrachtun-

Abb. 3.24 1

Arbeitsdiagramm (P-V-Diagramm).

G. W. Richmann (1711–1753).

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

237

gen gehen wir davon aus, dass die Wärmekapazität des idealen Gases in dem relevanten Temperaturbereich konstant ist. Bei den folgenden Betrachtungen werden wir davon ausgehen, dass das Gas während einer Zustandsänderung durch die Zustandsgleichung (3.33) beschrieben werden kann. Damit (3.33) gültig ist, muss sich das Gas im thermischen Gleichgewicht befinden. Die Zustandsänderung muss somit so langsam vonstatten gehen, dass sich das Gas nicht merklich vom Gleichgewicht entfernt. Das bedeutet, dass im Gas keine Druck- und Temperaturunterschiede vorliegen dürfen. Eine solche Zustandsänderung nennt man auch „quasistatisch“. Weiterhin wollen wir annehmen, dass makroskopische Bewegungen, wie z. B. die Bewegung eines Kolbens in einem Zylinder, nicht durch Reibung beeinflusst werden. Isobare Zustandsänderung In diesem Fall bleibt der Druck P0 des Gases (Stoffmenge ν) konstant, es befindet sich in einem Gefäß, bei dem mindestens eine Wand beweglich ist, wie z. B. ein Zylinder mit einem verschiebbaren Kolben. Wir wählen als unabhängige Zustandsgröße die Temperatur T. Nach dem Gesetz von Gay-Lussac (3.22) ist V (T ) =

V (273,15 K) νR T= T. 273,15 K P0

(3.104)

Die Volumenänderungsarbeit bei konstantem Druck P0 beträgt gemäß (3.88) VE

WV = − ∫ P0 dV = − P0 (V E − V A ) ,

(3.105)

VA

Abb. 3.25

Isobare Zustandsänderung.

Abb. 3.26 Isobare Zustandsänderung im P-V-Diagramm. Die Volumenänderungsarbeit wird durch das Rechteck dargestellt.

238

3 Thermodynamik

sie ist > 0, wenn das Gas komprimiert wird, d. h. VE < VA. Die umgesetzte Wärme erhält man aus (3.84) und (3.97) mit der Zahl der Freiheitsgrade f der Gasmoleküle. TE

Q = ∫ C P (T )dT = νcm, P (TE − TA ) = νR TA

f +2 (TE − TA ) 2

(3.106)

Um das Gas isobar zu komprimieren, muss nach (3.33) das Gas abgekühlt werden. Die innere Energie des Gases verkleinert sich daher ebenfalls gemäß (3.86). TE

ΔU = ∫ CV (T )dT = νc m ,V (T E − T A ) = νR TA

f (TE − T A ) 2

(3.107)

Isochore Zustandsänderung In diesem Fall wird die Temperatur des idealen Gases, das in ein Gefäß mit starren Wänden eingeschlossen ist, so dass das Volumen V0 konstant bleibt, verändert. Als unabhängige Zustandsgröße wählen wir wiederum die Temperatur T, die Druckänderung beschreibt das GayLussac-Gesetz (3.29). p (T ) =

p(273,15 K) νR T= T 273,15 K V0

(3.108)

Da das Volumen des Systems bei der Zustandsänderung konstant ist, wird auch keine Volumenänderungsarbeit verrichtet. Die erforderliche Wärme, die der Änderung der inneren Energie entspricht, beträgt TE

Q = ΔU = ∫ CV (T )dT = νc m,V (TE − T A ) = νR TA

Druck

↑

PE

T4 = TE T3 T2

PA

T1 = TA VE = VA Abb. 3.27

Volumen →

Isochore Zustandsänderung im P-V-Diagramm.

f (TE − T A ) 2

(3.109)

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

239

Isotherme Zustandsänderung Der Zustand des idealen Gases wird bei konstanter Temperatur T0 geändert, es befindet sich z. B. in einem Zylinder mit beweglichem Kolben und hat thermischen Kontakt zur Umgebung, mit der es Wärme austauschen kann. Druck und Volumen werden bei der isothermen Zustandsänderung durch das Boyle-Mariottesche Gesetz (3.23) verknüpft. P(V ) =

Abb. 3.28

P(273,15 K )V (273,15K ) νRT0 = V V

Isotherme Zustandsänderung im P-V-Diagramm.

(3.110)

Abb. 3.29

Isotherme Zustandsänderung.

Die Volumenänderungsarbeit berechnen wir mit (3.88) unter Beachtung von (3.110) VE

VE

VA

VA

WV = − ∫ P (V )dV = −νRT0

∫

V dV = −νRT0 ln( E ) .1 V VA

(3.111)

Da die Temperatur konstant ist, ändert sich die innere Energie (3.74) nicht. Somit ist die umgesetzte Wärme entgegengesetzt gleich groß wie die Volumenänderungsarbeit. was an Arbeit abgegeben wird, wird als Wärme vom System aufgenommen. Q = −WV = νRT0 ln(

1

VE ) VA

Hier wurde berücksichtigt, dass ∫ x-1dx = lnx + C und lna – lnb = ln(a/b) ist.

(3.112)

240

3 Thermodynamik

Adiabatische Zustandsänderung Bei dieser Zustandsänderung tauscht das System nur mechanische Arbeit mit der Umgebung aus, die Systemgrenze ist „adiabat“, d. h. wärmeundurchlässig, der Transfer von Arbeit kann z. B. durch einen beweglichen Kolben geschehen. Bei der Bestimmung des Druckverlaufes in Abhängigkeit von Systemvolumen müssen wir beachten, dass sich auch die Temperatur bei dem Prozess ändert. Wird mechanische Arbeit über die Systemgrenze gebracht, so ändert sich die innere Energie, da im Gegensatz zur isothermen Zustandsänderung keine Wärme ausgetauscht wird. Mit der inneren Energie ändert sich aber auch die Temperatur des Systems. Für kleine Temperatur- und Volumenänderungen gilt (3.87), damit lautet der 1. Hauptsatz (3.74)

d U = d W = C V d T = − P (V ) d V ,

(3.113)

dabei wurde berücksichtigt, dass keine Wärme ausgetauscht wird. P, V und T sind aber über die Zustandsgleichung des idealen Gases (3.33) miteinander verknüpft, damit lautet (3.113) CV dT = νc m,V dT = −

νRT dV . V

(3.114)

(3.114) ist eine Differentialgleichung für die Funktion T(V), wir können sie in ähnlicher Weise lösen wie (2.368) bei der Berechnung der barometrischen Höhenformel für den Schweredruck bei Gasen. Trennen der Variablen T und V und Integration der beiden Seiten der Gleichung ergeben c m,V

TE

V TE VE R dT dV = − R ∫T ∫ V ⇒ ln( T ) = − c ln(V ) . T V A m ,V A E

A

A

(3.115)

Führen wir den in (3.98) definierten Adiabatenexponenten ein, so erhalten wir mit (3.92) R c m,V

=

⇒ ln(

c m, P − c m,V c m,V

=

cm, P c m,V

−1 = κ −1

⎛V ⎛T ⎞ TE V ) = (1 − κ) ln( E ) ⇒ ln⎜⎜ E ⎟⎟ = ln⎜⎜ E T TA VA ⎝ VA ⎝ A⎠

(3.116) ⎞ ⎟⎟ ⎠

1− κ

⎛T ⇒ ⎜⎜ E ⎝ TA

⎞ ⎛ VE ⎟⎟ = ⎜⎜ ⎠ ⎝ VA

⎞ ⎟⎟ ⎠

1− κ

.

(3.117)

Bringen wir die die Zustandsgrößen für den Endzustand auf die linke, die für den Anfangszustand auf die rechte Seite der Gleichung, so lautet (3.116) schließlich TE T = A ⇒ TE V Eκ −1 = T AV Aκ −1 ⇒ TV κ −1 = const . V E1− κ V A1− κ

(3.118)

Um den Zusammenhang zwischen P und V zu erhalten, ersetzten wir T unter Beachtung der Zustandsgleichung des idealen Gases durch P PEV E κ −1 PAV A κ −1 V A ⇒ PE V Eκ = PAV Aκ ⇒ PV κ = const . VE = νR νR

(3.119)

3.6 Erster Hauptsatz der Thermodynamik

241

Drücken wir schließlich V durch T in (3.119) aus, so haben wir auch die Abhängigkeit zwischen P und T ⎛ νRTE PE ⎜⎜ ⎝ PE

κ

⎛ νRT A ⎞ ⎟⎟ = PA ⎜⎜ ⎝ PA ⎠

κ

⎞ ⎟⎟ ⇒ TEκ PE1− κ = T Aκ PA1− κ ⇒ T κ P 1− κ = const . ⎠

(3.120)

(3.118), (3.119) und (3.120) nennt man auch die Poissonschen Gleichungen. Stellen wir P(V) im Arbeitsdiagramm dar, so sehen wir, dass die Kurve etwas steiler verläuft als die Isotherme. Hier zeigt sich anschaulich, dass bei Kompression die unterdrückte Wärmeabfuhr zu einer Temperaturerhöhung führt. Dies kann man beim Aufpumpen eines Fahrradreifens feststellen, bei schneller Pumpbewegung erwärmt sich die Pumpe, da die Wärmeabfuhr relativ langsam erfolgt. Wird umgekehrt Gas sehr schnell entspannt, wie z. B. beim Entkorken einer Sektflasche, d. h. sein Druck erniedrigt, so sinkt seine Temperatur, da durch die Volumenänderungsarbeit die innere Energie vermindert wird.

log P

↑

PA

PE T4 T2 T1 VA Abb. 3.30

VE

log V →

Adiabate im P-V-Diagramm.

Die Volumenänderungsarbeit entspricht der Änderung der inneren Energie WV = ΔU = νc m,V (TE − T A ) = νc m,V (

PEV E PAV A ). − νR νR

(3.121)

Berücksichtigen wir (3.116), so beträgt WV =

PEV E − PAV A . κ −1

(3.122)

242

3 Thermodynamik

Polytrope Zustandsänderung Die isobaren, isochoren, isothermen und adiabatischen Zustandsänderungen stellen Idealisierungen realer Zustandsänderungen des idealen Gases dar. Die isotherme Zustandsänderung erfolgt bei perfektem Wärmekontakt des Systems mit der Umgebung, so dass die Energie, die als Volumenänderungsarbeit zugeführt wird, sofort als Wärme abgeführt werden kann. Dagegen ist das System bei der adiabatischen Zustandsänderung thermisch vollständig von der Umgebung abgekoppelt. Vergleichen wir die beiden Zusammenhänge zwischen P und V, nämlich das Boyle-Mariottesche Gesetz (3.23) für die isotherme und die Poisson-Gleichung (3.119) für die adiabatische Zustandsänderung, so variiert der der Exponent von V zwischen 1 und κ. Reale Prozesse sind weder vollständig isotherm oder vollständig adiabatisch, so können wir diese polytropen Zustandsänderungen durch einen Exponenten mit einem Wert zwischen 1 und κ beschreiben. Diesen Exponenten n nennt man auch „Polytropenexponent“. PV n = const .

(3.123)

Die Volumenänderungsarbeit können wir im Gegensatz zur adiabatischen Zustandsänderung nicht über die Änderung der inneren Energie berechnen, da gleichzeitig auch Wärme umgesetzt wird. Wir müssen vielmehr WV mit (3.88) berechnen. VE

⎡ V 1− n ⎤ dV WV = − ∫ P (V)dV = − PAV ∫ n = − PAV An ⎢ ⎥ V V V ⎣1 − n ⎦ V VE

n A

A

WV = −

VE

A

A

n A

PAV PV V (V E1− n − V A1− n ) = A A (1 − ( E )1− n ) VA 1− n 1− n

(3.124)

Wir können die Volumenänderungsarbeit auch durch die Temperaturen ausdrücken, wenn wir die Drücke in (3.123) über die Zustandsgleichung (3.33) durch die Temperaturen ausdrücken PE V En = PAV An ⇒

⇒ WV =

T V n −1 V 1−n νRTE n νRT A n V A ⇒ E = An −1 = E1−n VE = TA VE VA VE VA

T νRT A νR (1 − E ) = (TE − T A ) . 1− n TA n −1

(3.125)

(3.126)

Die umgesetzte Wärme erhalten wir aus dem 1. Hauptsatz (3.74) νR (TE − T A ) n −1 R 1 1 ⇒ Q = νR ( = − )(TE − T A ) . κ −1 κ −1 n −1

Q = ΔU − WV = νc m,V (TE − T A ) −

(3.116) ⇒ c m,V

(3.127)

In ähnlicher Weise können wir auch die isobare und die isochore Zustandsänderung als Idealisierung realer Prozesse ansehen. Im Falle der isobaren Zustandsänderung findet ein vollständiger Druckausgleich zwischen System und Umgebung statt, während im isochoren Fall

3.7 Thermodynamische Maschinen

243

das System hinsichtlich mechanischer Arbeit perfekt isoliert ist. Wir können dem isobaren Prozess mit P = const = PV 0

(3.128)

den Polytropenexponent null zuordnen, während er im isochoren Fall wegen V = const = P 0V

(3.129)

formal gegen unendlich strebt. Dies können wir uns auch dadurch veranschaulichen, dass im P-V-Diagramm die Steigung der horizontalen Isobaren null ist, für die senkrecht verlaufende Isochore beträgt die Steigung dagegen unendlich.

3.7

Thermodynamische Maschinen

Der 1. Hauptsatz der Thermodynamik bedeutet, dass die innere Energie eine Zustandsgröße ist, ihr Wert ändert sich bei einem Kreisprozess, bei dem das System eine Folge von Zustandsänderungen durchläuft, wobei der Anfangs- und der Endzustand gleich sind, nicht. Sehr wohl kann aber die Energie, die über die Systemgrenze gelangt, ihre Form bzw. ihren Träger wechseln. Diese Energiewandler haben eine sehr große technische Bedeutung, gilt es doch häufig, Energie von den in der Natur vorhandenen Trägern auf technisch nutzbare Träger zu überführen. Beispiele für derartige Systeme sind Verbrennungsmotoren, Dampfmaschinen, Kühlaggregate, Elektromotoren und Generatoren. Wir wollen uns hier auf Maschinen konzentrieren, bei denen zum einen die Energie als Wärme und zum anderen als mechanische Arbeit die Systemgrenze passiert, diese System nennt man thermodynamische Maschinen. Die Bedeutung von derartigen periodisch arbeitenden Energiewandlern, die durch Kreisprozesse beschrieben werden können, liegt darin, dass sie bei ihrer „Arbeit“ selber unverändert bleiben. So ist ein Verbrennungsmotor eines Autos nach einer Fahrleistung von 100 000 km (bis auf ein paar kleine Verschleißerscheinungen) der gleiche wie beim Neuwagen. Lediglich wurde die bei der Verbrennung von etwa 8 000 l Treibstoff entstandene Wärme während des Betriebes in kinetische Energie des Autos umgewandelt. Daneben gibt es auch nicht periodisch arbeitende Energiewandler wie z. B. Raketen. Sie sind, da sie in der Regel nicht nachgetankt werden, nach dem Flug „verbraucht“. Ausnahmen sind die modernen Raumfähren, die zumindest teilweise periodisch arbeiten.

3.7.1

Kreisprozesse

Unter einem Kreisprozess versteht man eine Folge von Zustandsänderungen eines thermodynamischen Systems, wobei der Anfangs- und der Endzustand identisch sind. Wir wollen uns im Folgenden auf Kreisprozesse eines geschlossenen Systems, das aus einem idealen Gas besteht, beschränken. Die Aussagen gelten jedoch allgemein für beliebige Systeme. Mechanische Arbeit soll als Volumenänderungsarbeit reibungsfrei über die Systemgrenze transportiert werden. Wir betrachten einen Kreisprozess, der aus einer Folge von drei verschiedenen

244

3 Thermodynamik

Zustandsänderungen besteht, im P-V-Diagramm. Die End- bzw. Anfangszustände der Teilprozesse können durch die thermischen Zustandsgrößen P, V und T beschrieben werden. Wir gehen davon aus, dass die Zustandsänderungen quasistatisch geschehen, die thermischen Zustandsgrößen also zu jedem Zeitpunkt durch die Zustandsgleichung (3.33) miteinander verknüpft sind.

Abb. 3.31

Kreisprozess mit drei Zustandsänderungen im P-V-Diagramm.

Die Volumenänderungsarbeit, die bei jedem Teilprozess über die Systemgrenze gelangt, wird durch die Fläche unter der Kurve P(V) dargestellt. Wird das Volumen bei dem Teilprozess verkleinert, so wird die Arbeit dem System zugeführt, sie ist nach (3.88) und der Konvention positiv, im umgekehrten Fall gibt das System Arbeit ab. Die Folge der Zustandsänderungen kann in zwei unterschiedlichen Richtungen durchlaufen werden, nach dem Drehsinn unterscheidet man „rechtsläufige“ und „linksläufige“ Kreisprozesse. Rechtsläufige Kreisprozesse Vergleichen wir nach Abb. 3.31 für einen Umlauf die Volumenänderungsarbeit1 W21 der Zustandsänderung Z1 → Z2, bei der das Volumen des Systems verkleinert wird, mit den Zustandsänderungen Z2 → Z3 und Z3 → Z1, bei denen das Volumen sich vergrößert, so ist W32 + W13 vom Betrage her größer als W21. Expansionsarbeit wird jedoch vom System abgegeben, Kompressionsarbeit dagegen aufgenommen, somit gibt das System netto Arbeit ab. Der Betrag dieser Arbeit wird im P-V-Diagramm durch die von den P(V)-Kurven des Kreisprozesses eingeschlossene Fläche dargestellt. Wnetto = W21 + W32 + W13 = .W21 − | W32 | − | W13 |< 0 .

(3.130)

Da dem 1. Hauptsatz der Thermodynamik zufolge die innere Energie bei einem Umlauf unverändert bleibt, muss das System genauso viel Wärme aufnehmen, wie es Arbeit abgegeben hat. Das System wandelt die als Wärme zugeführte Energie in mechanische Arbeit um. Rechtsläufige Kreisprozesse beschreiben Wärmekraftmaschinen. 1

Der erste Index bezeichnet den Endzustand, der zweite Index den Anfangszustand.

3.7 Thermodynamische Maschinen

245

Linksläufige Kreisprozesse Entsprechend umgekehrt liegen hier die Verhältnisse. Der Betrag der Kompressionsarbeit W32 + W13 ist größer als der der Expansionsarbeit W21. Das System nimmt netto mechanische Arbeit auf und gibt im Gegenzug Wärme ab, es wandelt mechanische Arbeit in Wärme um. Wie beim rechtsläufigen Kreisprozess stellt die von den P(V)-Kurven eingeschlossene Fläche die zum Betrieb erforderliche mechanische Arbeit dar. Wnetto = W21 + W32 + W13 = − | W21 | +W32 + W13 > 0 .

(3.131)

Linksläufige Kreisprozesse beschreiben Arbeitsmaschinen. Hervorzuheben ist, dass eine thermodynamische Maschine nur dann Energie von einem Träger auf einen anderen bringt, wenn der zugrunde gelegte Kreisprozess aus mindestens zwei verschiedenen Zustandsänderungen besteht. Nur dann unterscheiden sich die Flächen unter den P(V)-Kurven bei Kompression und Expansion. Gibt es nur Teilprozesse mit gleicher Zustandsänderung, so sind Kompressions- und Expansionsarbeit dem Betrage nach gleich, bei einem Umlauf wird netto weder mechanische Arbeit noch Wärme über die Systemgrenze transportiert. Das gleiche ist der Fall, wenn wie in Abb. 3.31 die drei Zustände Z1, Z2 und Z3 auf der gleichen P(V)-Kurve liegen.

Abb. 3.32 Kreisprozesse zwischen zwei Zuständen: (a) unterschiedliche Zustandsänderungen, (b) gleiche Zustandsänderungen.

Effizienzmaße thermodynamischer Maschinen Als Effizienz bezeichnet man ganz allgemein das Verhältnis aus dem Nutzen einer Maßnahme und dem Aufwand zur Durchführung derselben. Effizienz :=

Nutzen Aufwand

(3.132)

246

3 Thermodynamik

In der Technik beschreibt man üblicherweise den Nutzen und den Aufwand durch physikalische Größen gleichen Typs, so dass die Effizienz durch eine dimensionslose Zahl beschrieben wird. Sowohl Wärmekraftmaschinen als auch Arbeitsmaschinen nehmen in den unterschiedlichen Teilprozessen mechanische Arbeit auf und geben sie wieder ab, ebenso verhält es sich bei den umgesetzten Wärmen. Aus Gründen, die wir im Kapitel 3.8 behandeln werden, bilanziert man zu- und abgeführte Wärmen getrennt, die mechanische Arbeit zusammen. Zu beachten ist, dass die umgesetzten Energien immer als Beträge in die Effizienzmaße eingehen. Wirkungsgrad einer Wärmekraftmaschine Eine Wärmekraftmaschine wird eingesetzt, um verfügbare thermische Energie, die als Wärme dem System zugeführt wird, als mechanische Arbeit dem System zu entziehen und für andere Zwecke, z. B. den Antrieb von Fahrzeugen, zu nutzen. Den Nutzen stellt somit die netto abgeführte mechanische Arbeit dar, den Aufwand dagegen die zugeführte Wärme.

Abb. 3.33

Energiefluss bei einer Wärmekraftmaschine.

Als Effizienzmaß definiert man daher den Wirkungsgrad η, das Verhältnis aus abgeführter mechanischer Arbeit und aufgenommener Wärme. η :=

| W Nutz | Q zu

(3.133)

Da eine Wärmekraftmaschine nicht mehr mechanische Arbeit abgeben kann, als ihr Wärme zugeführt wird, ist der Wirkungsgrad immer < 1. Leistungszahl einer Wärmepumpe Arbeitsmaschinen werden in zwei unterschiedlichen Bereichen eingesetzt, zum einen als Wärmepumpe und zum anderen als Kühlaggregat bzw. Kältemaschine. Wärmepumpen werden z. B. als Heizung eingesetzt, dabei nimmt sie Wärme, die frei verfügbar ist, aus einem Teil der Umgebung auf und gibt sie an einen anderen Teil der Umgebung, dem zu heizenden Raum, ab. Zum Betrieb wird mechanische Arbeit dem System zugeführt. Üblicherweise ist der Teil der Umgebung, aus dem die Wärme in das System gelangt, kälter als der Teil, in dem die Wärme eingespeist wird.

Abb. 3.34

Energiefluss bei einer Wärmepumpe.

3.7 Thermodynamische Maschinen

247

Der Nutzen ist somit die Wärme, die in den zu heizenden Raum eingespeist wird, dafür muss die zum Betrieb der Wärmepumpe erforderliche mechanische Arbeit eingesetzt werden. Die zugeführte Wärme geht in die Effizienzrechnung nicht ein, da sie ohne Aufwand „aus unerschöpflichen Quellen“ zur Verfügung steht. Als Effizienzmaß wird somit die Leistungszahl εWP definiert. ε WP :=

| Qab | Wnetto

(3.134)

Leistungszahl eines Kühlaggregates Das Kühlaggregat wird in gleicher Weise wie eine Wärmepumpe betrieben, allerdings ist der Nutzen ein anderer. Durch den Entzug von Wärme soll ein Teil der Umgebung, z. B. ein Kühlschrank, gekühlt werden. Gleichzeitig ist Wärme in einen anderen Teil der Umgebung abzuführen. Ebenso wie bei der Wärmepumpe muss zum Betrieb des Kühlaggregates mechanische Arbeit zugeführt werden.

Abb. 3.35

Energiefluss bei einem Kühlaggregates.

Die abgegebene Wärme geht nicht in die Effizienz ein, sie stellt „Abwärme“ oder „Abfall“ dar.1 Die Leistungszahl εK lautet somit ε K :=

3.7.2

Q zu . Wnetto

(3.135)

Carnotscher Kreisprozess

Dieser Kreisprozess wurde 1824 von S. Carnot2 vorgeschlagen, um Dampfmaschinen zu beschreiben und insbesondere ihren maximalen Wirkungsgrad abzuschätzen. Der CarnotProzess basiert auf vier Zustandsänderungen, die ein ideales Gas in einem geschlossenen System erfährt. Dieses System können wir uns als Zylinder mit beweglichem Kolben, in dem ein ideales Gas eingeschlossen ist, vorstellen. Das ideale Gas nennt man häufig auch „Arbeitsmedium“ der Maschine.

1 2

Für dessen Abfuhr muss in der Praxis in vielen Fällen ebenfalls Aufwand getrieben werden. N. L. S. Carnot (1796 – 1832).

248

3 Thermodynamik

Abb. 3.36 Rechtsläufiger Carnot-Prozess im P-V-Diagramm und als Zustandsänderung eines idealen Gases, das in einem Zylinder mit beweglichen Kolben eingeschlossen ist.

Carnot-Prozess rechtsläufig Wir betrachten zuerst den rechtsläufigen Kreisprozess, der eine Wärmekraftmaschine beschreibt. Beim ersten Teilprozess expandiert das Gas isotherm, das System gibt mechanische Arbeit ab, und da sich die innere Energie nicht ändert, nimmt es den gleichen Betrag als Wärme auf. Diese Wärme wird von einem Teil der Umgebung bereitgestellt, der sich auf mindestens der gleichen Temperatur wie das Gas in dem System befindet, diesen Teil nennen wir daher Heizung. Genau genommen muss, damit Wärme fließen kann, gemäß dem Nullten Hauptsatz der Thermodynamik eine Temperaturdifferenz zwischen Heizung und Gas vorliegen. Da die Zustandsänderung quasistatisch ablaufen soll, können wir die Temperaturdifferenz vernachlässigen. Mechanische Arbeit und Wärme betragen nach (3.111) und (3.112) W21 = −νRTw ln(

V2 V ) , Q21 = νRTw ln( 2 ) , V1 V1

(3.136)

dabei ist Tw die Temperatur der (warmen) Heizung und ν die Stoffmenge des Gases im System. Im nächsten Teilprozess wird der Zylinder von der Heizung abgekoppelt, das Gas expandiert weiter. Da nun kein thermischer Kontakt zu Teilen der Umgebung vorliegt, ist die Zustandsänderung adiabatisch. Dabei kühlt das Gas von Tw auf Tk ab. Die abgegebene mechanische Arbeit entspricht der Änderung der inneren Energie des Gases gemäß (3.121). W32 = νc m,V (Tk − Tw ) , Q32 = 0 .

(3.137)

Mit Erreichen der Temperatur Tk wird das System mit einem anderen Teil der Umgebung in Kontakt gebracht, dabei wird das Gas isotherm komprimiert. Dem System wird mechanische Arbeit zugeführt, im Gegenzug wird Wärme abgegeben an den Teil der Umgebung, der ebenfalls höchstens die Temperatur Tk aufweisen darf. Diesen Teil, der die vom System abgegebene Wärme aufnimmt, nennt man Kühlung. Wie bei der Heizung gilt auch hier, dass Wärme nur abgeführt werden kann, wenn zwischen Gas und Kühlung eine Temperaturdifferenz

3.7 Thermodynamische Maschinen

249

besteht, die aber bei quasistatischer Zustandsänderung vernachlässigbar klein sein kann. Mechanische Arbeit und Wärme ergeben sich zu W43 = −νRTk ln(

V4 V ) , Q43 = νRTk ln( 4 ) . V3 V3

(3.138)

Im letzten Teilprozess wird das System wieder von der Kühlung abgekoppelt. Das Gas wird adiabatisch komprimiert, bis es wieder den Ausgangszustand mit P1, V1 und Tw erreicht hat. Dabei wird dem System die mechanische Arbeit W14 = νc m,V (Tw − Tk )

(3.139)

zugeführt, die umgesetzte Wärme ist null. Vergleichen wir (3.139) mit (3.137), so ist die Summe der mechanischen Arbeiten in den adiabatischen Zustandsänderungen null, dies ist einleuchtend, da sie die gleichen Isothermen „überbrücken“. Die Nutzarbeit pro Umlauf ist die Summe der mechanischen Arbeiten bei den isothermen Teilprozessen. W Nutz = W21 + W43 = −νR (Tw ln(

V V2 ) + Tk ln( 4 )) V3 V1

(3.140)

Zu beachten ist, dass das Gas adiabatisch vom Zustand mit dem Volumen V2 in den Zustand mit V3 gelangt, ebenso vom Zustand V4 in den Ausgangszustand V1. Damit ergeben sich nach (3.118) folgende Beziehungen. TH V2κ −1 = TK V3κ −1 , TK V4κ −1 = TH V1κ −1

(3.141)

Dividieren wir die Gleichungen durcheinander, so erhalten wir V V4κ−1 V1κ−1 V V V = κ−1 ⇒ 4 = 1 ⇒ 2 = 3 . κ −1 V3 V 2 V1 V4 V3 V2

(3.142)

Berücksichtigen wir (3.142) in (3.140), so beträgt die Nutzarbeit W Nutz = −νR (Tw ln(

V V V2 ) − Tk ln( 3 )) = −νR (Tw − Tk ) ln( 2 ) V1 V1 V4

(3.143)

und damit der Wirkungsgrad der Wärmekraftmaschine mit (3.133) und (3.136)

| W Nutz | ηC = = Q zu

− νR (Tw − Tk ) ln( − νRTw ln(

V2 ) V1

V2 ) V1

= 1−

Tk . Tw

(3.144)

250

3 Thermodynamik

Das Ergebnis ist bemerkenswert: der Wirkungsgrad der Carnot-Maschine hängt weder von der Art des Gases ab noch von der Menge. Die einzigen Größen, die den Wirkungsgrad bestimmen, sind die Temperaturen von der Heizung und der Kühlung. Besonders hohe Wirkungsgrade sind erzielbar, wenn • die Temperatur der Kühlung besonders niedrig ist oder • die Temperatur der Heizung sehr hoch ist. Der Grenzfall ηC = 1 wird erreicht, wenn entweder die Temperatur der Kühlung 0 K beträgt oder die Temperatur der Heizung gegen unendlich strebt. In der Regel benutzt man bei allen Wärmekraftmaschinen zur Kühlung „Teile der Umwelt“, wie z. B. die Umgebungsluft, Wasser usw. Anderseits darf die Temperatur der Heizung auch nicht zu hoch sein, da sonst die Werkstoffe, aus denen sie bzw. die Maschine besteht, zerstört werden. Reizt man die Werkstoffeigenschaften voll aus, so wird der Wirkungsgrad der Wärmekraftmaschine durch die Temperatur der Kühlung beschränkt. Thermodynamische Definition der Temperatur Die alleinige Abhängigkeit des Wirkungsgrades einer durch den Carnot-Prozess beschreibbaren Wärmekraftmaschine ermöglicht eine Temperaturmessung, die im Gegensatz zu den in Kapitel 3.1.2 beschriebenen Methoden unabhängig von den Eigenschaften eines thermometrischen Mediums ist. Wie wir gesehen haben, tragen nur die isothermen Teilprozesse zur Energieumsetzung bei. Da sich die Maschine mit der Heizung bzw. der Kühlung (nahezu) im thermischen Gleichgewicht befinden, können Volumenänderungsarbeit und Wärme ohne Ausgleichsvorgänge „verlustfrei“ ineinander überführt werden. Solche Zustandsänderungen sind „reversibel“, wenn die Volumenänderungsarbeit als potentielle Energie gespeichert wird. In diesem Fall können wir ηC wechselweise durch die Volumenänderungsarbeit und durch die Wärmen, die der Heizung entzogen bzw. der Kühlung zugeführt werden, ausdrücken. ηC =

| W Nutz | | W21 | −W43 W T T W = = 1 − 43 = 1 − k ⇒ k = zu Q zu | W21 | | W21 | Tw Tw Wab

(3.145)

Damit kann die Messung der Temperatur auf die Messung von mechanischen Arbeiten zurückgeführt werden. Zur Festlegung der Temperaturskala muss nur noch ein Fixpunkt, z. B. der Tripelpunkt von Wasser gewählt werden. Weist die Kühlung der Carnot-Maschine diese Temperatur auf, so kann über die Messung der mechanischen Arbeiten bei den isothermen Zustandsänderungen die Temperatur der Heizung bestimmt werden. Da als Arbeitsmedium ideales Gas verwendet wird, entspricht die „mechanische“ Temperaturskala der des Gasthermometers, wie es auf Seite 207 beschrieben wurde. Carnot-Prozess linksläufig Hier wird die Carnot-Maschine als Arbeitsmaschine, d. h. entweder als Wärmepumpe oder als Kühlaggregat, betrieben. Die Teilprozesse sind die gleichen wie bei der Betriebsart „Wärmekraftmaschine“, werden aber in umgekehrter Richtung durchlaufen. Da Anfangsund Endzustände vertauscht sind, kehren sich auch die Vorzeichen der mechanischen Arbeiten und Wärmen, die die Systemgrenze passieren, um.

3.7 Thermodynamische Maschinen

Abb. 3.37

251

Linksläufiger Carnot-Prozess im P-V-Diagramm.

Bei der ersten Zustandsänderung expandiert das Gas isotherm, das System gibt mechanische Arbeit ab bei gleichzeitiger Aufnahme von Wärme aus Teilen der Umgebung mit mindestens der Temperatur Tk. Damit fungiert der Teil nicht mehr als Kühlung zur Wärmeabfuhr, sondern als Wärmequelle in ähnlicher Weise wie die Heizung beim rechtsläufigen Carnot-Prozess. Es schließt sich eine adiabatische Kompression an, bei der sich das Gas auf Tw erwärmt. Dann wird das Gas auf dieser Temperatur komprimiert, wobei mechanische Arbeit dem System zugeführt und der gleiche Betrag als Wärme in einen anderen Teil der Umgebung abgeführt wird. Diese Wärmesenke darf höchstens die Temperatur Tw aufweisen. Wie auch beim rechtsläufigen Carnot-Prozess sollen die Zustandsänderungen quasistatisch ablaufen, so dass Temperaturdifferenzen zwischen Gas und Wärmequelle bzw. Gas und Wärmesenke keine Rolle spielen. Nach der isothermen Kompression folgt eine adiabatische Expansion auf das Ausgangsvolumen, bei der sich das Gas auf Tk abkühlt. Ebenso wie beim rechtsläufigen Carnot-Prozess heben sich die bei den adiabatischen Zustandsänderungen umgesetzten mechanischen Arbeiten weg. Damit entspricht die netto aufgenommene mechanische Arbeit bis auf das Vorzeichen der Nutzarbeit (3.143) des rechtsläufigen Kreisprozesses ebenso wie die an die Wärmesenke abgegebene Wärme dem Betrage nach gleich der von der Heizung aufgenommenen Wärme ist. Mit der Definition (3.134) erhalten wir die Leistungszahl der Carnot-Wärmepumpe V2 ) Tw | Q43 | V1 1 . := = = = V Tw − Tk ηC Wnetto νR (Tw − Tk ) ln( 2 ) V1 νRTw ln(

ε C ,WP

(3.146)

Aufgrund des anderen Nutzens beträgt die Leistungszahl eines Kühlaggregates, das durch einen linksläufigen Carnot-Prozess beschrieben werden kann

ε C , K :=

Q21 Wnetto

V2 ) Tk T 1 V1 , = = = w V2 Tw − Tk Tk ηC νR (Tw − Tk ) ln( ) V1 νRTk ln(

(3.147)

252

3 Thermodynamik

sie ist höher als die der Wärmepumpe. Sowohl Wärmepumpe als auch Kühlaggregat arbeiten am effektivsten, wenn die Temperaturdifferenz zwischen Wärmequelle und Wärmesenke besonders klein ist. Die Wärmepumpe als Heizgerät schöpft einen Teil der Energie, die sie als Wärme an den zu heizenden Raum abgibt, aus der „Umwelt“, d. h. aus der Umgebungsluft, dem Grundwasser oder dem Erdreich. Da diese Temperaturen im Allgemeinen nicht beeinflusst werden können, wird die Leistungszahl durch sie beschränkt. So arbeiten Wärmepumpen im Winter mit geringen Außentemperaturen ineffizienter als im Frühjahr oder Herbst. Außerdem sollte die Temperatur, bei der die Wärme abgegeben wird, möglichst tief sein, daher sind Niedertemperaturheizungsanlagen mit entsprechend tiefen Heizkörpertemperaturen besonders geeignet für Wärmepumpen. Entsprechendes gilt für das Kühlaggregat. Es muss die Wärme, die es aus dem zu kühlenden Raum abzieht, und die mechanische Arbeit, die zum Betrieb erforderlich ist, als Abwärme in die Umwelt einspeisen. Diese befindet sich bei Kühlschränken meist auf Wohnraumtemperatur, bei Klimaanlagen dagegen auf Außentemperatur. Somit arbeiten beide im Sommer am uneffektivsten. Eine Tiefkühltruhe ist ineffektiver als ein Kühlschrank, da die Temperaturdifferenz zur Umwelt wesentlich größer ist.

3.7.3

Vergleichsprozesse für reale thermodynamische Maschinen

Die Carnot-Maschine stellt ein Modell für eine ideale Dampfmaschine dar, ihre praktische Konstruktion ist nur sehr schwer möglich. Ihr herausragendes Merkmal ist, dass sie für ihren Betrieb nur zwei Temperaturniveaus für Heizung und Kühlung benötigt und die Eigenschaften des Arbeitsmediums keine Rolle spielen. Im Gegensatz zur Carnot-Maschine sind viele reale Maschinen offene Systeme, wie z. B. Verbrennungsmotoren, Düsentriebwerke oder Dampfturbinen. Da die quantitative Behandlung von idealen Gasen in geschlossenen Systemen vergleichsweise einfach ist, wollen wir reale thermodynamische Maschinen durch Kreisprozesse eines idealen Gases im geschlossenen System modellieren. Solche Prozesse nennt man auch „Vergleichsprozesse“. Dabei werden wir die Zustandsänderungen des idealen Gases, die wir im Kapitel 3.6.3 kennen gelernt haben, verwenden. Die Zustandsänderungen sollen wie beim Carnot-Prozess quasistatisch erfolgen, die thermischen Zustandsgrößen des Gases sollen zu jedem Zeitpunkt die Zustandsgleichung (3.33) erfüllen und Reibungseffekte zu vernachlässigen sein. Otto-Motor (Viertakt) Dieser nach seinem Erfinder N. Otto1 benannte Verbrennungsmotor ist in Kraftfahrzeugen sehr verbreitet. Der Zylinder, in dem Verbrennungsgase einen Kolben bewegen, stellt ein offenes System dar, in das ein Benzin-Luft-Gemisch gebracht wird und nach dessen Zündung und Verbrennung die Endprodukte der chemischen Reaktion, die Abgase, wieder aus dem Zylinder entfernt werden. Man unterscheidet üblicherweise vier Phasen (Takte) der periodischen Bewegung des Kolbens: 1

N. Otto (1832–1892).

3.7 Thermodynamische Maschinen

253

Abb. 3.38 Vier Takte des Otto-Zyklus: (a) Ansaugen des Benzin-Luftgemisches, (b) Verdichten des BenzinLuftgemisches, (c) Arbeitstakt: Zündung mit anschließender Expansion der Verbrennungsgase und Druckentlastung, (d) Ausstoßen der Abgase aus dem Zylinder.

Die Steuerung des Stofftransportes erfolgt durch Ventile, die über eine so genannte Nockenwelle mit der Kolbenbewegung synchronisiert werden. Der Vergleichsprozess beschreibt die Takte (b) und (c), die Takte (a) und (d) dienen nur dem Stofftransport.

Abb. 3.39

Der Otto-Prozess (Vergleichsprozess für den Otto-Motor) im P-V-Diagramm.

Nach dem Ansaugen bei Umgebungsdruck P1 wird das Benzin-Luft-Gemisch im Takt (b) adiabatisch komprimiert, es besteht kein nennenswerter thermischer Kontakt zu Teilen der Umgebung. Bei der Kompression bewegt sich der Kolben vom „unteren Totpunkt“ zum „oberen Totpunkt“1, das Volumen des Gases vermindert sich von V1 auf V2, der Druck erhöht sich auf P2. Es folgt der Takt (c): am oberen Totpunkt erfolgt die Zündung des Gemisches, die sehr schnelle Explosion kann als isochores Heizen beschrieben werden, bei dem sich der Druck im Zylinder stark erhöht. Da das Volumen sich nicht ändert, bezeichnet man den Otto1

In diesen Positionen kehrt sich die Bewegungsrichtung des Kolbens um. Die Pleuelstange, die die Translationsbewegung des Kolbens in eine Rotationsbewegung der Kurbelwelle umsetzt, kann in dieser Stellung kein Drehmoment bewirken. Besonders beim Starten des Motors ist es wichtig, dass diese Punkte schnell überwunden werden.

254

3 Thermodynamik

Prozess auch als „Gleichraumprozess“. Ist der maximale Druck P3 erreicht, so expandiert das Gas adiabatisch bis zum unteren Totpunkt. Durch das Öffnen des Auslassventils wird der Druck P4 wieder auf den Umgebungsdruck P1 gebracht, die Zustandsänderung am unteren Totpunkt ist isochor. Die in den vier Teilprozessen adiabatisch-isochor-adiabatisch-isochor umgesetzten Energien betragen mit (3.109) und (3.121) (1) → (2)

W21 = CV , BLG (T2 − T1) )

Q21 = 0

(2) → (3)

W32 = 0

Q32 = CV , BLG (T3 − T2 )

(3) → (4)

W43 = CV , A (T4 − T3 )

Q21 = 0

(4) → (1)

W14 = 0

Q14 = CV , A (T1 − T4 )

(3.148)

Unter der Annahme, dass die Wärmekapazitäten CV,BLG des Benzin-Luft-Gemisches und CV,A des Abgases näherungsweise gleich sind, ergibt sich der Wirkungsgrad des Otto-Motors zu η Otto =

| W21 + W43 | | T2 − T1 + T4 − T3 | T1 − T2 + T3 − T4 = = . Q32 T3 − T2 T3 − T2

(3.149)

Die Zustandsänderung von (1) → (2) und (3) → (4) erfolgt adiabatisch, daher bestehen folgende Zusammenhänge gemäß (3.118) T2V2κ −1 = T1V1κ −1 und T3V2κ −1 = T4V1κ −1 ⇒

T2 T3 V = = ( 1 ) κ−1 . T1 T4 V2

(3.150)

Berücksichtigt man (3.150) in (3.149), so kann man den Wirkungsgrad statt durch die schwer zu bestimmenden Temperaturen durch die leicht messbaren Volumina ausdrücken. T1 − T2 + T3 − T4 T − T1 T − T1 = 1− 4 = 1− 4 T T3 − T2 T3 − T2 T3 (1 − 2 ) T3 T4 − T1 T4 − T1 T4 V = 1− = 1− = 1− = 1 − ( 2 ) κ −1 T T3 T3 V1 T3 (1 − 1 ) (T4 − T1 ) T4 T4

η Otto =

η Otto

(3.151)

Der Wirkungsgrad des Otto-Motors ist vom Adiabatenexponenten und damit von der Gasart abhängig. Da das Benzin-Luft-Gemisch zum großen Teil aus Stickstoff besteht, kann man κ mit 1,4 annähern. Das Verhältnis V1/V2 nennt man auch Kompressionsverhältnis, es schwankt bei Ottomotoren zwischen 6 und 12. Der Wirkungsgrad, den man im Idealfall mit (3.151) erreichen kann, beträgt zwischen 0,51 und 0,63. In der Praxis werden diese Werte jedoch bei weitem nicht erreicht, da die Zustandsänderungen bei typischen Drehzahlen von 2 000 min-1 bis 4000 min-1 nicht mehr quasistatisch sind und trotz Schmierung Reibung nicht zu vernachlässigen ist. Reale Wirkungsgrade liegen bei etwa 0,25.

3.7 Thermodynamische Maschinen

255

Diesel-Motor Neben dem Otto-Motor ist der Diesel1-Motor ebenfalls in Automobilen, besonders in Nutzfahrzeugen, aber auch in Schiffen und bei stationären Antrieben sehr verbreitet. Im Gegensatz zum Otto-Motor wird zunächst durch den Kolbenhub die reine Luft im Zylinder so stark komprimiert, dass der im oberen Totpunkt eingespritzte Kraftstoff sich selbst entzündet. Die Verbrennungsgase treiben den Kolben wieder in Richtung des unteren Totpunktes, wo die Abgase schließlich ausgestoßen werden. Wie beim Ottomotor unterscheidet man im Dieselzyklus ebenfalls vier Takte, die im Wesentlichen die gleichen Aufgaben erfüllen: Ansaugtakt, Kompression, Arbeitstakt, Ausstoßen des Abgases. Beim Diesel-Prozess, dem Vergleichsprozess für den Diesel-Motor bleiben der erste und der letzte Takt unberücksichtigt, da sie nur dem Zuführen der Luft und der Abfuhr des Abgases dienen.

Abb. 3.40

Der Dieselprozess im P-V-Diagramm.

Nachdem die Luft bei Umgebungsdruck P1 angesaugt wurde, wird sie adiabatisch von V1 bis zum oberen Totpunkt auf V2 und P2 verdichtet. Mit Beginn des Arbeitstaktes wird der Kraftstoff durch spezielle Düsen in den Zylinder eingespritzt, aufgrund der hohen Temperatur nach der adiabatischen Kompression entzündet er sich selbst. Der Einspritzvorgang erfolgt so, dass die Verbrennung näherungsweise isobar erfolgt. Daher heißt der Dieselprozess auch „Gleichdruckprozess“. Der Kolben hat sich weiter bewegt und das Gasvolumen ist auf V3 angestiegen. Ist die Verbrennung erfolgt, so expandieren die Verbrennungsgase adiabatisch, bis der Kolben wieder den unteren Totpunkt bei V1 erreicht hat. Das Öffnen des Auslassventils reduziert den Druck P4 isochor auf den Umgebungsdruck P1. Mit (3.105), (3.106), (3.109) und(3.121) können wir die in den Teilprozessen umgesetzten Energien berechnen.

1

(1) → (2)

W21 = CV , L (T2 − T1) )

(2) → (3)

W32 = − P2 (V3 − V2 ) = −νR(T3 − T2 ) ⇒ W32 = (1 − κ)CV , L (T3 − T2 ) Q32 = C P , L (T3 − T2 )

(3) → (4)

W43 = CV , A (T4 − T3 )

Q21 = 0

(4) → (1)

W14 = 0

Q14 = CV , A (T1 − T4 )

R. Diesel (1858–1913).

Q21 = 0

(3.152)

256

3 Thermodynamik

Bei den Teilprozessen (1) → (2) und (2) → (3) kann man davon ausgehen, dass die maßgebliche Wärmekapazität die der Luft ist. Wie beim Otto-Prozess setzen wir näherungsweise die Wärmekapazität CV,L der Luft gleich der Wärmekapazität CV,A des Abgases. Damit erhalten wir mit (3.92) und (3.98) den Wirkungsgrad des Diesel-Motors. η Diesel =

η Diesel =

| W21 + W32 + W43 | ⇒ Q32

| CV (T2 − T1 ) + (1 − κ)CV , L (T3 − T2 ) + CV (T4 − T3 ) |

η Diesel = 1 −

κCV (T3 − T2 )

⇒

(T4 − T1 ) κ(T3 − T2 )

(3.153)

Die Temperaturen können wir über die Beziehung (3.118) durch die Volumina, die das Gas bei diesen Zuständen einnimmt, ausdrücken. Es gilt T2V2κ −1 = T1V1κ −1 , T3V3κ −1 = T4V1κ −1 und P2 = P3 ⇒

V 2 V3 . = T2 T3

(3.154)

Diese Beziehungen setzen wir in (3.153) ein und erhalten T T T T4 T1 − ) ( 4 − 1 2) T T2 T3 T3 T3 = 1− = 1− 3 ⇒ T2 T2 κT3 (1 − ) κ(1 − ) T3 T3 V3 κ −1 V2 κ −1 V2 (( ) − ( ) ) V1 V1 V3 = 1− . V κ(1 − 2 ) V3 T3 (

η Diesel

η Diesel

(3.155)

Das Verhältnis V1/V2 wird wie beim Otto-Motor als Kompressionsverhältnis K bezeichnet, V3/V2 heißt auch Einspritzverhältnis E. Durch diese Größen ausgedrückt lautet der Wirkungsgrad des Diesel-Prozesses

η Diesel = 1 −

((

E κ −1 1 1 ) − ( ) κ −1 ) 1− κ κ K K E = 1 − K ( E − 1) . 1 κ( E − 1) κ(1 − ) E

(3.156)

Das Kompressionsverhältnis ist mit K = 12…36 wesentlich höher als beim Otto-Motor, daher weist ein Diesel-Motor auch einen deutlich größeren Wirkungsgrad auf. Ein weiterer

3.7 Thermodynamische Maschinen

257

Vorteil ist, dass die Herstellung des Kraftstoffes aus Erdöl für einen Diesel-Motor nicht so aufwendig ist wie für einen Otto-Motor, er kann auch „nachwachsende“ Kraftstoffe wie z. B. Rapsöl verbrennen. Seiliger-Prozess Der Otto- oder Gleichraumprozess und der Diesel- oder Gleichdruckprozess stellen Grenzfälle des von M. Seiliger1 1911 vorgeschlagenen Vergleichsprozesses dar. Dabei wird die Zustandsänderung zwischen adiabatischer Kompression und adiabatischer Expansion durch einen isochoren und einen isobaren Teilprozess modelliert. Bei Otto-Motoren ist der isochore Anteil dominant, beim Diesel-Motor dagegen der isobare.

Abb. 3.41

Seiliger-Prozess im P-V-Diagramm.

Stirling-Motor Diese, auch oft als Heißluftmotor bezeichnete Wärmekraftmaschine, benutzt Luft als Arbeitsmedium. Es wird keine Materie zu- oder abgeführt, daher stellt der schon 1816 von Stirling2 erfundene Motor tatsächlich ein geschlossenes System dar. Das Gas befindet sich in einem Zylinder, der an einer Stelle thermischen Kontakt zur Heizung und an einer anderen Stelle Kontakt zur Kühlung hat. Zwei Kolben bewegen sich in dem Zylinder: ein „Arbeitskolben“, mit dem mechanische Arbeit über die Systemgrenze gebracht wird, und ein „Verdrängerkolben“, der das Gas im System von der Kühlung zur Heizung und umgekehrt befördert. Dabei bewegt sich das Gas durch einen Kanal, in dem sich ein so genannter „Regenerator“ befindet, auf dessen Funktion wir noch genauer eingehen werden.

Beim rechtläufigen Kreisprozess erfährt das Gas vier Zustandsänderungen, nämlich • • • •

1 2

isotherme Expansion bei gleichzeitiger Aufnahme von Wärme aus der Heizung bei Tw, isochores Abkühlen, isotherme Kompression bei gleichzeitiger Abgabe von Wärme an die Kühlung bei Tk, isochore Erwärmung.

M. Seiliger (1867–1935). R. Stirling (1790–1878).

258

Abb. 3.42

3 Thermodynamik

Stirling-Prozess im P-V-Diagramm.

Die Abfolge der obigen Teilprozesse kann durch eine um eine viertel Periode versetzte Bewegung der beiden Kolben, die über Pleuelstangen mit einer Kurbelwelle verbunden sind, näherungsweise realisiert werden. In den Totpunkten sind die Geschwindigkeiten der Kolben sehr klein im Vergleich zu denen in der Zylindermitte.

Abb. 3.43 Stirling-Motor. Realisierung der Teilprozesse durch die Bewegung der Kolben. (a) isotherme Expansion, (b) isochore Abkühlung, (c) isotherme Kompression, (d) isochore Erwärmung.

Während der isothermen Expansion (a) befindet sich das Gas in der Nähe der Heizung, der Verdrängerkolben befindet sich am unteren Totpunkt, durch die Bewegung des Arbeitskolbens wird das dem Gas zur Verfügung stehende Volumen vergrößert. Bei der anschließenden isochoren Abkühlung (b) wird durch den Kolbenhub des Verdrängerkolbens das Gas durch den Kanal zur Kühlung befördert. Das Gasvolumen V2 bleibt dabei konstant, da sich der Arbeitskolben in der Nähe des unteren Totpunktes jetzt kaum bewegt. Zum Ende der isochoren Abkühlung (b) befindet sich der Verdrängerkolben beim oberen Totpunkt. Der Arbeits-

3.7 Thermodynamische Maschinen

259

kolben bewegt sich und komprimiert das Gas isotherm (c). Schließlich wird mit dem isochoren Erwärmen (d) des Gases im Volumen V1, bei dem sich der Arbeitskolben am oberen Totpunkt befindet und der Verdrängerkolben das Gas durch den Kanal zur Heizung befördert, der Kreisprozess geschlossen. Die in den Teilprozessen über die Systemgrenze gebrachten mechanischen Arbeiten und Wärmen betragen V2 ) V1

(1) → (2)

W21 = −νRTw ln(

(2) → (3)

W32 = 0

(3) → (4)

W43 = −νRTk ln(

(4) → (1)

W14 = 0

Q21 = νRTw ln(

V2 ) V1

Q32 = νc m,V (Tk − Tw ) V1 ) V2

Q43 = νRTk ln(

V1 ) V2

Q14 = νcm,V (Tw − Tk )

(3.157)

Damit können wir den Wirkungsgrad des Stirling-Motors berechnen

ηStirling

V2 V1 | −νRTw ln( ) − νRTk ln( ) | | W21 + W43 | V V 1 2 = = . V2 Q21 + Q41 νRTw ln( ) + νcm ,V (Tw − Tk ) V1

(3.158)

In (3.158) ist die für das isochore Aufheizen benötigte Wärme als Aufwand bilanziert worden. Dieses Vorgehen ist korrekt, wenn die Wärme z. B. aus der Heizung entnommen wird. Aus (3.157) geht hervor, dass die isochoren Wärmen dem Betrage nach gleich sind. Durch den Regenerator in dem Kanal, durch den das Gas vom Verdrängerkolben zwischen Heizung und Kühlung während der isochoren Zustandsänderungen befördert wird, kann die Wärme zwischengespeichert werden. Der Regenerator übernimmt die vom Gas während des isochoren Abkühlens abgegebene Wärme und führt sie ihm beim isochoren Erwärmen wieder zu. Damit bleibt diese Wärme im System und geht nicht in die Bilanz für den Wirkungsgrad ein. Unter der Annahme des vollständigen Transfers der isochoren Wärmen lautet der Wirkungsgrad des Stirling-Motors

ηStirling =

V2 V1 ) − νRTk ln( ) | V1 V2 = Tw − Tk V2 Tw νRTw ln( ) V1

| −νRTw ln(

(3.159)

und ist damit gleich dem Wirkungsgrad der Carnot-Maschine. Ohne oder bei unvollständigem Transfer der isochoren Wärmen durch den Regenerator ist der Wirkungsgrad kleiner. Kann nur der Anteil A der Wärme, die bei der isochoren Abkühlung im Regenerator gespeichert

260

3 Thermodynamik

wird, dem Gas bei der isochoren Erwärmung wieder zugeführt werden, so ergibt sich mit (3.92) und (3.98) ein Wirkungsgrad von V2 )(Tw − Tk ) Tw − Tk V1 = = V 1− A (1 − A) Tw − Tk νRTw ln( 2 ) + νR (Tw − Tk ) Tw + V κ −1 V1 ( κ − 1) ln( 2 ) V1 1 . = ηC (1 − A) ηC 1+ ( κ − 1) V2 ln( ) V1 νR ln(

η Stirling

η Stirling

(3.160)

Obwohl der Stirling-Motor schon lange bekannt ist, hat er sich gegenüber anderen Wärmekraftmaschinen nicht durchsetzten können, der in der Praxis erreichte Wirkungsgrad liegt weit unter den realen Wirkungsgraden von Otto- und Dieselmotoren. Dies liegt zum einen an dem nur unvollständigen Transfer der isochoren Wärmen, zum anderen aber auch an der praktischen Realisierung der Kolbensteuerung, durch die die Spitzen im P-V-Diagramm beim Übergang isotherme in isochore Zustandsänderung stark „abgerundet“ werden. Dadurch wird die Nutzarbeit entsprechend reduziert. Außerdem ist zu berücksichtigen, dass im Gegensatz zu den Verbrennungsmotoren, bei denen die Wärme durch eine chemische Reaktion im System erzeugt wird, die Wärme der Heizung beim Stirling-Motor die Systemgrenze passieren muss. Daher ist die mittlere Gastemperatur bei der isothermen Wärmeaufnahme wegen interner Ausgleichsprozesse deutlich kleiner als bei einer „echten“ Verbrennung. Entsprechendes gilt auch für die Wärmeabfuhr: beim Verbrennungsmotor wird das heiße Abgas in die Umwelt „entsorgt“, beim StirlingMotor wird die Wärme durch thermischen Kontakt abgeführt, das Gas bleibt also relativ warm. Aufgrund der kleinen Differenz zwischen den Gastemperaturen beim isothermen Heizen bzw. Kühlen ist nur ein geringer Wirkungsgrad zu erwarten. In letzter Zeit hat der Stirling-Motor beim Einsatz regenerativer Energien an Bedeutung gewonnen. Energie zum Heizen kann in beliebiger Form angeboten werden, also auch z. B. als Solarenergie. Wird mit dem Stirling-Motor ein Generator zur Erzeugung von elektrischer Energie angetrieben, so ist der Gesamtwirkungsgrad der Anlage vergleichbar mit dem von Photovoltaikanlagen. Wird der Stirling-Motor extern mechanisch angetrieben, so wird der Kreisprozess linksläufig durchlaufen, die Maschine arbeitet als Wärmepumpe bzw. Kühlaggregat. Bei der hohen Temperatur Tw wird Wärme in eine Wärmesenke abgegeben, bei der tiefen Temperatur Tk dagegen Wärme aus einer Wärmequelle aufgenommen. Die Leistungszahlen entsprechen denen einer linksläufig betriebenen Carnot-Maschine, wenn die isochoren Wärmen vollständig innerhalb des Systems übertragen werden können, im anderen Fall sind sie geringer.

3.7 Thermodynamische Maschinen

3.7.4

261

Kreisprozesse für Turbinen

Die thermodynamischen Maschinen, die wir im vorigen Kapitel kennen gelernt haben, bezeichnet man auch als „Kolbenmaschinen“, da die Übertragung der mechanischen Arbeit durch die Bewegung eines Kolbens in einem Zylinder übertragen wird. Diese Arbeit geht mit der Änderung des Systemvolumens einher und wird daher auch Volumenänderungsarbeit genannt. Bei Turbinen dagegen wird die mechanische Arbeit durch Rotation eines Schaufelrades übertragen, das durch ein strömendes Medium angetrieben wird. Aus diesem Grund ist eine Turbine ein offenes System, Maschinen dieser Art heißen auch Strömungsmaschinen. Schließen wir jedoch den Stoffkreislauf, indem das aus der Turbine strömende Medium wieder ihrem Eingang zugeführt wird, so erhalten wir ein geschlossenes System. Zur Aufrechterhaltung des Materiestromes können wir eine Pumpe in den Kreislauf einfügen, die von einem Teil der mechanischen Arbeit, die von der Turbine bereitgestellt wird, angetrieben wird. Damit die Turbine als Wärmekraftmaschine arbeiten kann, werden in dem Kreislauf Einrichtungen zur Wärmezufuhr vor dem Eingang und zur Wärmeabfuhr hinter dem Ausgang der Turbine vorgesehen. Der thermische Zustand des Mediums wird im Allgemeinen durch die Turbine, die Wärmezufuhr, die Pumpe und die Wärmeabfuhr geändert. Diese Zustandsänderungen durchläuft das Medium zyklisch und sie können durch einen Kreisprozess beschrieben werden.

Abb. 3.44

Turbine mit geschlossenem Stoffkreislauf.

Joule-Prozess Dieser Kreisprozess wird zur Beschreibung von Gasturbinen, die als Flugzeugantriebe oder in Kraftwerken eingesetzt werden, verwendet. Bei einer Gasturbine wird Luft in einem

Abb. 3.45

Joule-Prozess im P-V-Diagramm.

262

3 Thermodynamik

Verdichter, d. h. durch die Pumpe in Abb. 3.44, adiabatisch komprimiert. Dann wird durch Verbrennung von Kraftstoff, der in die Brennkammer eingespritzt wird, das Gas isobar erhitzt, bevor es in der Turbine adiabatisch expandieren kann. Der Kreisprozess wird geschlossen durch eine isobare Abkühlung der ausgestoßenen Abgase. Die in den einzelnen Teilprozessen umgesetzten Energien berechnen wir mit (3.105), (3.106) und (3.121) sowie (3.92) und (3.98). (1) → (2)

W21 = CV (T2 − T1 )

(2) → (3)

W32 = − P2 (V3 − V2 )

(3) → (4)

W32 = (1 − κ)CV (T3 − T2 ) Q32 = C P (T3 − T2 ) W43 = CV (T4 − T3 ) Q43 = 0

(4) → (1)

W14 = (1 − κ)CV (T1 − T4 ) Q14 = C P (T1 − T4 )

Q21 = 0

(3.161)

Dabei haben wir angenommen, dass sich die Wärmekapazitäten von Luft, Verbrennungsund Abgasen gleich sind. Der Wirkungsgrad beträgt dann η Joule =

| W21 + W32 + W43 + W14 | T − T1 , = 1− 4 Q32 T3 − T2

(3.162)

er hängt in gleicher Weise von den Temperaturen der End- und Anfangszustände der Teilprozesse ab wie der Wirkungsgrad des Otto-Prozesses (3.151). Der Wirkungsgrad des JouleProzesses wird vorzugsweise durch die Drücke P1 und P2 vor bzw. hinter dem Verdichter angegeben, da die Gasvolumina in den einzelnen Baugruppen des Systems nicht erfasst werden können. Mit (3.120) können wir (3.162) umformen.

η Joule

⎛P T − T1 T = 1− 4 = 1 − 4 = 1 − ⎜⎜ 1 T3 − T2 T3 ⎝ P2

⎞ ⎟⎟ ⎠

κ −1 κ

(3.163)

Die Wirkungsgrade von Otto-Prozess und Joule-Prozess sind gleich, wenn das Temperaturverhältnis T4/T3 gleich ist und damit ⎛ V2 ⎜⎜ ⎝ V1

κ −1

κ −1

⎞ ⎛P ⎞ κ ⎟⎟ = ⎜⎜ 1 ⎟⎟ . ⎠ Otto ⎝ P2 ⎠ Joule

(3.164)

Das Verhältnis P2/P1 heißt auch Verdichtungsverhältnis. Zur Erzielung von hohen Wirkungsgraden muss also beim Otto-Motor das Kompressionsverhältnis möglichst groß sein, bei der Joule-Turbine dagegen das Verdichtungsverhältnis. Beim Otto-Motor ist dies unkritisch, da die Temperaturspitze T3 nur kurzzeitig vorliegt, während bei der Juole-Turbine der Einlass der Turbine ständig der hohen thermischen Belastung ausgesetzt ist, die bei etwa 1300 °C liegt.

3.7 Thermodynamische Maschinen

263

Ericsson1-Prozess Dieser Prozess wird zur Beschreibung von ortsfesten Gasturbinen herangezogen. Im Verdichter wird das Gas bei der Kompression gleichzeitig gekühlt, somit erfolgt dort eine isotherme Kompression. In der Hochdruckzuleitung zur Turbine expandiert das Gas isobar, während in der Turbine isotherm Wärme zugeführt und mechanische Arbeit abgegeben wird. In der Niederdruckleitung von der Turbine zum Verdichter wird das Gas isobar komprimiert.

Abb. 3.46

Ericsson-Prozess im P-V-Diagramm und als geschlossener Stoffkreislauf.

Die umgesetzten Energien können mit (3.105), (3.106), (3.111) und (3.112) unter Berücksichtigung von (3.92) und (3.98) berechnet werden. V2 ) V1

(1) → (2)

W21 = −νRTk ln(

(2) → (3)

W32 = (1 − κ)CV (Tw − Tk )

(3) → (4)

W43 = −νRTw ln(

(4) → (1)

W32 = (1 − κ)CV (Tk − Tw )

V4 ) V3

Q21 = νRTk ln(

V2 ) V1

Q32 = C P (Tw − Tk ) Q43 = νRTw ln(

V4 ) V3

Q14 = C P (Tk − Tw )

(3.165)

Der Wirkungsgrad der Ericsson-Turbine beträgt V4 V ) + Tk ln( 2 )) | W21 + W32 + W43 + W14 | V3 V1 . = = V4 Q32 + Q43 C P (Tw − Tk ) + νRTw ln( ) V3 νR (Tw ln(

η Ericsson

1

J. Ericsson (1803–1899).

(3.166)

264

3 Thermodynamik

Die Zustände 2 und 3 sowie 1 und 4 sind durch isobare Prozesse miteinander verbunden. V3 T w V 4 T T V V V V V V = = ⇒ 4 = 4 1 2 = w k 1 = 1 ⇒ V2 Tk V1 V3 V1 V2 V3 Tk Tw V2 V2 νR ln( η Ericsson =

V4 )(Tw − Tk ) V3

C P (Tw − Tk ) + νRTw ln(

V4 ) V3

(3.167)

(3.168)

Kann die Wärme, die bei der isobaren Abkühlung von 4 → 1 abzuführen ist, innerhalb des Systems für die isobare Erwärmung von 2 → 3 genommen werden, so muss Q23 in der Bilanz für den Wirkungsgrad nicht berücksichtigt werden. In diesem Fall erzielt die EricssonTurbine den Wirkungsgrad einer Carnot-Maschine.

3.7.5

1. Hauptsatz für offene Systeme

Die Erweiterung des Energiesatzes der Mechanik, den 1. Hauptsatz der Thermodynamik, haben wir bislang auf geschlossene Systeme angewandt. Die Erhaltung der Energie einschließlich der thermischen gilt natürlich auch für offene Systeme wie Turbinen, Verbrennungsmotoren usw. Wir wollen nun den 1. Hauptsatz für offene Systeme kennen lernen, durch die ein zeitlich konstanter Massenstrom geht. Bei der Herleitung der BernoulliGleichung (2.383) haben wir ein offenes System betrachtet, durch das ein konstanter Massenstrom m fließt. Die äußeren Kräfte, die an den Molekülen der strömenden Masse angreifen, verrichten längs ihres Weges Arbeit, dadurch ändert sich im Allgemeinen die Strömungsgeschwindigkeit. Dem Massenstrom wird ein entsprechender Energiestrom oder eine Leistung Wstr . gemäß (2.380) zu- oder abgeführt. Nun wollen wir in dieser Leistungsbilanz die thermische Energie, die von der ungeordneten Bewegung der Moleküle im Massenstrom herrührt, berücksichtigen. Das System soll mechanische Arbeit, z. B. über ein Schaufelrad, sowie Wärme mit der Umgebung austauschen.

Abb. 3.47

Offenes System, durch das ein zeitlich konstanter Massenstrom fließt.

3.7 Thermodynamische Maschinen

265

Der Energiestrom, der von den äußeren Kräften Fe und Fa beim Eintritt in das System bzw. beim Austritt aus dem System auf den Massenstrom herrührt, wird durch die Zu- oder Abfuhr von mechanischer Arbeit, sie nennt man auch „technische Arbeit“ oder Wärme, vergrößert bzw. verkleinert. Durch ihn werden am Austritt des Massenstroms zum einen die Strömungsgeschwindigkeit c a und zum anderen die innere Energie Ua aufgrund der ungeordneten thermischen Bewegung der Moleküle im Bezugssystem, das mit der Strömung mitgeführt wird, gegenüber den Werten am Eintritt in das System geändert. Ferner kann die potentielle Energie, z. B. im Schwerefeld der Erde, geändert werden. Wstr = Fe • c e + Fa • c a − ΔE pot + Wt + Q = ΔE kin + ΔU 1

⇒ Fe • ce + Fa • c a − mg ( z a − z e ) + Wt + Q =

m 2 (c a − ce2 ) + U a − U e 2

(3.169)

Die Energieströme aufgrund der Kräfte Fe und Fa , die am Eingang bzw. am Ausgang des Systems wirken, beschreiben wir durch den Druck, den sie in dem System bewirken, und den Massenstrom gemäß (2.382). Weiterhin spalten wir die innere Energie in ein Produkt aus spezifischer, auf die Masse bezogener innerer Energie und Masse auf. u :=

U ⇒ U = mu m

(3.170)

Damit können wir (3.169) umformen. Wt + Q =

m 2 m m (ca − ce2 ) + mg ( za − ze ) + m(ua − ue ) + Pa − Pe ρa ρe 2

(3.171)

Führen wir außerdem in Anlehnung an (3.170) die spezifischen, auf die Masse bezogenen Volumina vs ein (sie sind die Kehrwerte der Dichten: vs = 1/ρ), dann erhalten wir 1 Wt + Q = m( (c a2 − c e2 ) + g ( z a − z e ) + u a − u e + Pa v a − Pe v e ) . 2

(3.172)

Der Ausdruck u + Pv entspricht der in (3.94) definierten Enthalpie, bezogen auf die Masse. Sie heißt daher auch spezifische Enthalpie h. Damit lautet der 1. Hauptsatz der Thermodynamik für offene Systeme, durch die ein zeitlich konstanter Massenstrom fließt, 1 Wt + Q = m( (c a2 − c e2 ) + g ( z a − z e ) + ha − he ) . 2

(3.173)

Beziehen wir den Strom von technischer Arbeit Wt und den Wärmestrom Q auf den Massenstrom m , so erhalten wir die spezifische, über die Systemgrenze transportierte technische Arbeit wt und Wärme q. Für die spezifischen Größen lautet (3.173) wt + q =

1

1 2 (c a − c e2 ) + g ( z a − z e ) + ha − he . 2

(3.174)

Abweichend werden Strömungsgeschwindigkeiten im Folgenden mit „c“ und Höhen mit „z“ bezeichnet.

266

3 Thermodynamik

Drücken wir die spezifischen Enthalpien h durch u + Pv aus, so erhalten wir für den Fall, dass sich die Strömungsgeschwindigkeit nicht ändert und die Höhe des Einganges in das System gleich der Höhe des Ausgangs aus dem System ist, wt + q = u a − u e + Pa v a − Pe v e = Δu + Pa v a − Pe ve .

(3.175)

Fassen wir das Massenelement dm des Massenstroms als geschlossenes System auf, so wird dessen Änderung der inneren Energie durch Zu- oder Abfuhr von Volumenänderungsarbeit und Wärme bewirkt. Dabei wird durch die Volumenänderungsarbeit eine Änderung des spezifischen Volumens bzw. der Dichte bewirkt. Die Wärme entspricht der spezifischen Wärme, die über die Grenze des offenen Systems gelangt. Mit dem 1. Hauptsatz für geschlossene Systeme (3.74) erhalten wir unter der Voraussetzung, dass keine Reibung zu berücksichtigen ist und keine Ausgleichsprozesse stattfinden, va

va

ve

ve

wt + q = q − ∫ P(v)dv + Pa va − Pe ve ⇒ wt = − ∫ P(v)dv + Pa va − Pe ve .

(3.176)

Wir vergleichen die Flächen im P-v-Diagramm einer beliebigen Zustandsänderung, die das Massenelement dm zwischen Eingang und Ausgang des offenen Systems erfährt. Fassen wir für die Berechnung der Flächen entweder das spezifische Volumen v als unabhängige Variable auf oder den Druck P, so gilt wegen der Gleichheit der Flächen der Zusammenhang ve

Pa

va

Pe

Pa va + ∫ P (v)dv = Pe ve + ∫ v( P )dP .

(3.177)

Abb. 3.48 Flächen, die von der P(v)-Kurve zwischen (Pe und ve), dem Zustand beim Eintritt in das offene System und dem Zustand (Pa und va) beim Austritt eingeschlossen werden.

3.8 2. Hauptsatz der Thermodynamik

267

Mit dem Vertauschen der Integrationsgrenzen wechselt das Integral auf der linken Seite von (3.177) sein Vorzeichen. Damit können wir die spezifische technische Arbeit auch folgendermaßen ausdrücken: Pa

wt = ∫ v( P)dP

(3.178)

Pe

Damit können wir den 1. Hauptsatz für offene Systeme für den Fall ca = ce und za = ze formulieren Pa

ha − he = wt + q = q + ∫ v( P)dP .

(3.179)

Pe

Für geschlossene Systeme lautet er in analoger Formulierung va

u a − u e = wV + q = q − ∫ P (v)dv .

(3.180)

ve

Beide Formulierungen sind gleichwertig und auch nicht auf die jeweiligen Systeme beschränkt. Allerdings wird (3.179) für offene, (3.180) dagegen für geschlossene Systeme bevorzugt.

3.8

2. Hauptsatz der Thermodynamik

Mit der Formulierung des 1. Hauptsatzes der Thermodynamik wird der Energiesatz der Mechanik auf andere Energieformen, insbesondere auf thermische Energie erweitert. War die Erhaltung der mechanischen Energie in einem abgeschlossenen System an die Bedingung geknüpft, dass die zu dem System gehörenden Objekte nur über konservative Kräfte wechselwirken, so ist diese Einschränkung im 1. Hauptsatz aufgehoben. Ihm zufolge kann die Energie den Träger beliebig wechseln. Beispiele für (nahezu) vollständige Umwandlung von Energie sind der Generator, in dem mechanische Energie in elektrische umgewandelt wird, und der Elektromotor für die umgekehrte Richtung. Allerdings zeigt die tägliche Erfahrung, dass jede makroskopische Bewegung von Reibung begleitet wird, diese führt als nicht-konservative Kraft mechanische Energie in thermische Energie über. Reibung reduziert die Relativgeschwindigkeit gegenüber der Umgebung, bis das Objekt relativ zu ihr in Ruhe ist. Dabei wurde die mechanische Energie in thermische Energie, in Bewegungsenergie ungeordneter Molekülbewegung überführt, die Temperatur ist entsprechend gestiegen. Die umgekehrte Richtung ist noch nicht beobachtet worden: Ein Objekt setzt sich relativ zur Umgebung in Bewegung, dabei wird die Temperatur kleiner.

3.8.1

Irreversible Prozesse

Bewegung unter dem Einfluss von Reibung ist ein charakteristisches Beispiel für einen irreversiblen Vorgang. Allgemein bezeichnet man Prozesse als irreversibel, wenn sie „nicht von selbst“ umkehrbar sind, also vom Endzustand der Anfangszustand nicht ohne äußere Ein-

268

3 Thermodynamik

flussnahme erreicht werden kann. Äußere Einflussnahme bedeutet in der Regel eine Zufuhr von Energie. Da alle makroskopischen Bewegungsvorgänge unter dem Einfluss von Reibung stattfinden, sind auch alle Bewegungen irreversible Vorgänge.1 Andere Beispiele irreversibler Prozesse sind Ausgleichsvorgänge, die im „Nullten“ Hauptsatz der Thermodynamik die Basis für die Messung von Temperaturen bilden. Als „thermisches Gleichgewicht“ wird der Zustand eines abgeschlossenen Systems bezeichnet, bei dem alle zum System gehörenden Objekte die gleiche Temperatur aufweisen. Ohne äußeren Einfluss, der auch die Abkopplung des Systems von der Umwelt erfordern würde, verbleibt das System im thermischen Gleichgewicht, es werden nicht „von selbst“ einige Stellen im System wärmer und andere dafür kälter. Ein weiterer Ausgleichsprozess ist der Druckausgleich zwischen zwei Behältern, in denen sich z. B. ein Gas befindet. Werden die Behälter miteinander verbunden, so stellt sich in beiden der gleiche Druck ein, der zwischen den Drücken in den Behältern vor dem Ausgleich liegt. Auch hier ist der Gleichgewichtszustand stabil. Ausgeglichen werden auch unterschiedliche Dichten einzelner Stoffe innerhalb eines abgeschlossenen Systems, bei Festkörpern oder Flüssigkeiten erfolgt der Ausgleich durch einen Diffusionsvorgang, bei (idealen) Gasen weisen unterschiedliche Teile des Systems unterschiedliche Partialdrücke auf, so dass ein Druckausgleich für jedes Gas erfolgt. Allgemein kann man sagen: In einem abgeschlossenen System werden Unterschiede in den intensiven Zustandsgrößen, wie z. B. Druck, Temperatur oder Dichte ausgeglichen.

Abb. 3.49

Ausgleichsprozesse der intensiven Größen eines abgeschlossenen Systems und die entsprechenden Ströme.

In linearer Näherung sind die Ströme proportional zum Unterschied der intensiven Größen in den einzelnen Teilsystemen. Q ∼ T> − T
− P
− ρ
c, so ergeben sich aus (4.300) formal negative Frequenzen fB. Der Beobachter „überholt“ die Welle und nimmt die Frequenz |fB| wahr. Der Beobachter ruht, das Anregungszentrum bewegt sich Die Frequenz fAZ, mit der das Anregungszentrum schwingt, bleibt konstant, allerdings wird der Abstand zwischen zwei Wellenbergen, also die Wellenlänge verändert. Hat das Anregungszentrum, das sich zu einem Zeitpunkt t = 0 am Ort x = 0 befindet, ein Schwingungsmaximum, so hat sich nach einer Schwingungsdauer T der Wellenberg um cT und das Anregungszentrum um vAZT bewegt. In Bewegungsrichtung des Anregungszentrums erscheinen die Abstände zwischen den Wellenbergen verkürzt, entgegen der Bewegungsrichtung dagegen verlängert. (Wir nehmen dabei an, dass vAZ < c ist.)

Abb. 4.75

Veränderung der Wellenlänge bei bewegtem Anregungszentrum.

4.3 Wellen

457

Abb. 4.76 Wellenfeld eines bewegten punktförmigen Anregungszentrums nach fünf Schwingungsperioden, das zum Zeitpunkt t = 0 ein Schwingungsmaximum hatte.

Für Kugelwellen, wie sie in der Regel von Schallquellen ausgesandt werden, ergibt sich ein Wellenfeld aus Kreisen, welche die Wellenberge kennzeichnen, deren Radien sich von innen nach außen um cT vergrößern und deren Mittelpunkte um vAZT versetzt sind. Die größten Änderungen der Wellenlänge gegenüber einem ruhenden Anregungszentrum ergeben sich für einen ruhenden Beobachter, der sich auf der Gerade befindet, längs der sich das Anregungszentrum bewegt. Dort ergeben sich die Wellenlängen λ ' = λ 0 ∓ v AZ T = λ 0 ∓ v AZ

λ0 , c

(4.302)

dabei ist das Minuszeichen dann zu nehmen, wenn sich das Anregungszentrum in Richtung der Wellenfronten bewegt. λ0 ist die Wellenlänge bei ruhendem Anregungszentrum. Für einen ruhenden Beobachter bewegt sich in diesem Fall das Anregungszentrum auf ihn zu. Die Frequenz der Schwingung oder die Zahl der Wellenberge pro Zeiteinheit beträgt dann fB =

c = λ'

c v λ 0 (1 − AZ ) c

=

f AZ , v AZ 1− c

(4.303)

die Frequenz, die der Beobachter registriert, ist größer als die Frequenz, mit der das Anregungszentrum schwingt. Bewegt sich dieses vom Beobachter weg, so wird die Frequenz fB =

c = λ'

c v λ 0 (1 + AZ ) c

=

f AZ , v AZ 1+ c

(4.304)

458

4 Schwingungen und Wellen

verkleinert. Diesen Effekt kann man sehr gut beobachten, wenn ein Polizeiwagen mit eingeschaltetem Martinshorn an einem vorbeifährt: zunächst erscheint der Sirenenton hoch, sobald das Fahrzeug vorbeigefahren ist, tönt die Sirene wesentlich tiefer. Da man Frequenzverschiebungen gut messen kann, eignet sich der Doppler-Effekt gut zur Geschwindigkeitsmessung. Ist die Geschwindigkeit vAZ, mit der sich das Anregungszentrum bewegt, gleich der Ausbreitungsgeschwindigkeit c, so wird gemäß (4.302) die Wellenlänge in Bewegungsrichtung null, die Frequenz strebt gegen Unendlich. Im Fall von Schallwellen spricht man auch von der „Schallmauer“, die das Anregungszentrum erreicht. Bei noch höheren Geschwindigkeiten „überholt“ es die zuvor emittierten Wellenfronten. Der Beobachter registriert die Frequenz |fB| aus (4.303). Die Einhüllende der Wellenfronten hat die Form eines Kegels (Machscher1 Kegel). Auf seinem Mantel interferieren die Kugelwellen konstruktiv, die starke Erhöhung des Schalldrucks empfindet man als explosionsartigen Knall. Befindet sich das Anregungszentrum zum Zeitpunkt t = 0 am Ort x = 0, so hat es sich im Zeitraum Δt um Δx = vAzΔt weiterbewegt. Der Radius der zum Zeitpunkt t = 0 emittierten Kugelwelle beträgt r = cΔt, damit ergibt sich der halbe Öffnungswinkel des Machschen Kegels zu sin α =

cΔt c = . v AZ Δt v AZ

(4.305)

Das Verhältnis vAZ/c nennt man auch „Machsche Zahl“.

Abb. 4.77 Bewegt sich das Anregungszentrum schneller als die Ausbreitungsgeschwindigkeit, so hat das Wellenfeld die Gestalt des „Machschen Kegels“.

Beobachter und Anregungszentrum bewegen sich Die Frequenz, mit der die Wellenberge von einem ruhenden Anregungszentrum einen bewegten Beobachter passieren, ist durch (4.300) bzw. (4.301) gegeben. Bewegt sich das Anregungszentrum auch, so wird die in diesen Gleichungen enthaltene Frequenz, mit der das 1

E. Mach (1838–1916).

4.3 Wellen

459

Anregungszentrum schwingt, durch die Frequenz fB aus (4.303) oder (4.304) ersetzt. Mit dieser Frequenz schwingt scheinbar ein bewegtes Anregungszentrum. Der Beobachter registriert damit die Frequenz

f B = f AZ

vB c . v AZ 1∓ c 1∓

(4.306)

Dabei sind die negativen Vorzeichen zu nehmen, wenn die Geschwindigkeiten von Beobachter bzw. Anregungszentrum und die Ausbreitungsgeschwindigkeit die gleiche Richtung haben, das positive Vorzeichen ist zu verwenden, wenn sie entgegengesetzt gerichtet sind. (4.306) gilt nicht für elektromagnetische Wellen. Der Doppler-Effekt ist für Licht nicht abhängig von der Relativgeschwindigkeit des Beobachters bzw. des Anregungszentrums relativ zum Medium, denn elektromagnetische Wellen breiten sich auch ohne ein Medium im Vakuum aus. Die Frequenz, die der Beobachter registriert, hängt nur von der Relativgeschwindigkeit vrel zwischen ihm und dem Anregungszentrum ab. Sie beträgt

f B = f AZ

v rel c . v rel 1∓ c 1±

(4.307)

Die oberen Vorzeichen gelten, wenn sich das Anregungszentrum auf den Beobachter zubewegt, im anderen Fall die unteren.

5

Elektrizität und Magnetismus

Erscheinungen, die wir mit Elektrizität und Magnetismus verknüpfen, werden in vielen Bereichen der Technik angewandt, moderne Kommunikation wie Telefon, Radio oder Fernsehen, Computer, elektrische Antriebe und Beleuchtung, sowie die Automatisierung vieler Produktionsprozesse in der Industrie sind Beispiele dafür. Hervorzuheben ist auch die Rolle der elektrischen Energie im modernen Leben. Ihr problemloser Transport in elektrischen Leitern sowie ihre leichte Übertragbarkeit auf andere Energieträger ermöglichen viele Einsatzbereiche. Erst mit Elektrotechnik und Elektronik konnte die moderne Industriegesellschaft entstehen. Im Zusammenhang mit Elektrizität kommt neben der Masse eine neue Eigenschaft der Materie ins Spiel, die so genannte „Ladung“. Schon im Altertum war bekannt, dass Bernstein (griechisch „electron“) durch Reibung aufgeladen werden kann und dann Kräfte auf andere Objekte ausübt. Es war schon damals bekannt, dass die Natur dieser Kräfte anders ist als die der allgegenwärtigen Schwerkraft. Auch der Magnetismus war schon im antiken Griechenland bekannt, die dort vorkommende Gesteinsart „Magnetit“ zieht z. B. Eisen an. Die Erde selbst ist ein großer Magnet, magnetische Kompassnadeln zeigen zum Nordpol. Lange Zeit wurden Elektrizität und Magnetismus als voneinander unabhängige Phänomene angesehen, bis Experimente ergaben, dass bewegte Ladungen, also elektrische Ströme, Kräfte auf Magnete ausüben. Maxwell ist es schließlich im 19. Jahrhundert gelungen, alle Erscheinungen von Elektrizität und Magnetismus durch vier Gleichungen zu beschreiben, welche auch heute noch uneingeschränkt gültig sind. Elektrizität und Magnetismus werden daher unter dem Begriff „elektromagnetische Wechselwirkung“, „Elektromagnetismus“ oder „Elektrodynamik“ zusammengefasst. Die Rolle der elektromagnetischen Wechselwirkung geht weit über die technischen Anwendungen hinaus. Die Bausteine der Materie, die Atome, sind aus Teilchen aufgebaut, die Ladung tragen. Der Atomkern ist positiv geladen, die Elektronenhülle dagegen negativ. Kräfte zwischen diesen Ladungen halten die Atome zusammen. Durch die elektromagnetische Wechselwirkung der Elektronenhüllen werden aus Atomgruppen Moleküle gebildet, alle chemischen Eigenschaften sind auf die Struktur der geladenen Elektronenhülle von Atomen zurückzuführen. Das Gleiche gilt für den Aufbau von Festkörpern und Flüssigkeiten, die Kohäsion, der Zusammenhalt, sowie ihre Deformationseigenschaften werden durch Kräfte zwischen den Atomen, also durch elektromagnetische Kräfte, bewirkt. Alle Kräfte, die im „täglichen Leben“ vorkommen, mit Ausnahme der Schwerkraft, können auf elektromagnetische Wechselwirkungskräfte zurückgeführt werden.

462

5 Elektrizität und Magnetismus

5.1

Ladung und Ladungsstrom

Die „elektrische Aufladung“ von Gegenständen, genauer gesagt die Ladungstrennung, kann man gut beim Auftreten von Reibungselektrizität beobachten. Zieht man bei trockenem Wetter einen Pullover über ein Hemd, so erfolgt kurz nach der Aufladung die Entladung oder der Ladungsausgleich in Form von Funken und kleinen Blitzen. Auch beim Aussteigen aus einem Auto kann man einen „Schlag“ bekommen, wenn die Ladung, die man durch Reibung am Sitz erhalten hat, beim Berühren des Erdbodens abfließt. Ein weiteres charakteristisches Merkmal von Körpern, die elektrisch aufgeladen worden sind, ist, dass sie Kräfte aufeinander ausüben. Je nachdem, aus welchen Materialien die Körper bestehen, bei denen durch Reibung eine elektrische Aufladung erfolgt, stoßen sie sich ab oder ziehen sich an. Werden zwei Glasstäbe an einem Katzenfell gerieben, so stoßen sie sich ab. Das gleiche ist der Fall, wenn die Stäbe durch Reibung an einem Seidentuch aufgeladen wurden. Ist dagegen einer der Stäbe an einem Katzenfell, der andere aber an einem Seidentuch aufgeladen, so ziehen sie sich an. Offensichtlich gibt es zwei Arten von Ladung. Objekte, die gleichartig geladen sind, stoßen sich ab, bei unterschiedlicher Ladung ziehen sie sich an. Die Art der Ladung wurde von Franklin1 mit „positiv, +“ oder „negativ, –“ bezeichnet, er definierte, dass ein Glasstab, der an einem Seidentuch gerieben wird, positiv geladen ist. Nach dieser Konvention werden auch heute Ladungen bezeichnet. Im „Normalzustand“ sind alle Gegenstände ungeladen, d. h. sie haben die gleiche Menge an positiver und negativer Ladung, die Ladung der Atomkerne ist gleich der Ladung der Elektronenhülle. Beim Reiben des Glasstabs am Seidentuch gehen Elektronen des Stabs auf das Tuch über, aufgrund des nun vorhandenen Ladungsüberschusses der Atomkerne weist der Glasstab insgesamt eine positive Ladung auf, das Seidentuch dagegen eine negative. Dem Betrage nach sind beide Ladungen gleich. Die Versuche zur Reibungselektrizität und viele andere Experimente machen deutlich, dass Ladung weder erzeugt noch vernichtet werden kann. Diese Ladungserhaltung ist ein fundamentales Naturgesetz, das universell vom Elementarteilchen bis zur Galaxie gültig ist. Eine weitere wichtige Eigenschaft der Ladung ist ihre Quantisierung. Sämtliche Ladungen sind ganzzahlige Vielfache der Elementarladung e. Sie beträgt

e = 1,602 ⋅ 10 −19 C .

(5.1)

Die Elementarladung wurde 1909 von R. A. Millikan2 an elektrisch geladenen Öltröpfchen gemessen. Die Einheit für Ladung ist das „Coulomb3“ C. Bei der elektrischen Aufladung durch Reibung können etwa 10…100 nC erreicht werden. 1 2 3

B. Franklin (1706 – 1790). R. A. Millikan (1868 – 1953). C. A. Coulomb (1736 – 1806).

5.1 Ladung und Ladungsstrom

463

Abb. 5.1 Aufladen eines Glasstabes durch Reiben an einem Seidentuch. Vom Glasstab geht negative Ladung (Elektronen) auf das Seidentuch über, das dann negativ geladen ist. Durch die positive Überschussladung ist der Glasstab positiv aufgeladen.

Ist ein Körper aufgeladen, so kann man seine Ladung (teilweise) auf andere Körper übertragen. Berührt man mit einem geladenen Glasstab eine isolierte Metallkugel, so erhält diese einen Teil der Ladung. Trennt man beide wieder, so stoßen sie sich ab, da sie die gleiche Art von Ladung tragen. Die Abstoßung von Körpern, die die gleiche Art von Ladung tragen, kann zur Messung der Ladungsmenge ausgenutzt werden. Diese Geräte nennt man „Elektroskope“, Geräte also, die die Ladung sichtbar machen. Zwei an einem ihrer Enden verbundene dünne Metallstreifen hängen an einer Metallplatte. Sobald die Metallplatte aufgeladen wird, gelangt ein Teil der Ladung auf die Metallfolien, die sich dann gegenseitig abstoßen.

Abb. 5.2 Elektroskop zur Messung von Ladung. Wird die Metallplatte geladen, so gelangt Ladung gleicher Art auf die Metallstreifen, die sich dann abstoßen. Zum Schutz gegen Luftströmungen befinden sich die Metallstreifen in einem Glasbehälter.

5.1.1

Elektrische Leiter und Ladungsträger

Die Übertragung von Ladung eines Körpers auf einen anderen kann durch direktes Berühren oder über einen weiteren Körper, einen Ladungsstromleiter oder kurz gesagt über einen Leiter, erfolgen. So zeigt ein Elektroskop wie in Abb. 5.2 Ladung an, wenn es entweder direkt

464

5 Elektrizität und Magnetismus

von einem aufgeladenen Glasstab berührt wird oder sich zwischen beiden ein Metalldraht befindet, welcher an dem einen Ende das Elektroskop und an dem anderen Ende den Glasstab berührt. In beiden Fällen fließt ein elektrischer Strom, es bewegen sich Ladungsträger. Häufig verwendete Leiter sind Körper aus Metall oder spezielle Flüssigkeiten, so genannte „Elektrolyte“. Körper aus Plastik, Holz oder Glas dagegen leiten nicht. Leiter sind elektrisch neutrale Systeme, deren Ladung sich nicht ändert. Der Strom, der an einem Ende hineinfließt, kommt am anderen Ende wieder heraus. Der Fluss von Ladung ist verbunden mit einer Bewegung von Teilchen, welche die Ladung tragen. Charakteristisches Merkmal von Leitern sind somit leicht bewegliche Ladungsträger. Folgende Ladungsträger sind für den Transport elektrischer Ladung von technischer Bedeutung: • Elektronen: Aus ihnen ist die „Elektronenhülle“ der Atome aufgebaut, ihre negative Ladung ist dem Betrage nach gleich der positiven Kernladung, Atome sind daher normalerweise elektrisch neutral. Bei Metallen bilden die Atome Kristalle, bei denen ein oder mehrere Elektronen nicht mehr an individuelle Atome gebunden sind, sondern (nahezu) frei beweglich im Kristall sind. Durch Zu- oder Abfuhr von Elektronen können Körper aus Metall elektrisch aufgeladen werden. • Ionen: Werden aus den Elektronenhüllen von Atomen oder Molekülen Elektronen entfernt, so entstehen aufgrund der positiven Überschussladung der Atomkerne positiv geladene Ionen1. Nehmen die Elektronenhüllen dagegen Elektronen auf, so sind die entstandenen Ionen negativ geladen. Ladungsträger in leitfähigen Flüssigkeiten sind Ionen, die durch Dissoziation, d. h. dem Zerfall von Säure-, Laugen- oder Salzmolekülen entstehen. Atome oder Moleküle können auch durch Stöße oder energiereiche Strahlung ionisiert werden, diese Mechanismen sind für die Leitfähigkeit von Gasen von Bedeutung.

Neben dem Transport durch Ladungsträger, die in einem festen oder flüssigen Leiter „gebunden“ sind, kann Ladung auch durch „freie“ Ladungsträger fließen. Dies geschieht z. B. in Elektronenröhren, Bildröhren, Röntgengeneratoren oder Teilchenbeschleunigern. Tab. 5.1 Eigenschaften verschiedener Ladungsträger. Ladungsträger

Ladung in e

Masse in kg

Ladungsträger

Ladung in e

Masse in kg

Elektron

–e

9,11·10-31

Positron

+e

9,10·10-31

+e

1,66·10

-27

Myon

–e

1,89·10-28

1,05·10

-25

Pion

+ e, – e, neutral

2,49·10-28

Proton Kupferion Sulfation

+ 2e – 2e

-25

1,50·10

Neben den oben erwähnten Ladungsträgern sind weitere bekannt wie z. B. Positronen, Myonen oder Pionen. Im Gegensatz zu Leitern gibt es bei Isolatoren keine frei beweglichen Ladungsträger. Reiben zwei Isolatoren aneinander, so werden Elektronen von der Oberfläche des einen auf die 1

Griech. „Wanderer“.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

465

Oberfläche des anderen übertragen. Welcher Isolator Elektronen abgibt, hängt von der Stärke der Bindung ab. Elektronen sind in einem Glasstab schwächer gebunden als in einem Seidentuch, in einem Katzenfell sind sie noch schwächer als im Glasstab gebunden.

5.1.2

Ladungserhaltung und Kontinuitätsgleichung

Ladung ist eine mengenartige Größe, so wie der Impuls in der Mechanik oder die Entropie in der Thermodynamik, und hat die im Kapitel 2.3.2 beschriebenen Eigenschaften. Da Ladung eine Erhaltungsgröße ist, gilt für ein System (2.53). Die Ladung q innerhalb der Systemgrenze kann sich nur ändern, wenn ein Ladungsstrom Iq über die Systemgrenze fließt. dq C = I q , [I q ] = A = dt s

(5.2)

Die Einheit für die Stärke des Ladungsstroms oder elektrischen Stroms ist das Ampère1, eine der sieben Basisgrößen des internationalen Maßsystems. Wegen der großen Bedeutung des elektrischen Stroms im täglichen Leben lässt man meistens die Worte „elektrisch“ bzw. „Ladung“ weg und spricht nur noch vom „Strom“, diese Vereinfachung werden wir im Folgenden auch machen. Ströme von anderen physikalischen Größen werden wir entsprechend bezeichnen, wie z. B. Energieströme, Massenströme oder Impulsströme, den elektrischen Strom oder Ladungsstrom dagegen nicht. Wenn keine Verwechslungsgefahr besteht, werden wir für die Stromstärke „I“ statt mit „Iq“ schreiben. Gibt es mehrere Pfade, über die Ladung die Systemgrenze passieren kann, so ist über alle Ströme zu summieren. Gemäß der Konvention werden Ströme in das System positiv gezählt, Ströme aus dem System dagegen negativ. Die Systemgrenze umschließt ein Raumgebiet mit dem Volumen V, für dieses Gebiet kann man analog zur Massendichte (2.172) eine Ladungsdichte definieren. ρ q :=

q C , [ρ q ] = V m³

(5.3)

(5.3) definiert wie (2.172) eine mittlere Ladungsdichte. Die an einem Ort s vorliegende lokale Dichte ist anlog zu (2.173) definiert. ρ q ( s ) :=

dq dV

(5.4) s

Kirchhoffsche Knotenregel Können in ein System, das ein bestimmtes Raumgebiet umschließt, über verschiedene Leiter elektrische Ströme zu oder abfließen, so gilt (5.2) für die Summe aller Ströme. dq = ∑ Ik dt k 1

A. M. Ampère (1775 – 1839).

(5.5)

466

5 Elektrizität und Magnetismus

Wird das System durch die Ströme nicht aufgeladen oder entladen, ändert sich die Ladung des Systems also nicht, was bei miteinander zu einem „Knoten“ verbundenen Leitern immer der Fall ist, so vereinfacht sich (5.5) zu 0 = ∑ Ik .

(5.6)

k

Diesen Zusammenhang nennt man auch die Kirchhoffsche Knotenregel, sie gilt nicht nur für elektrische Ströme, sondern auch für alle anderen, bei denen eine Kontinuitätsgleichung wie (5.2), (2.375) oder (3.119) gilt. Auch das 3. Newtonsche Axiom (Kapitel 2.3.4) ist ein Beispiel dafür.

Abb. 5.3 Knoten von elektrischen Leitern.

Feldbegriff, Fluss eines Vektorfeldes Als Feld bezeichnet man allgemein eine physikalische Größe, die an allen Orten eines Raumgebietes definiert ist und entsprechende Werte annehmen kann. Skalare Felder beschreiben ungerichtete Größen. Beispiele sind das Temperaturfeld, das sich in einem Wärmeleiter zwischen Wärmequelle und Wärmesenke ausbildet, oder die Lautstärke einer punktförmigen Schallquelle. Vektorfelder dagegen beschreiben gerichtete Größen, so wie die Energiestromdichte einer Schallquelle oder die Geschwindigkeitsverteilung einer Wasserströmung im Rohr. Im Zusammenhang mit Elektrizität und Magnetismus werden wir noch andere Vektorfelder kennen lernen.

Am Beispiel von Massenströmen, wie sie z. B. bei fließenden Gewässern vorkommen, hatten wir im Kapitel 2.7.3 eine Stromdichte jm definiert. Für jede (mengenartige) physikalische Größe X, deren Strom IX eine Kontinuitätsgleichung erfüllt, gilt r r dX = ∫ dI X = − ∫ j X • da . dt A

(5.7)

5.1 Ladung und Ladungsstrom

467

A ist eine geschlossene Hüllfläche, die das System von der Umgebung abgrenzt, und j X ist die Stromdichte auf dieser Hülle. Allgemein nennt man ein Flächenintegral Φ := ∫ V • da

(5.8)

A

den Fluss Φ des Vektorfeldes V durch die Fläche A. In unserem Fall ist V der örtliche Verlauf der Stromdichte. Wie bei den Massenströmen im Kapitel 2.7.3 oder den Wärmeströmen im Kapitel 3.10.1 spielt für den Fluss nur die Projektion des differentiellen Flächenelementes da 1 auf V eine Rolle, dieser Tatsache wird durch das Skalarprodukt V • da Rechnung getragen. Festzustellen ist, dass der Fluss nur für ein Vektorfeld berechnet werden kann.

5.1.3

Elektrischer Strom und Energiestrom

Elektrischer Strom ist ein wichtiges Medium für den Energietransport. In einer (elektrischen) Energiequelle wird Energie von einem anderen Träger auf die fließende Ladung übertragen. Dies kann durch einen „Generator2“ geschehen, wo mechanische Energie in elektrische umgewandelt wird, oder durch eine Batterie, die chemische Energie in elektrische überführt. Auf die Funktionsweise von Generatoren und Batterien werden wir später noch eingehen. An einer anderen Stelle wird die mit Hilfe eines Ladungsstroms durch elektrische Leiter dorthin transportierte Energie von der Ladung einem anderen Träger zugeführt. So wird in einem Elektromotor elektrische Energie in mechanische, in einer Glühbirne elektrische Energie in Licht und Wärme oder beim Laden eines Akkumulators elektrische Energie in chemische Energie umgewandelt. Diese Vorrichtungen nennt man in der Elektrotechnik auch „Verbraucher“ elektrischer Energie. Energieerzeuger und Verbraucher sind während des Betriebes elektrisch neutral, daher muss der Ladungsstrom vom Erzeuger zum Verbraucher durch einen gleich großen Rückstrom vom Verbraucher zum Erzeuger kompensiert werden.

Abb. 5.4 System aus einem Erzeuger elektrischer Energie, Leitern für den Energietransport und einem Verbraucher.

1 2

Die Richtung von da weist senkrecht zur Fläche A. Generator, lat. Erzeuger

468

5 Elektrizität und Magnetismus

Elektrische Energie kann nur in einem „Stromkreis“ übertragen werden. Zwei identische Stromkreise (gleiche Quelle, gleiche Leitungen, gleiche Verbraucher) transportieren jeweils die gleiche Energie, dabei fließen in ihren Leitungen die gleichen Ströme. Werden Quellen und Verbraucher wie in Abb. 5.5 parallel geschaltet, d. h. die Quellen speisen den jeweiligen Strom über einen Knoten K1 in eine gemeinsame Hinleitung ein und teilen den Gesamtstrom der gemeinsamen Rückleitung am Knoten K3 in die Einzelströme auf. Entsprechend wird am Knoten K3 der Strom der Hinleitung auf die beiden Verbraucher aufgeteilt und am Knoten K4 die einzelnen Rückströme zu einem gemeinsamen Rückstrom vereinigt. Es wird der doppelte Energiestrom von den Quellen zu den Verbrauchern übertragen und es fließt in den gemeinsamen Leitungen der doppelte elektrische Strom eines einzelnen Stromkreises. Die von jeder Leitung übertragene Leistung ist proportional zum in ihr fließenden elektrischen Strom. P ∼ I oder P = ϕI , [ϕ] =

W := V A

(5.9)

Abb. 5.5 Zur Proportionalität von Energie- und Ladungsstrom. Die parallel geschalteten Quellen speisen den doppelten Energiestrom in die gemeinsamen Leitungen, die parallel geschalteten Verbraucher entnehmen die doppelte Leistung.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

469

Der Proportionalitätsfaktor ϕ heißt „elektrisches Potential“ der Leitung, durch die der Strom I fließt. Die Einheit für das elektrische Potential ist das „Volt1“. Im Stromkreis der Abb. 5.4 sind Hin- und Rückstrom zum Verbraucher entgegengesetzt gleich groß, damit netto von der Quelle zum Verbraucher Energie transportiert wird, müssen die elektrischen Potentiale von Hin- und Rückleitung unterschiedlich groß sein. P = ϕ Hin I Hin + ϕ Rück I Rück = (ϕ Hin − ϕ Rück ) I Hin

(5.10)

Um Leistung zu übertragen, muss also zwischen Hin- und Rückleitung eine Potentialdifferenz oder elektrische Spannung U := ϕHin – ϕRück bestehen. Sie wird ebenfalls in Volt angegeben. Der Nullpunkt des elektrischen Potentials kann beliebig gewählt werden. Da man die Erde als sehr großen Leiter und Ladungsreservoir ansehen kann, bezieht man Spannungen üblicherweise auf das Potential der Erde. Gleichungen wie (5.10) haben wir schon im Zusammenhang mit Energietransport in der Mechanik und in der Thermodynamik kennen gelernt. In der Mechanik wird der Energiestrom durch einen Impulsstrom begleitet, der Proportionalitätsfaktor ist die Geschwindigkeit, in der Thermodynamik wird neben einem Wärmestrom auch Entropie transportiert, der Proportionalitätsfaktor ist in diesem Fall die (absolute) Temperatur. Die Differenz des elektrischen Potentials oder die elektrische Spannung zwischen den Leitern ist eine intensive Größe, die in ähnlicher Weise wie die Geschwindigkeit oder die Temperatur beschreibt, wie stark der begleitende Strom mit Energie „beladen“ ist. Allgemein nennt man den Proportionalitätsfaktor zwischen Energiestrom PX und dem Strom IX des Energieträgers X (Impuls, Entropie, Ladung) die zu diesem Strom „energiekonjugierte“ intensive Größe ξX. Diese Größe, multipliziert mit der Größe des begleitenden Stroms des Energieträgers, ergibt immer einen Energiestrom. Energiestrom = Energieträgerstrom × konjugierte intensive Größe PX = IX ξX, [IX].[ξX] = W

(5.11)

Tab. 5.2 Energieströme in Mechanik, Thermodynamik sowie elektrische Energieströme (siehe auch Tab. 3.10). Energiestrom Mechanik

begleitender Strom einer extensiven Größe (Energieträger) IX

P = p•v = v •F P = (℘1 −℘2 )V

2

p=F V

energiekonjugierte intensive Größe ξX v ℘

Thermodynamik

P = Q = TS

S

T

elektrische Energie

P = (ϕ1 − ϕ 2 ) I = UI

q=I

ϕ1 − ϕ 2 = U

Zu bemerken ist, dass in der Mechanik aufgrund des 3. Newtonschen Axioms immer zwei Objekte wechselwirken. Somit ist v die Relativgeschwindigkeit zwischen den beiden Objekten. Wird der dem einen Objekt zugeführte Energiestrom z. B. durch Reibung wieder abgeführt, so 1 2

Benannt nach A. Volta (1745 – 1827). ℘ bezeichnet hier den Druck.

470

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.6 Geschlossener Impulsstromkreis.

dass der Impuls konstant bleibt, so entspricht dies dem Sachverhalt aus Abb. 5.4. Schiebt eine Person eine Kiste, die sich unter dem Einfluss von Gleitreibung auf einem horizontalen Boden bewegt, so erfolgt die Rückleitung des abgeführten Impulses über den Boden. Der Impulsstromkreis wird über die Person geschlossen, die sich beim Schieben vom Boden abstoßen muss (3. Newtonsches Axiom) und somit als „Impulspumpe“ wirkt. Entscheidend ist die Relativgeschwindigkeit zwischen Kiste und Boden, so wie im elektrischen Fall die Potentialdifferenz zwischen den Leitungen von Bedeutung ist. Ein anderes Beispiel eines geschlossenen Stromkreises ist die Kombination einer Wärmekraftmaschine und einer Wärmepumpe in einem adiabaten System (siehe Abb. 3.65). Werden beide reversibel betrieben und sind die mechanischen Leistungen gleich, so ist der Entropiestrom im warmen Reservoir von der Einspeisung der Wärmepumpe zur Abnahme der Wärmekraftmaschine gleich dem Entropiestrom von der Abwärmeeinspeisung der Wärmekraftmaschine zur Wärmezuführung der Wärmepumpe im kalten Reservoir. Das warme Reservoir kann z. B. eine Fernwärmeleitung sein, das kalte Reservoir ein Gewässer.

Abb. 5.7 Entropiestromkreis eines adiabaten Systems aus Wärmepumpe und Wärmekraftmaschine.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

471

Maschenregel und elektrische Spannung In zwei Stromkreisen, in denen die gleiche Energie transportiert wird und in denen zwischen Hin- und Rückleitung die gleiche Potentialdifferenz herrscht, fließt nach (5.10) der gleiche Strom. Kombinieren wir die beiden Stromkreise so, dass die Hinleitung des einen und Rückleitung des anderen Stromkreises zusammenfallen, so fließt in dieser Leitung kein Strom.

Abb. 5.8 Kombination von zwei Stromkreisen zu einem. In der gemeinsamen Leitung fließt kein Strom. Zwischen den verschiedenen Punkten herrschen Potenzialdifferenzen.

An den Leitungsknoten KA und KB in Abb. 5.8 beträgt das elektrische Potential ϕ1,2 und an Punkten P1 und P2 ϕ1 bzw. ϕ2. Berechnen wir die Potentialdifferenzen eines geschlossenen „Maschenumlaufes“ von KA über P1, KB und P2 zurück nach KA, so betragen diese ϕ1 − ϕ1, 2 + ϕ1, 2 − ϕ1 + ϕ 2 − ϕ1, 2 + ϕ1, 2 − ϕ 2 = 0 .

(5.12)

Dieser Zusammenhang gilt allgemein für so genannte Maschen, geschlossene Wege eines beliebigen elektrischen Netzwerkes, in dem Energiequellen und Energieverbraucher über elektrische Leiter miteinander verbunden sind. Entsprechend gilt für die Spannungen zwischen den Punkten U ( P1 , K A ) + U ( K B , P1 ) + U ( P2 , K B ) + U ( K A , P2 ) = 0 .

(5.13)

Für eine beliebige Masche in einem Netzwerk mit verschiedenen Spannungsquellen und Verbrauchern gilt daher ebenfalls die Maschenregel

∑U i

= 0.

(5.14)

i

Die Summe aller Spannungen einer Masche in einem elektrischen Netzwerk ist null. Das Bezugspotential ist, wie oben schon erwähnt das Potential der Erde. Bei einem Umlauf wie in Abb. 5.8 muss die „Bewegungsrichtung“ festgelegt werden.

472

5 Elektrizität und Magnetismus

Richtungskonvention für die Spannung Die Spannung zwischen zwei Punkten in einer Masche wird immer aus der Potentialdifferenz zwischen Anfangspunkt und dem Endpunkt der „Bewegung“ beim Maschenumlauf berechnet. Diese Konvention ist folgendermaßen begründet:

In einem idealen elektrischen Leiter wird keine elektrische Energie in andere Energieformen überführt. Daher ist die Potentialdifferenz zwischen Anfang und Ende eines Leiters null. Bei einem „Verbraucher“ wechselt die Energie ihren Träger, elektrische Energie wird in einem Elektromotor in mechanische Energie, in einer Heizspirale in Wärme oder in einer Glühlampe in Licht umgewandelt. Ein Teil des umlaufenden Energiestroms verlässt das elektrische System. Die Leitung, mit der die Ladung in den Verbraucher strömt, muss gegenüber der Leitung, über die die Ladung den Verbraucher wieder verlässt, ein höheres Potential aufweisen, damit die Ladung durch den Verbraucher strömen kann. Man sagt auch, dass an einem Verbraucher ein „Spannungsabfall“ vorliegt.

Abb. 5.9 Energiestrom und elektrischer Ladungsstrom durch einen Verbraucher.

Eine derartige Potentialdifferenz stellt einen Antrieb für einen positiven Strom vom Ladungseintritt zum Ladungsaustritt dar, so wie eine Temperaturdifferenz einen positiven Wärmestrom von warm (hohes Potential) nach kalt (negatives Potential) bewirkt. Solche Antriebe bezeichnet man auch als Spannung. Somit ist die Spannung an einem Verbraucher positiv, wenn die Potentialdifferenz zwischen Endpunkt E und Anfangspunkt A des Stromes negativ ist. Die elektrische Spannung entspricht der negativen Potentialdifferenz in Stromrichtung. U A→ E = −(ϕ E − ϕ A ) = ϕ A − ϕ E

(5.15)

So wurden auch aus (5.12) die Spannungen in (5.13) mit der in Abb. 5.8 festgelegten Richtung des Maschenumlaufs ermittelt.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

473

Widerstand Zwischen dem Strom durch den Verbraucher und der anliegenden Spannung besteht ein funktionaler Zusammenhang, er wird bestimmt durch den Mechanismus der Energieumwandlung. Den Verlauf I(U) bezeichnet man auch als „Kennlinie“ eines Verbrauchers. Der Energiestrom vom Betrage P = UI verlässt über einen anderen Energieträger den Stromkreis.

Abb. 5.10 Kennlinien einiger Verbraucher (a): Glühlampe und Heizleiter, (b) Gleichrichterdiode, (c) technischer Widerstand, (d) Elektrolysezelle oder Akkumulator beim Laden, (e) Gasentladungslampe.

474

5 Elektrizität und Magnetismus

Die Steigung der Kennlinie eines Verbrauchers heißt auch „Leitwert“ G, sein Kehrwert „elektrischer Widerstand“ R des Verbrauchers. Ein Sonderfall liegt vor, wenn die Steigung der Kennlinie und damit Leitwert bzw. Widerstand konstant sind. In diesem Fall spricht man von einem Widerstand, der dem „Ohmschen1 Gesetz“ gehorcht. Technische Widerstände, die in der Elektronik zur Steuerung von Strömen verwendet werden, sind extra auf dieses lineare Verhalten zwischen Strom und anliegender Spannung ausgelegt. Zu bemerken ist, dass der Widerstand eines Verbrauchers häufig von der Temperatur abhängig ist. Für einen konstanten Widerstand (Ohmschen Widerstand) gilt U = RI bzw. I = GU mit [ R ] =

V A 1 := Ω , [G ] = = := S 2. A V Ω

(5.16)

Mit (5.10) ergeben sich somit quadratische Zusammenhänge zwischen Energiestrom und Strom bzw. Spannung. P = RI 2 bzw. P = GU 2 =

U2 R

(5.17)

Bei allen anderen Verbrauchern muss man den differentiellen Widerstand bzw. den differentiellen Leitwert für einen bestimmten Strom I0 bzw. eine bestimmte Spannung U0 nehmen. R=

dU dI

bzw. G = I0

dI dU

(5.18) U0

Bei einem Ohmschen Widerstand ist die Konstanz des Verhältnisses anliegende Spannung dividiert durch fließenden Strom eine Eigenschaft des Werkstoffes, aus dem der Leiter besteht. Im einfachsten Fall können wir annehmen, dass bei konstanter Querschnittsfläche A des Leiters und konstanter Ladungsdichte ρq im Leiter die Stromdichte j ebenfalls konstant ist und wie in (2.373) der Zusammenhang j = ρq vD

(5.19)

besteht. Damit ist die Strömungs- oder Driftgeschwindigkeit vD der Ladungsträger ebenfalls überall im Leiter gleich. Im Leiter der Länge l wird der elektrische Energiestrom in einen Wärmestrom umgewandelt, dazu muss zwischen den Enden des Leiters eine Potentialdifferenz vorliegen. Da der Leiter überall gleich aufgebaut ist, können wir annehmen, dass pro Länge gleich viel Energie umgesetzt wird, der Widerstand somit proportional zur Länge des Leiters ist. Aufgrund der Konstanz der Stromdichte ist dagegen der Widerstand umgekehrt proportional zur Querschnittsfläche des Leiters, somit gilt R∼

1 2

1 l l l S oder R = ρ = mit [ρ] = Ωm und [ κ] = . A A κ A m

G. S. Ohm (1789 –1854). Der elektrische Widerstand wird in „Ohm“ (Symbol Ω) angegeben. Die Einheit des elektrischen Leitwertes ist „Siemens“, benannt nach W. von Siemens (1816 – 1892).

(5.20)

5.1 Ladung und Ladungsstrom

475

Der Proportionalitätsfaktor ρ1 ist der spezifische Widerstand, sein Kehrwert κ heißt auch spezifische elektrische Leitfähigkeit des Leiterwerkstoffes. Innerhalb gewisser Grenzen ist ρ konstant, meistens liegt jedoch eine Temperaturabhängigkeit vor. Reale, in der Elektrotechnik verwendete Leiter zum Transport von elektrischer Energie können als Ohmsche Widerstände betrachtet werden, deren Leitungswiderstand (5.20) folgt. Thermische Widerstände von ebenen Wärmeleitern weisen mit (3.294) eine zu (5.20) analoge Gesetzmäßigkeit auf. Tab. 5.3 Spezifische elektrische Leitfähigkeit κ verschiedener Werkstoffe bei 20°C. Leiter

Halbleiter

Nichtleiter

κ in S/m

Werkstoff

Silber

61,4

Graphit

2,9 .104

Diamant

10−16

Kupfer

58,0

Germanium

2,3

Werkstoff

Gold

κ in 10 S/m 6

45,0

Werkstoff

Luft

10−15

.

-4

Glas

10−13… 10-14

.

2

Porzellan

10−9… 10-15

4,4 10

Silizium

κ in S/m

Aluminium

34,5

Eisen

11,0

Glimmer

10−13… 10-15

Blei

5,2

Polystyrol

10-14

10,0

Bernstein

< 10−16

Holz

10−8… 10-14

Bronze Konstantan

1,0

Zinn (grau)

1,0

Indiumantimonit

3,5 10

Eine grobe Klassifikation unterscheidet zwischen Leitern (κ > 104 S/m), Halbleitern (104 S/m < κ < 10-8 S/m) und Nichtleitern (κ < 10-8 S/m). Leiter haben viele bewegliche Ladungsträger, Halbleiter wenige, aber sehr gut bewegliche, Nichtleiter dagegen praktisch keine frei beweglichen Ladungsträger. Auch für nicht elektrische Energieströme können wir Widerstände definieren. So wird in der Mechanik durch Reibung Bewegungsenergie in Wärme umgewandelt, dazu ist erforderlich, dass eine Geschwindigkeitsdifferenz der reibenden Objekte vorliegt. Wir haben im Kapitel 2.3.5 verschiedene Typen von Reibungskräften kennen gelernt. Der Reibungswiderstand wird analog zu (5.16) aus dem Verlauf Δv(FR) berechnet. Tab. 5.4 Reibungswiderstände bei äußerer und innerer Reibung

1

FR

Δv(FR)

RReib

äußere Gleitreibung

const.

beliebig

∞

innere Reibung (laminar)

bΔv

innere Reibung (turbulent)

dv²

FR b FR d

1 b

1 2

1 FR d

Die Symbole sind für Dichte(n) und spezifischen Widerstand gleich. In der Regel ergibt sich die Größe aus dem Zusammenhang.

476

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.11 Verlauf Δv(FR) bei (a) äußerer und (b) innerer Reibung (laminar) (c) innere Reibung (turbulent).

Energieumwandlung durch unterschiedlicher Systeme Elektrische Verbraucher und ihre Gegenstücke, die elektrischen Energiequellen, sind Systeme, in denen der Energiestrom teilweise den Energieträger wechselt. Bei einem Verbraucher wird der elektrische Ladungsstrom vom hohen elektrischen Potential auf niedriges Potential überführt, während die energiekonjugierte intensive Größe des begleitenden Stroms vom anderen Energieträger ihren Wert vergrößert. Ein System, das einen Energiestrom von einem Energieträger auf einen anderen überführt, einen „Energiekonverter“, können wir folgendermaßen beschreiben:

Im allgemeinen Fall „kreuzen“ sich zwei Energieströme, ein „Primärenergiestrom“ mit dem Träger X, von dem die Energie auf einen „Sekundärenergiestrom“ mit dem Träger Y übertragen wird. Der Energiestrom PX (Primärenergie) tritt in den Energiekonverter, der Energieträger ist durch die mengenartige physikalische Größe X bzw. ihren Strom IX festgelegt. Mit diesem Strom und dem Energiestrom ergibt sich mit (5.11) die energiekonjugierte Größe ξX, 1 am Eingang vom Primärenergiepfad des Energiekonverters. Ist die Größe X eine Erhaltungsgröße wie z. B. die Ladung und verändert der Energiekonverter seine Menge an X nicht, so verlässt ein Strom IX den Konverter durch den Ausgang des Primärenergiepfades wieder. Damit ein Netto-Energiestrom PX umgesetzt werden kann, muss die energiekonjugierte Größe am Ausgang den Wert ξX, 2 < ξX, 1 annehmen. Am Ausgang des Sekundärenergiepfades

5.1 Ladung und Ladungsstrom

477

Abb. 5.12 Energiekonverter mit den Größen des begleitenden Stroms IX einer extensiven physikalischen Größe sowie der dazu energiekonjugierten intensiven Größe ξX.

verlässt der Energiestrom PY den Energiekonverter mit der mengenartigen Größe Y bzw. ihrem Strom IY als Energieträger, dabei hat die energiekonjugierte Größe ξY den Wert ξY, B. Falls Y eine Erhaltungsgröße ist, muss dem Energiekonverter über den Eingang des Sekundärenergiepfades der Strom IY zugeführt werden, die Größe ξY muss dann einen Wert ξY, A < ξY, B aufweisen. Bei einem „idealen“ Energiekonverter wird der primäre Energiestrom vollständig auf den sekundären „Nutzenergiestrom“ übertragen. Allerdings haben wir im Kapitel 3.8.3 erkannt, dass jeder Umwandlungsprozess „Verluste“ erleidet, also aufgrund der Irreversibilität Entropie erzeugt wird. Dieser Entropiestrom begleitet einen Strom von Wärme, die bei dem Umwandlungsprozess erzeugt wird. Um diesen Wärmestrom wird der Nutzenenergiestrom vermindert. Entsprechend ergeben sich der Wirkungsgrad des Energiekonverters und daraus die erzeugte Entropie zu η=

T S | PY | PX − Q = = 1 − Konv. erz. PX PX PX

S erz. = (1 − η)

1

PX . TKonv.

(5.21)

(5.22)

Zu bemerken ist, dass die erzeugte Entropie umso kleiner ist, je höher die (als konstant angenommene) Temperatur des Energiekonverters ist. Die eingesetzte Primärenergie wird mit steigender Temperatur weniger entwertet, der Wärmestrom kann z. B. in einer Wärmekraftmaschine weiter mit den Einschränkungen des 2. Hauptsatzes der Thermodynamik in andere Energieformen umgewandelt werden. Das gleiche gilt, wenn die Nutzenergie Wärme ist. Tabelle 5.5 stellt einige Energiekonverter vor. 1

Den Energiekonverter verlassende Ströme werden der Konvention gemäß negativ gezählt.

478

5 Elektrizität und Magnetismus

Tab. 5.5 Energiekonverter und ihre Kenngrößen. Erhaltungsgrößen sind mit einem * gekennzeichnet, dann wird der Energiestrom in Anlehnung an (5.10) durch PX = (ξX, 1 – ξX, 2)IX bzw. PY = (ξY, A – ξY, B)IY (siehe Abb. 5.12) berechnet. Primärenergie

Sekundärenergie (Nutzenergie)

Konverter

Energieträger X

IX

ξX

Energieträger Y

IY

ξY

Technischer Widerstand

Ladung q *

Strom I

elektrisches Potential ϕ

Entropie S

S erz.

TR

Elektromotor

Ladung q *

Strom I

elektrisches Potential ϕ

Drehimpuls L Drehmo* ment L=M

Winkelgeschwindigkeit ω

Generator

Drehimpuls L *

Drehmoment L=M

Winkelgeschwindigkeit

Ladung q *

Strom I

elektrisches Potential ϕ

mechanische Reibung

Impuls p *

Kraft F

Geschwindigkeit v

Entropie S

S erz.

T

Getriebe

Drehimpuls L *

Drehmoment L=M

Winkelgeschwindigkeit

Drehimpuls L Drehmo* ment L=M

Winkelgeschwindigkeit ω

Wärmepumpe (reversibel)

Impuls p *

Kraft F

Geschwindigkeit v

Entropie S *

S

T

Wärmekraftmaschine (revers.)

Entropie S *

S

T

Impuls p *

Kraft F

Geschwindigkeit v

ω

ω

Bei den Geschwindigkeiten bzw. Winkelgeschwindigkeiten gehen wir davon aus, dass sich der Teil des Energiekonverters, der die Reaktionskraft bzw. das Reaktionsdrehmoment aufnimmt, in Ruhe befindet. Damit ist der zugeordnete Energiestrom null. Eine besondere Klasse von Energiekonvertern stellen Batterien dar. In ihnen wird chemische Energie in elektrische umgewandelt. Bei wieder aufladbaren Batterien oder Akkumulatoren1 geschieht der umgekehrte Vorgang: elektrische Energie wird in chemische Energie umgesetzt. Bei einer chemischen Reaktion werden Ausgangsstoffe zu so genannten Reaktionsprodukten umgewandelt, ein Beispiel ist die Verbrennung von Erdgas (Methan) mit Luftsauerstoff. Aus diesen Ausgangsstoffen entstehen Wasser und Kohlendioxid sowie Wärme als sekundäre Nutzenergie. Allgemein wird der Strom chemischer Energie von einem oder mehreren Massen- oder Stoffmengenströmen der Ausgangsstoffe sowie entsprechenden Strömen der Reaktionsprodukte begleitet. Die gemäß (5.11) dazugehörigen energiekonjugierten intensiven Größen nennt man „chemische Potentiale“ µ der betreffenden Stoffe. Sie entsprechen den in Kapitel 3.8.4 behandelten thermodynamischen Potentialen, bezogen auf die Massen- bzw. Stoffmengenströme. Welches thermodynamische Potential im Einzelfall zu wählen ist, hängt von den Randbedingungen der chemischen Reaktion ab. Erfolgt die Reaktion isotherm und isobar, so entspricht dem chemischen Potential die spezifische bzw. molare freie Enthalpie.

1

Von lat. accumulare, (Ladung) anhäufen, sammeln.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

479

Abb. 5.13 Batterie als Energiekonverter chemische Energie Æ elektrische Energie.

Die netto zur Verfügung stehende chemische Energie, die in elektrische umgewandelt werden kann, beträgt Pchem. = μ A,1ν A,1 + μ A, 2 ν A, 2 + ... − (μ R ,1ν R ,1 + μ R , 2 ν R , 2 + ...) .

(5.23)

Dabei bezeichnen „A“ die Ausgangsprodukte und „R“ die Reaktionsprodukte der chemischen Reaktion. Auf die konkreten Reaktionen bei Batterien und Akkumulatoren, die man auch unter dem Begriff „galvanische Zellen“ zusammenfasst, sowie bei der Elektrolyse wollen wir hier nicht eingehen. Aufgrund des 2. Hauptsatzes der Thermodynamik wird bei jedem Wechsel des Energieträgers in einem Energiekonverter Entropie erzeugt, es wird nicht die gesamte eingespeiste Primärenergie in Nutzenergie umgewandelt. Prozesse, bei denen Entropie erzeugt wird, laufen „von selbst“ ab, bis die Entropie des abgeschlossenen Systems ein Maximum erreicht hat. Diesen Zustand nennt man „Gleichgewicht“. Die intensiven Größen der Teilsysteme, zwischen denen Energiestrom und der begleitende Strom floss, weisen dann gleiche Werte auf. • Es fließt keine Ladung mehr, wenn die Potentialdifferenz zwischen zwei aufgeladenen Objekten, die durch einen elektrischen Leiter verbunden sind, null ist. • Zwei Objekte befinden sich im thermischen Gleichgewicht, wenn ihre Temperaturen gleich sind. Durch einen Wärmeleiter fließt dann kein Entropiestrom mehr. • Zwischen zwei Objekten, die sich in Kontakt befinden und sich mit gleichen Geschwindigkeiten bewegen, wirken keine Gleitreibungskräfte. • Ist die Summe der chemischen Potentiale der Ausgangsstoffe einer chemischen Reaktion gleich der Summe der chemischen Potentiale der Reaktionsprodukte, so findet keine stoffliche Umwandlung mehr statt.

480

5.1.4

5 Elektrizität und Magnetismus

Elektrische Netzwerke (Gleichstrom)

Elektrische Verbraucher und Energiequellen können in vielfältiger Art und Weise durch Leiter miteinander verbunden werden. Diese Systeme bezeichnet man auch als „elektrische Netzwerke“. Da eine Energiequelle immer auch eine Potentialdifferenz oder Spannung zwischen Hin- und Rückleitung der Ladung aufweist, wird sie üblicherweise auch als „Spannungsquelle“ bezeichnet. Man kennzeichnet den Anschluss mit dem höheren Potential als „Pluspol“, den mit dem niedrigeren Potential als „Minuspol“ der Spannungsquelle. Da in der Anfangszeit der Elektrotechnik noch nicht klar war, welche Ladungsträger sich z. B. in einem Kupferdraht bewegen, hat man sich damals darauf geeinigt, dass die Richtung für den elektrischen Ladungsstrom gleich der Bewegungsrichtung von positiven Ladungen ist. Diese bewegen sich vom Pluspol einer Spannungsquelle über einen Verbraucher zum Minuspol. Die bislang gebrauchten Begriffe „Hinleitung“ und „Rückleitung“ gelten für Träger mit positiver Ladung. Zwar bewegen sich bei allen metallischen Leitern negativ geladene Elektronen, jedoch sind mit (5.19) die Stromdichte und damit auch der Strom gleich, wenn sich sonst gleiche, aber negativ geladene Träger in die umgekehrte Richtung, also vom Minuspol zum Pluspol, bewegen. Zunächst wollen wir Netzwerke behandeln, bei denen Ströme und Spannungen zwischen unterschiedlichen Punkten des Netzwerkes zeitlich konstant sind. Einen zeitlich konstanten Strom bezeichnet man als Gleichstrom, eine zeitlich konstante Spannung als Gleichspannung. Für einen Knoten, der mehrere Leiter miteinander verbindet, ist für die Ströme die Knotenregel (5.6) zu beachten, Ströme in den Knoten werden positiv, Ströme aus dem Knoten negativ gezählt. Bei einer Masche, einem geschlossenen Weg über mehrere Energiequellen und -verbraucher, gilt die Maschenregel (5.14). Spannungen im Umlaufsinn werden positiv gezählt, Spannungsabfälle RI an Verbrauchern sind positiv, wenn die Richtung des Stromes und der Umlaufsinn übereinstimmen. Mit diesen Zusammenhängen können wir Netzwerke analysieren und so aus komplexen Schaltungen einfachere Ersatzschaltungen herleiten sowie Teilspannungen oder Teilströme berechnen. Zunächst wollen wir uns auf lineare Netzwerke beschränken, d. h. die Verbraucher sind Ohmsche Widerstände. Die Leitungen betrachten wir als ideal mit dem Widerstand null. Reale Leitungen können wir uns aus einer idealen Leitung und einem Ohmschen Widerstand gemäß

Abb. 5.14 Schaltungssymbole.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

481

(5.20), in dem Leitungslänge, Leitungsquerschnitt sowie der Werkstoff berücksichtigt werden, zusammengesetzt denken. Wir verwenden dabei die Schaltungssymbole aus Abb. 5.14. Parallelschaltung von Widerständen Alle Widerstände sind mit dem einen Anschluss über den Knoten A und mit dem anderen über Knoten B miteinander verbunden. Diese Knoten sind wiederum an jeweils einem Pol der Spannungsquelle angeschlossen. Somit liegt zwischen den Knoten die Spannung der Quelle an. Aus Abb. 5.15 können wir zwei Gleichungen für die Knoten A und B sowie für drei Maschen aufstellen.

Knoten A: I − I 1 − I 2 = 0 Knoten B: I − I 1 − I 2 = 0

Masche 1: U − R1 I 1 = 0 Masche 2: U − R2 I 2 = 0 Masche 3: R1 I 1 − R2 I 2 = 0

(5.24)

Die Gleichungen sind nicht unabhängig voneinander, die Knotengleichungen sind identisch. Maschengleichung 3 geht aus der Subtraktion von Maschengleichung 2 und Maschengleichung 1 hervor. Wir suchen einen Zusammenhang zwischen den Widerständen R1 und R2 und einem Gesamtwiderstand Rg, durch den bei gleicher Spannung U der gleiche Strom I fließt wie bei der Parallelschaltung. Lösen wir die beiden ersten Maschengleichungen nach den Teilströmen I1 bzw. I2 auf und setzen diese in die Knotengleichung ein, so erhalten wir I1 =

U U , I2 = R1 R2

1 1 1 = + Rg R1 R2

⇒ I−

U U U ⇒ − =0=I− R1 R1 Rg

⇒ Rg =

R1 R2 . R1 + R2

(5.25)

Das gleiche Ergebnis hätten wir auch erhalten, wenn wir in der Knotengleichung die Teilströme gemäß (5.16) durch die an den Widerständen anliegende Spannung U und die jeweiligen Leitwerte Gi = 1/Ri ausgedrückt hätten. I = G g U = G1U + G1U ⇒ G g = G1 + G1

Abb. 5.15 Parallelschaltung von Widerständen.

(5.26)

482

5 Elektrizität und Magnetismus

Bei einer Parallelschaltung von Widerständen addieren sich die einzelnen Leitwerte zum Gesamtleitwert. Aus der Maschengleichung 3 in (5.24) erhalten wir den Zusammenhang zwischen den Teilströmen. I 1 R2 = I2 R1

(5.27)

Aus (5.16) folgt allgemein für die Verhältnisse von den Teilströmen zum Gesamtstrom und den Teilströmen untereinander GgU R I GU R I = = 1 und 1 = 1 = 2 . I 1 G1U Rg I 2 G2U R1

(5.28)

Die obigen Zusammenhänge für die Parallelschaltung von zwei Widerständen können wir leicht auf die Parallelschaltung von mehreren Widerständen erweitern. (5.26) → G g = ∑ Gi oder i

1 1 =∑ Rg i Ri

(5.29)

Gg I G I = und n = n I k Gk I m Gm

(5.30)

Dabei sind Ik, Im und In die Teilströme durch die Widerstände mit den Leitwerten Gk, Gm und Gn der Parallelschaltung. Reihenschaltung von Widerständen Spannungsquelle und Widerstände stellen in Abb. 5.16 eine Masche dar, der Strom I fließt durch alle Widerstände in gleicher Weise. In jedem wird ein Teil des von der Spannungsquelle in den Stromkreis eingespeisten Energiestroms in Wärme umgewandelt. Mit dem in Abb. 5.16 angegebenen Umlaufsinn der Masche ergibt sich aus (5.14) −U + R1 I + R2 I = 0 ⇒ U = ( R1 + R2 ) I = R g I ⇒ R g = ∑ Ri .

(5.31)

i

Bei einer Reihenschaltung von Widerständen addieren sich die einzelnen Widerstandswerte zum Gesamtwiderstand. I=

U U1 U 2 = ... = k . R1 R2 Rk

(5.32)

5.1 Ladung und Ladungsstrom

483

Abb. 5.16 Reihen- oder Serienschaltung von Widerständen. Da durch alle Widerstände der Strom I fließt, gilt für die Spannungsabfälle oder Teilspannungen an den einzelnen Widerständen.

Messung von Strom und Spannung Ladung, Strom und Spannung sowie der elektrische Widerstand sind der direkten Beobachtung nicht zugänglich (außer bei einem „Stromschlag“ mit in der Regel nicht erwünschten gesundheitlichen Auswirkungen). Bei Elektroskopen zur Messung von Ladungsmengen (siehe Abb. 5.2) werden Abstoßungskräfte gleichnamiger Ladungen benutzt, um diese als Zeigerausschlag sichtbar zu machen.

Amperemeter Geräte zum Messen von elektrischen Strömen, so genannte Amperemeter, nutzen andere Effekte aus. Fließt Strom durch einen (Ohmschen) Widerstand, so wird die elektrische Energie in Wärme umgesetzt, in Abhängigkeit vom thermischen Leitwert zwischen dem Widerstand und der Umgebung erwärmt sich dieser auf eine bestimmte Temperatur. Diese Temperaturänderung wiederum bewirkt eine Längenänderung des Widerstandes, die als Zeigerausschlag sichtbar gemacht werden kann. Die Temperatur ist abhängig von der umgesetzten Leistung und diese hängt wiederum von der Stromstärke ab. Nach diesem Messprinzip arbeiten so genannte „Hitzdrahtamperemeter“. Andere Amperemeter (Dreheisen und Drehspulinstrumente) nutzen magnetische Kräfte, die durch einen Strom bewirkt werden, aus. Diese bewirken wie beim Elektroskop einen Zeigerausschlag, der von der Stromstärke abhängig ist. Auf diese Effekte werden wir im Kapitel 5.3.2 eingehen. Alle Messwerke von Amperemetern haben einen elektrischen Innenwiderstand RA. Bei in der Praxis verwendeten Geräten beträgt dieser ca. 20Ω bei einem maximalen Strom IA von 500µA (Vollausschlag).

Zur Messung von Strömen müssen diese durch das Amperemeter fließen (siehe Abb. 2.13), somit muss dieses in Reihe mit dem Verbraucher geschaltet werden. Damit vergrößert es den Gesamtwiderstand, was eine Verminderung des Stromes zur Folge hat. Der Innenwiderstand des Messwerkes muss daher möglichst klein1 sein, um Verfälschungen der Strommessung in Grenzen zu halten. Der maximale Strom, der gemessen werden kann, ist zunächst auf den Wert bei Vollausschlag begrenzt. Um auch größere Ströme messen zu können, wird zum Messwerk ein Widerstand (Nebenwiderstand oder Shunt2) parallel geschaltet, über den ein entsprechender Teil des Gesamtstroms fließt.

1 2

Man sagt auch, ein Amperemeter müsse möglichst „niederohmig“ sein. Engl. Nebenschluss, ein Zweig der Parallelschaltung.

484

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.17 Messung von Strömen durch ein Amperemeter. Messbereichserweiterung durch Parallelschalten eines Nebenwiderstandes oder Shunts.

Soll der Messbereich des Amperemeters auf IM erweitert werden, so muss ein Strom IM – IA durch den Shunt fließen. Aus dem Verhältnis der Teilströme kann nach (5.27) das Verhältnis von RS, dem Widerstand des Shunts und Innenwiderstand RA des Messwerkes berechnet werden. R IA IA = S ⇒ RS = RA I M − I A RA IM − I A

(5.33)

Für einen Messbereich von 10A muss dem Messwerk (RA = 20Ω, IA = 500µA) ein Shunt von 10mΩ parallel geschaltet werden. Das gesamte Amperemeter (Messwerk und Shunt) hat gemäß (5.25) einen Widerstand von R Ampm. =

RS R A , RS + R A

(5.34)

in diesem Fall also von 10mΩ. Je größer der Shunt ist, je größer also der Messbereich, desto kleiner sind der Widerstand der Messanordnung und damit die Verfälschung der Messung durch diese. Die Abweichung des gemessenen Stroms von seinem wahren Wert beträgt ΔI := I wahr − I mess =

R Ampm U U − =U . RV RV + R Ampm RV + R Ampm

(5.35)

Im kleinsten Messbereich ohne Shunt sind die Abweichungen am größten. Voltmeter Spannungen oder Potentialdifferenzen können zwischen zwei Punkten eines Netzwerkes vorliegen. Bei einer Spannungsmessung müssen diese Punkte über das Spannungsmessgerät oder Voltmeter miteinander verbunden werden. Grundsätzlich kann für eine Spannungsmes-

5.1 Ladung und Ladungsstrom

485

Abb. 5.18 Messung von Spannungen. Wird ein Amperemeter verwendet, so muss der Strom durch das Messwerk durch einen Widerstand, der mit ihm in Reihe geschaltet wird, begrenzt werden.

sung ein Amperemeter benutzt werden, wenn sein Innenwiderstand über den Messbereich konstant ist. Allerdings darf die zu messende Spannung den Wert RAIA nicht überschreiten, bei dem oben betrachteten Messwerk also 0,01V. Um größere Spannungen messen zu können, muss ein Widerstand in Reihe mit dem Messwerk geschaltet werden, so dass der Strom zuwischen den Messpunkten kleiner als der Strom IA bei Vollausschlag ist. Für einen Messbereich UM muss der Reihenwiderstand RR ( RR + R A ) I A = U M ⇒ R R =

UM − RA IA

(5.36)

betragen. Mit UM = 10V ergibt sich ein Reihenwiderstand von 20,02kΩ. Auch Voltmeter (Amperemeter mit Reihenwiderstand) können Spannungsmessungen verfälschen. Soll der Spannungsabfall an einem von zwei in Serie geschalteten Verbrauchern gemessen werden, so bewirkt die Parallelschaltung des Voltmeters einen kleineren Gesamtwiderstand der Einheit Verbraucher-Voltmeter. Der Spannungsabfall U1 am Widerstand R1 beträgt ohne parallel geschaltetes Voltmeter U 1 = R1 I , mit U = ( R1 + R2 ) I ⇒ U 1 =

U . R1 + R2

Abb. 5.19 Einfluss des Voltmeters auf die Spannungsmessung bei zwei in Reihe geschalteten Verbrauchern.

(5.37)

486

5 Elektrizität und Magnetismus

Wird dem Widerstand R1 ein Voltmeter mit dem Innenwiderstand RV = RA + RR parallel geschaltet, so fällt insgesamt nur U1' an dem Gesamtwiderstand R1' = R1RV /(R1 + RV) der Parallelschaltung ab. Diese Spannung beträgt U 1' = R1' I ' , mit U = ( R1' + R2 ) I ' ⇒ U 1' =

U . R1 RV + R2 R1 + RV

(5.38)

Auch hier wird die Abweichung der gemessenen Spannung U1' von dem wahren Wert U1 umso größer, je kleiner der Innenwiderstand des Voltmeters ist. Voltmeter sollten daher möglichst „hochohmig“ sein. Ohmmeter Der Widerstand eines elektrischen Verbrauchers berechnet sich nach (5.16) bzw. (5.18) aus dem Quotienten der anliegenden Spannung und dem fließenden Strom. Gebräuchliche „Vielfachmessinstrumente“ können neben Strömen und Spannungen auch Widerstände messen, in diesem Modus bezeichnet man sie auch als „Ohmmeter“. Sie haben eine interne Spannungsquelle, die in Reihe mit dem Messwerk eines Amperemeters und einem Widerstand RR zur Anpassung des Messbereiches geschaltet ist.

Der Widerstand RR ist so bemessen, dass bei gegebener Spannung U der Spannungsquelle der Strom zum Vollausschlag IA des Amperemeters führt, wenn der zu messende Widerstand null ist, die Klemmen des Ohmmeters also kurzgeschlossen werden. Bei offenen Klemmen, wenn kein Widerstand angeschlossen ist, wird der Wert „unendlich“ angezeigt. Wird ein Widerstand Rmess angeschlossen, so fließt ein Strom I=

UI A U U , mit R R = . − RA ⇒ I = IA R A + R R + Rmess Rmess I A + U

(5.39)

Der Verlauf I(Rmess) ist nicht linear, daher muss die Skala mit bekannten Widerständen kalibriert werden, damit man direkt die gemessenen Widerstandswerte ablesen kann. Zu beachten ist bei dem Gebrauch von Ohmmetern, dass empfindliche Bauelemente, deren Widerstand gemessen werden soll, durch den Messstrom I, in unserem Beispiel < 500µA, nicht beschädigt werden.

Abb. 5.20 Ohmmeter als Reihenschaltung einer Spannungsquelle, einem Amperemeter und einem Widerstand zur Anpassung des Messbereiches.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

487

Reale Spannungsquellen Spannungs- oder Energiequellen überführen Energie anderer Träger in elektrische Energie und speisen diese in Stromkreise, die als Netzwerke wie die oben beschriebenen Paralleloder Reihenschaltungen von Widerständen strukturiert sein können, ein. Eine ideale Spannungsquelle speist in einen Stromkreis immer soviel Energie ein, wie vom Verbraucher abgeführt wird, dabei bleibt die Spannung U konstant. Bei einem „Ohmschen“ Verbraucher mit einem konstanten Widerstand R stellt sich gemäß (5.16) ein Strom I = U/R ein, den die Spannungsquelle unabhängig von R dem Verbraucher „liefert“. Der Energiestrom P = U²/R kann u. U. bei kleinen Widerständen sehr hoch werden.

Eine reale Spannungsquelle kann dagegen nur einen endlichen maximalen Energiestrom in den Stromkreis einspeisen. Häufig besteht ein linearer Zusammenhang zwischen der Spannung an den Polen der realen Spannungsquelle, der „Klemmenspannung“, und dem eingespeisten Strom: Die Klemmenspannung UKl. sinkt linear mit steigendem Strom. Dieses Verhalten kann man durch einen fiktiven „Innenwiderstand“ Ri der Spannungsquelle beschreiben. U Kl . = U 0 − Ri I

(5.40)

Dabei ist U0 die „Urspannung“ der Spannungsquelle, d. h. die (konstante) Spannung, welche die Spannungsquelle im Idealfall aufweisen würde, wenn sie unabhängig vom Strom Energie in den Stromkreis speisen würde. Am Innenwiderstand erfolgt ein Spannungsabfall, durch den die Urspannung auf die Klemmenspannung reduziert wird. Diese Urspannung ist ein charakteristisches Merkmal, das z. B. bei einer Batterie durch die Art der chemischen Reaktion bestimmt wird. Die Klemmenspannung ist gleich der Urspannung, wenn im angeschlossenen Stromkreis kein Strom fließt. Daher bezeichnet man die Urspannung einer Spannungsquelle auch als „Leerlaufspannung“. Die (negative) Steigung der Geraden in Abb. 5.22 entspricht dem Innenwiderstand der Spannungsquelle. Er ist bei vielen Spannungsquellen ebenfalls eine charakteristische Konstante. Wird die Spannungsquelle kurzgeschlossen, d. h. ihre Pole werden durch einen Leiter miteinander verbunden, so beträgt die Klemmenspannung null und es fließt der Kurzschluss-

Abb. 5.21 Schaltbild einer realen Spannungsquelle, die aus einer idealen Spannungsquelle und einem mit ihr in Reihe geschalteten Innenwiderstand aufgebaut ist.

488

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.22 Verlauf der Klemmenspannung einer realen Spannungsquelle in Abhängigkeit vom Strom.

strom IK. Dies entspricht dem Schnittpunkt der Geraden in Abb. 5.22 mit der I-Achse. Mit (5.40) ergibt sich der Kurzschlussstrom zu IK =

U0 . Ri

(5.41)

Die Leistung, die ein (Ohmscher) Verbraucher mit einem Widerstand RV der Spannungsquelle entnehmen kann, beträgt PV = U Kl . I = U 0 I − Ri I 2 .

(5.42)

Sie wird im Leerlauf (RV = ∞, I = 0) und bei Kurzschluss (RV = 0, UKl. = 0) null. Das Maximum der Leistung wird bei dPV U = 0 = U 0 − 2 Ri I ⇒ I max . = 0 2 Ri dI

(5.43)

erreicht und beträgt PV ( I max . ) = U 0

U0 U2 U2 − Ri 0 2 = 0 . 2 Ri 4 Ri 4 Ri

(5.44)

Der Widerstand des Verbrauchers muss dann RV =

U Kl . ( I max . ) U 0 − Ri I max . U 0 = = − Ri = Ri U0 I max . I max . 2 Ri

(5.45)

5.1 Ladung und Ladungsstrom

489

Abb. 5.23 Verlauf der Leistung, die eine reale Spannungsquelle in einen Verbraucher einspeisen kann, in Abhängigkeit vom Strom.

groß sein. Maximale Leistung wird von der Spannungsquelle zum Verbraucher übertragen, wenn der Widerstand des Verbrauchers gleich dem Innenwiderstand der Spannungsquelle ist. Dies heißt auch „Widerstandsanpassung“ des Verbrauchers an die Spannungsquelle. Urspannung und Kurzschlussstrom einer Spannungsquelle können in der Regel nicht direkt gemessen werden. Stattdessen misst man Klemmenspannung und Strom bei messtechnisch gut realisierbaren Werten, bestimmt aus der Steigung der Geraden in Abb. 5.22 den Innenwiderstand der Quelle. Urspannung und Kurzschlussstrom berechnet man dann aus den Schnittpunkten der extrapolierten Geraden mit den UKl.- bzw. I-Achsen. Spannungsquellen, insbesondere Batterien, haben in der Regel bestimmte Urspannungen und bestimmte Innenwiderstände, die durch die Art der elektrochemischen Energieumwandlung und den Aufbau festgelegt werden. Um andere Spannungen oder um kleinere Innenwiderstände zu erhalten, damit die Klemmenspannung bei großen Strömen nicht zu stark absinkt, werden einzelne Spannungsquellen, bei Batterien nennt man diese auch „Zellen“, miteinander kombiniert. Parallelschaltung von Spannungsquellen Werden n gleiche Spannungsquellen (gleiche Urspannung U0 und gleicher Innenwiderstand Ri) parallel geschaltet, so ist die resultierende Urspannung gleich. Die Innenwiderstände der Spannungsquellen sind parallel geschaltet, so dass sich insgesamt ein Innenwiderstand von Ri , Parallel =

Ri n

(5.46)

ergibt. Eine Parallelschaltung von Zellen bietet sich also an, wenn bei großen Strömen die Klemmenspannung möglichst konstant sein soll, die Gerade aus Abb. 5.22 also möglichst flach verläuft. Der Innenwiderstand der Quelle ist dann gegenüber dem Widerstand des Verbrauchers vernachlässigbar klein.

490

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.24 Parallelschaltung von Spannungsquellen mit gleicher Urspannung und gleichem Innenwiderstand.

Reihenschaltung von Spannungsquellen Reicht die Spannung einer Zelle für die Energieversorgung eines Verbrauchers nicht aus, so kann die Versorgungsspannung durch eine Reihenschaltung erhöht werden (siehe Abb. 5.8). Da sowohl die n (idealen) Spannungsquellen als auch die n Innenwiderstände in Reihe geschaltet werden, addieren sich die Urspannungen U0 zur resultierenden Urspannung nU0 und die Innenwiderstände Ri zum Gesamtinnenwiderstand nRi.

Abb. 5.25 Reihenschaltung von Spannungsquellen mit gleicher Urspannung und gleichem Innenwiderstand.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

491

Gruppenschaltung von Spannungsquellen Ist der Innenwiderstand einer Spannungsquelle, in der mehrere Zellen in Reihe geschaltet sind, zu groß, so kann dieser gesenkt werden, indem man einige der Spannungsquellen parallel schaltet. Eine solche kombinierte Reihen- und Parallelschaltung von Zellen nennt man Gruppenschaltung.

Die Zahl n der in Reihe geschalteten Zellen bestimmt die Urspannung der Zellgruppe, sie beträgt nU0, wenn U0 die Urspannung einer einzelnen Zelle mit dem Innenwiderstand Ri ist. Der Innenwiderstand vergrößert sich auf nRi. Reihenschaltung: U 0, Reihe = nU 0 , Ri , Reihe = nRi

(5.47)

Werden m solcher Reihen parallel zu einer Gruppe zusammengeschaltet, so ergeben sich als Urspannung die Urspannung der Reihe und als Innenwiderstand der Gruppe Gruppenschaltung: U 0,Grp. = U 0, Reihe , Ri ,Grp. =

nRi . m

(5.48)

Eine Gruppenschaltung von Zellen bietet sich besonders da an, wo ein maximaler Energiestrom aus den Spannungsquellen dem Verbraucher zugeführt werden soll. Durch entsprechendes Kombinieren der Zellen in parallel geschaltete Reihen kann so eine Widerstandsanpassung der Spannungsquelle an den Verbraucher wie in (5.45) realisiert werden. Verzweigte Netzwerke In verzweigten Netzwerken oder Stromkreisen können Widerstände und Spannungsquellen in beliebiger Weise miteinander verschaltet sein. Oft besteht die Aufgabe darin, bei gegebenen Widerständen und Spannungen der Quellen die auftretenden Ströme sowie die Spannungen zwischen verschiedenen Knoten zu berechnen oder für ein komplexes Widerstandsnetzwerk den Ersatzwiderstand zu finden.

Die Ströme von Knoten hängen über die Knotenregel (5.6) zusammen. Außerdem lässt sich jedes Netzwerk in verschiedene Maschen, geschlossene Pfade über Leitungen, Widerstände und Spannungsquellen, gliedern, für die die Maschenregel (5.14) gilt. Für jeden Knoten1 und jede Masche erhalten wir eine Gleichung, in der Ströme bzw. Spannungen und Spannungsabfälle, die aus Widerständen sowie Strömen zusammengesetzt sind, in Beziehung gesetzt werden. Wichtig ist dabei, dass die Gleichungen voneinander unabhängig sind, d. h. nicht aus der Addition oder Subtraktion anderer Gleichungen oder durch Multiplikation mit einem Faktor hervorgehen. So waren nur drei der fünf Gleichungen (5.24) eines Netzwerkes aus einer Spannungsquelle und zwei parallel geschalteten Widerständen (siehe Abb. 5.15) unabhängig voneinander. Ist die Zahl der unabhängigen Gleichungen gleich der Zahl der unbekannten Größen, so sind diese eindeutig bestimmbar. Gibt es weniger Gleichungen, so sind die Lösungen vieldeutig, d. h. es gibt funktionale Abhängigkeiten der Unbekannten voneinander. Ist die Zahl der Gleichungen dagegen größer als die Zahl der Unbekannten, so ist das Gleichungssystem überbestimmt, es kann eindeutige Lösungen geben, es besteht aber auch die Möglichkeit, dass Widersprüche zwischen den Gleichungen bestehen. 1

Sinnvollerweise stellt man nur Gleichungen für Knoten auf, in denen sich mindestens drei Leitungen treffen.

492

5 Elektrizität und Magnetismus

Ein (scheinbares) Problem ist es, die richtige Richtung der Ströme bei den Knoten und zur Bestimmung der Spannungsabfälle an Widerständen in den Maschengleichungen zu „erraten“, wenn das Vorzeichen von Potentialdifferenzen noch nicht bekannt ist. Man kann jedoch beim Aufstellen der Gleichungen die Stromrichtungen zunächst willkürlich festlegen. Ist das Vorzeichen des später berechneten Stromes positiv, so fließt der Strom tatsächlich in die vorher festgelegte Richtung. Bei negativem Vorzeichen dagegen fließt er in die entgegengesetzte Richtung. Hätten wir z. B. bei dem Netzwerk in Abb. 5.15 die Richtung des Stroms I2 umgekehrt festgelegt, so hätten sich die Gleichungen Masche 1: U − R1 I 1 = 0 Masche 2: U + R2 I 2 = 0

Knoten A: I − I 1 + I 2 = 0 (5.49)

ergeben. Löst man die Maschengleichungen nach den Teilströmen I1 bzw. I2 auf, so erhält man den gleichen Zusammenhang zwischen dem Gesamtwiderstand der Parallelschaltung und den Einzelwiderständen. Sind in einem Netzwerk Widerstände parallel oder in Reihe geschaltet, so ist es sinnvoll, diese Kombination von Widerständen durch ihre Gesamtwiderstände gemäß (5.29) bzw. (5.31) zu ersetzen. Wir wollen nun einige Netzwerke analysieren und die obigen Strategien anwenden. Dabei ist es wichtig, linear unabhängige Gleichungen aus den Knoten- und Maschenbedingungen zu erhalten. Diese erhält man leicht, wenn man möglichst nur „innere“ Maschen verwendet.

Abb. 5.26 Innere und äußere Maschen eines Netzwerkes. Die Maschen (abcd) und (dcef) sind „innere“ Maschen, während die Masche (abef) eine „äußere“ Masche darstellt.

Die erhaltenen Ergebnisse kann man überprüfen, indem man sie in weitere Maschengleichungen einsetzt. Diese Gleichungen müssen ebenfalls erfüllt werden. Ein häufiges Problem ist die Zusammenschaltung unterschiedlicher Spannungsquellen, d. h. Urspannungen und Innenwiderstände sind verschieden. Dieser Fall kann z. B. auch bei scheinbar gleichen Batterien vorkommen, wenn eine der Batterien stark entladen ist. Dann sinkt die Urspannung unter den nominalen Wert. Innenwiderstände können verschieden sein, wenn eine Zelle beschädigt ist. Werden unterschiedliche Batterien in Reihe geschaltet, so

5.1 Ladung und Ladungsstrom

493

addieren sich Urspannungen U1, U2 und Innenwiderstände R1, R2 wie in (5.47) angegeben zur Urspannung und zum Innenwiderstand der Kombination. U 0, Reihe = U 1 + U 2 , Ri , Reihe = R1 + R2

Abb. 5.27 Reihenschaltung von Batterien mit unterschiedlichen Urspannungen und Innenwiderständen.

Abb. 5.28 Parallelschaltung von unterschiedlichen Batterien.

(5.50)

494

5 Elektrizität und Magnetismus

Bei einer Parallelschaltung unterschiedlicher Batterien tragen beide zum Gesamtstrom I durch den Verbraucher RV bei. Die Ströme ergeben sich aus den Knoten- und Maschengleichungen in Abb. 5.28. Masche 1: U 1 − R1 I 1 + R2 I 2 − U 2 = 0 , Knoten A: I 1 + I 2 − I = 0 Masche 2: U 2 − R2 I 2 − RV I = 0

(5.51)

Zur Lösung des Gleichungssystems bringen wir alle Terme mit den unbekannten Strömen auf die linke und die bekannten Spannungen auf die rechte Seite der Gleichungen. Wir eliminieren sukzessive I und I1 und können so I2 berechnen. –I + I1 + I2 = 0 RVI + R2 I2 = U2 ⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯ RV I1 + (RV+R2) I2 = U2 R2 I2 = U2 – U1 – R1 I1 + ⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯⎯ (R1(RV+R2) + RV R2) I2 = R1U2 + RV(U2 – U1) I2 =

R1U 2 + RV (U 2 − U 1 ) R1 ( RV + R2 ) + RV R2

(5.52)

Entsprechend ergeben sich I1 und I. I1 =

R2U 1 + RV (U 1 − U 2 ) R2U 1 + RV (U 1 − U 2 ) = R1 ( RV + R2 ) + RV R2 RV ( R1 + R2 ) + R1 R2

(5.53)

I =

R2U 1 + R1U 2 RV ( R1 + R2 ) + R1 R2

(5.54)

Zu beachten ist, dass auch im Leerlauf (RV → ∞) in der Masche 1 ein Strom fließt. Mit I = 0 und I1,L = – I2,L = IL beträgt der Leerlaufstrom IL IL =

U1 − U 2 . R1 + R2

(5.55)

Ist U1 > U2, so wird auch im Leerlauf die Batterie 1 durch den Strom entladen, während der Energiestrom die Batterie 2 lädt, durch sie somit ein Strom vom Minuspol zum Pluspol fließt.1 Die Leerlaufspannung (Klemmenspannung der parallel geschalteten Batterien) zwischen den Knoten A und B in Abb. 5.28 beträgt U K , L = U 1 − R1 I L = U 1 − R1

1

U 1 − U 2 U 1 R2 + U 2 R1 . = R1 + R2 R1 + R2

(5.56)

Dies kann bei anderen Spannungsquellen wie Solarzellen zu Problemen führen. Daher wird dieser Strom dort durch Dioden unterbrochen.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

495

Mit RV = 0 ergibt sich der Kurzschlussstrom zu IK =

U 1 R2 + U 2 R1 . R1 R2

(5.57)

Eine weitere, häufig gebrauchte Schaltung ist der Spannungsteiler oder die Potentiometerschaltung. Sie wird immer dann benötigt, wenn die Spannung einer Spannungsquelle zu groß für die Versorgung eines Verbrauchers ist und man mit Hilfe einer Spannungsquelle eine oder mehrere Teilspannungen erzeugen möchte. Bei der Betrachtung der Reihenschaltung von Widerständen haben wir gesehen, dass an den Widerständen Teilspannungen abfallen, die nach (5.32) proportional zum Widerstand sind. Ein Spannungsteiler besteht aus mehreren in Reihe geschalteten Widerständen, an denen dann die Teilspannungen abgegriffen werden können.

Abb. 5.29 Spannungsteiler (a) unbelastet, (b) mit einem Verbraucher RV belastet.

Soll die gewünschte Teilspannung eine Potentialdifferenz zum Minuspol der Spannungsquelle in Abb. 5.29 erzeugen, so wird sie als Spannungsabfall am Widerstand R2 zwischen den Punkten E und K abgegriffen. Die Teilspannung UT beträgt mit (5.31) und (5.32) im unbelasteten Fall, wenn zwischen E und K kein weiterer Verbraucher parallel zu R2 geschaltet ist: U T = R2 I = R2

U . R1 + R2

(5.58)

Diese Spannung ändert sich bei Parallelschaltung eines Verbrauchers RV zu R2. Der Gesamtwiderstand der parallel geschalteten Widerstände RV und R2 ist mit R2RV/(R2 + RV) kleiner als R2, daher ist die Teilspannung U T' auch kleiner als im unbelasteten Fall. Diese beträgt

496

5 Elektrizität und Magnetismus 1

U'T /UT

↑

0,8 0,6 0,4 0,2 0 0

10

20

30

40

50

R 2 /R V → Abb. 5.30 Verlauf der Teilspannung am Verbraucher RV, bezogen auf die Teilspannung des unbelasteten Spannungsteilers in Abhängigkeit des Verhältnisses R2/RV.

U T' =

R2 RV I ' , mit I ' = R2 + RV

U T' =

R2 RV U R1 R2 + R1 RV + R2 RV

U R2 RV R1 + R2 + RV

⇒

(5.59)

Die Spannung U T' wird umso kleiner, je kleiner RV wird, je stärker also der Verbraucher den Spannungsteiler belastet. Für RV → ∞ geht (5.59) in (5.58) über. Vereinfachungen durch Symmetrien im Netzwerk Weisen komplizierte Netzwerke Symmetrien in Spannungen und/oder Widerständen auf, so kann ihre Analyse stark vereinfacht werden. Als Beispiel betrachten wir eine „Brückenschaltung“ von Widerständen.

Zur Bestimmung der sechs unbekannten Ströme sind vier Knotengleichungen und zwei Maschengleichungen aufzustellen. Die Aufgabe vereinfacht sich erheblich, wenn die Widerstände R1 = R2 = Ra und R3 = R4 = Rb sind. In diesem Fall sind die Pfade über die Knoten ABD und ACD symmetrisch und damit die Potentiale von B und C gleich. Damit fließt über den Widerstand R5 kein Strom, sein Wert spielt für die Schaltung keine Rolle. Er kann somit entweder durch einen widerstandslosen Leiter ersetzt oder auch weggelassen werden. Damit ergibt sich das Ersatzschaltbild in Abb. 5.32. Der Gesamtwiderstand der Brückenschaltung zwischen den Knoten A und D ergibt sich nach Abb. 5.32 (a) zu R Br . =

R a Rb + 2 2

(5.60)

5.1 Ladung und Ladungsstrom

497

Abb. 5.31 Brückenschaltung von Widerständen.

und nach Abb. 5.32 (b) zu R Br . =

1 ( R a + Rb ) , 2

(5.61)

d. h. es spielt für den Gesamtwiderstand keine Rolle, wie der Widerstand R5 behandelt wird. Auch für andere Widerstandswerte R1… R4 kann erreicht werden, dass kein Strom durch R5 fließt, also die Brückenschaltung durch Ersatzschaltungen nach Abb. 5.32 beschrieben werden kann. Um dies zu erreichen, müssen die Spannungsabfälle an R1 und an R2 gleich sein.

Abb. 5.32 Ersatzschaltbilder für die Brückenschaltung aus Abb. 5.31, wenn R1 = R2 = Ra und R3 = R4 = Rb. Der Widerstand R5 kann überbrückt (a) oder weggelassen (b) werden, da durch ihn kein Strom fließt.

498

Abb. 5.33 Wheatstonesche Brücke zur Bestimmung von Widerständen.

5 Elektrizität und Magnetismus

5.1 Ladung und Ladungsstrom

499

Aus Abb. 5.32 (b) geht hervor, dass in Abb. 5.31 die Ströme I1 = I4 und I2 = I3 sind. Damit gilt R1 I 1 = R2 I 2 und R4 I 1 = R3 I 2 ⇒

R1 I 2 R4 R R = = oder 1 = 2 . R2 I1 R3 R 4 R3

(5.62)

Auch für diese Widerstandsverhältnisse bleibt die Brücke über den Widerstand R5 stromlos. Der Gesamtwiderstand der Schaltung beträgt dann R Br . =

( R2 + R3 )( R1 + R4 ) . R1 + R2 + R3 + R4

(5.63)

Diese Schaltung ist auch als „Wheatstonesche1 Brücke“ bekannt und wird gern zur Bestimmung von unbekannten Widerständen gebraucht. R1 und R4 werden durch ein Schleifpotentiometer realisiert, über einem Widerstandsdraht kann ein Schleifkonkakt (der Knoten C in Abb. 5.31) verschoben werden, so dass bei konstantem R1 + R4 die Widerstände R1 und R4 variierbar sind. Ist der Wert von z. B. R2 bekannt, so kann durch Verschieben des Schleifkontaktes ein Amperemeter, das statt R5 eingebaut wurde, auf null abgeglichen werden. Der unbekannte Widerstand R3 kann dann mit (5.62) berechnet werden. Ein weiteres Beispiel soll den Vorteil von Symmetriebetrachtungen bei der Knotenanalyse von Widerstandsnetzwerken verdeutlichen: Zwölf gleiche Widerstände befinden sich an den Kanten eines Würfels, die Knoten sollen die acht Ecken des Würfels bilden. Wir können dies in der Ebene folgendermaßen darstellen: Im Knoten A spaltet sich der eingespeiste Strom I in drei gleiche Teilströme I/3 auf. Diese Teilströme gelangen über die Widerstände zu den Knoten B, D und E. Dort teilen sie sich wieder in je zwei gleiche Ströme auf. Jeweils zwei dieser Teilströme der Stärke I/6 vereinigen sich wieder in den Knoten C, F und H zu Strömen von I/3 und schließlich im Knoten G dann zum Gesamtstrom I.

Abb. 5.34 Widerstandsnetzwerk aus zwölf gleichen Widerständen. Gesucht ist der Widerstand zwischen den Knoten A und G. 1

C. Wheatstone (1802 – 1875).

500

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.35 Das Widerstandsnetzwerk aus Abb. 5.34, dargestellt in der Ebene.

Abb. 5.36 Widerstandsnetzwerk aus Abb. 5.35, nachdem berücksichtigt wurde, dass sich die Knoten B, D und E sowie C, F und H auf gleichem Potential befinden.

5.1 Ladung und Ladungsstrom

501

Da keiner der Knoten B, D und E ausgezeichnet ist, befinden sie sich alle auf dem gleichen Potential, so wie die Knoten C, F und H. Daher können wir die Knoten B, D und E miteinander durch widerstandslose Leitungen verbinden, ebenso die Knoten C, F und H. Die drei Widerstände zwischen A und B, D sowie E, die sechs Widerstände zwischen B, D, E und C, F, H und die drei Widerstände zwischen C, F, H und G sind parallel geschaltet. Damit vereinfacht sich das Netzwerk aus Abb. 5.35 zu Abb. 5.36. Damit beträgt der Widerstand zwischen den Knoten A und G R AG =

1 1 1 5 R+ R+ R= R. 3 6 3 6

(5.64)

Auch für unendlich ausgedehnte Netzwerke aus Widerständen kann man durch Symmetrieüberlegungen Gesamtwiderstände angeben. Als Beispiel betrachten wir eine unendlich ausgedehnte Widerstandskette, wobei die Einzelwiderstände gleich sein sollen.

Abb. 5.37 Unendlich lange Widerstandskette aus gleichen Widerständen.

Beginnen wir mit der Berechnung des Gesamtwiderstandes der Kette an ihrem rechten Ende in Abb. 5.37, so erhalten wir für die Widerstände zwischen den Punkten C und D: RCD

= 3R ,

C' und D': RC'D' = 2 R +

RRCD 3 11 = 2R + R = R , R + RCD 4 4

C'' und D'': RC''D'' = 2 R +

RRC 'D ' 11 41 = 2R + R = R R + RC ' D ' 15 15

C''' und D''': RC'''D''' = 2 R +

RRC '' D '' 41 153 = 2R + R= R. R + RC '' D '' 15 56

(5.65)

Der Gesamtwiderstand der unendlich langen Kette konvergiert zu einem Wert zwischen 2R und 3R. Den exakten Wert erhalten wir leichter, wenn wir die Kette von der anderen Seite, von ihrem Anfang aus betrachten. Da die Kette unendlich lang ist, werden sich die Wider-

502

5 Elektrizität und Magnetismus

stände zwischen den Punkten A und B sowie A' und B' nicht unterscheiden. Damit erhalten wir den Widerstand der Kette R AB = 2 R +

RR A'B ' RR AB ≅ 2R + ⇒ R + R A' B ' R + R AB

2 ( R AB − 2 R )( R + R AB ) = RR AB ⇒ R AB − 2 RR AB − 2 R 2 = 0 ⇒

R AB = (1 + 3 ) R .

(5.66)

Zur Überprüfung kann man den Rest der Kette auch in den Punkten A'' und B'' beginnen lassen. Das Ergebnis für den Gesamtwiderstand der Kette bleibt das gleiche. Sind die „Glieder“ der Widerstandskette aus unterschiedlichen Widerständen aufgebaut ((R1), (R2), (R3) in Abb. 5.37), so modifiziert sich (5.66) mit R1 + R2 := RR und R3 := RP zu R AB ≅ R R +

R P R AB ⇒ ( R AB − R R )( R P + R AB ) = R P R AB ⇒ R P + R AB

2 R AB − R R R AB − R R R P = 0 ⇒ R AB =

RR R (1 + 1 + 4 P . 2 RR

(5.67)

Im Grenzfall RP → ∞ strebt RAB ebenfalls gegen unendlich, da alle Widerstände (R1), (R2) in Reihe geschaltet sind. Ist dagegen RP = 0, d. h. alle Kettenglieder bis auf das erste werden kurzgeschlossen, so beträgt RAB = RR. Sind die Widerstände gleich, so ergibt sich (5.66). Brückenschaltung mit beliebigen Widerständen (Dreieck-Stern-Transformation) Genügen die Widerstände einer Brückenschaltung aus Abb. 5.31 nicht der Bedingung (5.62), so kann sie nicht auf die Ersatzschaltschaltung in Abb. 5.32, d. h. auf Reihen- und Parallelschaltungen von Widerständen zurückgeführt werden.

Vorteilhaft ist es, das Netzwerk der Widerstände zwischen den Knoten A, B und C, die ein Dreieck bilden, durch ein Netzwerk aus drei anderen Widerständen, die einen Stern mit den Endpunkten A, B und C und einem Knoten im Mittelpunkt, dem Sternpunkt S, bilden, umzuwandeln. Die „Sternschaltung“ muss die gleichen Widerstände zwischen den Knoten der Brückenschaltung bewirken wie die „Dreieckschaltung“, so dass der gleiche Strom durch das gesamte Netzwerk fließt, wenn zwischen den Knoten A und D eine Spannung angelegt wird. Nach der Dreieck-Stern-Transformation der Widerstände RAB, RAC und RBC in RAS, RBS und RCS kann die Brückenschaltung in eine Reihen und eine Parallelschaltung zergliedert werden. Der gesamte Widerstand zwischen den Knoten A und B kann sowohl durch eine Reihenschaltung der Sternwiderstände RAS und RBS als auch durch eine Parallelschaltung der Dreieckswiderstände RAB und RAC + RBC dargestellt werden. Bei der Sternschaltung geht die ein-

5.1 Ladung und Ladungsstrom

503

Abb. 5.38 Brückenschaltung mit beliebigen Widerständen.

zige „galvanische1“, d. h. stromführende Verbindung zwischen den Knoten A und B über RAS und RBS. R AB , ges. = R AS + R BS =

R AB ( R AC + R BC ) R AB + R AC + R BC

(5.68)

Entsprechend ergeben sich die Widerstände zwischen den Knoten A, C und B, C zu

1

R AC , ges. = R AS + RCS =

R AC ( R AB + R BC ) R AB + R AC + R BC

(5.69)

R BC , ges. = R BS + RCS =

R BC ( R AB + R AC ) . R AB + R AC + R BC

(5.70)

L. Galvani (1737 – 1798).

504

5 Elektrizität und Magnetismus

Wir lösen die drei Gleichungen bei gegebenen Dreieckswiderständen RAB, RAC und RBC nach den unbekannten Sternwiderständen RAS, RBS und RCS auf und erhalten: R AB , ges. − R AB , ges. = R BS − RCS ,

(5.71)

(5.71) + (5.70) ⇒ 2 R BS = R AB , ges. − R AB , ges. + R BC , ges. ⇒ RBS =

RAB

R AB RBC + R AC + RBC

(5.72)

R AS = R AB , ges. − R BS ⇒ R AS =

R AB R AC R AB + R AC + R BC

(5.73)

RCS = R AC , ges. − R AS ⇒ RCS =

R AC R BC + R AC + R BC

(5.74)

R AB

Soll umgekehrt eine Sternschaltung von Widerständen in eine Dreiecksschaltung umgewandelt werden, so dividieren wir z. B. (5.74) durch (5.73) und (5.74)durch (5.72). RCS R R = AC ⇒ RAC = CS RAB R AS R AB RAS

(5.75)

RCS R = BC R BS R AB

(5.76)

⇒ RBC =

RCS R AB RBS

Wir setzen die Dreieckswiderstände RAC und RBC in (5.68) ein und erhalten RCS R 1 1 R AB + CS R AB ) R AB ( + ) R AS R BS R AS R BS + R BS = = R R 1 1 1 + + R AB + CS R AB + CS R AB RCS R AS R BS R AS R BS R AS R BS = R AS + R BS + . RCS R AB (

R AS

R AB

⇒

(5.77)

Entsprechend gilt für die anderen Dreieckswiderstände R AC = R AS + RCS +

R AS RCS R BS

(5.78)

R BC = RBS + RCS +

R BS RCS . R AS

(5.79)

5.2 Elektrostatik

5.2

505

Elektrostatik

Ladungen üben aufeinander Kräfte aus, bei gleichnamigen Ladungen sind diese abstoßend, bei ungleichnamigen dagegen anziehend. Sind die Ladungen oder Ladungsverteilungen ortsfest, so sind die elektrischen Kräfte, die sie aufeinander ausüben, zeitlich konstant, daher spricht man auch von dem Gebiet der „Elektrostatik“.

5.2.1

Coulombsches Gesetz

Die Gesetze, denen die Kräfte von Ladungen gehorchen, wurden von Ch. Coulomb experimentell untersucht. Dabei waren die aufgeladenen Objekte klein gegen ihre Abstände, so dass er sie als „Punktladungen“ auffassen konnte. Die Ergebnisse der Experimente werden im „Coulombschen Gesetz“ der Kräfte, die Punktladungen aufeinander ausüben, zusammengefasst. Die Kraft, die eine Punktladung q1, die sich am Ort r1 befindet, auf eine zweite Punktladung q2 am Ort r2 ausübt, beträgt F1→2 =

mit er1→2 =

1 q1 q 2 er , 4πε 0 r12→2 1→ 2

(5.80)

r1→ 2 r = 1→ 2 und r1→2 = r2 − r1 . r1→ 2 | r2 − r1 |

Diese Kraft ist • proportional zu zum Produkt der Ladungen, • umgekehrt proportional zum Quadrat des Abstandes r1→2 der beiden Punktladungen, • bei gleichnamigen Ladungen von der Ladung q1 zur Ladung q2 gerichtet (in Richtung von er1→2 ), bei ungleichnamigen Ladungen ist die Kraft entgegengesetzt gerichtet. • Die Kraft zwischen zwei Punktladungen ist eine Zentralkraft.

Die Größe ε0 im Proportionalitätsfaktor heißt elektrische Feldkonstante, absolute Dielektrizitätskonstante, Dielektrizitätskonstante des Vakuums oder Influenzkonstante. Ihr Wert beträgt ε 0 = 8,854 ⋅ 10 −12

2 C2 As −12 C . 8 , 854 10 = ⋅ = 8,854 ⋅ 10 −12 2 Jm Vm Nm

(5.81)

Bei der Umrechnung der Einheiten wurde der Zusammenhang (5.9) zwischen (elektrischem) Energiestrom und elektrischem Potential benutzt. Das „Herausziehen“ des Faktors 1/4π in (5.80) hat einen praktischen Grund, auf den wir später eingehen werden. Dem 3. Newtonschen Axiom zufolge erfährt die Ladung q1 ebenfalls eine Kraft, die entgegengesetzt gleich groß ist wie F1→ 2 in (5.80). Formal ist dies auch darin begründet, dass bei der Kraft F2→1 der Richtungsvektor er = −er ist. Der Betrag F der Kraft zwischen zwei Punktladungen, die einen Abstand r =| r1→2 |=| r2→1 | voneinander aufweisen, lautet somit 2→1

F=

1 q1 q 2 . 4πε 0 r 2

1→2

(5.82)

506

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.39 Kraft zwischen zwei gleichnamigen Punktladungen.

Das Coulombsche Gesetz (5.80) entspricht formal dem Newtonschen Gravitationsgesetz (2.59), allerdings ist die Schwerkraft im Gegensatz zur elektrischen Kraft nur anziehend, denn es gibt keine verschiedenen Arten von Masse. Vergleicht man elektrostatische Kraft und Schwerkraft zwischen zwei gleichen Elementarteilchen, z. B. zwischen zwei Protonen ( q P = 1,602 ⋅ 10 −19 C , m P = 1,673 ⋅ 10 −27 kg ), so ergibt das Verhältnis der Kräfte mit der Gravitationskonstanten γ = 6,672.10-11Nm²/kg² Fel . 1 qP2 1 r 2 = = 1, 236 ⋅1036 . FS 4πε0 r 2 γ mP2

(5.83)

Die elektrostatische Kraft dominiert bei weitem. Nur wenn zwei Objekte elektrisch neutral sind, ist die Gravitation bei der Wechselwirkung von Objekten zu berücksichtigen. Dass die Schwerkraft überhaupt eine Rolle spielt, liegt daran, dass die Erde und die meisten Gegenstände des täglichen Lebens elektrisch neutral sind. Befinden sich mehrere Punktladungen im Raum, so üben diese paarweise Kräfte aufeinander aus. Die resultierende Kraft auf eine der Ladungen q0, die sich am Ort r0 befindet, ist die vektorielle Summe der Kräfte, die die anderen an den Orten ri befindlichen Ladungen qi gemäß (5.80) auf sie ausüben. F = ∑ Fi →0 = i

q0 4πε 0

∑ i

qi 2 i →0

r

eri

→0

=

q0 4πε 0

∑ i

qi

| r0 − ri |3

(r0 − ri )

(5.84)

Hervorzuheben ist, dass die Kräfte zwischen zwei Ladungen durch weitere Ladungen nicht beeinflusst werden, elektrostatische Kräfte überlagern sich unabhängig. Diese weitere Aussage des Coulombschen Gesetzes wurde bislang in allen Experimenten bestätigt.

5.2.2

Das elektrische Feld

Im Gegensatz zu Kontaktkräften oder Reibungskräften wirkt die elektrostatische Kraft auch über sehr große Entfernungen, ihre Reichweite ist im Prinzip unendlich groß, auch wenn die Kraft gemäß (5.80) dann gegen null strebt. Gleiches ist auch bei der Gravitation der Fall. Diese Fernwirkung eines oder mehrerer Objekte auf ein anderes beschreibt man durch Fel-

5.2 Elektrostatik

507

der, welche die Kraftwirkung entfernter Objekte über den Raum vermitteln. Da dem Coulombschen Gesetz zufolge die Kraft auf einen Körper proportional zu seiner Ladung q0 ist, unterscheidet man in (5.80) bzw. (5.84) zwei Faktoren: F = q 0 E . E nennt man das elektrische Feld, durch das andere Ladungen eine resultierende Kraft auf eine positive Ladung q0 am Ort r0 ausüben. E=

F N J Ws VAs V = = = = , [E] = q0 C Cm Cm Asm m

(5.85)

Die Ladung q0 bezeichnet man auch als Probeladung, sie soll so klein sein, dass sie das elektrische Feld am Ort r0 nicht verändert. Durch die Einführung des Begriffes „elektrisches Feld“ wird die Kraftwirkung am Ort r0 durch die lokalen Größen Ladung und Feldstärkevektor am Ort r0, dem „Aufpunkt“, bestimmt. Durch welche Ladungsverteilung im Raum die lokale Feldstärke bewirkt wird, spielt keine Rolle. Das elektrische Feld einer Punktladung qP, die sich am Ort rP befindet, beträgt am Aufpunkt r0 E=

r0 − rP r0 − rP qP q 1 = P . 2 4πε 0 | r0 − rP | | r0 − rP | 4πε 0 | r0 − rP |3

(5.86)

Für alle Aufpunkte, die den gleichen Abstand von der Punktladung haben, ist der Betrag des Feldes oder die Feldstärke E gleich. Daher nennt man diese Felder auch radialsymmetrisch. Für wachsende Abstände sinkt die Feldstärke umgekehrt proportional zum Quadrat des Abstandes. E=

qP 1 . 4πε 0 | r0 − rP | 2

(5.87)

Der Vektor des elektrischen Feldes positiver Ladungen ist immer von ihnen weg gerichtet (Kraft auf positive Probeladungen), bei negativen Ladungen zeigt er auf diese. Das resultierende Feld, das mehrere Punktladungen im Aufpunkt r0 erzeugt, ergibt sich aus der vektoriellen Addition der Einzelfelder. E = ∑ Ei = i

1 4πε 0

∑ qi i

r0 − ri

| r0 − ri |3

.

(5.88)

Feldlinien elektrischer Felder Mit Hilfe von Feldlinien kann man sich den räumlichen Verlauf elektrischer Felder leicht verdeutlichen. Sie beschreiben zum einen die Richtung des Feldes und zum anderen die Feldstärke. Der Verlauf einer Feldlinie entspricht der Bahnkurve, längs der sich eine positive Probeladung aus der Ruhe in einem elektrischen Feld bewegen würde. Da die Kraftrichtung immer eindeutig ist, überkreuzen sich Feldlinien nie. Die Tangente an eine Feldlinie gibt die Richtung der Kraft an dieser Stelle an.

Die Feldlinien einer Punktladung verlaufen radial von ihr weg (positive Ladung) oder kommen radial auf sie zu (negative Ladung). Wir betrachten eine Auswahl von Feldlinien, die

508

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.40 Auswahl von Feldlinien einer positiven Punktladung. Die Dichte der Feldlinien sinkt mit wachsendem Abstand von der Punktladung. Der Abfall der Dichte wird nur qualitativ richtig wiedergegeben, im Dreidimensionalen fällt sie quadratisch mit dem Abstand, im Zweidimensionalen dagegen nur linear ab.

eine zur positiven Punktladung konzentrische Kugel durchdringen. Diese Feldlinien sollen außerdem auf der Kugel gleichmäßig verteilt sein. Verfolgen wir die Feldlinien in Richtung auf die Punktladung, so wird mit sinkendem Abstand ihre Dichte immer größer. Mit wachsendem Abstand sinkt sie dagegen. Da mit wachsendem Abstand die Feldstärke einer Punktladung sinkt, können wir die Dichte der Feldlinien als Maß für die Feldstärke ansehen. Da diese wiederum proportional zur Ladung ist, ist die Dichte der Feldlinien auch zur Ladung proportional. Die Dichte der Feldlinien und damit die Feldstärke streben gegen unendlich am Ort der Punktladung. Die Feldlinien beginnen bei einer positiven Ladung, denn eine ebenfalls positive Probeladung bewegt sich von ihr weg, daher bezeichnet man positive Ladungen auch als Quelle von Feldlinien bzw. als Quelle von elektrischen Feldern. Entsprechend stellen negative Ladungen Senken von Feldlinien bzw. von elektrischen Feldern dar, denn Feldlinien enden dort. In der Elektrostatik gibt es somit keine geschlossenen Feldlinien. Den qualitativen Verlauf von Feldlinien elektrischer Felder, die durch Überlagerung der Felder zweier Punktladungen1 entstehen, kann man grafisch ermitteln. Man zeichnet zunächst die radialsymmetrischen Feldlinien der einzelnen Ladungen mit ausreichender Dichte, wobei die Zahl der Feldlinien proportional zur Ladung sein muss. Die sich schneidenden Feldlinien erzeugen ein Muster aus Vierecken, deren Diagonalen die Richtung des resultierenden Feldes festlegen. Kennzeichnet man in einem Viereck die Richtung der Einzelfelder, dann ist die Diagonale zu wählen, die sich aus der Parallelogrammkonstruktion einer Vektoraddition ergeben würde. Viele kleine Vierecke ergeben eine hohe Dichte der resultierenden Feldlinien und damit eine hohe Gesamtfeldstärke, während Zonen großer Vierecke auf eine geringe Feldstärke hindeuten. Betrachten wir das Feld, das aus der Überlagerung von Feldern gleich großer gleichnamiger Punktladungen, die durch einen Abstand d voneinander getrennt sind, entsteht. In der Mitte der 1

Bei einer zweidimensionalen Zeichnung erhält man die Überlagerung der Felder zweier geladener Drähte, die senkrecht zur Zeichenebene verlaufen.

5.2 Elektrostatik

509

Abb. 5.41 Überlagerung der Felder von gleich großen gleichnamigen Punktladungen.

Verbindungslinie sind die Einzelfeldstärken entgegengesetzt gleich groß, das resultierende Feld verschwindet. Auf der Mittelsenkrechten der Verbindungslinie addieren sich die zu ihr parallelen Komponenten der Einzelfeldstärken zur Gesamtfeldstärke. In jedem Punkt auf der Mittelsenkrechten sind die zur Verbindungslinie parallelen Komponenten der Einzelfeldstärken entgegengesetzt gleich groß und kompensieren sich, während die Komponenten in Richtung der Mittelsenkrechten gleich sind. Daher ist die Gesamtfeldstärke auf der Mittelsenkrechten senkrecht zur Verbindungslinie der beiden Punktladungen gerichtet. Im übrigen Raum dominiert bei Abständen, die klein sind gegenüber dem Abstand der beiden gleichnamigen Punktladungen, das Feld, das von der jeweiligen Punktladung erzeugt

Abb. 5.42 Feld auf der Mittelsenkrechten der Verbindungslinie.

510

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.43 Überlagerung der Felder von zwei positiven Punktladungen, wobei die eine die doppelte Ladung der anderen trägt.

wird. In großen Abständen zu den Ladungen verlaufen ihre Feldlinien nahezu parallel und die Feldstärken sind nahezu gleich. Das resultierende Feld entspricht dem einer in einem Punkt konzentrierten doppelten Ladung. Systeme aus Punktladungen, die sich in einem begrenzten Gebiet an unterschiedlichen Orten befinden und deren Gesamtladung nicht verschwindet, verhalten sich ähnlich: in der Nähe einer Einzelladung entspricht das resultierende Feld dem Feld der einzelnen Ladung, in großem Abstand von dem System gleicht das Gesamtfeld dem der in einem Punkt vereinigten Gesamtladung. rS :=

∑ qi ri i

∑ qi

(5.89)

i

Ein anderer Fall liegt vor, wenn die Gesamtladung des Systems aus Punktladungen null ist. Im einfachsten Fall überlagern sich die Felder gleich großer ungleichnamiger Ladungen, die einen Abstand d voneinander haben. Ein derartiges System aus Ladungen nennt man auch einen elektrischen Dipol. Die Feldlinien, die von der positiven Ladung ausgehen, enden am Ort der negativen Ladung, sie können jedoch unendlich lang sein. Das elektrische Feld eines Dipols ist rotationssymmetrisch zur Verbindungslinie, da senkrecht zu ihr keine Richtung ausgezeichnet ist. Die

5.2 Elektrostatik

511

Abb. 5.44 Überlagerung der Felder von gleich großen ungleichnamigen Punktladungen.

Dichte der Feldlinien und damit die Feldstärke sind am größten zwischen den beiden Punktladungen. In der Mitte der Verbindungslinie ist das resultierende Feld doppelt so stark wie die Einzelfelder. Auf der Mittelsenkrechten verläuft die Feldrichtung parallel zur Verbindungslinie der Ladungen. Sind die Ladungen symmetrisch zum Ursprung des Koordinatensystems auf der x-Achse an den Orten d/2 (negative Ladung) und –d/2 (positive Ladung) angeordnet, so beträgt mit (5.86) das Feld des Dipols im Aufpunkt1 r q E= 4πε 0

d d ex r − ex q 2 2 . − d d 4πε 0 3 | r + ex | | r − e x |3 2 2 r+

(5.90)

Die y-Achse entspricht dann einer Mittelsenkrechten auf der Verbindungslinie. Um einen Eindruck über den Verlauf des Dipolfeldes zu gewinnen, betrachten wir zwei Spezialfälle von (5.90): Seinen Verlauf längs der x-Achse außerhalb der Ladungen und längs der y-Achse. Für den ersten Fall gilt r = xe x , damit ist in (5.90) E ( x) = E ( x)e x, die Feldlinien des Dipols auf der x-Achse sind parallel zu e x gerichtet. q ( E ( x) = 4πε 0 1

d d x− 2 − 2 ) d 3 d 3 |x+ | |x− | 2 2 x+

(5.91)

Da wir im Folgenden den Aufpunkt als Variable behandeln wollen, um den räumlichen Verlauf des elektrischen Feldes zu beschreiben, lassen wir den Index „0“ weg.

512

5 Elektrizität und Magnetismus

Wegen der Beträge in (5.91) müssen wir Fallunterscheidungen durchführen: •

x> 2 4πε 0 x 3 q E ( x) = 4πε 0

•

−

(5.92)

(x −

(5.93)

d d d d d d < x < : | x + | = ( x + ) , | x − |= (−1)( x − ) ⇒ 2 2 2 2 2 2

E ( x) =

q 4πε 0

(x −

d2 d 2 d 2( x 2 + ) ) + (x + )2 4 2 2 = q 4πε 0 2 d 2 2 d2 2 (x − ) (x2 − ) 4 4

E

↑

x

→

Abb. 5.45 Verlauf des elektrischen Feldes eines Dipols auf der x-Achse.

(5.94)

5.2 Elektrostatik

513

Auf der x-Achse fällt in großem Abstand vom Dipol das Feld ∼ x3 ab. Die Größe qd bezeichnet man als Betrag des Dipolmomentes der Ladungsanordnung. Das Dipolmoment selbst ist eine vektorielle Größe: p el := qd

(5.95)

Dabei ist d der Vektor vom Ort der negativen Ladung des Dipols zur positiven Ladung. Auf der y-Achse sind die y-Komponenten der Einzelfelder entgegengesetzt gleich groß, während die x-Komponenten gleich sind. Das Dipolfeld auf der y-Achse ergibt sich somit zu q ( E ( y) = 4πε 0 E ( y) =

d d ex ye y − e x d 2 2 ) , wenn y >> ⇒ − 2 3 2 3 2 d 2 d 2 2 2 (y + ) (y + ) 4 4 ye y +

qd e x 1. 4πε 0 | y |3

(5.96)

Die Feldstärke auf der y-Achse fällt ebenfalls für große Abstände vom Ursprung mit der dritten Potenz des Abstandes ab. Diese Tatsache gilt auch für beliebige Richtungen. Verlaufen in einem Raumgebiet die Feldlinien eines elektrischen Feldes parallel und ist die Feldstärke dort konstant, so spricht man von einem homogenen Feld. In sehr großer Entfernung von Punktladungen sind die Felder (nahezu) homogen. Wir werden später noch andere Anordnungen von Ladungen kennen lernen, deren Felder homogen sind.

5.2.3

Elektrische Felder kontinuierlicher Ladungsverteilungen

Punktladungen stellen wie Massenpunkte Idealisierungen dar, die immer dann sinnvoll sind, wenn die konkrete Gestalt der Objekte für die Problemstellung keine Rolle spielt. Aufgeladene Objekte können immer dann als Punktladungen behandelt werden, wenn die räumliche Ausdehnung des Objektes klein gegen die Abstände zum Objekt sind. Ist dies nicht der Fall, so muss die räumliche Verteilung der Ladung berücksichtigt werden. Sind die Ladungsträger, z. B. Elektronen, sehr zahlreich und ihre Ausdehnung klein gegen die Ausdehnung des geladenen Objektes, so kann man die räumliche Verteilung der Ladung durch eine Ladungsdichte (5.3) am Ort r beschreiben. Die Gesamtladung des Körpers beträgt bei gegebener lokaler Ladungsdichte ρ q (r ) q=

∫ρ

dV .

q Volumen des Körpers

(5.97)

Derartige Volumenintegrale haben wir schon bei der Berechnung von Schwerpunkten und Trägheitsmomenten ausgedehnter Objekte kennen gelernt. Die mathematische Vorgehensweise ist die gleiche. Je nach Geometrie des Körpers und der Ladungsverteilung kann es 1

Zu beachten ist, dass

X ² =| X | .

514

5 Elektrizität und Magnetismus

vorteilhaft sein, das Volumenelement dV als Würfel dxdydz, als Scheibe 2πr²dz, als Ring 2πrdrdz usw. darzustellen. Für linienförmige Ladungsverteilungen, wie z. B. dünne aufgeladene Drähte, ist es häufig zweckmäßig, eine Linienladungsdichte λ q :=

dq C As = ∫ ρ q dA , [λ q ] = m = m dl Querschnittsfläche

(5.98)

der Linienladung

zu definieren. Eine entsprechende Größe ist bei flächenförmigen Ladungsverteilungen die Flächenladungsdichte σ q :=

dq C As = ∫ ρ q dh , [σ q ] = m² = m² . da Dicke der

(5.99)

Flächenladung

Berechnung elektrischer Felder mit dem Coulombschen Gesetz Das elektrische Feld eines aufgeladenen Körpers setzt sich zusammen aus der Summe der Felder, welche die als Punktladungen angesehenen Ladungen dq = ρqdV, die sich an den Stellen s q in dem Körper befinden, im Aufpunkt r erzeugen.

∫ dE , mit (5.88) und der Ladungsdichte (5.3)

E=

⇒

Volumen des Körpers

E=

1 4πε 0

∫

dq

Volumen d . Körpers

r − sq | r − sq |

3

=

1 4πε 0

∫

Volumen d . Körpers

ρ q (sq )

r − sq | r − s q |3

dV .

(5.100)

Bei der Berechnung der Komponenten des elektrischen Feldes gehen wir ähnlich vor wie bei der Schwerpunktberechnung (2.175): Die x-Komponente des Feldes am Aufpunkt r = ( x, y, z ) lautet Ex =

1 4πε 0

∫

Volumen d . Körpers

ρ q (sq )

x − sq, x | r − s q |3

dV .

(5.101)

Die y- und die z-Komponente des Feldes ergeben sich in analoger Weise. Wir wollen nun die elektrischen Felder von Linienladungen und Flächenladungen berechnen. Elektrisches Feld einer geraden homogenen Linienladung Der geladene Draht der Länge l soll symmetrisch zum Ursprung des Koordinatensystems längs der x-Achse angeordnet sein, damit ist s q = s q , x e x . Seine Linienladungsdichte λq soll konstant und positiv sein. Im umgekehrten Fall kehren sich nur die Feldrichtungen um. Da es

5.2 Elektrostatik

515

Abb. 5.46 Homogen geladener Draht.

senkrecht zum Draht keine ausgezeichnete Richtung gibt, ist das Feld rotationssymmetrisch zur Längsachse des Drahtes. Das Feld für einen Aufpunkt auf der x-Achse, r = xe x beträgt mit (5.100)

E ( x) =

λq 4πε 0

l 2

∫l

-

( x − s q , x )e x | x − s q , x |3

ds q , x .

(5.102)

2

Aufgrund der Beträge in (5.102) müssen wir folgende Fallunterscheidungen machen. Für x > l/2 ist x – sq,x > 0 für alle sq,x und wir erhalten l 2

l

λ q ex ⎡ 1 ⎤ 2 ⇒ E ( x) = = ⎢ ⎥ ∫ 2 4πε 0 l ( x − s q , x ) 4πε 0 ⎣⎢ x − s q , x ⎦⎥ l λ q ex

ds q , x

2

E ( x) =

2

λ q ex

l

4πε 0

l x2 − ( )2 2

q = 4πε 0

1 l x2 − ( )2 2

ex .

(5.103)

Ist dagegen x < – l/2, so ist x – sq,x < 0 für alle sq,x. In diesem Fall müssen wir (5.103) mit –1 multiplizieren, wodurch sich die Feldrichtung umkehrt. Auf die Fälle – l/2 < x < l/2, d. h. Felder innerhalb des Drahtes, wollen wir hier nicht weiter eingehen. Zu beachten ist, dass die Feldstärke bei x = ± l/2 gegen unendlich strebt. Das Feld auf der y-Achse, welche auch die Mittelsenkrechte zum Draht darstellt, erhalten wir durch folgende Überlegung: Im Draht gibt es zu jedem Punkt mit der Ladung dq rechts vom Ursprung einen spiegelbildlichen Punkt dq' mit der gleichen Ladung links vom Ursprung. Das Feld, das durch die Überlagerung der Einzelfelder dieser beiden Punkte entsteht, hat nur eine Komponente in y-Richtung. Zur Berechnung des Feldes in einem Aufpunkt auf der y-Achse brauchen wir nur die resultierenden Felder aller Punkte rechts vom Ursprung und deren spiegelbildlichen Punkte links vom Ursprung zu summieren bzw. integrieren.

516

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.47 Das resultierende Feld eines Punktes im Draht rechts vom Ursprung und seines Spiegelpunktes links vom Ursprung weist in y-Richtung wie das Feld in Abb. 5.42.

E ( y) =

E ( y) =

E ( y) =

l 2

λq 4πε 0

ye y + s q , x e x

∫ ((y2 + s2 0

λ q 2 ye y 4πε 0

q, x

)

+

ye y − s q , x e x ( y 2 + s q2, x ) 3 / 2

)ds q , x ⇒ l

l 2

ds q , x

∫ (y2 + s2 0

q,x

)3/ 2

l 2

λ q 2 ye y 4πε 0

3/ 2

2

l y ( y + )1 / 2 4 2

2

⎤2 λ q 2 ye y ⎡ s q, x = ⎢ 2 2 ⎥ ⇒ 4πε 0 ⎣⎢ y ( y + s q2, x )1 / 2 ⎦⎥ 0

=

λql

1

4πε 0

l2 y y + 4

ey

(5.104)

2

Sind x in (5.102) und y in (5.104) wesentlich größer als die Drahtlänge l, so fällt das Feld auf der x-Achse mit 1/x² und das Feld auf der y-Achse mit 1/y² ab. Dieser Verlauf entspricht dem einer Punktladung mit q = λq l. Ist dagegen die Länge l des Drahtes wesentlich größer als der Abstand y des Aufpunktes, so können wir y² unter der Wurzel in (5.104) vernachlässigen. Die y-Achse kann auch beliebig nach links oder rechts verschoben werden, sie bleibt immer „Mittelsenkrechte“ des unendlich langen Drahtes. Das Feld ist radial zum Draht gerichtet, da die y-Achse beliebig um die x-Achse gedreht werden kann. Das Feld ergibt sich somit zu E=

λq 2πε 0 y

ey .

(5.105)

Die Feldstärke ist umgekehrt proportional zum Abstand des Aufpunktes zum Draht, die Feldlinien sind senkrecht zu ihm gerichtet.

5.2 Elektrostatik

517

Axiales Feld eines homogen geladenen Ringes Auch das Feld eines kreisförmigen Ringes mit konstanter positiver Linienladungsdichte können wir mit obigem Verfahren für Aufpunkte berechnen, die sich auf der Achse, die senkrecht zur Kreisebene durch den Mittelpunkt verläuft, befinden.

Wir nutzen wieder die Tatsache aus, dass zu einer Ladung dq auf dem oberen Halbkreis eine zu ihr spiegelbildliche Ladung dq' auf dem unteren Halbkreis existiert. Die Felder der Teilladungen werden dann längs des (oberen) Halbkreises aufintegriert. In Anlehnung an (5.100) und (5.104) erhalten wir mit r = ze z , s q = R e R und dsq = Rdϕ E( z) =

λq 4πε 0

ze z + R e R

π

∫ ( (z 2 + R 2 )3 / 2 0

+

ze z − R e R ) Rdϕ . (z 2 + R 2 )3/ 2

(5.106)

Das Feld der Ringladung auf der z-Achse verläuft in z-Richtung. Da R und z nicht von ϕ abhängen, können wir den Term vor das Integral ziehen und erhalten mit qRing = λq2πR π λq 2 zR e z 2πRze z dϕ = ⇒ 2 3/ 2 ∫ 4πε 0 ( z + R ) 0 4πε 0 ( z 2 + R 2 ) 3 / 2 q Ring z E ( z) = ez . 4πε 0 ( z 2 + R 2 ) 3 / 2

E( z) =

λq

2

(5.107)

Im Ursprung des Koordinatensystems bei z = 0 ist auch das Feld null, aus Symmetriegründen kompensieren sich die Einzelfelder der Ladungen dq. Für negative z kehrt sich die Richtung des Feldes um. In großen Abständen können wir R² im Nenner von (5.107) vernachlässigen. Die Feldstärke ist dann ∼ 1/z² und entspricht der einer Punktladung mit qRing.

Abb. 5.48 Ring mit konstanter Linienladungsdichte. Berechnung des Feldes auf der z-Achse.

518

5 Elektrizität und Magnetismus

Axiales Feld einer homogen geladenen Kreisscheibe Die ebene Scheibe mit der konstanten positiven Flächenladungsdichte σq und dem Radius RS können wir uns aus einzelnen konzentrischen Ringen mit dem Radius R und der Dicke dR aufgebaut denken. Die von den Ringladungen gemäß (5.107) in einem Punkt auf der z-Achse bewirkten Felder überlagern sich dort.

Abb. 5.49 Berechnung des Feldes auf der z-Achse einer homogen geladenen Kreisscheibe.

Um (5.107) zur Berechnung des Feldes verwenden zu können, müssen wir die Ladung dqRing der einzelnen Ringe von der Linienladungsdichte λq in (5.107) auf die Flächenladungsdichte σq umrechnen. Zwischen λq und σq besteht der Zusammenhang dq Ring = λ q 2πR = σ q 2πRdR ⇒ λ q = σ q dR .

(5.108)

Das resultierende Feld der Kreisscheibe ergibt sich aus der Integration über die Felder der Kreisringe. E ( z) =

∫ dE Ring =

Scheibe

∫

Scheibe

dq Ring 4πε 0

ze z (z 2 + R 2 )

3 2

=

σ q 2πze z 4πε 0

RS

RdR

0

(z 2 + R 2 ) 2

∫

3

RS

⎤ ⎡ σ q ze z σ q ze z ⎢ 1 1 1 ⎥ (− + ) ⇒ E( z) = = − 1 ⎥ ⎢ 2ε 0 2ε 0 z 2 + R S2 z ⎢⎣ ( z 2 + R 2 ) 2 ⎥⎦ 0 σq z E( z) = (1 − )e z 2ε 0 z 2 + R S2

(5.109)

Zu beachten ist, dass (5.109) nur für z > 0 gilt, denn für z = 0 kann die Integration in (5.109) nicht bei R = 0 beginnen, da in diesem Fall der Nenner des Integranden verschwindet. Das Anwenden der l’Hospitalschen Regel liefert E ( z = 0) = 0. Für z < 0 kehrt sich aus Symme-

5.2 Elektrostatik

519

triegründen das Vorzeichen von E ( z ) um, denn die Feldlinien verlaufen in die entgegengesetzte Richtung. Ist der Radius RS der Scheibe wesentlich größer als der Abstand z des Aufpunktes von der Scheibe, so können wir den zweiten Term in (5.109) gegenüber der eins vernachlässigen und erhalten E ( z , R S → ∞) =

σq 2ε 0

ez .

(5.110)

Das Feld in der Nähe einer homogen geladenen ebenen Scheibe oder das Feld einer unendlich ausgedehnten Ebene verläuft senkrecht zu ihr, die Feldstärke ist konstant. Ein solches Feld bezeichnet man als „homogenes elektrisches Feld“. In diesem Fall beschreibt (5.110) nicht nur den Feldverlauf auf der Achse, die senkrecht zur Kreisscheibe durch ihren Mittelpunkt verläuft, sondern auch in hinreichend großem Abstand von ihrem Rand. Für negative z kehrt sich ebenfalls das Vorzeichen des Feldes um, auf der Scheibe ist das Feld wie in (5.109) null. Vergleichen wir die Symmetrien von Ladungsverteilungen und den von ihnen erzeugten Feldern, so stellen wir fest, dass die Felder die gleichen Symmetrien wie die Ladungsverteilungen aufweisen. • Punktladung: Keine Richtung ausgezeichnet → kugelsymmetrisches Feld → Feldlinien radial zur Punktladung. • Zwei Punktladungen: Verbindungslinie ausgezeichnet → achsensymmetrisches Feld → Feldlinien rotationssymmetrisch zur Verbindungslinie. • Linienladung (gerader Draht): Draht definiert Achse → achsensymmetrisches Feld, spiegelsymmetrisch zur Mitte des Drahtes → Feldlinien rotationssymmetrisch zum Draht. • Linienladung (Ring): Kreisebene und Mittelpunktachse ausgezeichnet → achsensymmetrisches Feld, spiegelsymmetrisch zur Kreisebene → Feldlinien rotationssymmetrisch zur Mittelpunktachse. • Große geladene Ebene: Ebenennormale ausgezeichnet → homogenes Feld senkrecht zur Ebene → Feldlinien verlaufen senkrecht zur Ebene. Dabei wurde vorausgesetzt, dass bei kontinuierlichen Ladungsverteilungen die jeweilige Ladungsdichte konstant ist. Aufgrund der Symmetrie ergibt sich außerdem, dass die Feldlinien in hinreichend großer Entfernung zu den „Enden“ von Ladungsverteilungen senkrecht zu ihnen verlaufen.

5.2.4

3. Maxwellgleichung

Die Verwendung des Coulombschen Gesetzes zur Berechnung der elektrischen Felder von Ladungsverteilungen wird in vielen Fällen recht kompliziert. Daher ist es häufig sinnvoll, bei der Berechnung von Feldern eine andere Eigenschaft von ihnen auszunutzen.

520

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.50 Quaderförmige Hüllfläche umschließt positive Ladungen. Die Zahl der Feldlinien, die aus der Hülle dringen, ist proportional zur Ladung. Die gleichen Feldlinien durchdringen eine kugelförmige Hüllfläche, welche die gleiche Ladung umschließt.

Elektrische Felder werden von Ladungen im Raum bewirkt, anschaulich verdeutlicht haben wir dies durch die Feldlinien. Der Betrag des Feldes an einem bestimmten Ort wird durch die Dichte der Feldlinien in seiner unmittelbaren Umgebung angegeben, die Richtung des Feldes wird durch die Richtung der Tangente der Feldlinie bestimmt. Der Konvention zufolge beginnen die Feldlinien an positiven Ladungen und enden an negativen. Umschließen wir die Ladung mit einer (gedachten) Hüllfläche, so treten die Feldlinien positiver Ladungen aus der Hülle heraus, die Feldlinien negativer Ladungen dringen dagegen in die Hülle ein. Dem

5.2 Elektrostatik

521

Coulombschen Gesetz (5.86) zufolge sind die Feldstärke und damit die Dichte der Feldlinien immer proportional zur Ladung, die das Feld erzeugt. Damit ist auch die Zahl der Feldlinien oder die über die Fläche gemittelte Feldstärke auf einer beliebig geformten geschlossenen Hüllfläche proportional zur Ladung, die diese Fläche umschließt. Zu beachten ist, dass in Abb. 5.51 und Abb. 5.52 ein Teil der Feldlinien entweder vollständig innerhalb der Hüllfläche verläuft oder an einer Stelle die Hülle verlässt und an einer anderen Stelle wieder in die Hülle eindringt. Diese Feldlinien sind bei der Bilanzierung der durch die Hülle tretenden Feldlinien nicht zu berücksichtigen, relevant für die Proportionali-

Abb. 5.51 Quaderförmige Hüllfläche umschließt eine positive und eine negative Punktladung, die positive Ladung ist doppelt so groß wie die negative.

Abb. 5.52 Quaderförmige Hüllfläche umschließt einen Dipol.

522

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.53 Die Hüllfläche schließt nur einen Teil der felderzeugenden Ladungen ein. Die Zahl der Feldlinien, die durch die Hülle dringen, wird nur durch die eingeschlossene Ladung bestimmt.

tät zur eingeschlossenen Ladung, der „Nettoladung“, ist auch nur die „Nettozahl“ der Feldlinien. Der Konvention zufolge werden aus der Hülle dringende Feldlinien positiv, die anderen negativ gezählt. Gleiches ist der Fall, wenn die Hüllfläche nur einen Teil der felderzeugenden Ladungen einschließt. Der Feldverlauf ist natürlich anders als wenn die Ladungen außerhalb der Hülle nicht vorhanden wären, jedoch ist die Zahl der Feldlinien, die von den Ladungen ausgehen bzw. zu ihnen gelangen, unverändert, da sie ein Maß für die Größe der Ladung sind. Wird von einer Hüllfläche überhaupt keine Ladung eingeschlossen, so ist in einem elektrischen Feld die Zahl der Feldlinien, die in die Hülle eindringen, gleich der Zahl der Feldlinien, die die Hülle verlassen. Für die Bilanz der Feldlinien ist die von der Hüllfläche eingeschlossene Ladung von Bedeutung, die konkrete Form der Hülle dagegen nicht. Die Nettozahl der durch eine geschlossene Hüllfläche dringenden Feldlinien drückt man quantitativ durch den Fluss (5.8) des elektrir schen Feldes E durch die Hülle A aus. r r Φ = ∫ E • da , [Φ ] = Vm (5.111) A

r Der Konvention gemäß (siehe Abb. 2.124) weist die Richtung des Vektors da senkrecht zur Fläche A nach außen.

5.2 Elektrostatik

523

Abb. 5.54 Eine Hülle im elektrischen Feld schließt keine Ladung ein. Die Zahl der eindringenden Feldlinien ist gleich der Zahl der die Hülle verlassenden Feldlinien.

Den Fluss des elektrischen Feldes einer Punktladung qP können wir sehr einfach berechnen, wenn wir als Hüllfläche eine Kugel mit einem beliebigen Radius R, in deren Mittelpunkt sich die Punktladung befindet, wählen. Der Betrag des Feldes ist auf der Kugel konstant, Feldrichtung und Flächennormale weisen in jedem Punkt der Kugel in die gleiche Richtung, das r r Skalarprodukt E • da ist gleich dem Produkt der Beträge Eda. Damit ist r r Φ Punktladung = ∫ E Punktladung • da = E Punktladung ∫ da = E Punktladung AKugel . (5.112) Kugel

Kugel

Die Punktladung hat den Abstand R von der Hüllfläche, mit (5.87) und der Kugeloberfläche AKugel = 4πR² erhalten wir den Fluss Φ=

q 1 qP 4π R 2 = P . 4πε 0 R 2 ε0

(5.113)

(5.113) drückt die Proportionalität des elektrischen Flusses oder die Nettozahl der Feldlinien einer Punktladung, die eine sie einschließende Hüllfläche durchdringen, zur Ladung aus. Diese Proportionalität zwischen eingeschlossener Ladung und Fluss des von ihr erzeugten elektrischen Feldes durch eine sie umschließende Hüllfläche beliebiger Form gilt allgemein. Wir können nämlich jede beliebige Ladungsverteilung mit (5.100) durch eine Überlagerung von Punktladungsfeldern beschreiben. Mit der Überlagerung der Felder addieren sich auch die elektrischen Flüsse der einzelnen Ladungen durch eine Hüllfläche. Für den Fluss einer Punktladung ist es unerheblich, ob die Hüllfläche eine konzentrische Kugel um den Ort der Ladung oder eine konzentrische Kugel um den Ort einer anderen Ladung ist, nur muss die betreffende Ladung von der Hülle eingeschlossen werden. Wir können den Fluss des elektrischen Feldes beliebiger Verteilungen von Punktladungen durch eine Hüllfläche A, die alle Ladungen umschließt, berechnen, indem wir die Flüsse

524

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.55 Der Fluss des elektrischen Feldes von Punktladungen ist unabhängig von der Wahl der sie einschließenden Hüllflächen. Hier ist der Gesamtfluss der Felder aller Ladungen durch eine der Kugeln gleich der Summe der Flüsse der Felder von den einzelnen Ladungen durch die jeweiligen, zu ihnen konzentrischen Kugeln.

(5.113) der elektrischen Felder der einzelnen Ladungen durch die sie umschließenden konzentrischen Kugeln summieren. Die Feldlinien der einzelnen Ladungen durchstoßen zum einen die Hüllfläche A einmal, zum anderen aber auch die jeweiligen konzentrischen Kugeln einmal1. r r Φ = ∑ Φ i = ∫ E • da = ∑ i

A

r

r

∫ E Pktl.,i • dai

1 ε0

=

i konzentr . Kugel ,i

∑ qi .

(5.114)

i

Entsprechend beträgt der Fluss einer kontinuierlichen Ladungsverteilung mit der lokalen r Ladungsdichte ρ(r ) r r qinnerhalb A 1 Φ = ∫ E • da = = ε ε A 0 0

r

∫ ρ(r )dV

.

(5.115)

Volumen. innerhalb A

(5.115) ist die dritte von vier Gleichungen, die J. C. Maxwell aufgestellt hat und die alle Gesetzmäßigkeiten der Elektrodynamik beschreiben. Wir haben die Formulierung des Zu1

Zu beachten ist, dass Flüsse von Feldern positiver Ladungen (5.113) zufolge ebenfalls positiv sind, Flüsse bei negativen Ladungen dagegen negativ.

5.2 Elektrostatik

525

sammenhanges zwischen elektrischem Feld und Ladungsverteilung in Integralform vorliegen. Daneben kann man (5.115) auch in differentieller Form als partielle Differentialgleichung darstellen, wir wollen aber darauf nicht weiter eingehen. Die 3. Maxwellgleichung eignet sich so wie das Coulombsche Gesetz zur Berechnung von elektrischen Feldern, welche räumliche Ladungsverteilungen erzeugen. Besonders bei Symmetrien bietet die 3. Maxwellgleichung rechentechnische Vorteile, da bei der Feldberechnung über das Coulombsche Gesetz (5.100) schwer zu lösende Integrale auftreten. Außerdem ist die Behandlung von bewegten Ladungen mit der 3. Maxwellgleichung einfacher als mit dem Coulombschen Gesetz. Hervorzuheben ist, dass beide äquivalent sind, denn wir haben ja schließlich die 3. Maxwellgleichung aus dem Coulombschen Gesetz hergeleitet.

5.2.5

Feldberechnung mit Hilfe der 3. Maxwellgleichung

Der elektrische Fluss (5.111) lässt sich besonders einfach berechnen, wenn • die Feldstärke auf der Hüllfläche konstant ist und • die Vektoren des elektrischen Feldes und der Flächennormalen kollinear sind oder • Feldvektor und Flächennormale senkrecht aufeinander stehen. Weist die Ladungsverteilung, die das Feld erzeugt, Symmetrien auf, so hat auch das Feld diese Symmetrien. Dann kann man meistens eine passende Hüllfläche finden, auf der obige Bedingungen erfüllt sind. Kugelsymmetrie Kugelsymmetrie einer Ladungsverteilung liegt immer dann vor, wenn ein bestimmter Punkt ausgezeichnet ist, ihn nennen wir den Mittelpunkt der Ladungsverteilung. Es ist keine Richtung ausgezeichnet, daher hängen die Feldstärken nur vom Abstand r zum Mittelpunkt ab. Die Feldrichtung verläuft radial zum Mittelpunkt.

Punktladung Ein „triviales“ Beispiel ist die Berechnung des Feldes einer Punktladung, bei der man die Herleitung der 3. Maxwellgleichung aus dem Coulombschen Gesetz „zurückrechnet“. Aufgrund der Kugelsymmetrie des (noch) unbekannten Feldes einer Punktladung q wählen wir als Hüllfläche eine zum Ort der Ladung konzentrische Kugeloberfläche mit dem Radius r, die die obigen Bedingungen erfüllt. Der Fluss des elektrischen Feldes beträgt Φ=

r

r

∫ E • da = E (r ) ∫ da = E (r )4πr

Kugel

q E (r ) = . 4πε 0 r 2

Kugel

2

=

q ⇒ ε0

(5.116)

Das Feld ist gleich dem des Coulombschen Gesetzes. Nun wird auch klar, warum der Faktor 1/4π in (5.80) bzw. (5.82) und (5.86) bzw. (5.87) getrennt ausgewiesen wurde. Er gehört zur Fläche der Hülle um die Punktladung.

526

5 Elektrizität und Magnetismus

Homogen geladene Kugeloberfläche Die Oberfläche der Kugel soll eine konstante Flächenladungsdichte σq aufweisen, im Innern soll die Kugel ungeladen sein. Hier wählen wir als Hüllfläche ebenfalls eine zum Mittelpunkt der Ladungsverteilung konzentrische Kugel, deren Radius r größer als der Radius R der Ladungsverteilung ist. Die Gesamtladung q der Kugel beträgt σq4πR2. Die 3. Maxwellgleichung ergibt Φ = E (r )

2 ∫ da = E (r )4πr =

Kugel

σ q 4πR 2 q ⇒ = ε0 ε0

σ q 4πR 2 σ q R 2 q = E (r ) = = mit r ≥ R. 4πε 0 r 2 4πε 0 r 2 ε0r 2

(5.117)

Im Inneren der Kugel ist das Feld null, da von den kugelförmigen Hüllflächen, deren Radius r < R ist, keine Ladungen eingeschlossen werden. Homogen geladene Kugel Die Ladungsdichte ρq der (massiven) Kugel mit dem Radius R ist konstant, die Gesamtladung q beträgt somit ρq(4/3)πR3. Mit einer zum Kugelmittelpunkt konzentrischen Kugel als Hüllfläche, deren Radius r größer ist als der Radius R der geladenen Kugel, erhalten wir Φ = E (r )

2 ∫ da = E (r )4πr =

Kugel

E (r ) =

ρ q 4πR 3 ⇒ q = ε0 3ε 0

ρ q 4πR 3 ρq R3 q = = mit r ≥ R. 4πε 0 r 2 3 ⋅ 4πε 0 r 2 3ε 0 r 2

(5.118)

Abb. 5.56 Homogen geladene Kugeloberfläche bzw. homogen geladene Kugel mit konzentrischer Kugel als Hüllfläche zur Berechnung des elektrischen Feldes außerhalb der Ladungsverteilung. Die Felder entsprechen dem Feld einer Punktladung.

5.2 Elektrostatik

527

Abb. 5.57 Zur Feldberechnung im Inneren der homogen geladenen Kugel.

Außerhalb der Kugel entspricht das Feld dem einer homogen geladenen Kugeloberfläche bzw. dem einer Punktladung. Im Inneren schließt eine kugelförmige Hüllfläche jedoch nur noch einen Teil der Gesamtladung q ein. Da die Ladungsdichte homogen ist, ist die Ladung q*, die eine Kugel mit einem Radius r < R einschließt, proportional zum Volumen dieser Kugel. σq =

q V Kugelladung

=

3q q* 3q * r3 ⇒ = = q * = q R3 4πR 3 V Hülle 4πr 3

(5.119)

Setzen wir die Ladung q* in (5.118) ein, so erhalten wir ρ q 4πR 3 r 3 q* q r3 ⇒ Φ = E ( r ) ∫ da = E ( r ) 4πr = = = 3ε 0 R 3 ε0 ε0 R3 Kugel ρq q* q r= r mit r < R. = E (r ) = 2 3 3ε 0 4πε 0 r 4πε 0 R 2

↑

1,5

E (r )/E (R )

2

1

(5.120)

Kugelschale Vollkugel Punktladung

0,5 0 0

1

2 r /R

3

4

5

→

Abb. 5.58 Vergleich des radialen Verlaufes der Feldstärke einer Punktladung, einer geladenen Kugeloberfläche und einer geladenen Kugel. Außerhalb der Kugel ist der Feldverlauf gleich.

528

5 Elektrizität und Magnetismus

Das Feld steigt im Inneren der homogen geladenen Kugel linear mit r von E(r = 0) = 0 bis E(R) = ρqR/3ε0, dem Wert an der Kugeloberfläche. Zylindersymmetrie In diesem Fall ist eine Achse ausgezeichnet, die Rotationsachse des Zylinders. Die Stärke von Feldern mit dieser Symmetrie hängt zur vom Abstand r zur Achse ab, die Position auf der Achse ist unerheblich. Da bezüglich der Achse keine Richtung ausgezeichnet ist, verlaufen die Felder radial zur Achse.

Homogen geladener, unendlich langer gerader Draht Die Feldstärke ist nur abhängig vom Abstand zum Draht mit der konstanten Linienladungsdichte λq, die Feldvektoren sind radial zu ihm gerichtet. Zur Berechnung des Feldes wählen wir als Hüllfläche einen Zylinder mit dem Radius r und der Länge l, dessen Achse mit dem Draht zusammenfällt. Auf dem Zylindermantel sind Feldvektoren und Flächennormalen kollinear, auf den Stirnflächen stehen sie senkrecht aufeinander. Damit ist der Fluss des elektrischen Feldes durch die Stirnflächen null, der gesamte Fluss geht durch die Mantelfläche des Zylinders. r

Φ=

r

∫ E • da = E (r ) ∫ da = E (r )2πrl =

Zylinder

E (r ) =

λq 2πε 0 r

Zylinder − mantel

q Hülle λ q l ⇒ = ε0 ε0

(5.121)

Das ist das gleiche Ergebnis, wie wir es mit (5.105) schon erhalten haben, allerdings ist hier der radiale Verlauf des Feldes durch die Wahl der Hüllfläche schon vorab in die Berechnung eingebracht worden.

Abb. 5.59 Homogen geladener Draht und konzentrischer Zylinder als Hüllfläche zur Berechnung des Feldes.

5.2 Elektrostatik

529

Homogen geladener unendlich langer Zylindermantel Der Zylindermantel mit dem Radius R weist eine konstante Flächenladungsdichte σq auf, im Innern soll der Zylinder nicht geladen sein. Hier können wir ähnlich vorgehen wie bei der zuvor behandelten homogen geladenen Kugeloberfläche. Wie beim Draht wählen wir einen Zylinder mit dem Radius r und der Länge l als Hüllfläche, dessen Achse mit der des geladenen Zylindermantels zusammenfällt, dessen Radius aber größer als R ist. Mit der 3. Maxwellgleichung erhalten wir r

r

∫ E • da = E (r ) ∫ da = E (r )2πrl =

Φ=

Zylinder − mantel

Zylinder

E (r ) =

q Hülle σ q 2πRl ⇒ = ε0 ε0

σ q 2πRl σ q R q Hülle = mit r ≥ R. = 2πε 0 rl ε 0 2πrl ε0r

(5.122)

Aus den gleichen Gründen wie bei der homogen geladenen Kugeloberfläche ist im Innern des Zylinders das Feld null, denn Hüllflächen im Innern schließen keine Ladungen ein. Homogen geladener Zylinder Die Ladungsdichte ρq des Zylinders mit dem Radius R ist konstant. Wie oben wählen wir als Hüllfläche einen konzentrischen Zylinder der Länge l und dem Radius r > R. Aus dem Fluss durch den Zylindermantel der Hüllfläche berechnen wir die dort vorliegende elektrische Feldstärke. Φ=

r r ∫ E • da = E (r )

Zylinder

E (r ) =

∫ da = E (r )2πrl =

Zylinder − mantel

2 q Hülle ρq πR l ⇒ = ε0 ε0

ρq πR 2l ρq R 2 q Hülle = = mit r ≥ R. 2πε 0 rl ε 0 2πrl 2 ε 0 r

(5.123)

Wie beim Draht und beim geladenen Zylindermantel fällt die Feldstärke mit 1/r ab. Ersetzen wir in (5.122) σq2πR bzw. in (5.123) ρqπR² durch eine äquivalente Längenladungsdichte λ, so ergeben sich für Draht, Zylindermantel und Zylinder die gleichen Ausdrücke für den Verlauf der Feldstärke außerhalb des Zylinders. Zur Berechnung des Feldverlaufes im Inneren des Zylinders beachten wir, dass wie bei der Kugel nur noch ein Teil der Ladung von der zylindrischen Hüllfläche, deren Radius r kleiner als der Zylinderradius R ist, eingeschlossen wird. Wegen der konstanten Ladungsdichte gilt q r = ρ q πr 2 l .

(5.124)

530

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.60 Hüllfläche zur Berechnung des äußeren Feldes eines homogen geladenen Zylinders bzw. eines homogen geladenen Zylindermantels. Die Felder außerhalb der Ladungsverteilungen entsprechen dem Feld eines geladenen Drahtes.

Setzen wir qr als qHülle in (5.123) ein, so erhalten wir Φ=

r r ∫ E • da = E ( r )

Zylinder

E (r ) =

∫ da = E (r )2πrl =

Zylinder − mantel

2 q r ρq πr l = ⇒ ε0 ε0

ρq πr 2l ρq qr = = r mit r < R. 2πε 0 rl ε 0 2πrl 2 ε 0

(5.125)

Die Feldstärke im Inneren des homogen geladenen Zylinders steigt linear von null auf der Zylinderachse bis ρqR/2ε0 auf dem Zylindermantel. Vergleicht man die Feldstärken auf den Oberflächen homogen geladener Kugeln und Zylinder mit gleicher Ladungsdichte und gleichem Radius, so ist die Feldstärke auf dem Zylindermantel 1,5-mal stärker als auf der Kugeloberfläche.

Abb. 5.61 Hüllfläche zur Berechnung des Feldes im Inneren eines homogen geladenen Zylinders.

5.2 Elektrostatik

531

↑

1,5

E (r )/E (R )

2

1

Zylindermantel Vollzylinder Draht

0,5 0 0

1

2 r /R

3

4

5

→

Abb. 5.62 Vergleich des radialen Verlaufes der Feldstärken eines geladenen Drahtes, eines Zylindermantels und eines Zylinders.

Unendlich ausgedehnte ebene Körper Ebenen zeichnen eine Richtung aus: Den Normalenvektor, welcher senkrecht auf der Fläche steht und von ihr weg weist. Die Feldstärke ebener Ladungsverteilungen hängt nur vom Abstand zur Ebene ab, die Feldrichtung ist kollinear zum Normalenvektor.

Dünne Platte mit homogen geladener Oberfläche Wir betrachten einen unendlich ausgedehnten, ebenen Körper, dessen Dicke vernachlässigbar ist. Seine Flächenladungsdichte σq soll konstant sein. Zur Berechnung des elektrischen Flusses wählen wir z. B. einen Quader als Hüllfläche, von dem zwei gegenüberliegende Teilflächen parallel zur Platte verlaufen. Ihre Abstände von der Platte sollen jeweils |z|, ihre Flächen jeweils A betragen. Die übrigen vier Seiten des Quaders sind rsenkrecht zum Körper gerichtet und tragen r r daher nicht zum Fluss bei.1 Das elektrische Feld E ( z ) = E ( z )e n = E ( z )e z , das die geladene Platte auf der ist dem Feld der anderen Seite entgegengerichtet, denn es gilt r r einen Seite erzeugt, r r r r E ' (| z |) = E ' ( − z ) = E ( z )en ' = − E ( z )e z . Da die Normalenvektoren e n und e n ' der entsprechenden Quaderflächen in entgegengesetzte Richtungen zeigen, ergibt die 3. Maxwellgleichung somit Φ=

r

r

∫ E • da = E ( z) 2 A =

Quader

σq q Hülle σq A = ⇒ E ( z) = . ε0 ε0 2ε 0

(5.126)

Die Feldstärke ist unabhängig vom Abstand zur Platte, das Feld ist in Betrag und Richtung konstant. Das gleiche Ergebnis, ein homogenes Feld, haben wir bei der Berechnung des Feldes einer homogen geladenen, unendlich großen Scheibe mit Hilfe des Coulombschen Gesetzes erhalten. 1

Es können auch andere Hüllflächen gewählt werden. Sie müssen nur aus zwei gleich großen, parallel zu der Ebene außerhalb des Körpers befindlichen Teilflächen bestehen. Weiterhin müssen die übrigen, zum Schließen der Hülle erforderlichen Flächen senkrecht zu dem ebenen Körper verlaufen. Eine alternative Hüllfläche kann ein Zylinder sein.

532

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.63 Elektrisches Feld einer dünnen, homogen geladenen Platte. Die Feldrichtungen auf den beiden Seiten sind entgegengesetzt. Als Hüllfläche wird ein Quader gewählt.

Durch eine homogen geladene Ebene begrenzter Körper In diesem Fall soll der Körper durch eine unendlich ausgedehnte Ebene mit konstanter Flächenladungsdichte σq begrenzt sein, im Gegensatz zu oben ist er aber auch senkrecht zu dieser Begrenzung beliebig ausgedehnt. Im Inneren soll er jedoch nicht geladen sein. Wie schon bei der Kugeloberfläche und dem Zylindermantel mit homogener Flächenladung ist auch in diesem Fall das Feld im Inneren des Körpers null. Auf der Außenseite der Begrenzung bei z = 0 verläuft das Feld senkrecht zu ihr, die Feldstärke hängt aus Symmetriegründen nur vom Abstand ab. Wir wählen als Hüllfläche einen Quader mit zur Ebene parallelen Seitenflächen der Größe A. Der Abstand soll wiederum z betragen. Zum elektrischen Fluss trägt jedoch nur die Fläche außerhalb des Körpers bei. Φ=

r

r

∫ E • da = E ( z ) ∫ da = E ( z) A =

Quader

E( z) =

σq ε0

Quader − fläche

q Hülle σq A = ⇒ ε0 ε0

(5.127)

Das homogene Feld ist doppelt so groß wie bei der dünnen Platte (5.126), denn dort muss die Flächenladungsdichte σq Felder auf beiden Seiten der Platte aufbauen. Homogen geladene Platte endlicher Dicke Im Gegensatz zum oben behandelten Fall soll die Platte eine endliche Dicke d und eine konstante Ladungsdichte ρq haben. Als Hüllfläche verwenden wir einen Quader, bei dem zwei gegenüberliegende Flächen der Größe A parallel zur Platte sind und deren Abstände z – d/2 bzw. |–z + d/2| zu den jeweiligen Seiten der Platte gleich groß sind.

5.2 Elektrostatik

533

Abb. 5.64 Platte endlicher Dicke. Hüllfläche zur Berechnung des elektrischen Feldes.

Die Feldstärke ist wiederum nur abhängig vom Abstand zur Platte, die Felder verlaufen auf den gegenüberliegenden Seiten in entgegengesetzter Richtung. Mit z = 0 in der Mitte der Platte erhalten wir für das Feld außerhalb (z ≥ d/2 bzw. z ≤ –d/2) Φ=

r r ρ d ρq Ad q ⇒ E( z) = q . E • da = E ( z) 2 A = Hülle = ε0 ε0 2ε 0 Quader

∫

(5.128)

σ q /ε 0 bzw. ρ q d /ε 0

− d /2

E (z )

↑

d /2

dünne Platte hohler Quader

−σ q /ε 0 bzw. −ρ q d /ε 0

dicke Platte z → Abb. 5.65 Elektrisches Feld einer dünnen ebenen Platte, einer Oberfläche eines hohlen Quaders sowie einer dicken Platte.

534

5 Elektrizität und Magnetismus

Auch bei einer dicken Platte ist das äußere Feld homogen. Im Inneren umschließt die Hüllfläche nur noch einen Teil der Ladung. Damit ergibt sich das Feld im Inneren der Platte zu Φ=

r

r

∫ E • da = E ( z) 2 A =

Quader

ρq q Hülle ρq 2 zA = ⇒ E( z) = z. ε0 ε0 ε0

(5.129)

Die Feldstärke steigt linear von null in der Mitte der Platte zu ρqd/(2ε0), dem Wert außen, an. Diese Tatsache ist im Nachhinein eine weitere Rechtfertigung, in (5.109) und (5.110) den Wert der Feldstärke bei z = 0 zu null zu setzen. Sprung der Normalkomponente des elektrischen Feldes bei Körpern mit geladenen Oberflächen Bei den obigen Betrachtungen haben wir festgestellt, dass die Feldstärke auf einer homogen geladenen Kugeloberfläche (5.117), auf einem homogen geladenen Zylindermantel (5.122) und auf einer homogen geladenen ebenen Begrenzung eines Körpers (5.127) immer σq/ε0 beträgt, wenn die Körper im Inneren keine Ladung und damit auch kein elektrisches Feld haben. Aufgrund der Konstanz der Flächenladungsdichte und der Geometrie verliefen die Felder immer senkrecht zu den Oberflächen. Überlagern sich Felder dieser Oberflächen mit anderen elektrischen Feldern, so weist die Normalkomponente des resultierenden Feldes immer einen Sprung von σq/ε0 auf. Auch das elektrische Feld einer dünnen ebenen Platte (5.126) ändert seine Feldstärke im Falle positiver Ladung von σq/(2ε0) auf –σq/(2ε0). Es macht also insgesamt einen Sprung um σq/ε0. Da man näherungsweise alle dünnen geladenen Flächen in kleinen Bereichen als eben ansehen kann, gilt dies für beliebig geformte Flächen. Auf diese Tatsache werden wir bei der Behandlung von geladenen Leitern und bei der Polarisation in Dielektrika zurückkommen.

5.2.6

Arbeit und elektrisches Potential

Auf einen Ladungsträger, der sich in einem von einem elektrischen Feld durchsetzten Raumgebiet befindet, wird eine elektrostatische Kraft ausgeübt. Ist er nicht durch andere Kräfte an seinem Ort fixiert und ist die elektrostatische Kraft dominant1, so wird er mit r q r a= E. m

(5.130)

beschleunigt. Dabei ist q die Ladung und m die Masse des Ladungsträgers. Die Größe q/m bezeichnet man auch als „spezifische Ladung“. Elektronen, Protonen oder andere Teilchen mit sehr kleiner Masse können nach kurzer Zeit Geschwindigkeiten erreichen, die in der Größenordnung der Lichtgeschwindigkeit im Vakuum liegen. In diesen Fällen müssen die Gesetze der Newtonsche Mechanik aus Kapitel 2.3 durch die spezielle Relativitätstheorie Einsteins ersetzt werden. Wir werden uns hier aber auf die nicht relativistische Mechanik beschränken. 1

Die Schwerkraft kann bei Anwesenheit von elektrischen Feldern wegen (5.83) vernachlässigt werden.

5.2 Elektrostatik

535

Die elektrische Kraft verrichtet auf dem Weg vom Anfangspunkt rA zum Endpunkt rE der Bewegung Arbeit, diese ändert gemäß (2.132) die kinetische Energie des Ladungsträgers. rE

rE

rA

rA

Wel = ∫ Fel • dr = q ∫ E • dr = ΔE kin .

(5.131)

Von großem Interesse ist es, ob die elektrostatische Kraft eine konservative Kraft ist, ob also die mechanische Gesamtenergie bei einer Bewegung unter ihrem Einfluss erhalten bleibt. Im Kapitel 2.3.9 (Konservative Kräfte) haben wir gesehen, dass bei konservativen Kräften die verrichtete Arbeit nur vom Anfangs- und Endpunkt der Bewegung abhängt, der Weg jedoch beliebig gewählt werden kann. Bei einem geschlossenen Weg, bei dem Anfangs- und Endpunkt identisch sind, ist die Arbeit null. Dies wollen wir anhand der Bewegung einer Probeladung qP im Feld einer Punktladung q untersuchen. Bewegt sich die Probeladung auf einer um die Punktladung konzentrischen Kugelschale mit konstantem Radius, so verläuft der Weg senkrecht zum elektrischen Feld, die verrichtete Arbeit ist null. Bei radialen Bewegungen hängt die Arbeit nur von den Abständen des Anfangs- und Endpunktes von der Punktladung ab, nicht aber von der konkreten Feldlinie. Befindet sich die Punktladung im Ursprung des Koordinatensystems, so lautet die Arbeit, die bei einer radialen Bewegung verrichtet wird rE

rE

rA

rA

Wel = q P ∫ E • dr = q P ∫

q qdr 1 1 qdr =− P ( − ). 2 4 r r πε 4πε 0 r 0 E A

(5.132)

Dabei sind rA und rE die Abstände, welche Anfangs- und Endpunkt rA und rE der Bewegung von der Punktladung haben. Da es sich bei (5.132) um ein gewöhnliches Integral, dessen Integrand von einer Variablen abhängt, handelt, kann das Integrationsintervall in beliebige Teilintervalle zerlegt werden.

Abb. 5.66 Bewegung einer Probeladung im Feld einer Punktladung. Der Endpunkt der Bewegung kann durch unterschiedliche Kombinationen von radialen Bewegungen und Bewegungen auf zur Punktladungen konzentrischen Kugelschalen vom Anfangspunkt aus erreicht werden.

536

5 Elektrizität und Magnetismus

Da man, wie in Abb. 5.66 gezeigt, vom Anfangspunkt über verschiedene Wege zum Endpunkt der Bewegung gelangen kann, ist die dabei verrichtete Arbeit vom Weg unabhängig. Die Kraft, die das Feld einer Punktladung auf eine Probeladung ausübt, ist eine konservative Kraft. Da man jedes Feld aus der Überlagerung von Feldern verschiedener Punktladungen bilden kann, gilt allgemein: Elektrostatische Kräfte sind konservative Kräfte. Da elektrische Felder in der Elektrostatik von Quellen (positive Ladungen) ausgehen und in Senken (negative Ladungen) verschwinden, es somit keine geschlossenen Feldlinien (Wirbel) gibt, können wir Bedingungen formulieren, denen Felder genügen müssen, wenn die von ihnen verursachten Kräfte konservativ sein sollen. Felder mit Quellen, die keine Wirbel aufweisen, verursachen konservative Kräfte. So ist auch das Gravitationsfeld ein wirbelfreies Quellenfeld und bewirkt die konservative Schwerkraft. Für die konservative elektrostatische Kraft können wir gemäß (2.135) eine potentielle Energie definieren: rE

rE

rA

rA

Wel = q P ∫ E • dr = −ΔE pot ⇒ ΔE pot = −q P ∫ E • dr

(5.133)

Dividiert man (5.133) durch qP, so ist die Gleichung nur noch von den Eigenschaften des Feldes abhängig. Die Änderung der potentiellen Energie pro Ladung heißt auch Differenz des elektrischen Potentials Δϕ oder elektrische Spannung U zwischen dem Anfangs- und dem Endpunkt der Bewegung. Δϕ :=

ΔE pot qP

rE

= − ∫ E • dr = ϕ(rE ) − ϕ(rA )

(5.134)

rA

Das hier definierte elektrische Potential entspricht dem in (5.9) eingeführten elektrischen Potential, das die energiekonjugierte intensive Größe zum Ladungsstrom, der den elektrischen Energiestrom trägt, darstellt. Damit von einem Anfangspunkt zu einem Endpunkt ein Strom von positiven Ladungsträgern fließen kann, muss eine positive Potentialdifferenz oder Spannung zwischen dem Anfangspunkt und dem Endpunkt bestehen, d. h. ϕ (Anfangspunkt) > ϕ (Endpunkt). Strom und Stromdichte (5.19) sind positiv, die Richtung der Geschwindigkeit der Ladungsträger zeigt vom Anfangs- zum Endpunkt ihrer Bewegung. Eine Bewegung unter Einfluss einer konservativen Kraft verringert immer die potentielle Energie.

5.2 Elektrostatik

537

Eine positive Probeladung bewegt sich von einer positiven Punktladung weg, denn gleichnamige Ladungen stoßen sich ab. Der Anfangspunkt der Bewegung ist daher näher an der Punktladung als der Endpunkt, mit (5.132) ist ϕ(rA ) =

q 1 q 1 für rA < rE > ϕ(rE ) = 4πε 0 rA 4πε 0 rE

(5.135)

und damit lautet die Spannung zwischen Anfangs- und Endpunkt gemäß der Konvention (5.15) U A→ B = −

ΔE pot

rE

= ∫ E • dr = ϕ(rA ) − ϕ(rE ) .

qP

(5.136)

rA

Die Feldlinien der Punktladung zeigen somit in Richtung des abnehmenden Potentials. Zu beachten ist, dass das elektrische Potential bezüglich eines Referenzpunktes, der beliebig gewählt werden kann, festzulegen ist. Dessen Potential setzt man zu null. Üblicherweise wählt man in der Elektrotechnik das Potential der Erde als Bezugspotential. Werden in der Elektrostatik Probleme behandelt, bei denen Ladungen in einem begrenzten Raumgebiet lokalisiert sind, so wählt man als Bezugspotential das eines davon weit entfernten Punktes, bei dem diese Ladungen praktisch keine Kräfte mehr ausüben. Dort ist das elektrische Feld null. Bezüglich eines solchen weit entfernten Referenzpunktes beträgt gemäß (5.134) das Potential einer Punktladung q, die sich im Ursprung des Koordinatensystems befindet, an einem Punkt r r

qdr ' q ϕ(r ) = ϕ(r ) = − ∫ =− 4πε 0 ∞ 4πε 0 r '²

r

q ⎡ 1⎤ ⎢− r ' ⎥ = 4πε r . ⎣ ⎦∞ 0

(5.137)

Potential, Spannung, Spannungsquellen, Verbraucher Wir haben im Kapitel 5.1.3 gesehen, dass zum Energietransport durch elektrische Ladung von einer Energie- bzw. Spannungsquelle zu einem Energieverbraucher ein Stromkreis erforderlich ist. Für die (positiv angenommenen) Ladungsträger muss die „Hinleitung“, über die die Ladungsträger dem Verbraucher zugeführt werden, ein (positiv) höheres elektrisches Potential aufweisen als die „Rückleitung“, welche die Ladungsträger vom Verbraucher der Spannungsquelle zuführt.

Zur Verdeutlichung der Zusammenhänge vergleichen wir einen „normalen“ Stromkreis und einen Stromkreis, bei dem Ladung im elektrischen Feld einer Punktladung bewegt wird. In der Spannungsquelle wird die potentielle Energie der Ladung, die sich im Stromkreis auf niedrigem elektrischem Potential in die Spannungsquelle bewegt, erhöht. Äußere Kräfte bewegen die Ladung gegen das elektrische Feld vom niedrigen auf höheres elektrisches

538

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.67 Elektrischer Stromkreis und Bewegung von Ladung im elektrischen Feld.

Potential. Bewegen sich die Ladungen langsam, so kann die Änderung der kinetischen Energie der Ladungen vernachlässigt werden und wir erhalten für die Spannungsquelle W=

r ( ϕ Hin )

r ( ϕ Hin )

r ( ϕ Rück )

r ( ϕ Rück )

∫ Fext • dr + q ∫ E • dr = 0 = Wext − ΔE pot

⇒

Wext = ΔE pot = q (ϕ Hin − ϕ Rück ) > 0 .

(5.138)

Auf hohem elektrischem Potential gelangt die Ladung von der Spannungsquelle zum Verbraucher, dort wird die potentielle Energie der Ladungsträger wieder verkleinert, die Differenz wird durch Verrichten von Arbeit über einen anderen Energieträger abgeführt. Auf niedrigem Potential gelangt schließlich die Ladung wieder zur Spannungsquelle. Da die elektrostatische Kraft eine konservative Kraft ist, muss die Arbeit längs eines geschlossenen Weges A → B → C→ D → A null sein.1 Da die Potentiale ϕB = ϕC = ϕHin und ϕA = ϕD = ϕRück betragen, gilt (ϕ B − ϕ A ) + (ϕ C − ϕ B ) + (ϕ D − ϕ C ) + ( ϕ A − ϕ D ) = 0 ⇒

U A→ B + U C → D = 0 .

1

(5.139)

Wir haben die Richtung, mit der der geschlossene Weg durchlaufen wird, so gewählt, dass sie der Bewegungsrichtung positiver Ladungsträger bei einem Energietransport von der Spannungsquelle zum Verbraucher entspricht. Spannungsabfälle an Verbrauchern werden nach Konvention in Stromrichtung positiv gezählt.

5.2 Elektrostatik

539

Da aber ϕD – ϕC < 0, der Konvention zufolge wegen der positiven Stromrichtung jedoch UCD > 0 ist, muss gelten U C → D = −(ϕ D − ϕ C ) > 0 , (5.139) ⇒ U A→ B = −(ϕ B − ϕ A ) < 0 .

(5.140)

Dies entspricht der Konvention (5.15) für die Spannung. Die Maschenregel (5.14) ist eine Konsequenz aus der Tatsache, dass elektrostatische Kräfte konservativ sind. Potential und elektrisches Feld Bei einer Punktladung haben wir gesehen, dass die Zonen konstanten elektrischen Potentials zur Punktladung konzentrische Kugelschalen sind. Diese nennt man auch „Äquipotentialflächen“. Die Feldlinien verlaufen radial, also senkrecht zu den Äquipotentialflächen in Richtung des abnehmenden Potentials. Dieser Zusammenhang gilt nicht nur für Felder und Potentiale von Kugelladungen, sondern allgemein. Bewegt sich eine Ladung im elektrischen Feld auf einer Äquipotentialfläche, so ändern sich das Potential und ihre potentielle Energie nicht und die verrichtete Arbeit (5.133) ist null. rE

Δϕ = 0 = − ∫ E • dr ⇒ E • dr = Edr cos(∠E , dr ) = 0

(5.141)

rA

Da bei der Bewegung weder die Feldstärke E noch der Betrag des Wegelementes dr null sind, muss der Kosinus des von beiden eingeschlossenen Winkels null sein, die beiden Vektoren E und dr senkrecht aufeinander stehen. Elektrische Felder verlaufen immer senkrecht zu den Äquipotentialflächen. Dieses Verhalten zeigen alle konservativen Kräfte, z. B. die Schwerkraft, sowie die Wärmestromdichte und die Isothermen, die Flächen gleicher Temperatur (siehe Kapitel 2.3.9 (Potentielle Energie und Kraft) und Kapitel 3.10.1 (Nichtebene Wärmeleiter)). So verläuft bei einem zylindersymmetrischen Wärmeleiter die Wärmestromdichte radial zur Zylinderachse, dem größten Temperaturgefälle, die Flächen gleicher Temperatur sind konzentrische Zylinder. So wie zwischen Wärmestromdichte und Temperaturverteilung der Zusammenhang (3.317) besteht, so gilt für elektrisches Feld und Potential E = −grad ϕ ⇒ E x = −

∂ϕ ∂ϕ ∂ϕ , Ey = − , Ez = − . ∂x ∂y ∂z

(5.142)

Da der Gradient in Richtung des steilsten Anstieges zeigt, das Feld jedoch in Richtung des steilsten Abfalls verläuft, muss das Minuszeichen eingefügt werden. Berechnen wir aus dem

540

5 Elektrizität und Magnetismus

Potential (5.137) einer Punktladung mit (5.142) das elektrische Feld, so erhalten wir nach Anwenden der Kettenregel q q 1 )=− grad( ) ⇒ 2 4πε 0 r 4πε 0 x + y2 + z2 1 1 2x q ∂ q ( )=− (− ) Ex = − 4πε 0 ∂x x 2 + y 2 + z 2 4πε 0 2 x2 + y2 + z2 E = −grad(

Ex =

q x . 4πε 0 r 3

3

(5.143)

Dies entspricht der x-Komponente des Feldes (5.86) einer Punktladung, die sich im Ursprung des Koordinatensystems befindet. Das Potential einer Punktladung q, die sich an einem Ort rP außerhalb des Ursprungs befindet, ist bezüglich eines unendlich entfernten Referenzpunktes in Anlehnung an (5.137) zu berechnen. Wir wählen wieder den Integrationsweg längs der Feldlinien. Sie verlaufen u. a. in Richtung von r − rP, dabei ist r der Vektor zum Aufpunkt. Bezeichnen wir den Abstand des Aufpunktes r vom Ort der Ladung rP mit a =| r − rP | , so ergibt sich das Potential im Aufpunkt zu a

qda ' q =− 2 4πε 0 ∞ 4πε 0 a '

ϕ(r ) = ϕ(a ) = − ∫ ϕ(r ) =

q . 4πε 0 | r − rP |

a

q ⎡ 1⎤ ⎢− a' ⎥ = 4πε a ⇒ ⎣ ⎦∞ 0

(5.144)

Abb. 5.68 Zur Berechnung des Potentials einer Punktladung, die sich nicht im Koordinatenursprung befindet.

Potentiale von Ladungsverteilungen Das Potential eines Feldes, das durch Überlagerung der Felder E i mehrerer Punktladungen qi entsteht, berechnet sich aus der Summe der einzelnen Potentiale, denn so wie bei einer

5.2 Elektrostatik

541

„gewöhnlichen“ Ableitung ist der Gradient einer Summe von Funktionen gleich der Summe von den Gradienten der einzelnen Funktionen. E = −gradϕ = ∑ E i = ∑ (−gradϕ i ) = −grad ∑ ϕ i ⇒ i

1 ϕ = ∑ ϕi = 4 πε i 0

i

i

q ∑ | r −i r | . i i

(5.145)

So beträgt das Potential eines Dipols in Abb. 5.44, dessen positive Ladung q bei –d/2 und die negative Ladung –q bei d/2 auf der x-Achse symmetrisch zum Ursprung des Koordinatensystems angeordnet sind, im Aufpunkt r gegen einen unendlich entfernten Referenzpunkt q ( 4πε 0

1 1 − ) , dabei ist d d | r + ex | | r − ex | 2 2 d d d d² . | r + e x |= (r + e x ) • (r + e x ) = r 2 + r • de x + 4 2 2 2 ϕD =

(5.146)

Da die Potentiale der Einzelladungen entgegengesetzt gleich groß sind, ist das Potential der Ebene, die senkrecht zur Verbindungslinie durch ihre Mitte geht, aus Symmetriegründen null. In großer Entfernung vom Dipol können wir in den Beträgen d² /4 gegenüber den anderen Termen vernachlässigen. Näherungsweise gilt dann ϕD ≈

1 1 q ( ) ⇒ − 2 2 4πε 0 r + r • de x r − r • de x

ϕD ≈

r • de x − 2 r • de x − 2 q 1 ((1 + ) − (1 − ) ) ⇒ 2 4πε 0 r r r2

ϕD ≈

1 r • de x q r • de x q 1 1 r • de x )) = − . ) − (1 + ((1 − 2 r2 4πε 0 r 3 4πε 0 r 2 r2

1

1

(5.147)

Wir können das Potential für r >> d durch das Dipolmoment (5.95) ausdrücken, in dem die wesentlichen Eigenschaften des Dipols zusammengefasst sind. Da der Vektor des Dipolmomentes von der negativen zur positiven Ladung zeigt, gilt p el = qd = −qde x . ϕD ≈

p •e 1 r • p el = el 2r 4πε 0 r 3 4πε 0 r

(5.148)

Diese Gleichung ist auch für beliebige Richtungen des Dipolmomentes im Raum gültig. Das Potential eines Dipols fällt mit dem Quadrat des Abstandes vom Ursprung ab.

542

5 Elektrizität und Magnetismus

0

y

↑

ϕ

0

−d /2

x

0

d /2

→

↑ y 0

0

x →

Abb. 5.69 Potential eines Dipols in der Ebene, in der sich die Ladungen befinden.

5.2 Elektrostatik

543

Das elektrische Feld in großer Entfernung vom Dipol erhalten wir durch Berechnung des Gradienten von (5.147). Die x-Komponente des Fernfeldes lautet mit r • e x = x und r = x² + y ² + z ² : 1

Ex = − Ex =

∂ − qd ( ∂x 4πε 0

x 3

( x ² + y ² + z ²) 2

3 r 3 − x ( x ² + y ² + z ²) 2 2 x qd 2 )= 4πε 0 ( x ² + y ² + z ²) 3

qd r 2 − 3x 2 . 4πε 0 r5

(5.149)

Entsprechend ergeben sich die y- und die z-Komponente zu Ey = −

∂ − qd ( ∂y 4πε 0

5

x 3

)=

− qd 3 x(− )( x ² + y ² + z ²) 2 2 y 4πε 0 2

( x ² + y ² + z ²) 2 qd 3 xy qd 3 xz , Ez = − . Ey = − 5 4πε 0 r 4πε 0 r 5

(5.150)

Zum Vergleich mit den „direkt“ aus dem Coulombschen Gesetz berechneten Feld (5.91) auf der x-Achse setzen wir in (5.149) und (5.150) y = z = 0 und erhalten Ex = –2qd/(4πε0|x|3), Ey = Ez = 0, das Ergebnis aus (5.92) bzw. (5.93). Entsprechend setzen wir für das Feld auf der y-Achse x = z = 0 mit dem Ergebnis Ex = qd/(4πε0|y|3), Ey = Ez = 0. Dies entspricht dem Ergebnis in (5.96). Die Feldstärke fällt mit 1/r³ ab. Um das Feld für beliebige Orientierungen des Dipols zu erhalten, drücken wir (5.149) und (5.150) wieder durch das Dipolmoment aus. qd E=− 4πε 0 r 5

ex = −

⎛ 3x 2 − r 2 ⎞ ⎟ ⎜ qd ⎟=− (3xr − r 2 e x ) , mit ⎜ 3 xy 5 4πε 0 r ⎟⎟ ⎜⎜ ⎠ ⎝ 3 xz

p el r • p el 3(r • p el )r − r 2 p el und x = r • e x = − ⇒ E= qd qd 4πε 0 r 5

(5.151)

Das Feld ist rotationssymmetrisch bezüglich der vom Dipolmoment definierten Achse. Die Feldrichtung liegt immer in der Ebene, die von r und pel aufgespannt wird. Häufig spaltet man das Feld in eine radiale Komponente und eine zu dieser senkrechten polaren Komponente auf. Wegen der universellen Gleichverteilung von Ladungen sind Ladungsasymmetrien grundsätzlich räumlich beschränkt und können bei grober Betrachtung als Dipole behandelt werden. Da die Feldstärke mit 1/r³ abfällt, sinkt der elektrische Fluss des Dipolfeldes durch eine Kugeloberfläche mit dem Radius r wegen AKugel = 4πr² mit 1/r und verschwindet daher für große r. Der elektrische Fluss ist jedoch ein Maß für die Reichweite elektrostatischer Kräfte. Somit ist die Reichweite dieser Kräfte beschränkt. Zur Berechnung von elektrischen Feldern, die ausgedehnte Körper mit kontinuierlicher Ladungsverteilung (lokale Ladungsdichte ρq) erzeugen, haben wir die Summe der Felder ein-

544

5 Elektrizität und Magnetismus

zelner Punktladungen dq gebildet. Entsprechend können wir die Potentiale solcher aufgeladener Körper durch die Überlagerung der Punktladungspotentiale wie in (5.145) berechnen. Diese Punktladungen dq = ρqdV befinden sich an den Orten s q .

∫ dϕ , mit (5.144)

ϕ=

⇒

Volumen des Körpers

ϕ=

1 4πε 0

∫

Volumen d . Körpers

dq 1 = | r − s q | 4πε 0

∫

Volumen d . Körpers

ρ q (sq ) | r − sq |

dV .

(5.152)

Als Beispiel berechnen wir das Potential eines homogen geladenen, geraden Stabes der Länge l, der längs der x-Achse symmetrisch zum Ursprung des Koordinatensystems angeordnet sein soll (siehe Abb. 5.46). Mit der konstanten Linienladungsdichte λq und s q = s q , x e x erhalten wir das Potential im Aufpunkt r außerhalb der x-Achse.

ϕ=

λq 4πε 0

l 2

ds q , x

∫l | r − s

-

e |

q,x x

=

λq 4πε 0

2

l 2

∫l

-

2

ds q , x ( x − s q , x )² + y ² + z ²

.

(5.153)

Zur Lösung des Integrals substituieren wir x – sq,x = ξ, dsq,x = – d ξ und beachten, dass y² + z² den Abstand rx des Aufpunktes r zur x-Achse darstellt. Aus der Formelsammlung erhalten wir für das Integral

ϕ=−

λq 4πε 0

x−

l 2

∫l

x+

2

dξ ξ² + rx2

l

=−

x− λq ⎡ 2 ln(ξ + ξ 2 + rx2 )⎤ l ⇒ ⎢ ⎥ ⎦ x+ 4πε 0 ⎣

l l + ( x − ) 2 + rx2 2 2 ln( ) ⇒ ϕ=− 4πε 0 l l 2 2 x + + ( x + ) + rx 2 2 l l x + + r + ex λq 2 2 ϕ= ln( ). l l 4πε 0 x − + r − ex 2 2 λq

2

x−

(5.154)

Das Feld berechnen wir durch Bildung des Gradienten, dies ist etwas mühsam, aber gradlinig. Zur Berechnung des Potentials auf der x-Achse (rx = 0) müssen wir wegen des Betrages im Nenner von (5.153) Fallunterscheidungen für die verschiedenen x durchführen. Wollen wir nur das Potential außerhalb des Stabes berechnen, so müssen wir zwischen den Fällen x > l/2 und x < – l/2 unterscheiden. Im ersten Fall erhalten wir

5.2 Elektrostatik

545

Abb. 5.70 Potential eines geladenen Stabes.

ϕ( x) =

λq 4πε 0

l 2

ds q , x

∫l x − s

-

2

q,x

=−

λq 4πε 0

l 2 l − 2

[ln( x − s )] q,x

l 2 ln( ). = l 4πε 0 x− 2 λq

x+

(5.155)

Im zweiten Fall müssen wir wegen |x – sq,x| = –(x – sq,x) das Ergebnis von (5.155) mit –1 multiplizieren. Das Feld auf der x-Achse berechnen wir durch Bildung des Gradienten. Da ϕ(x) nur von x abhängt, sind die partiellen Ableitungen nach y und z null, das Feld weist in x-Richtung. Mehrmaliges Anwenden der Kettenregel ergibt l l l λq λ q x − 2 x − 2 − (x + 2 ) l ∂ϕ( x) Ex = − . = =− l l 2 l 2 4πε 0 4πε 0 2 ∂x x+ (x − ) x −( ) 2 2 2

(5.156)

Dies ist das gleiche Ergebnis, das wir auch durch die direkte Berechnung in (5.103) erhalten haben. Die Berechnung des Potentials ausgedehnter Körper mit kontinuierlicher Ladungsverteilung und anschließender Bildung des Gradienten ist eine alternative Methode zur Berechnung des elektrischen Feldes mit dem Coulombschen Gesetz oder über die 3. Maxwellgleichung. Letztere Methode kann nur bei sehr symmetrischen Körpern erfolgreich verwendet werden. Die Potentialberechnung ist häufig einfacher, da nur eine skalare Funktion bestimmt werden muss im Gegensatz zum elektrischen Vektorfeld. Insbesondere ist die Überlagerung von Potentialen verschiedener geladener Körper wesentlich einfacher als die vektorielle Überlagerung von Feldern.

546

5 Elektrizität und Magnetismus

Die Feldlinien der in den Kapiteln 5.2.3 und 5.2.5 berechneten Felder homogener Ladungsverteilungen stehen immer senkrecht auf der Oberfläche der Ladungsverteilung. Wir können daraus schließen, dass die Oberfläche eine Äquipotentialfläche darstellt. Ist das elektrische Feld im Inneren eines Körpers null, so ist dort das Potential konstant. Bei einer Kugel ist der Verlauf der Feldlinien bekannt. In diesem Fall ist es einfacher, ihr Potential durch direkte Integration gemäß (5.134) zu bestimmen statt sie aus der Überlagerung der Punktladungspotentiale nach (5.152) zu berechnen. Wie bei einer Punktladung verschwindet in großem Abstand das elektrische Feld und wir können das Potential bezüglich eines unendlich entfernten Referenzpunktes festlegen. Das elektrische Feld einer homogen geladenen Kugel mit dem Radius R und der Ladung q weist außerhalb der Kugel den gleichen Verlauf wie das einer Punktladung q auf. Daher entspricht das Potential ebenfalls dem einer Punktladung. Ist das Feld in der Kugel null, d. h. nur die Kugeloberfläche ist homogen mit konstanter Flächenladungsdichte σq geladen, so ist das Potential im Inneren konstant und hat den Wert des Potentials der Kugeloberfläche. ϕ(r ) = ϕ(r ) =

σ q 4πR 2 q außerhalb der Kugel, = 4πε 0 r 4πε 0 r

ϕ(r ) = const. =

σq R q auf und innerhalb der Kugel. = 4πε 0 R ε0

(5.157)

(5.158)

Falls die Kugel auch im Inneren der Kugel mit konstanter Ladungsdichte ρq geladen ist, verläuft das Feld (5.120) linear mit r. Damit ist r

ϕ(r ) − ϕ(0) = − ∫ 0

ρq 3ε 0

r

r ' dr ' = −

ρ q ⎡ r'2 ⎤ ρq 2 r . ⎢ ⎥ =− 3ε 0 ⎣ 2 ⎦ 0 6ε 0

(5.159)

Um einen stetigen Anschluss an das Potential außerhalb der Kugel zu erreichen, setzen wir die Potentiale (5.157) und (5.158) an der Oberfläche der Kugel gleich und berechnen das Potential im Mittelpunkt der Kugel. 4π 3 R ρq ρq 2 ρq 2 q 3 R = ϕ(0) − R ⇒ ϕ( R) = = = 4πε 0 R 4πε 0 R 3ε 0 6ε 0

ϕ(0) =

ρq 3ε 0

R2 +

ρq 6ε 0

R2 =

ρq 2ε 0

R 2 ⇒ ϕ(r ) =

ρq 6ε 0

(3R 2 − r 2 )

(5.160)

Von der Oberfläche der Kugel steigt das Potential bis zum Maximalwert ϕ (0) im Mittelpunkt der Kugel.

5.2 Elektrostatik

547

2

ϕ (r )/ϕ (R )

↑

Kugelschale Vollkugel

1,5

Punktladung

1 0,5 0 0

1

2

3

→

r /R

Abb. 5.71 Verlauf der Potentiale einer Punktladung, einer Kugel mit konstanter Flächenladungsdichte und einer Kugel mit konstanter Raumladungsdichte.

Bei sehr großen (unendlich ausgedehnten) Ladungsverteilungen können wir deren Potential nicht mit (5.152) berechnen, da dort vorausgesetzt wird, dass das Potential des Körpers im Unendlichen verschwindet. Dies ist aber bei unendlich ausgedehnten Ladungsverteilungen nicht der Fall. Ist jedoch der räumliche Verlauf der Feldlinien bekannt, so kann auch hier durch direkte Integration gemäß (5.134) das Potential bezüglich einer anderen Referenz bestimmt werden. Üblicherweise bezieht man das Potential im Raum um den geladenen Körper auf das Potential des Körpers. Den Wert kann man je nach Problemstellung auch von null verschieden wählen. Um das Potential einer unendlich ausgedehnten, homogen geladenen Ebene zu bestimmen, integrieren wir (5.126). Der Normalenvektor der Ebene durch den Ursprung des Koordinatensystems soll in z-Richtung weisen. Mit (5.134) erhalten wir die Differenz zwischen dem Potential eines Punktes im Abstand z von der Ebene und dem Potential der Ebene. z

ϕ( z ) − ϕ(0) = − ∫

σq

0 2ε 0

dz ' = −

σq 2ε 0

z ⇒ ϕ( z ) = ϕ(0) −

σq 2ε 0

z,z>0

(5.161)

Da sich die Feldrichtung für negative z umkehrt, lautet das Potential in diesem Fall z

ϕ( z ) − ϕ(0) = ∫

σq

0 2ε 0

dz ' =

σq 2ε 0

z ⇒ ϕ( z ) = ϕ(0) +

σq 2ε 0

z , z < 0.

(5.162)

Im Gegensatz zum elektrischen Feld, das am Ort der Ebene seinen Wert sprunghaft um σq/ε0 ändert, verläuft das Potential stetig. In ähnlicher Weise können wir das Potential eines unendlich langen homogen geladenen Zylinders mit dem Radius R und der Flächenladungsdichte σq bestimmen. Sein äußeres Feld (5.122) fällt linear mit r ab. Das Potential ergibt sich mit (5.134) zu σ q R dr ' σq R σ R [ln r ']Rr = − q ln( r ) . =− r' ε0 ε0 R R ε0 r

ϕ(r ) − ϕ( R) = − ∫

(5.163)

548

5 Elektrizität und Magnetismus

Zu beachten ist, dass die Potentialdifferenz (5.163) für r → ∞ gegen – ∞ strebt, denn der Logarithmus ist eine monoton wachsende Funktion, folglich ist das Potential in unendlich großem Abstand vom Zylinder nicht als Referenz geeignet. Wir beziehen folglich das Potential auf das Potential auf der Zylinderoberfläche. ϕ(r ) = ϕ( R) −

σq R ε0

r ln( ) R

(5.164)

Bei einem Zylinder mit konstanter Raumladungsdichte rq zeigt das Feld im Inneren die gleiche radiale Abhängigkeit wie das Feld im Inneren einer Kugel. Daher ist auch der Verlauf des Potentials im Innern eines Zylinders qualitativ gleich wie der Verlauf (5.160) in der Kugel. Im Fall eines unendlich langen geladenen Drahtes ist die Flächenladungsdichte σq durch die Linienladungsdichte λq = 2πRσq zu ersetzen. Statt auf das Potential des Drahtes, das wegen R = 0 gegen – ∞ strebt, müssen wir das Potential auf das eines bestimmten Abstandes d zum Draht beziehen. Damit lautet das Potential eines geladenen Drahtes ϕ(r ) = ϕ(d ) −

5.2.7

λq

r ln( ) . d 2πε 0

(5.165)

Leiter im elektrischen Feld

In den vorigen Kapiteln sind wir nicht weiter auf die Ladungsträger, die sich in aufgeladenen Körpern befinden, eingegangen. Wir haben bei den Überlegungen zu den Feldern bzw. Potentialen, die sie verursachen, nur bestimmte Annahmen über die räumliche Verteilung gemacht. Die räumliche Verteilung der Ladungsträger wird jedoch wiederum von der Materie, in der sie sich befinden, und von äußeren Feldern wesentlich beeinflusst. Grundsätzlich unterscheiden wir in der Elektrostatik die Materie zwischen Leitern und Nichtleitern. In Leitern, in der Regel Metalle, sind die Ladungsträger, Elektronen, frei beweglich. Unter dem Einfluss von äußeren und von ihnen selbst bewirkten Feldern bewegen sie sich so lange, bis die Felder keine Kräfte mehr auf sie ausüben. Dieser Zustand wird auch als „elektrostatisches Gleichgewicht“ bezeichnet. Dies hat folgende Konsequenzen: • Das elektrische Feld im Leiter ist null. • Die Oberfläche des Leiters ist eine Äquipotentialfläche, das Potential im Innern des Leiters ist konstant. • Feldlinien äußerer Felder stehen senkrecht auf der Oberfläche des Leiters. Wird ein Leiter aufgeladen, herrscht also ein Überschuss oder ein Mangel an Elektronen, so bewegen sich die Ladungsträger, bis wiederum ein elektrostatisches Gleichgewicht herrscht. Die Ladungsträger befinden sich dann an der Oberfläche des Leiters, denn für die Feldfreiheit im Inneren dürfen sich der 3. Maxwellgleichung zufolge in einer geschlossenen Hüllfläche keine Ladungen befinden. Dabei kann der Abstand der Hüllfläche von der Oberfläche des Leiters sehr klein sein. Das Gleiche gilt für metallische Hohlkörper. Auch hier befinden sich die Träger der Überschussladung auf der äußeren Oberfläche. Diese Tatsache kann man zur vollständigen Entla-

5.2 Elektrostatik

549

Abb. 5.72 Zur Wirkungsweise eines Faradaybechers.

dung eines metallischen Körpers in einem „Faradaybecher“1 benutzen. Dieser Becher ist ein Hohlkörper aus Metall mit einer Öffnung, durch die man einen anderen geladenen Körper ins Innere bringen kann. Berührt dieser Körper den Faradaybecher im Inneren, so bilden beide einen leitenden Verbundkörper und die Ladungsträger bewegen sich sofort an die Oberfläche des Faradaybechers. Der eingebrachte, vorher aufgeladene Körper gibt alle überschüssigen Ladungsträger ab und ist danach ungeladen. Verbindet man den Faradaybecher mit einem Elektrometer, so kann man die Ladung einfach messen. Influenz Befindet sich ein ungeladener Leiter in einem Feld, welches von anderen Ladungen verursacht wird, so werden durch dieses Feld die frei beweglichen Ladungsträger so verschoben, dass der Leiter wieder ein konstantes Potential aufweist. Diese Ladungsverschiebung nennt man auch „Influenz“2. Das elektrische Feld fließt in den Leiter und bewegt die Ladungen, bis sich ein elektrostatisches Gleichgewicht eingestellt hat.

Die Feldlinien des äußeren homogenen Feldes enden an den negativen Ladungen auf der Oberfläche des Leiters und beginnen wieder auf der gegenüberliegenden Seite an den positiven Ladungen. Die Influenz hat eine Ladungstrennung bewirkt. Bei einem Metall sind die Elektronen in Abb. 5.73 nach links, den Feldlinien des äußeren Feldes entgegengewandert. Die auf der rechten Seite fehlenden Elektronen bewirken eine positive Aufladung. Im Inneren ist das Feld null, äußeres Feld und das von den verschobenen Ladungen verursachte Feld kompensieren sich. Da die Feldlinien immer senkrecht auf die Oberfläche treffen bzw. von ihr ausgehen, bewirkt das Einbringen eines Leiters in ein elektrisches Feld eine Verzerrung des Feldverlaufes (siehe Abb. 5.74).

1 2

M. Faraday (1791 – 1867). Influere, lat. einfließen.

550

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.73 Influenz: Das homogene elektrische Feld verschiebt im Leiter die Ladungsträger, bis sein Potential konstant bzw. das Feld im Leiter null ist.

Entsprechendes gilt für einen von Metall umschlossenen Hohlraum in einem äußeren Feld: Auch hier ist das Innere feldfrei, da sich die durch die Influenz verschobenen Ladungen an der Oberfläche befinden. Einen solchen Hohlraum oder „Faradayschen Käfig“ verwendet man häufig, um elektrische Felder abzuschirmen. Dabei darf der Hohlraum durchaus „Löcher“ haben, ohne dass die abschirmende Wirkung beeinträchtigt wird. So sind die Insassen eines Autos vor den Folgen eines Blitzschlages bei einem Gewitter geschützt, die Ladungen, welche der Blitz transportiert, fließen an der Außenhaut der Karosserie zur Erde, der gesamte Innenraum bleibt auf konstantem Potential. Befindet sich ein geladener Körper in einem metallischen Hohlraum, so wird das Feld ebenfalls durch die Influenz verzerrt. Als Beispiel betrachten wir eine positiv geladene Metallkugel, die von einer größeren, ungeladenen und innen hohlen Metallkugel umschlossen wird.

Abb. 5.74 Feldverzerrung durch Einbringen eines Leiters in ein homogenes Feld.

5.2 Elektrostatik

551

Abb. 5.75 Faradayscher Käfig: Das Innere des Hohlraums ist feldfrei.

Das Feld im Inneren der Hohlkugel bildet sich so aus, dass die Feldlinien senkrecht von der Oberfläche der inneren Kugel ausgehen und senkrecht auf der Innenfläche der Hohlkugel enden. Zur Erlangung des elektrostatischen Gleichgewichtes sind die entsprechenden negativen Ladungen auf der Innenseite platziert worden, deren Gesamtladung dem Betrage nach gleich der Ladung der inneren Kugel ist. Da die Hohlkugel insgesamt elektrisch neutral ist, bewirkt die negative Aufladung der Innenseite eine entsprechende positive Aufladung der Außenseite, die das gleiche Potential wie die Innenseite aufweist. Sind außen keine weiteren Ladungen, so stellt sich das radialsymmetrische Feld einer Kugel mit konstanter Flächenladungsdichte und

Abb. 5.76 Geladene Metallkugel, die sich in einer ungeladenen größeren hohlen Metallkugel befindet. Die Zahl der inneren Feldlinien ist gleich der Zahl der äußeren Feldlinien.

552

5 Elektrizität und Magnetismus

der Gesamtladung, die gleich der Ladung der inneren Kugel ist, ein. Die sehr asymmetrische Feldverteilung im Inneren ist in eine symmetrische im Außenraum umgeformt worden. Flächenladungsdichte von Leitern im elektrischen Feld Leiter weisen im elektrostatischen Gleichgewicht immer konstantes Potential auf. Dieses ist abhängig von ihrer Ladung und von den Abständen und Ladungen der Körper, die sich in ihrer Nähe befinden. Um dieses Gleichgewicht zu erreichen, muss sich an ihrer Oberfläche eine entsprechende Flächenladungsdichte einstellen, die lokal sehr unterschiedlich sein kann. Die dort vorliegende Feldstärke beträgt, da man einen kleinen Bereich der Oberfläche immer als homogen geladen und eben ansehen kann, gemäß (5.127) E=

σq ε0

.

(5.166)

Entscheidend für die Größe der Feldstärke und damit der Flächenladungsdichte ist die Form des Leiters. Dazu vergleichen wir die Ladungen und die Flächenladungsdichten von zwei Kugeln mit unterschiedlichen Radien R1 und R2, die sich auf gleichem Potential befinden, also z. B. durch einen Leiter miteinander verbunden sein können. ϕ=

ϕ=

q1 q2 = 4πε 0 R1 4πε 0 R2 σ q ,1 4πR12 4πε 0 R1

=

σ q , 2 4πR22 4πε 0 R2

⇒

⇒

q1 R = 1 q 2 R2 σ q ,1 σ q,2

=

R2 R1

(5.167)

(5.168)

Die Kugel mit dem größeren Radius trägt zwar die größere Ladung, jedoch sind die Flächenladungsdichte der kleineren und damit auch die an der Oberfläche vorliegende Feldstärke größer. Da man jede gekrümmte Oberfläche eines Leiters durch eine Kugelfläche annähern kann, gilt: Je stärker eine Oberfläche eines Leiters gekrümmt ist, je kleiner ihr Krümmungsradius ist, umso größer sind die Flächenladungsdichte und damit auch die Feldstärke. Dieser Effekt ist auch als „Spitzenwirkung“ bekannt. Sehr hohe Feldstärken können so genannte „elektrische Durchschläge“ zwischen Leitern mit unterschiedlichem Potential bewirken. Im Normalfall sind die Leiter von Luft umgeben, deren Moleküle von starken Feldern ionisiert werden können, dabei werden Elektronen aus dem Molekül herausgelöst. Diese Ladungsträger, Restmolekül (Ion) und Elektronen bewegen sich dann im elektrischen Feld. Da positiv geladene Ionen zum Leiter mit niedrigem (negativem) Potential, die Elektronen zum Leiter mit hohem Potential fliegen, bewirkt der Strom einen Ladungsausgleich zwischen den Leitern. Funken und Blitze sind Beispiele solcher elektrischen Durchschläge. Zur Vermeidung von Durchschlägen wird besonders in der Hochspannungstechnik großer Wert auf abgerundete Oberflächen gelegt. Anderseits verwendet man „Funkenstrecken“ zur Span-

5.2 Elektrostatik

553

Abb. 5.77 Stärker gekrümmte Oberflächen von Leitern haben die größere Flächenladungsdichte und damit auch die größere Feldstärke.

nungsbegrenzung. Soll zwischen zwei Leitern eine gewisse Spannung nicht überschritten werden, so versieht man sie mit zwei sich gegenüberstehenden Spitzen. Oberhalb einer kritischen Potentialdifferenz wird durch die Feldstärke ein elektrischer Durchschlag ausgelöst, so dass die Ladung auf den Leitern ausgeglichen wird. Spiegelladungen Um den Verlauf des elektrischen Feldes in der Umgebung von neutralen Leitern zu beschreiben, ist das Konzept der Spiegelladungen sehr hilfreich. Dazu betrachten wir das Feld einer Punktladung, die sich vor einer ebenen Metallplatte befindet. Durch die Influenz der Punktladung werden auf die Oberfläche entsprechende Gegenladungen verschoben, so dass im elektrostatischen Gleichgewicht die Feldlinien senkrecht zur Oberfläche verlaufen.

Der Verlauf des Feldes entspricht dem eines Dipols von einer Ladung bis zur Symmetrieebene zwischen den Ladungen, wie in Abb. 5.44 gezeigt. Statt durch die (realen) Influenzladungen auf der Leiteroberfläche kann man das Feld auch durch eine Ladung mit entgegengesetz-

Abb. 5.78 Eine Punktladung in der Nähe einer ebenen Leiteroberfläche: Durch das Feld der Punktladung werden die Ladungsträger so an die Oberfläche verschoben, dass die Feldlinien senkrecht auf der Oberfläche stehen. Der Feldverlauf entspricht dem eines Dipols aus Abb. 5.44.

554

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.79 Punktladung in der Nähe zweier sich schneidender ebener Leiter.

tem Vorzeichen erzeugen, deren Position durch das Spiegelbild der Punktladung an der Leiteroberfläche bestimmt wird. Diese Ladung nennt man auch Spiegelladung zur felderzeugenden Ladung. Bezieht man das Potential wieder auf einen unendlich fernen Referenzpunkt, so ist das Potential des Leiters null. Auch für andere Leiter- und Ladungsgeometrien kann man die Methode der Spiegelladungen anwenden: Für eine Punktladung, die sich in der Nähe von zwei ebenen Leitern, die sich unter einem gewissen Winkel schneiden, befindet, muss die Spiegelung an jeder Ebene durchgeführt werden, das resultierende Feld ergibt sich aus der Überlagerung beider Dipolfelder. In gleicher Weise kann durch Spiegelladungen auch der Feldverlauf bei sphärischen oder zylindrischen Leiteroberflächen bestimmt werden. Die Position der Spiegelladungen erhalten wir durch Anwenden der Reflexionsgesetze an gekrümmten Oberflächen (siehe Kapitel 6.2.2 (Bildkonstruktion bei sphärischen Spiegeln)). Ladungstrennung durch Influenz Durch ein äußeres elektrisches Feld erfolgt in einem ungeladenen Leiter eine Ladungstrennung: negative Ladungsträger (Elektronen) werden zur Quelle des äußeren Feldes verschoben, positive Ladungsträger dagegen in Richtung der Senke, dies entspricht einem Mangel an Elektronen. Befinden sich zwei aufeinander gepresste, dünne ebene Platten in einem homogenen Feld, wobei das Feld senkrecht zu den Platten verlaufen soll, so wird die Oberfläche der einen Platte positiv, die andere negativ aufgeladen.

5.2 Elektrostatik

555

Abb. 5.80 Ladungstrennung in einer Doppelplatte durch Influenz eines homogenen Feldes.

Beträgt die Feldstärke E, so wird mit (5.166) eine Flächenladungsdichte

σ q = ε 0 E.

(5.169)

influenziert. Sind die Platten sehr dünn, so hat das Einbringen in das Feld keine Auswirkungen auf seinen Verlauf, obwohl sich der von ihnen eingenommene Raum auf gleichem Potential befindet. Trennt man im äußeren Feld die beiden Platten, so bleibt der Raum zwischen ihnen feldfrei, da sich äußeres Feld und das von den Influenzladungen verursachte Feld kompensieren. Bringt man die beiden getrennten Platten aus dem Raum des äußeren Feldes, so bleibt die auf ihnen befindliche Ladung erhalten und kann mit einem Elektroskop gemessen werden. Damit eröffnet sich neben der Kraftwirkung auf Probeladungen eine weitere Möglichkeit der Messung von elektrischen Feldern, nämlich durch Messung der Ladung, die sie z. B. in ein oben beschriebenes Leitersystem influenzieren. Wichtig dabei ist, dass die beiden Platten im Feld getrennt werden. Nur dann tragen sie entgegengesetzte Ladungen. Werden dagegen zwei nicht miteinander verbundene Platten in ein elektrisches Feld gebracht, so erfolgt in jeder der Platten eine Ladungstrennung durch Influenz. Außerhalb des Feldes wird diese Ladungstrennung wieder aufgehoben, durch die freie Beweglichkeit der Ladungsträger werden lokale Überschüsse bzw. Mängel ausgeglichen. Die Größe der influenzierten Flächenladung ist abhängig von der Orientierung der Leiterplatten im Feld: Bei gegebener Feldstärke, also gegebener Dichte der Feldlinien, enden die meisten Feldlinien auf der der Quelle zugewandten Platte, wenn diese senkrecht zum Feld ausgerichtet ist, Feldvektor und Normalenvektor der Platte also kollinear sind. Stehen beide Vektoren senkrecht aufeinander, so werden keine Ladungen getrennt.

556

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.81 Influenzierte Ladung in Abhängigkeit von der Orientierung der Leiterplatten zur Feldrichtung.

Dieses Verhalten können wir mit dem Fluss (5.8) des (ungestörten) elektrischen Feldes durch die Leiterplatte beschreiben. Mit der Definition (5.99) der Flächenladungsdichte erhalten wir für beliebig geformte Leiter die influenzierte Ladung dq = σ q da = ε 0 E • da ⇒ q =

∫ε

E • da .

0 Fläche der Leiterplatte

(5.170)

Zu beachten ist, dass die Fläche nicht geschlossen sein darf, denn der 3. Maxwellgleichung zufolge ist die Gesamtladung null, d. h. auf der geschlossenen Leiteroberfläche befinden sich gleich viele positive und negative Influenzladungen, die aber, wie wir gesehen haben, räumlich getrennt sind. Kapazität eines Leiters Das Potential eines elektrisch geladenen Leiters endlicher Ausdehnung gegenüber einem unendlich entfernten Referenzpunkt ist proportional zur Ladung auf dem Leiter, im Falle einer Kugel gilt (5.158). Dies gilt für beliebig geformte Leiter: Verdoppelt man die Ladung bzw. die Ladungsdichte, ohne die Geometrie zu ändern, so verdoppeln sich auch das Feld und damit das Potential. Damit ist auch die Spannung (5.136) zwischen zwei Punkten im elektrischen Feld des Leiters proportional zu seiner Ladung. Das Verhältnis Ladung auf dem Leiter zu Spannung gegen einen unendlich fernen Punkt nennt man Kapazität C des Leiters. C :=

q As , [C ] = := F U V

(5.171)

Die Einheit der Kapazität ist das Farad1. Im Falle der Kugel ist die Kapazität einer Kugel mit dem Radius R gemäß (5.158) C= 1

q q = = 4πε 0 R . U ϕ( R) − ϕ(∞)

Benannt nach M. Faraday.

(5.172)

5.2 Elektrostatik

557

In die Kapazität geht neben Konstanten nur der Radius als geometrische Kenngröße des Leiters ein. Diese Tatsache gilt allgemein: Die Kapazität wird im Wesentlichen durch die Kapazität der Leiteranordnung bestimmt. Ein Elektroskop wie in Abb. 5.2 kann, da es ebenfalls eine bestimmte Kapazität aufweist, im Prinzip auch zur Messung von Spannungen verwendet werden. Anzumerken ist, dass die Einheit „Farad“ für den praktischen Fall extrem groß ist: Eine Metallkugel mit einem Radius von 1 m hat eine Kapazität von 1,1·10-10 F = 110 pF.

5.2.8

Kondensatoren

Eine Anordnung aus zwei Leitern, die entgegengesetzt gleich große Ladungen tragen, nennt man Kondensator. Sie werden in der Elektrotechnik häufig zum kurzzeitigen Speichern von Ladungen und damit auch als Spannungsquelle verwendet. Wie wir noch sehen werden, bedeutet die Speicherung von Ladung auch die Speicherung von Energie. Zwischen den beiden Leitern herrscht ein elektrisches Feld, sie befinden sich damit auch auf unterschiedlichen Potentialen. Zur Berechnung der Kapazität eines Kondensators muss die Ladung in Abhängigkeit von der Potentialdifferenz berechnet werden. Ist der Verlauf des Feldes bekannt, so kann sie durch direkte Integration von (5.136) berechnet werden. Sinnvollerweise wählt man dabei als Weg den Verlauf der Feldlinien. So ist es möglich, die Potentialdifferenz zwischen zwei Leitern zu berechnen, deren Einzelpotentiale im Unendlichen nicht verschwinden. Wir wollen nun die Kapazität einiger ausgewählter Leiteranordnungen bestimmen. Kapazitäten ausgewählter Leiteranordnungen

Plattenkondensator Diese Anordnung wird in der Elektrotechnik und Elektronik am häufigsten verwendet. Er ist aus zwei parallelen Leiterplatten der Fläche A und dem Abstand d aufgebaut. In gewisser Entfernung von den Plattenrändern überlagern sich die homogenen Felder (5.126) der einzelnen Platten. Zwischen den Platten verstärken sich die Felder, die Feldstärke beträgt E PK =

| σq | ε0

=

q . ε0 A

(5.173)

Außerhalb des Kondensators heben sich die Einzelfelder der Platten auf.

Abb. 5.82 Plattenkondensator: Zwischen den Platten verstärken sich die Einzelfelder, außerhalb heben sie sich auf.

558

5 Elektrizität und Magnetismus

Legen wir die positiv geladene Platte in die x/y-Ebene des Koordinatensystems und schneidet die negativ geladene Platte die z-Achse bei d, lautet die Spannung der positiv geladenen Platte gegenüber der negativ geladenen U =

− Platte

d

+ Platte

0

∫ E • dr = ∫ E PK dz = E PK d =

σq d ε0

=

qd . ε0 A

(5.174)

Damit ergibt sich die Kapazität des Plattenkondensators zu C=

q A = ε0 . U d

(5.175)

Besonders große Kapazitäten erhält man bei großen Plattenflächen und kleinen Plattenabständen. Daher werden Kondensatoren oft als „Wickelkondensatoren“, bei denen die Platten aus dünnen Metallfolien, die durch eine Isolatorfolie getrennt sind, aufgebaut. So erreicht man Kapazitäten bis etwa 0,5µF. Größere Kapazitäten erreicht man mit metallisierten Kunststoff-Folien oder „Elektrolytkondensatoren“, in denen die Elektroden, wie man die Platten auch bezeichnet, durch wenige Nanometer dicke Oxidschichten getrennt sind. Zylinderkondensator Hier besteht die Leiteranordnung aus zwei konzentrischen Zylindern mit unterschiedlichen Radien. In der Hochfrequenztechnik verwendete Koaxialkabel sind Anwendungsbeispiele von Zylinderkondensatoren. Die Einzelfelder sind durch (5.122) gegeben, zu beachten ist, dass das von den jeweiligen Ladungen im Inneren des Leiters verursachte Feld null ist. Damit herrscht zwischen den beiden Zylindern das von der Ladung auf dem inneren Zylinder verursachte Feld, während sich die Felder beider Ladungen außerhalb des äußeren Zylinders kompensieren. Dies erklärt auch das Einsatzfeld für Koaxialkabel: Der äußere Zylinder oder Mantel des Kabels dient als Abschirmung für das Feld, das vom inneren Zylinder, der Seele, ausgeht.

Abb. 5.83 Zylinderkondensator: Zwischen den Leitern herrscht das Feld, das der innere Zylinder verursacht, außen ist das Feld null.

5.2 Elektrostatik

559

Mit (5.163) erhalten wir die Spannung (negative Potentialdifferenz) zwischen den Zylindern (Innenradius ri, Außenradius ra)

U=

σ q ri ε0

σ q 2πlri r r r q ln( a ) = ln( a ) = ln( a ) . ri ri ri 2πlε 0 2πε0 l

(5.176)

Dabei ist σq die Flächenladungsdichte und l die Länge des Zylinderkondensators. Somit lautet die Kapazität des Zylinderkondensators

C=

2πε 0 q 2πε 0 l C = = oder . ra ra U l ln( ) ln( ) ri ri

(5.177)

Aus Gründen, die wir später noch kennen lernen, strebt man eine möglichst kleine längenbezogene Kapazität von Koaxialkabeln an. Dies erreicht man durch große Unterschiede in den Radien bzw. einen möglichst kleinen Radius der Seele des Kabels. Sind die Unterschiede zwischen den Radien dagegen sehr klein, so kann man ra = ri + Δr darstellen. Damit ergibt sich die Kapazität mit der Näherung ln(1+x) ≈ x zu C=

AZylindermantel 2πε 0 l 2πε 0 l 2πε 0 l = ≈ = ε0 . ri + Δr Δr Δr Δr ) ln( ) ln(1 + ri ri ri

(5.178)

Dies entspricht der Kapazität des Plattenkondensators (5.175). Kugelkondensator Lokal begrenzte Ladungen oder Ladungsverteilungen sind häufig von entsprechend großen Gegenladungen umgeben. Diese Anordnung kann man näherungsweise durch einen Kugelkondensator, bestehend aus zwei konzentrischen Kugeln, beschreiben. Auch hier wird wie beim Zylinderkondensator das Feld zwischen den Kugeln durch das Feld der inneren Kugel bestimmt, außerhalb der äußeren Kugel ist das Feld null. Sind ri und ra die Radien der inneren und der äußeren Kugel, so beträgt die Spannung mit (5.134) U =

q q ra − ri 1 1 ( − )= 4πε 0 ri ra 4πε 0 ra ri

(5.179)

und damit die Kapazität C=

rr q = 4πε 0 a i . U ra − ri

(5.180)

560

5 Elektrizität und Magnetismus

Für kleine Unterschiede der Radien setzen wir wieder ra = ri + Δr und erhalten C = 4πε 0

AKugel ( ri + Δr ) ri 4πri 2 . ≈ ε0 = ε0 ri + Δr − ri Δr Δr

(5.181)

Auch hier ergibt sich die Kapazität des Plattenkondensators. Für sehr große Radienunterschiede (ra → ∞) dagegen ergibt (5.180) C = 4πε 0

ra ri 1 = 4πε 0 ≈ 4πε 0 ri . 1 1 ra − ri − ri ra

(5.182)

Die Kapazität strebt für 1/ra → 0 gegen die Kapazität (5.172) einer Kugel mit dem Radius ri. Doppelleitung Elektrische Energie kann nur mit einem Stromkreis transportiert werden, dafür sind zwischen Energiequelle (= Spannungsquelle) und Verbraucher zwei Leitungen, die sich auf unterschiedlichem Potential befinden, erforderlich. Somit herrscht zwischen den Leitungen ein elektrisches Feld, die in einer Leitung befindliche Ladung wird durch die Kapazität zwischen den Leitungen bestimmt. Wir wollen nun die Kapazität zweier paralleler Drähte, die den (gleichen) Radius R und den Abstand d haben, berechnen. Dabei nehmen wir an, dass sich die Felder der einzelnen Drähte ungestört überlagern, d. h. es befinden sich keine weiteren geladenen Körper in ihrer Umgebung. Der Verlauf des elektrischen Feldes in einer Ebene senkrecht zu den Drähten ähnelt dem Feld eines Dipols in der Ebene, in der sich die Ladungen befinden. Im Koordinatensystem von Abb. 5.84 lautet mit (5.122) das Feld auf der x-Achse zwischen den Drähten unter Berücksichtigung der Tatsache, dass die Felder der einzelnen Drähte in x-Richtung weisen E ( x) =

σq R ε0

(

1 d |x+ | 2

+

1 d |x− | 2

)e x =

σq R ε0

(

1 d x+ 2

−

1 d x− 2

Abb. 5.84 Querschnitt durch eine Doppelleitung aus zwei parallelen Drähten.

)e x .

(5.183)

5.2 Elektrostatik

561

Für die Beträge in (5.183) gilt: x + d/2 ≤ 0 für x ≤ – d/2, x – d/2 ≤ 0 für x ≤ d/2. Zur Berechnung der Spannung wählen wir den Integrationsweg auf der x-Achse von der Oberfläche des linken Drahtes in Abb. 5.84 zur Oberfläche des rechten. U=

d / 2− R

∫

E( x ) • exdx =

-d/2 + R

U =

U = U =

σq R ε0

σq R ε0

σq R d / 2 − R ε0

∫

(

-d/2 + R

1 1 − )dx ⇒ x+d / 2 x−d / 2

([ln( x + d / 2)]-d/2+ R − [ln( x − d / 2)]-d/2+ R ) ⇒ d / 2− R

(ln(

2σ q R ε0

d / 2− R

σq R d − R 2 −R d −R ) − ln( )) = ln( ) ⇒ ε0 R R−d R

ln(

2πlRσ q d−R d −R q d −R )= ln( )= ln( ) R R R πlε 0 πlε 0

(5.184)

Hier ist l die Länge der Doppelleitung. Die Kapazität der Doppelleitung beträgt damit C=

q = U

πlε 0 . d−R ln( ) R

(5.185)

Nähert sich d dem Wert 2R, so strebt die Kapazität der Doppelleitung gegen unendlich. Zusammenschalten von Kondensatoren In der Elektrotechnik werden häufig Kondensatoren (Schaltungssymbol: –||–, die vertikalen Striche symbolisieren die Platten) miteinander kombiniert, um z. B. bestimmte Kapazitäten, die nicht marktverfügbar sind, zu erhalten. Auch können bestimmte Leiteranordnungen Kapazitäten aufweisen, die als Kombination verschiedener Einzelkapazitäten beschreibbar sind.

Parallelschaltung Die Platten a und c sowie die Platten b und d in Abb. 5.85 befinden sich auf gleichen Potentialen, zwischen ihnen herrscht die gleiche Spannung U. Damit addieren sich die auf ihnen befindlichen Ladungen zur gesamten Ladung der parallel geschalteten Kondensatoren C1 und C2. Die Gesamtladung beträgt mit der Definition (5.171) q1 = C1U , q 2 = C 2U ⇒ q g = q1 + q 2 = C1U + C 2U

(5.186)

und damit die Gesamtkapazität Cg =

qg U

=

C1U + C 2U = C1 + C 2 . U

(5.187)

562

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.85 Parallelschaltung von Kondensatoren.

Bei einer Parallelschaltung wird die Gesamtkapazität gegenüber den Einzelkapazitäten vergrößert. Allgemein gilt: Werden Kondensatoren parallel geschaltet, so addieren sich ihre Kapazitäten. Reihenschaltung Die Platten b und c in Abb. 5.86 befinden sich auf gleichem Potential. Durch Influenz erhält die Platte b die Gegenladung der Platte a. Der Ladungsträgerüberschuss oder -mangel in der Platte b wird kompensiert durch eine entgegengesetzt gleich große Ladung in der Platte c, die der Ladung auf a entspricht. Da in der Kombination der Kondensatoren gleich viele positive und negative Ladungen vorhanden sein müssen, weist Platte d die Ladung von b auf. Somit ist die Ladung q in beiden Kondensatoren gleich. Entsprechend bilden sich elektrische Felder aus und es herrschen im Kondensator C1 zwischen den Platten a und b die Spannung U1 und im Kondensator C2 zwischen den Platten c und d die Spannung U2. U1 =

q q , U2 = C1 C2

Abb. 5.86 Reihenschaltung von Kondensatoren.

(5.188)

5.2 Elektrostatik

563

Mit der an der Reihenschaltung anliegenden Spannung U = U1 + U2 erhalten wir die Gesamtkapazität der Reihenschaltung U =

q q q + = C1 C 2 C g

⇒

C1C 2 1 1 1 = + ⇒ Cg = . C g C1 C 2 C1 + C 2

(5.189)

Die Gesamtkapazität einer Reihenschaltung von Kondensatoren ist kleiner als die Einzelkapazitäten. Schaltet man mehrere Kondensatoren in Reihe, so gilt für die Gesamtkapazität: Die Kehrwerte der Einzelkapazitäten addieren sich zum Kehrwert der Gesamtkapazität in Reihe geschalteter Kondensatoren.

5.2.9

Dielektrika

Befinden sich Leiter in elektrischen Feldern, so werden durch sie die frei beweglichen Ladungsträger verschoben, bis das Potential des Leiters konstant ist. Werden anderseits zwei unterschiedlich aufgeladene Leiter, zwischen denen ein elektrisches Feld herrscht, durch einen dritten verbunden, so fließen Ladungen durch ihn, bis die Potentiale ausgeglichen sind und das elektrische Feld abgebaut ist. Wir haben außerdem gesehen, dass man mit Leitern elektrische Felder abschirmen kann. In Nichtleitern gibt es keine frei beweglichen Ladungsträger und damit auch keine Abschirmeffekte, ein elektrisches Feld „greift“ durch Nichtleiter „hindurch“. Es bleibt z. B. durch Kraftwirkung zwischen zwei aufgeladenen Objekten wirksam, auch wenn zwischen beide ein ausgedehnter Nichtleiter gebracht wird. Daher nennt man Nichtleiter auch „Dielektrika“1, Materie, durch die Elektrizität hindurch„geht“.

Abb. 5.87 Zwischen den Platten eines Kondensators befindet sich ein Leiter, der durch Influenz aufgeladen wird. 1

Von dia, griechisch durch.

564

5 Elektrizität und Magnetismus

Man stellt allerdings fest, dass das Feld im Dielektrikum gegenüber dem äußeren Feld geschwächt wird. Bringt man in einen Plattenkondensator, dessen Platten (Abstand d) die Flächenladungsdichte σq tragen1, so dass zwischen den Platten die Spannung U0 = (σq/ε0)d herrscht, ein Dielektrikum ein, so verkleinert sich die Spannung. Wird das Dielektrikum wieder entfernt, steigt die Spannung auf den alten Wert. Einen ähnlichen Effekt erwarten wir, wenn wir wie in Abb. 5.87 einen quaderförmigen Leiter in einen Plattenkondensator einbringen, der den gesamten Querschnitt ausfüllt, jedoch die Platten nicht berührt. Vor dem Einbringen des Leiters besteht zwischen den Platten die Spannung U0 = (σq/ε0)d. Befindet sich der Leiter mit der Ausdehnung l senkrecht zu den Platten im Kondensator, werden dessen Seiten, die den Platten gegenüberstehen, durch Influenz so aufgeladen, dass der Leiter überall das gleiche Potential aufweist und in seinem Inneren das elektrische Feld verschwindet. Damit dies der Fall ist, muss die influenzierte Flächenladungsdichte entgegengesetzt gleich groß sein wie diejenige auf den Platten. Dann kompensieren sich genau das äußere Feld und das Feld, das die Influenzladungen verursachen. Das Feld außerhalb des Leiters bleibt somit unverändert. Allerdings herrscht zwischen den Platten nur noch die Spannung U1 = (σq /ε0)(d – l). Die Ursache für die Verkleinerung der Spannung eines Plattenkondensators nach Einbringen eines Dielektrikums ist ähnlich: auch hier bewirkt das äußere Feld eine Aufladung. Aus historischen Gründen nennt man dies jedoch nicht „Influenz“, sondern „Polarisation“. Während bei dem oben betrachteten Leiter das Feld im Inneren verschwindet, wird das Feld im Dielektrikum nur geschwächt. Die Flächenladungsdichte ist dem Betrage nach kleiner als auf den Platten. Das Verhältnis der Feldstärke in einem Plattenkondensator ohne Dielektrikum E0 zur Feldstärke mit Dielektrikum Em bezeichnet man auch als „relative Dielektrizitätskonstante“ des Dielektrikums. ε r :=

E0 Em

(5.190)

Sie wird bei statischen Feldern durch den molekularen Aufbau des Dielektrikums sowie bei manchen Stoffen durch die Temperatur bestimmt. Da alle Dielektrika das Feld schwächen, muss εr > 1 gelten. Füllt das Dielektrikum den Plattenkondensator vollständig aus, so wird mit (5.175) und (5.190) die Kapazität Cm =

σq A σq A q A = = = εr ε 0 = εr C 0 σ U m Em d d q d ε0

(5.191)

um εr gegenüber der Kapazität ohne Dielektrikum vergrößert. Folgende Tabelle zeigt εr einiger Stoffe. Bei Gasen weicht εr nur sehr wenig von εr = 1, dem Wert für das Vakuum ab. Auf die Polarisationsmechanismen, die die Werte von εr bestimmen, gehen wir später ein. 1

Der Kondensator wurde z. B. mit einer Spannungsquelle zum Aufladen verbunden und dann wieder von ihr abgekoppelt.

5.2 Elektrostatik

565

Tab. 5.6 Relative Dielektrizitätskonstante εr verschiedener Stoffe. Festkörper

Flüssigkeiten

Paraffin Polystyrol

2,2 2,5

Transformatoröl Äthanol

Gase 2,24 25,8

Helium Argon

1,00006 1,00050

Polyester

3,3

Methanol

34

Luft

1,00058

Glas

5 – 10

Glyzerin

41

Wasserstoff

1,00026

Porzellan

6

Wasser (0°C)

88

Stickstoff

1,00061

Glimmer

7,5

Wasser (20°C)

81

CO2

1,00098

SO2

1,0099

Zellulose

4,5

Al2O3 BaTiO3

12 1000

Polarisation und Verschiebungsdichte Wird der Raum zwischen den Platten eines Kondensators mit einem Dielektrikum ausgefüllt, so wird dort die Feldstärke um den Faktor 1/εr gegenüber dem Wert im Vakuum reduziert, da Polarisationsladungen (Ladungsdichte σPol) den Ladungen auf den Platten (Ladungsdichte σq) gegenüberstehen. Dabei hat σPol das umgekehrte Vorzeichen wie σq. Entsprechend baut die Polarisationsladung ein Feld auf, das dem von σq verursachten entgegengesetzt gerichtet ist.

Em =

E 0 | σ q | − | σ Pol | ε E = ⇒ | σ Pol | = | σ q | − 0 0 , mit εr εr ε0

| σ q | = ε 0 E 0 ⇒ | σ Pol | = ε 0 E 0 −

ε 0 E0 1 = (1 − )ε 0 E 0 εr εr

(5.192)

Die Polarisationsladung nennt man auch „gebundene“ Ladung, da ihre Ladungsträger sich nicht frei bewegen können. Schneidet man das Dielektrikum parallel zu den Kondensatorplatten in zwei Teile, so laden sich die Grenzflächen wiederum mit Polarisationsladungen gleicher Flächenladungsdichte auf. Auch wenn man das Dielektrikum vielfach teilt, so laden sich die Grenzflächen mit der Flächenladungsdichte (5.192) auf. Alle Schichten stellen Dipole dar, die elementaren Dipole sind die Atome oder Moleküle des Dielektrikums. Diese weisen ein

Abb. 5.88 Plattenkondensator mit Dielektrikum zwischen den Platten: Verlauf der Felder und der Polarisation.

566

5 Elektrizität und Magnetismus

Dipolmoment (5.95) auf. Ist σPolA die Ladung qPol auf einer Grenzfläche der Größe A und l die Dicke der Schicht, so ergibt sich der Betrag des Dipolmomentes vom Dielekttrikum zu p el = ql =| σ Pol | Al .

(5.193)

Da Al das Volumen der Schicht ist, kann man |σPol | auch als Betrag der Dipolmomentdichte ρD auffassen. Diese selbst ist wie auch das Dipolmoment eine vektorielle Größe. Da nach Definition (5.95) das Dipolmoment von der negativen zur positiven Ladung des Dipols gerichtet ist, weist der Vektor der Dipolmomentdichte ebenfalls von der negativen Ladung zur positiven Ladung der Schicht. Die Dipolmomentdichte nennt man auch „elektrische Polarisation“ P . Sie zeigt wegen der Richtungsdefinition des Dipolmomentes p el des Dielektrikums in Richtung des äußeren Feldes E0. P :=

dp el , | P |=| σ Pol |= ρ D . dV

(5.194)

Aus (5.192) folgt P = (1 −

1 )ε0 E0 = ( εr − 1 )ε0 Em . εr

(5.195)

Unter Berücksichtigung der Richtungen (siehe Abb. 5.88) gilt für das resultierende Feld E m im Dielektrikum, das sich aus der Überlagerung der elektrischen Felder, die von den Ladungen auf den Kondensatorplatten und von den Polarisationsladungen verursacht werden, ergibt: Em +

P = E 0 oder ε 0 E m + P = ε 0 E 0 ε0

(5.196)

Abb. 5.89 Aufteilung des Dielektrikums in viele Schichten. Die Grenzflächen laden sich mit Polarisationsladungen auf. Jede Schicht kann man sich aus übereinander gestapelten Einzeldipolen aufgebaut vorstellen.

5.2 Elektrostatik

567

Der Betrag der linken Seite von (5.196) entspricht der Flächenladungsdichte auf den Platten des Kondensators, diese bezeichnet man im Gegensatz zu den gebundenen Ladungen als „wahre“ Ladungen. Nur diese fließen beim Laden des Kondensators auf die Platten. Nach dem Abkoppeln von der Spannungsquelle bleibt die Ladungsmenge unverändert. Der Fluss durch eine geschlossene Hüllfläche um z. B. die positiv geladene Platte beträgt r

r

r

r

r

∫ (ε 0 E m + P) • da = ∫ ε 0 E0 • da = q Platte .

Hülle

(5.197)

Hülle

r r Die Feldlinien von ε 0 E m + P beginnen bei den positiven wahren Ladungen und enden bei den negativen. Daher fasst man dieses Feld zur dielektrischen Verschiebungsdichte oder elektrischen Flussdichte zusammen.

r r r As D := ε 0 E m + P , [ D] = [ P ] = 2 m

(5.198)

Die 3. Maxwellgleichung kann somit etwas einprägsamer formuliert werden: r

r

∫ D • da = q w .

(5.199)

Hülle

Die Einführung einer weiteren Feldgröße unterstreicht die Rolle der Ladung bei der Erzeugung von elektrischen Feldern. Die elektrische Flussdichte spielt immer dann eine Rolle, wenn Ladungen Felder erzeugen, wie es die r 3. Maxwellgleichung beschreibt. Bei der Influenz haben wir schon die Bedeutung von ε 0 E in (5.170) für die Ladungsmenge gesehen. Das elektrische Feld wird wichtig bei der Betrachtung der Kräfte von Feldern auf Ladungen. Weiterhin folgt aus (5.196) und aus (5.192) r r r r E0 D = ε 0 E0 = ε r ε 0 = ε r ε 0 Em , εr

(5.200)

r r r r r r r 1 r D = ε 0 E m + P = ε r ε 0 E m ⇒ P = D − ε 0 E m = (1 − ) D εr

(5.201)

r r ⇒ P = (ε r − 1)ε 0 E m .

(5.202)

Die Größe εr – 1 bezeichnet man auch als „elektrische Suszeptibilität“1 χe des Dielektrikums. Die Polarisation stellt sozusagen die „Antwort“ des Dielektrikums auf das in ihm herrschende elektrische Feld dar. Bei Leitern spricht man statt von Polarisation von Influenz, da die Ladungen nicht wie beim Nichtleiter gebunden, sondern frei beweglich sind. Das Feld Em im Leiter, der sich in einem 1

Von suscipere, lat. aufnehmen. Suszeptibilität: Aufnahmefähigkeit.

568

5 Elektrizität und Magnetismus

elektrischen Feld befindet, ist null. Nach (5.196) ist einerseits P = ε 0 E 0 ≠ 0, anderseits gilt (5.202). Somit strebt die Suszeptibilität χe = εr – 1 eines Leiters gegen unendlich. Unsere Überlegungen beziehen sich auf den Plattenkondensator, in dem die Feldlinien senkrecht zu den Platten verlaufen. Die Begrenzungen des Dielektrikums im Feld sind ebenfalls senkrecht zum Feld gerichtet. Die elektrische Flussdichte ändert sich nicht, auch wenn das Dielektrikum zwar den ganzen Querschnitt, aber nicht den ganzen Abstand zwischen den Platten ausfüllt. Das elektrische Feld dagegen ändert seine Stärke sprungartig an den Grenzflächen. Diese Tatsachen können wir zur Bestimmung der Kapazität, bezogen auf die Kapazität ohne Dielektrikum, verwenden. Auf den Platten des Kondensators möge sich die Ladung q befinden. Ohne Dielektrikum beträgt nach (5.175) die Kapazität C0 = q/U0, wobei U0 die Spannung zwischen den Platten (Abstand d) ist, und es herrscht ein homogenes Feld E0 = U0/d. Mit dem Dielektrikum der Dicke l und der relativen Dielektrizitätskonstante εr sinkt die Spannung zwischen den Platten auf U. Sie setzt sich aus der Summe der Teilspannungen U1 und U2 zwischen den Grenzflächen zusammen. Die elektrische Flussdichte D = ε0E0 = εr ε0E1 bleibt unverändert. Im Dielektrikum sinkt die Feldstärke von E0 auf E1 = E0/εr, außerhalb bleibt sie unverändert. U = U 1 + U 2 = E1l + E 0 (d − l ) = U =

E0 l + E 0 (d − l ) εr

U 0 l + ε r (d − l ) d εr

(5.203)

Die Kapazität mit Dielektrikum beträgt dann C=

εr d εr d q q = = C0 . U U 0 l + ε r (d − l ) l + ε r (d − l )

Abb. 5.90 Kondensator, bei dem das Dielektrikum nur einen Teil des Raumes ausfüllt.

(5.204)

5.2 Elektrostatik

569

Im Grenzfall εr → ∞ (Dielektrikum wird zum Leiter) ergibt sich aus (5.204) C = C0 d/(d – l). Dies entspricht einem Kapazitätsverhältnis C/C0= d/(d – l), das sich aus (5.175) für Kondensatoren mit den Plattenabständen d – l bzw. d ergeben würde. Wird im Gegensatz zu den vorigen Betrachtungen der Kontakt des Kondensators mit der Spannungsquelle während des Einbringens des Dielektrikums aufrechterhalten, so wirkt sich die Erhöhung der Kapazität in einer vergrößerten Ladung auf den Platten aus. Füllt das Dielektrikum den Kondensatorraum vollständig aus, so erhöht sich die Ladung gemäß (5.191) um den Faktor εr. Entsprechend vergrößert sich auch die elektrische Flussdichte Dm im Dielektrikum. Das elektrische Feld E0 bleibt gegenüber dem Kondensator ohne Dielektrikum unverändert. r r r r r r r r Dm = ε 0 ε r E 0 = ε 0 E 0 + P ⇒ P = (ε r − 1)ε 0 E 0 = χ e ε 0 E 0 = χ e D0 (5.205) In diesem Fall beschreibt χe die Antwort des Dielektrikums auf die elektrische Flussdichte, die eine äußere Spannungsquelle in einem Kondensator im Vakuum bewirken würde. Entsprechend ändert sich auch (5.197): r r r r r r r (5.206) ∫ ε 0 E 0 • da = ∫ D0 • da = ∫ ( Dm − P) • da = q Platte Hülle

Hülle

Hülle

Während die Feldlinien immer senkrecht auf der Oberfläche eines Leiters verlaufen, ist dies bei Dielektrika nicht notwendigerweise der Fall: Die gebundenen Ladungen können sich nur auf molekularem Maßstab bewegen im Gegensatz zu den Ladungsträgern im Leiter. Daher ist die Oberfläche eines Dielektrikums nur in Ausnahmefällen eine Äquipotentialfläche, so wie in den oben betrachteten Plattenkondensatoren. Auch für beliebige Richtungen von Feld und Flussdichte gilt an einer Grenzfläche zwischen zwei Dielektrika mit unterschiedlichen εr, von denen eins das Vakuum sein kann: Die Normalkomponente der elektrischen Flussdichte sowie die Tangentialkomponente des elektrischen Feldes ändern sich nicht. Die Tangentialkomponente der Flussdichte und die Normalkomponente des Feldes ändern sich dagegen sprunghaft. Ersteres ist in der 3. Maxwellgleichung in der Form (5.199) begründet. Nur die Normalkomponente trägt zum Fluss durch eine quaderförmige Hüllfläche (zwei Flächen parallel zur eben angenommenen Grenzfläche) bei. Da sich auf der Grenzfläche keine freien Ladungen befinden, ist der Fluss null. Da die Normalenvektoren auf der Hülle für D1,n und D2,n in entgegengesetzte Richtungen zeigen, müssen die Komponenten gleich sein. Da die Potentialdifferenz zwischen zwei sehr nahe beieinander liegenden Punkten auf der Grenzfläche im Dielektrikum 1 und Dielektrikumr2 gleich sein muss, gilt dies auch für die Tangentialkomponenten E1,t und E2,t. Sind z. B. D1 , ε1, ε2 und der Normaleneinheitsvektor r en gegeben, so können wir sukzessive die anderen Feldgrößen berechnen.

570

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.91 Zur Stetigkeit der Normalkomponente der elektrischen Flussdichte und der Tangentialkomponente des elektrischen Feldes an der Grenzfläche zweier Dielektrika (ε1 > ε2).

D1,n = D2,n = ( D1 • en )en , D1,t = D1 − D1,n = D1 − ( D1 • en )en , ε1ε 0 E1,n = D1,n , ε1ε 0 E1,t = D1,t , ε 2 ε 0 E 2,n = D1,n , ε 2 ε 0 E1,t = D2,t , D2 = D1,n + D2,t = D1,n + ε 2 ε 0 E1,t = D1,n + E2 = E2 ,n + E1,t =

ε2 D1,t , ε1

D1,n D1,t ε1 + = E1,n + E1,t ε2 ε0 ε1ε0 ε2

(5.207)

Aus (5.207) können wir die Verhältnisse der Normal- und Tangentialkomponenten von den elektrischen Flussdichten und Feldern bestimmen. ε1ε 0 E1,n = D1,n ,

ε 2 ε 0 E 2,n = D2,n = D1,n

⇒

ε1ε 0 E1,t = D1,t ,

ε 2 ε 0 E 2,t = D2,t = ε 2 ε 0 E1,t

⇒

E1, n E 2,n D1,t D 2 ,t

=

ε2 ε1

(5.208)

=

ε1 ε2

(5.209)

5.2 Elektrostatik

571

Für die Winkel α1 und α2, welche die Vektoren der Flussdichten bzw. der Felder zur Normalen der Grenzfläche einschließen, gilt D1,t E1, n ε 2 tan α 2 D1, n D1,t tan α1 ε1 = = , mit (5.208) ⇒ . = = = D 2 ,t E 2,n ε1 tan α 1 D 2 ,t tan α 2 ε 2 D2, n

(5.210)

Polarisationsmechanismen Um eine Polarisation in einem Nichtleiter zu bewirken, der Nichtleiter sich somit wie ein Dipol verhalten soll, dürfen die Ladungsschwerpunkte der positiven und negativen Ladung nicht zusammenfallen. Bei vielen Dielektrika, wie z. B. die in Tab. 5.6 aufgelisteten, wird die Polarisation durch das äußere Feld bewirkt. Wird das Feld „abgeschaltet“, so verschwindet auch die Polarisation. In diesem Fall spricht man von „induzierter“ Polarisation. Die Polarisation verläuft in Richtung des äußeren Feldes.

Im anderen Fall besteht das Dielektrikum schon aus (molekularen) Dipolen, die sich aufgrund der gegenseitigen Anziehung schon ohne äußeres Feld so ausrichten, dass eine Polarisation entsteht. Diesen Zustand bezeichnet man als „permanente“ Polarisation. Hier werden die Richtungen von Polarisation und äußerem Feld in der Regel nicht übereinstimmen. Bei der induzierten Polarisation unterscheidet man zwei grundsätzliche Mechanismen: Verschiebungspolarisation Atome, aus denen die Materie aufgebaut ist, bestehen aus einer negativ geladenen Elektronenhülle und einem positiv geladenen Kern. Unter dem Einfluss eines äußeren elektrischen Feldes Ea wird die Elektronenhülle gegenüber dem Kern verschoben, bis zwischen den Kräften des äußeren Feldes und der Anziehungskraft von Kern und Elektronenhülle ein Gleichgewicht herrscht. Betrachten wir die Elektronenhülle näherungsweise als mit z Elementarladungen homogen geladene Kugel mit dem Radius R, so herrscht Gleichgewicht bei einem Abstand x der Ladungsschwerpunkte von Kern und Hülle, wenn zeE a = zeE Kern − Hülle .

(5.211)

Das Feld ergibt sich aus (5.120). Damit erhalten wir den Gleichgewichtsabstand x und das Dipolmoment pel

Ea =

ze x ⇒ pel = zex = 4πε0 R 3 Ea . 4πε0 R 3

(5.212)

Mit der Dipoldichte ρD (Zahl der Dipole pro Volumeneinheit) erhalten wir die Polarisation und die Suszeptibilität P = ρ D p el = ρ D 4πε 0 R 3 E a , χ e =

P P ≈ = ρ D 4πR 3 . ε0 Em ε 0 Ea

(5.213)

572

5 Elektrizität und Magnetismus

Hier haben wir näherungsweise äußeres Feld und Feld im Dielektrikum gleichgesetzt, was bei Gasen mit geringer Dichte erlaubt ist. Die Verschiebungspolarisation oder Elektronenpolarisation erfolgt bei jedem Stoff, allerdings ist die Suszeptibilität klein und kann durch andere Polarisationsmechanismen überlagert werden. Zu bemerken ist, dass durch Messung der Suszeptibilität der Radius der Elektronenhülle bestimmt werden kann. Besteht das Dielektrikum aus einem Salzkristall, der aus positiv und negativ geladenen Ionen aufgebaut ist, so werden diese im Kristall verschoben. Orientierungspolarisation Weisen die Moleküle des Dielektrikums schon ein Dipolmoment auf, so werden sie von einem äußeren Feld ausgerichtet, die Dipole ändern durch das Feld ihre Orientierung. Ohne Feld sind sie in der Regel ungeordnet durch die thermische Bewegung der Moleküle. Daher ist die Polarisation auch temperaturabhängig, je höher die Temperatur, umso schwächer ist die Ausrichtung durch das Feld. Die Polarisation in Abhängigkeit vom äußeren Feld und von der Temperatur wird beschrieben durch die Langevin1-Funktion, die wir hier nicht herleiten wollen: P=

p E p E p E k T N p Mol . L( Mol . ) mit L( Mol . ) = coth( Mol . ) − B ) . k BT k BT p Mol . E V k BT

(5.214)

Dabei ist pMol. das Dipolmoment des Moleküls, N/V die Dipoldichte und T die absolute Temperatur des Dielektrikums. Für tiefe Temperaturen (oder sehr starke Felder) kann der zweite Term der Langevin-Funktion vernachlässigt werden und sie strebt gegen eins, alle Dipole sind ausgerichtet und die Polarisation ist (nahezu) konstant. Diesen Fall bezeichnet man auch 1

0,8

0,6

L (x )

↑

0,4

0,2

0 0

2

4

6

8

x := p Mol. E /(k B T ) → Abb. 5.92 Verlauf der Langevin-Funktion.

1

P. Langevin (1872 – 1946).

10

5.2 Elektrostatik

573

als Sättigung. Bei hohen Temperaturen (pMol.E >> kBT) dagegen verläuft sie wie pMol.E /(3kBT). Die Polarisation ist ∼ E und die Suszeptibilität lautet χ el =

2 N p Mol . . V 3ε 0 k B T

(5.215)

Stoffe mit hohen relativen Dielektrizitätskonstanten (siehe Tab. 5.6) weisen ein permanentes Dipolmoment auf, man spricht auch von polaren Molekülen. Hervorzuheben ist das Wasser mit εr = 81 bei 20°C und entsprechend großem molekularem Dipolmoment. Dieses ist verantwortlich für einige charakteristische Eigenschaften des Wassers: • Anomalie der Dichte: Wasser weist bei etwa 4°C die größte Dichte auf. • Dissoziationsfähigkeit: In Wasser werden viele andere polare Moleküle wie z. B. Salzsäure, Kochsalz usw. dissoziiert, d. h. in positive und negative Ionen zerlegt. Wasser ist das wichtigste Lösungsmittel für Elektrolyte, das sind elektrisch leitfähige Flüssigkeiten. Bei Festkörpern gibt es Stoffe mit noch wesentlich höheren εr als Wasser, z. B. BaTiO3, die Dipolmomente der Moleküle sind ebenfalls wesentlich größer, so dass es auch ohne äußeres Feld zu einer Polarisation kommt. In Anlehnung an ferromagnetische Stoffe, bei denen auch ohne äußeres Magnetfeld eine Magnetisierung bzw. magnetische Polarisation vorliegt, nennt man diese Stoffe „ferroelektrisch“. Überlagern sich das von der permanenten Polarisation bewirkte Feld und das äußere Feld, so verläuft im Allgemeinen das resultierende Feld nicht in Richtung des äußeren Feldes. Bei anderen Stoffen wie z. B. Quarz (SiO2) kann durch äußere Kräfte eine Polarisation bewirkt werden. Sind ohne Kräfte die Ladungsschwerpunkte der negativen (O2) und der positiven (Si) Teilladungen gleich, so werden diese unter Einfluss von Kräften gegeneinander verschoben. Derartige Stoffe nennt man „piezoelektrisch“. Sie haben große technische Bedeutung als elektro-mechanische Wandler erlangt, wie z. B. als Drucksensor, Schwingquarz, Präzisionsversteller im Rastertunnelmikroskop oder als Lautsprecher. Da zwischen den Enden eines piezoelektrischen Kristalls hohe Spannungen erzeugt werden können, sind piezoelektrische Zünder in Gasherden sehr verbreitet. Dielektrika, die auch ohne äußeres Feld polarisiert sind, erzeugen außerhalb ein Dipolfeld (5.151), das Dipolmoment beträgt bei örtlich konstanter Polarisation p el = PV Dielektrikum .

5.2.10

Bewegungen geladener Teilchen in elektrischen Feldern

Befindet sich ein Ladungsträger (Ladung q, Masse m) in einem elektrischen Feld und wirken keine weiteren Kräfte, so wird er gemäß (5.130) beschleunigt. Zwischen Anfangs- und Endpunkt der Bewegung überwindet er die Potentialdifferenz (5.134) bzw. die Spannung (5.136), seine kinetische Energie ändert sich wie ΔE kin =

m 2 (v E − v A2 ) = − ΔE pot = −qΔϕ = −q (ϕ(rE ) − ϕ(rA )) = qU . 2

(5.216)

574

5 Elektrizität und Magnetismus

Ist der Ladungsträger ein Teilchen mit nur einigen Elementarladungen (5.1), so werden die Energien in (5.216) unhandlich klein. Daher gibt man Energien in der Atom- und Kernphysik statt in „Joule“ lieber in „Elektronenvolt“ an. Das ist die kinetische Energie, die ein Teilchen mit einer Elementarladung in einer Potentialdifferenz von 1V aufnimmt. Entsprechend ist die Umrechnung 1 Elektronenvolt (eV) = 1,602.10-19As.1V = 1,602.10-19J.

(5.217)

Bewegung freier Ladungsträger In einem homogenen Feld bewegt sich der Ladungsträger somit gleichmäßig beschleunigt. Je nach Anfangsgeschwindigkeit beim Eintritt in das Raumgebiet mit dem elektrischen Feld ergibt sich eine Fall- oder eine Wurfbewegung mit der Beschleunigung (5.130). Für die Zusammenhänge zwischen Position und Geschwindigkeit des Ladungsträgers gelten (2.29) – (2.36).

Ein wichtiges Anwendungsfeld freier Elektronen in elektrischen Feldern sind Elektronenstrahl- oder Kathodenstrahlröhren, wie Braunsche1 Röhren in Oszilloskopen, Bildschirmröhren, Verstärkerröhren, Elektronenmikroskope, usw. Damit sich die Elektronen ungehindert bewegen können, sind diese Röhren evakuiert. Die Elektronen werden durch thermische Anregung aus einer Kathode emittiert und durch ein elektrisches Feld zur Anode beschleunigt. Um einen Elektronenstrahl zu formen, ist diese mit einem Loch versehen, durch das ein Teil der Elektronen in einen zunächst feldfreien Raum weiterfliegt. Dort können sie durch homogene Felder, die durch Plattenkondensatoren erzeugt werden, abgelenkt werden. Schließlich gelangen sie zum Bildschirm, der sich in der Regel auf gleichem Potential wie die Anode befindet. Dort dringen sie in die Elektrode ein, geben ihre zwischen Kathode und Anode gewonnene Energie wieder ab und schließen so den Stromkreis Kathode-Anode bzw. Kathode-Bildschirm. Der Bildschirm ist mit einem lumineszierenden Stoff beschichtet, der von den eindringenden Elektronen zur Lichtemission angeregt wird und so den Elektronenstrahl sichtbar macht. Die symmetrisch zum nicht abgelenkten Elektronenstrahl angeordneten Platten der Ablenkkondensatoren werden so mit Spannung versorgt, dass das Potential in der Mitte gleich dem Anodenpotential ist. Ein Elektron, das mit einer Geschwindigkeit v0 senkrecht zum dort herrschenden Feld in den Kondensator fliegt, macht eine Wurfbewegung. Wir legen den Ursprung an den Anfang des Kondensators wie in Abb. 5.94, das in x-Richtung fliegende Elektron dringt bei y = 0 zum Zeitpunkt tA = 0 in das in y-Richtung weisende homogene Feld EK ein. Die Geschwindigkeiten am Anfang und am Ende des Kondensators der Länge l betragen mit (2.29) und (5.130) ⎛v ⎞ ⎛v ⎞ e ⎛0 v A = ⎜⎜ 0 ⎟⎟ , v E = ⎜⎜ 0 ⎟⎟ + (− )⎜ me ⎜⎝ − E K ⎝0 ⎠ ⎝0 ⎠

1

K. F. Braun (1850 – 1918).

⎞ ⎟⎟t E . ⎠

(5.218)

5.2 Elektrostatik

575

Abb. 5.93 Braunsche Röhre zur Erzeugung und Ablenkung von Elektronenstrahlen.

Der Winkel ϕ, um den der Elektronenstrahl zur x-Achse abgelenkt wird, berechnet sich aus (2.36) mit der Flugzeit tE = l/v0 zu tan ϕ =

v y (t E ) v x (t E )

=

eE K t E eE K l = . me v 0 me v 02

(5.219)

Die Elektronen werden aus der Kathode mit v ≈ 0 emittiert und von der Beschleunigungsspannung UB zwischen Kathode und Anode auf v0 beschleunigt. Das Feld EK des Ablenkkondensators wird durch Anlegen der Spannung UK an die Platten (Abstand d) erzeugt. Damit können wir den Ablenkwinkel (5.219) durch die leicht messbaren Spannungen UB und UK ausdrücken: tan ϕ =

eU K l U l . = K 2eU B d U B 2d

(5.220)

576

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.94 Ablenkung eines Elektrons durch ein homogenes Feld in einem Plattenkondensator.

Die Ablenkkondensatoren Braunscher Röhren von Elektronenstrahloszilloskopen sind rechtwinklig zueinander orientiert. Um den Verlauf eines zeitabhängigen Signals durch Ablenken des Elektronenstrahls auf dem Bildschirm sichtbar zu machen, wird das horizontale Ablenkfeld durch eine „Sägezahnspannung“ linear gesteigert, während die Spannung an dem vertikalen Plattenpaar proportional zu dem zu messenden Signal ist. Nach Durchlaufen des Bildschirms in horizontaler Richtung wird die Sägezahnspannung schlagartig wieder auf den Ausgangswert gesetzt. Um bei periodischen Messsignalen ein stehendes Bild zu erhalten, müssen Sägezahnspannung und Messsignal synchronisiert werden. Sind die Kräfte auf ein geladenes Teilchen bekannt, so kann seine Ladung bestimmt werden. Mit dieser Methode gelang es R. A. Millikan, die Elementarladung an geladenen Öltröpfchen zu messen. Die Tröpfchen, z. B. durch Reibungselektrizität aufgeladen, befinden sich in einem luftgefüllten Plattenkondensator, dessen elektrisches Feld dem Schwerefeld der Erde entgegengesetzt gerichtet ist. Bewegt sich das Tröpfchen in Feldrichtung entgegen der Schwerkraft, so wirken die • • • •

elektrische Kraft Schwerkraft Auftriebskraft Reibungskraft1

Fel = qE FG = – mg FA = ρLVTrg FR = – 6πηLrTrv,

dabei sind m die Masse, VTr das Volumen und rTr der Radius des Tröpfchens, ρL, ηL Dichte und Viskosität der Luft sowie v die Geschwindigkeit des Tröpfchens. Im Fall der gleichförmigen Bewegung ist die Summe dieser Kräfte null. Damit berechnet sich die Ladung des kugelförmig angenommenen Tröpfchens zu 0 = qE − mg + ρ LVTr g − 6πη L rTr v ⇒ mg − ρ LVTr g + 6πη L rTr v q= = E 1

(ρ Öl − ρ L )

4π 3 rtr g + 6πη L rTr v 3 . E

Angenommen ist die Stokessche Reibung einer laminar von der Luft umströmten Kugel.

(5.221)

5.2 Elektrostatik

577

Abb. 5.95 Bestimmung der Elementarladung nach Millikan: Ein geladenes Öltröpfchen bewegt sich gegen die Schwerkraft im elektrischen Feld eines Plattenkondensators. Durch die Luft im Kondensator wirken außerdem noch Auftriebs- und Reibungskraft.

Der Radius des Öltröpfchens muss noch gemessen werden. Dies kann durch Messung der Sinkgeschwindigkeit v* bei abgeschaltetem elektrischem Feld geschehen. Auch hier bewegt sich das Tröpfchen gleichförmig und der Tröpfchenradius bestimmt sich zu 0 = −mg + ρ LVTr g − 6πη L rTr v * ⇒ 6πη L rTr v* = −(ρ Öl − ρ L )

4π 3 rtr g ⇒ rTr = 3

9 η L | v* | . 2 (ρ Öl − ρ L ) g

(5.222)

In (5.221) und (5.222) stehen nur noch Konstanten bzw. Messgrößen, so dass q bestimmt werden kann. Millikan stellte fest, dass die Ladungen quantisiert sind, d. h. ganzzahlige Vielfache der Elementarladung (5.1). Bewegung von Ladungsträgern in Leitern Zum Transport von elektrischer Energie fließen Ladungsträger durch einen elektrischen Leiter, der in der Regel einen Ohmschen Widerstand darstellt. Um die Bewegung der Ladungsträger zu ermöglichen, muss zwischen dem Anfang und dem Ende des Leiters eine Spannung herrschen. Ein Teil der elektrischen Energie wird bei dem Transport in Wärme umgewandelt, der Leiter ist also gleichzeitig auch ein Energiekonverter.

Bei einem zeitlich konstantem Strom und konstanter Dichte ρq der Ladung sind mit (5.19) auch Stromdichte und Driftgeschwindigkeit vD konstant. Als Driftgeschwindigkeit bezeichnet man die mittlere Geschwindigkeit, mit der sich die Ladungsträger im Leiter bewegen. Die einzelnen Momentangeschwindigkeiten können u. U. stark davon abweichen. Unter der Annahme, dass der Leiter homogen ist, können wir (5.20) in (5.16) einsetzen und erhalten mit der Leitfähigkeit κ, der Länge l und dem Querschnitt A des Leiters U = RI =

1 l l U I = j ⇒ j = κ = κE . l κA κ

(5.223)

U/l ist das elektrische Feld, das die Spannung U in dem Leiter der Länge l bewirkt. Wir haben (5.223) aus den nicht lokalen Größen Strom I und Spannung U hergeleitet. Stromdichte j und elektrisches Feld E sind jedoch lokale Größen, so dass (5.223) auch lokal gilt, auch

578

5 Elektrizität und Magnetismus

wenn der Leiter nicht mehr homogen ist, so dass Stromdichte und Feld nicht mehr konstant sind. Mit (5.142) lautet dann j = κE = − κgradϕ .

(5.224)

Setzen wir anderseits (5.19) und (5.223) gleich, so können wir die Abhängigkeit der Leitfähigkeit von den Kenngrößen des Leiters ausdrücken. j = ρ q v D = κE ⇒ κ = ρ q

vD N = z|e| μ E V

(5.225)

Dabei ist z die Zahl der Elementarladungen, die ein Ladungsträger hat, N/V die Zahl der Ladungsträger pro Volumen oder Ladungsträgerkonzentration bzw. Ladungsträgerdichte (nicht zu verwechseln mit der Ladungsdichte) und µ die Beweglichkeit der Ladungsträger. Diese ist definiert als Driftgeschwindigkeit, bezogen auf die elektrische Feldstärke, die die Bewegung antreibt: μ :=

| vD | [v ] m m m 2 , [μ] = = = E [ E ] s V Vs

(5.226)

Bei metallischen Leitern sind die Ladungsträger die freien (Leitungs)elektronen. Daher ist z = 1. Die Leitfähigkeit eines Metalls wird somit von zwei Faktoren bestimmt: von der Leitungselektronendichte und ihrer Beweglichkeit. Diese ist ein Maß dafür, wie viel elektrische Energie eines Ladungsträgers in Wärme umgewandelt wird: Je größer die Beweglichkeit, umso weniger elektrische Energie „geht verloren“. Verlustmechanismen sind vor allem unelastische Stöße an Kristallbaufehlern. Dipole in elektrischen Feldern Die Ladungen eines Dipols erfahren in einem homogenen Feld entgegengesetzt gleich große Kräfte. Die resultierende Kraft ist null, allerdings erfährt der Dipol ein Drehmoment (2.275) M = d × F+ = qd × E = p el × E , | M |= pel E | sin(∠( pel , E )) | .

(5.227)

Dabei ist d der Vektor von der negativen zur positiven Ladung und p el das Dipolmoment (5.95). Das Drehmoment ist null, wenn der Winkel zwischen Dipolmoment- und Feldvektor null oder 180° beträgt. In diesen Fällen liegt ein stabiles bzw. labiles Gleichgewicht vor. Ein um den Winkel ϑ gegen die Feldrichtung gedrehter Dipol weist gegenüber der stabilen Gleichgewichtslage bei ϑ = 0 die potentielle Energie (2.318) ϑ

ϑ

0

0

E pot = −W (0 → ϑ) = − ∫ M • dϑ' = − ∫ | M | dϑ' cos 180° ϑ

E pot = ∫ p el E sin ϑ' dϑ' = − p el E cos ϑ = − p el • E 0

(5.228)

5.2 Elektrostatik

579

Abb. 5.96 Dipol im homogenen Feld: Die Kräfte bewirken ein Drehmoment.

auf. Zu beachten ist dabei, dass Drehachse (Richtung von ϑ ) und Drehmoment M antiparallel sind. (siehe „Rechte-Hand-Regel“ auf Seite 121 und (2.257).) In einem inhomogenen Feld sind die Kräfte auf die positive und die negative Ladung unterschiedlich groß und der Dipol erfährt eine resultierende Kraft. Befindet sich die negative Ladung am Ort r , so wirkt auf den Dipol die resultierende Kraft F = F+ + F− = q ( E (r + d ) − E (r )) .

(5.229)

Befindet sich der Dipol in einer stabilen Gleichgewichtslage bezüglich Rotation, d. h. das Dipolmoment weist in Feldrichtung, die wir als x-Richtung bezeichnen wollen, und sind die Unterschiede der Feldstärken an den Orten der positiven und negativen Ladungen klein gegen die mittlere Feldstärke, so beträgt die Kraft Fx = F+ + F− = q ( E x ( x + d ) − E x ( x)) = q

dE dE d = p el . dx dx

(5.230)

Im Feld einer positiven Punktladung ist dE/dx < 0, der Dipol mit der negativen Ladung voran entgegen der Feldrichtung zur Punktladung gezogen. Ist die felderzeugende Punktladung dagegen negativ, weist auch die Kraft in Feldrichtung, der Dipol wird ebenfalls, allerdings mit der positiven Ladung voran, zur Punktladung gezogen.

Abb. 5.97 Inhomogene Felder (hier die von Punktladungen) wirken immer anziehend auf Dipole, die in Feldrichtung orientiert sind.

580

5 Elektrizität und Magnetismus

Werden Moleküle im elektrischen Feld ausschließlich durch Verschiebung der Elektronenhülle gegenüber dem Kern polarisiert, so sind die Dipole immer in Feldrichtung orientiert. Diese Moleküle werden von geladenen Körpern, die inhomogene Felder verursachen, immer angezogen. Besonders Spitzen geladener Körper zeigen diese „Saugwirkung“.

5.2.11

Energie des elektrischen Feldes

Um einen Kondensator zu laden, muss Ladung auf seine Platten fließen. Zu Beginn des Ladevorgangs, wenn sich noch keine Ladungen auf den Platten befinden, ist das elektrische Feld im Kondensator null, ebenso wie die Spannung zwischen den Platten. Während des Ladens bauen die Ladungen im Kondensator das elektrische Feld auf, um weitere Ladungen von der Spannungsquelle auf die Platten zu bringen, muss deren Spannung etwas größer als die Spannung zwischen den Platten sein.

Abb. 5.98 Laden eines Plattenkondensators: Damit Ladung auf die Platten fließt, muss die Spannung der Spannungsquelle ein wenig größer sein als die Spannung zwischen den Platten.

Mit dem Ladungsstrom I verbunden ist ein Energiestrom P (t ) = U (t ) I (t ) = U (t )

dq . dt

(5.231)

Um den anfänglich ungeladenen Kondensator mit einer Ladung Q zu beschicken, muss eine Energie1 Q

Q

0

0

W = ∫ P(t )dt = ∫ U (q(t ))dq =

q

∫ C dq

(5.232)

von der Spannungsquelle zum Kondensator fließen. Dabei haben wir den Zusammenhang (5.171), q = CU, zwischen Ladung und Spannung eines Kondensators verwendet. Da die Kapazität C des Kondensators konstant ist, erhalten wir W =

1

Q2 1 1Q qdq = = CU 2 . ∫ C0 2C 2

(5.233)

Um Verwechselungen zwischen elektrischem Feld und Energie zu vermeiden, verwenden wir in diesem Kapitel das Symbol „W “ für die Energie.

5.2 Elektrostatik

581

Diese Energie wird, da sie nicht einem anderen Energieträger zugeführt wird, im Kondensator gespeichert. Sie ist die negative potentielle Energie einer Platte des Kondensators im Feld der anderen bzw. die Energie, die zum Aufbau des elektrischen Feldes erforderlich ist. Für einen Plattenkondensator (Plattenabstand d, Plattenfläche A) kann man in (5.233) die Kapazität (5.191) einsetzen und mit U = Ed die Energie, die im elektrischen Feld steckt, durch die Feldstärke ausdrücken. W =

A U2 1 1 1 ε r ε 0 U 2 = ε r ε 0 2 Ad = ε r ε 0 E 2 Ad . d 2 2 2 d

(5.234)

Ad entspricht dem Volumen, das der Plattenkondensator und damit das Raumgebiet des elektrischen Feldes einnehmen. ½εrε0E² ist daher die Energiedichte des homogenen Feldes im Kondensator. wel =

1 1 1 εr ε0 E 2 = εr ε0 E • E = D • E . 2 2 2

(5.235)

(5.234) haben wir aus den nicht lokalen Größen Spannung und Kapazität hergeleitet, da aber elektrisches Feld und Flussdichte lokale Größen sind, gilt (5.235) für jeden Punkt im Raum auch dann, wenn das Feld nicht mehr homogen ist. Laden und Entladen eines Kondensators Nun wollen wir den zeitlichen Verlauf des Ladevorgangs bei einem Kondensator betrachten, der an eine Spannungsquelle mit konstanter Spannung U0 angeschlossen wird. Die Zuleitungen sollen den Ohmschen Widerstand R aufweisen (es kann auch ein zusätzlicher Widerstand zur Strombegrenzung hinzugefügt werden).

Der Stromkreis Spannungsquelle-Widerstand-Kondensator ist zunächst durch einen Schalter unterbrochen. Wird dieser geschlossen, so beginnt der Ladevorgang, Ladung q wird durch den Strom I = q auf den Kondensator mit der Kapazität C transportiert. Die momentan herrschenden Spannungen werden durch die Maschenregel (5.14) bestimmt. Mit dem in Abb. 5.99 eingezeichneten Umlaufsinn erhalten wir unter Berücksichtigung von (5.171) 0 = −U 0 + U R + U C , mit U R = RI = Rq und q = CU C ⇒ 1 U 0 = Rq + q C

(5.236)

Die Maschengleichung (5.236) ist eine Differentialgleichung, die den zeitlichen Verlauf der Ladung auf den Kondensatorplatten beschreibt. Bei einer Differentialgleichung erster Ordnung können wir die gesuchte Funktion q(t) durch Trennen der Variablen q und t und getrenntes Integrieren beider Seiten der Gleichung finden. CU 0 − q = RC

dq ⇒ dt

t

Q

0

0

dq 0 −q

∫ dt ' = RC ∫ CU

(5.237)

582

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.99 Laden eines Kondensators durch eine Spannungsquelle. Der Ladevorgang beginnt mit dem Schließen des Schalters.

Zur Lösung des Integrals auf der rechten Seite von (5.237) substituieren wir q* = CU0 – q, ⇒ dq* = – dq. Der Schalter wird bei t' = 0 geschlossen, zu diesem Zeitpunkt ist die Ladung q auf dem Kondensator null. Zum Zeitpunkt t befindet sich die Ladung Q auf dem Kondensator. Entsprechend beträgt q*(0) = CU0 und q*(t) = CU0 – Q. Damit erhalten wir t = − RC [ln q *]CU 00

CU −Q

⇒ t = − RC ln(

CU 0 − Q ) ⇒ CU 0 t

t

− − CU 0 − Q = e RC ⇒ Q(t ) = CU 0 (1 − e RC ) CU 0

(5.238)

RC wird auch als die „Zeitkonstante“ des Aufladens bezeichnet. Für sehr große Zeiten befindet sich auf den Platten die Ladung Q(t → ∞) = CU0. Nach t = RC beträgt die Ladung auf dem Kondensator (1 – 1/e)CU0 ≈ 0,63Q∞. Während des Ladens beträgt die Spannung am Kondensator t

UC =

− Q(t ) = U 0 (1 − e RC ) C

(5.239)

und der Strom t

I=

t

t

− U − dQ(t ) 1 − RC = CU 0 (− e ) = 0 e RC = I 0 e RC . dt RC R

(5.240)

Der Strom fällt exponentiell mit der Zeit von seinem Anfangswert I0 = U0/R ab. Nach t = RC ist er auf I0/e ≈ 0,37 I0 abgefallen.

5.2 Elektrostatik

583

1

U /U 0 Q /Q ∞

0,8

1-1/e 0,6

1/e

0,4

0,2

I/I 0

0 0

1

2

3

4

t /(RC ) → Abb. 5.100 Zeitlicher Verlauf von Ladung, Kondensatorspannung und Strom beim Laden eines Kondensators mit einer konstanten Spannung U0.

Beim Laden des Kondensators fließt der Strom über einen Ohmschen Widerstand, in dem elektrische Energie in Wärme umgewandelt wird. Der Energiestrom, der dem Stromkreis entzogen wird, beträgt gemäß (5.17) PV = RI 2 = RI 02 e

−

2t RC

.

(5.241)

Nach vollständigem Aufladen des Kondensators ist ∞

WV = ∫ PV dt = RI

2 0

0

⇒ WV =

2

2 0 2

∞

∫e 0

−

2t RC

∞

2t RC ⎡ − RC ⎤ R 2C 2 dt = RI (− ) ⎢e I 0 (−1) ⎥ =− 2 ⎣⎢ 2 ⎦⎥

R CU 1 = CU 02 2 R 2

2 0

0

(5.242)

elektrische Energie in Wärme(verlust) umgewandelt worden. Diese Verlustenergie ist gleich der Energie (5.233), die im elektrischen Feld des Kondensators gespeichert ist. Zum Laden wird der Batterie doppelt so viel Energie entzogen, wie im Kondensator gespeichert wird, unabhängig von der Größe der Zuleitungswiderstände! Zum Entladen verbindet man die Platten des vorher von einer Batterie aufgeladenen Kondensators über einen Ohmschen Widerstand R. Sobald der Schalter geschlossen ist, fließt ein Strom zum Ladungsausgleich von der positiv aufgeladenen Platte zur negativen. Die Spannung U0 = Q0/C, die zwischen den Platten des mit der Ladung Q0 aufgeladenen Kondensators der Kapazität C herrschte, wird während des Entladevorgangs reduziert. Zu jedem Zeitpunkt ist die Summe der Spannungen am Kondensator und am Widerstand null.

584

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.101 Entladen eines Kondensators. Der Strom fließt, sobald der Schalter geschlossen ist.

Allerdings vermindert im Gegensatz zum Aufladevorgang das Fließen des Stromes von der positiven Platte die Ladung des Kondensators: I = − q . Damit erhalten wir unter Beachtung des Umlaufsinnes in der Masche von Abb. 5.101 0 = U R + U C , mit U R = RI = − Rq , q = CU C ⇒ 0 = Rq +

1 q. C

(5.243)

Diese Differentialgleichung lösen wir wieder durch Trennen der Variablen t und q. q = − RC

dq ⇒ dt

Q(t ) = Q0 e

−

Q

t

dq Q ⇒ t = − RC [ln q ]Q0 ⇒ q Q0

∫ dt ' = − RC ∫ 0

t RC

(5.244)

1

U /U 0 , Q /Q 0 , I /I 0

↑

0,8

0,6 1/e

0,4

0,2

0 0

1

2

3

4

t /(RC ) → Abb. 5.102 Zeitlicher Verlauf von Ladung, Spannung und Strom beim Entladen eines Kondensators.

5.3 Das Magnetfeld

585

Die Ladung auf den Kondensatorplatten sinkt exponentiell mit der Zeit vom Anfangswert Q0. Entsprechend vermindern sich die Spannung zwischen den Platten, U(t) = Q(t)/C, und der Strom t

I = −Q =

t

t

− Q0 − RC U 0 − RC e = e = I 0 e RC . RC R

(5.245)

Nach t = RC sind Ladung, Spannung und Strom auf 1/e ≈ 0,37 ihrer Anfangswerte abgefallen. Kraft zwischen den Platten eines Kondensators In einem Kondensator ziehen sich die ungleichnamig geladenen Platten an, bzw. die eine Platte erfährt eine Kraft durch das von der Ladung der anderen Platte bewirkte Feld. Um (5.85) anwenden zu können, darf die Ladung, die die Kraft erfährt, das Feld der anderen Ladung nicht verändern. Das Feld einer Platte (5.126) ist homogen und halb so groß wie das Feld E im Kondensator. Da sich die Felder unabhängig überlagern, wird es vom Feld der anderen Platte nicht beeinflusst. Daher beträgt die Kraft F zwischen den Platten F = Q Platte 1 E Platte 2 = Q F =−

σq Aσ q2 1 =− = − ε r ε 0 E 2 A = − wel A 2ε r ε 0 2ε r ε 0 2

W Feld . d

(5.246)

Das negative Vorzeichen ergibt sich aus den ungleichnamigen Plattenladungen. Die Kraft wirkt der Vergrößerung von d entgegen. Wir hätten auch anders vorgehen können: Um bei einem geladenen Kondensator den Plattenabstand zu vergrößern, ist eine Kraft F' erforderlich, die sich mit (2.157) berechnen lässt. Bei gleich bleibender Ladung auf den Platten wird die Kapazität (5.191) geändert. Damit beträgt die Kraft dW d 1 Q2 Q2 d 1 Q2 1 dC = ⇒ ( )= ( )= (− 2 ) dd dd 2 C 2 dd C 2 C dd ε ε A W W Q2 d2 Q2 Q2 F'= − (− r 20 ) = = = Kond . = Feld . 2 2ε r ε 0 A 2Cd d d 2 (ε r ε 0 A) d F'=

(5.247)

Diese Kraft ist erforderlich, um die Plattenanziehung zu überwinden. Damit ist F' = – F.

5.3

Das Magnetfeld

Magnetische Kräfte galten bis zum Anfang des 19. Jahrhunderts als von völlig anderer Natur als die elektrischen Kräfte zwischen aufgeladenen Körpern. Magnetisierte Körper aus Magnetit oder Eisen zeigen zwar untereinander Anziehungs- und Abstoßungskräfte, jedoch wird ein Magnet nicht durch elektrisch aufgeladene Körper beeinflusst. Ein weiterer Unter-

586

5 Elektrizität und Magnetismus

schied zwischen magnetisierten und elektrisch aufgeladenen Körpern ist, dass es zwei unterschiedliche Ladungsarten gibt, die auch getrennt auf unterschiedlichen Körpern lokalisiert sein können, magnetische Körper jedoch immer als Dipole in Erscheinung treten. Trennt man einen elektrischen Dipol in der Mitte durch, so erhält man zwei Körper, die entgegengesetzt gleich aufgeladen sind. Die Hälften eines durchtrennten magnetischen Dipols, z. B. eines Stabmagneten, sind wiederum Dipole. Die elementaren Dipole sind schließlich die Atome des Magneten. Die magnetischen Kraftwirkungen sind wie die elektrischen Kräfte Fernwirkungen, daher werden sie ebenfalls durch Vektorfelder beschrieben. Die Kraftwirkungen von mehreren Magneten überlagern sich vektoriell, entsprechend ist das resultierende Magnetfeld die Vektorsumme der Einzelfelder. Wie in der Elektrostatik wird auch bei der magnetischen Wechselwirkung zwischen magnetischen Feldern und magnetischer Flussdichte unterschieden, allerdings sind die Rollen Kraftwirkung und Felderzeugung vertauscht. Auf der Erde allgegenwärtig ist das irdische Magnetfeld, wegen seiner eindeutigen Richtung wurde es schon lange Zeit zu Navigationszwecken gebraucht. Ausgenutzt wird dabei die Tatsache, dass sich frei drehbare Dipole in einem Feld (elektrische Dipole im elektrischen Feld, magnetische Dipole im Magnetfeld) so ausrichten, dass ihre potentielle Energie minimal wird. Magnetische Kompassnadeln richten sich unabhängig von ihrem Standort in der Horizontalen nach Norden aus, weil die Erde ein Magnetfeld aufweist, das dem Dipolfeld eines Stabmagneten sehr ähnlich ist. Der Konvention zufolge bezeichnet man das Ende einer Kompassnadel, welches nach Norden zeigt, als Nordpol des Stabmagneten. In Anlehnung an die Elektrostatik bezeichnet man Pole von Stabmagneten, zwischen denen Abstoßungskräfte auftreten, als gleichnamig, bei Anziehungskräften dagegen als ungleichnamig. Daher weist der Nordpol der Kompassnadel zum magnetischen Südpol der Erde. Dieser befindet sich nicht am geographischen Nordpol, sondern im Nordwesten Kanadas. Diese Abweichung bezeichnet man auch als „Deklination“. Die Richtung des Magnetfeldes in einem kleinen Raumgebiet wird angegeben durch die Richtung, in die eine Kompassnadel zeigt. Beim Dipolfeld eines Stabmagneten weisen somit die Feldlinien immer vom Nordpol zum Südpol. Da im Erdmagnetfeld die „Inklination“, die Neigung des Feldes zur Horizontalen, in der Nähe der magnetischen Pole sehr groß wird, ist dort die Navigation mit einem „normalen“ Kompass sehr ungenau.

Abb. 5.103 Feldlinien eines Stabmagneten und ihre Sichtbarmachung durch Eisenfeilspäne.

5.3 Das Magnetfeld

5.3.1

587

Magnetische Flussdichte, 4. Maxwellgleichung

Magnete sind aus (atomar kleinen) Dipolen aufgebaut, die ein Magnetfeld erzeugen können. Ähnlich einem Dielektrikum ist das magnetische Material polarisiert, weil sich die Dipole aufgrund der zwischen ihnen wirkenden Kräfte in eine Vorzugsrichtung orientieren. Längs dieser Vorzugsrichtung bildet sich am einen Ende des Magneten ein Nordpol und an dem anderen Ende ein Südpol aus.

Abb. 5.104 Ein Stabmagnet ist aus vielen Dipolen aufgebaut. Das Material ist magnetisch polarisiert. Der Polarisationsvektor J weist vom Südpol zum Nordpol. Zwischen Dipolen, die nicht an den Polen enden, bilden sich Streufelder aus.

Wie bei einem Dielektrikum beschreibt man diese magnetische Polarisation durch einen Vektor J , dessen Betrag wie im dielektrischen Fall (5.194) die Dipolmomentdichte angibt. Der Vektor des magnetischen Dipolmomentes mC 1 des Magneten weist vom Südpol des Dipols zum Nordpol. Seine Richtung ist somit ähnlich definiert wie die Richtung des elektrischen Dipolmomentes, die von der negativen Ladung zur positiven weist. Damit ist J :=

dmC , | J |= ρ D ,mag . dV

(5.248)

Die Einheiten für die im Zusammenhang mit Magnetfeldern definierten Größen werden wir später kennen lernen. Im Zusammenhang mit der Polarisation eines Dielektrikums ist mit (5.198) eine elektrische Flussdichte D definiert worden, die mit dem elektrischen Feld E über die Materialgleichung (5.200) zusammenhängt. Beim Übergang von einem Dielektrikum in ein anderes ändert sich die zur Grenzfläche senkrechte Komponente der elektrischen Fluss1

Das hier eingeführte Dipolmoment entspricht dem Coulombschen magnetischen Moment.

588

5 Elektrizität und Magnetismus

dichte nicht. Bis auf wenige Ausnahmen (ferroelektrische oder piezoelektrische Dielektrika) ist eine Polarisation immer an das Vorhandensein eines äußeren elektrischen Feldes gebunden. Ohne äußeres Feld ist bei diesen Stoffen im Dielektrikum D = P . Im Außenraum (εr = 1) stellt das polarisierte Dielektrikum einen Dipol dar, der wiederum dort ein elektrisches Feld (5.151) bzw. eine elektrische Flussdichte D = ε 0 E verursacht. Analog zu D ist im magnetischen Fall eine magnetische Flussdichte B definiert. Bei einem Stabmagneten, der nicht durch die Felder anderer Magnete beeinflusst wird, ist im Inneren B = J . Wie bei der elektrischen Flussdichte ändert sich die Normalkomponente der magnetischen Flussdichte an den Grenzflächen des Magneten nicht. Dies gilt insbesondere an den Polen des Magneten in Abb. 5.104, dort treten die Feldlinien bei nicht allzu großer Fläche praktisch senkrecht zur Stirnfläche aus. Sie setzen sich im Außenraum fort zu einer Flussdichte, deren räumlicher Verlauf in großer Entfernung dem Dipolfeld (5.151) gleicht. Wir müssen nur das elektrische durch das magnetische Dipolmoment ersetzen. Im Falle konstanter Polarisation beträgt dieses mC = JV Magnet .

(5.249)

Falls die Polarisation im Magneten nicht konstant sein sollte, können wir eine mittlere Polarisation einsetzen. Damit lautet die magnetische Flussdichte des Stabmagneten in großer Entfernung B=

3(r • mC )r − r 2 mC . 4πr 5

(5.250)

Abb. 5.105 Wirbelfeld der magnetischen Flussdichte eines Stabmagneten. Die Feldlinien im Inneren entsprechen denen der Polarisation, die außen denen eines Dipolfeldes. Der Fluss durch eine geschlossene Hüllfläche ist null.

5.3 Das Magnetfeld

589

Abb. 5.106 Zur Unabhängigkeit des Flusses durch eine nicht geschlossene Fläche von der Form der Fläche.

r Die Linien der magnetischen Flussdichte oder des B -Feldes sind somit geschlossen. Im Gegensatz zu den elektrischen Feldern und Flussdichten haben sie keinen Anfang und kein Ende, also keine Quellen und keine Senken. Derartige Felder bezeichnet man auch als „Wirbelfelder“ oder „quellenfreie“ Felder. Die Ursache liegt daran, dass es keine „magnetischen Ladungen“, keine magnetischen Monopole gibt, sondern nur Dipole.

In eine geschlossene Hüllfläche treten immer genau so viele Feldlinien ein wie auch heraustreten. Der Fluss (5.8) eines Wirbelfeldes durch eine geschlossene Hüllfläche ist daher null. Daher gilt für die magnetische Flussdichte r r (5.251) ∫ B • da = 0 . geschlossene Hüllfläche

Teilen wir die geschlossene Hüllfläche in zwei aneinander grenzende nicht geschlossene Teilflächen, so sind die Flüsse durch die Teilflächen entgegengesetzt gleich groß. Beide Teilflächen haben als „Rand“ eine gemeinsame geschlossen Kurve. Ersetzt man eine der beiden Teilflächen durch eine andere, die aber den gleichen Rand hat, so bleibt der Fluss unverändert.

590

5 Elektrizität und Magnetismus

Der Fluss eines Wirbelfeldes durch eine Fläche, die von einer geschlossenen Kurve begrenzt wird, ist nur abhängig von der Kurve, nicht aber von der Form der Fläche. (5.251) ist die 4. Maxwellgleichung, sie stellt das magnetische „Gegenstück“ zur 3. Maxwellgleichung (5.115) dar. Schon jetzt sei darauf hingewiesen, dass auch eine zum elektrischen Feld E korrespondierende Größe „magnetisches Feld“ H zur Beschreibung magnetischer Erscheinungen verwendet wird.

5.3.2

Magnetische Kraft auf Ladungsträger

Bis zu einem entscheidenden Experiment, das Oersted1 im Jahre 1820 durchführte, bestanden keine Zusammenhänge zwischen den Erscheinungen von Elektrizität und Magnetismus. Bei diesem Experiment wurde eine Kompassnadel abgelenkt, wenn durch einen zu ihr parallel verlaufenden Leiter ein elektrischer Strom floss. Durch elektrische Ströme werden wie durch magnetisch polarisierte Körper Magnetfelder verursacht. Darauf werden wir im Kapitel 5.3.3 eingehen. Umgekehrt erfahren stromdurchflossene Leiter oder nicht leitergebundene bewegliche Ladungsträger in Magnetfeldern2 Kräfte. Die Resultate zahlreicher Experimente hat H. A. Lorentz3 1895 in folgenden Zusammenhang zwischen den Eigenschaften der Ladungsträger, der magnetischen Flussdichte und der wirksamen Kraft zusammengefasst, ihm zu Ehren wird die Kraft auf bewegte Ladungsträger in Magnetfeldern auch Lorentzkraft genannt. F = qv × B , | F |=| q | vB sin(∠(v , B))

(5.252)

Dabei ist q die Ladung des Ladungsträgers, v seine Geschwindigkeit und B die am Ort der Ladung wirkende magnetische Flussdichte. Die Lorentzkraft wirkt immer senkrecht zur von v und B aufgespannten Ebene. Sie wird null, wenn v und B kollinear sind. (Zu den Eigenschaften des Vektorproduktes, insbesondere die „Rechte-Hand-Regel“, siehe Kapitel 2.6.3 (Eigenschaften des Vektorproduktes)). Dabei ist es unerheblich, wie das Magnetfeld erzeugt wird, ob durch polarisierte Materie oder, wie wir noch sehen werden, durch elektrische Ströme. Mit (5.252) haben wir außerdem eine Festlegung für die Einheit der magnetischen Flussdichte bekommen: [ B] =

1 2

3 4

[F ] N N J Ws VAs Vs = = = = = = := T [q ][v] Cm/s Am Am² Am² Am² m²

4

(5.253)

H. C. Oerstedt (1777 – 1851). Als „Magnetfeld“ wollen wir den Oberbegriff von „magnetischer Flussdichte“ und „magnetischem Feld“ verstehen. Für die physikalischen Gesetze sind die jeweiligen Feldgrößen B und H zu verwenden. H. A. Lorentz (1853 – 1928). Benannt nach N. Tesla (1856 – 1943).

5.3 Das Magnetfeld

591

Entsprechend lautet die Einheit des in der 4. Maxwellgleichung (5.251) definierten magnetischen Flusses [Φ] = Vs:= Wb (Weber1). Der magnetische Fluss durch die Begrenzungsflächen an den Polen von Magneten wird auch als „Polstärke“ bezeichnet. Hilfsweise kann man diese Polstärke auch als Ersatzgröße für die magnetische Ladung eines Monopols verwenden und die entsprechenden Parallelen zur Elektrostatik ausnutzen. Weiterhin ergibt sich die Einheit des magnetischen Dipolmomentes (5.249) zu [mC ] = [ J ][V ] = [ B][V ] =

Vs m ³ = Vsm . m²

(5.254)

Hier ist die Ähnlichkeit mit dem elektrischen Dipolmoment (5.95) erkennbar: Man kann den magnetischen Dipol durch zwei magnetische „Ladungen“ beschreiben, die durch eine Strecke d voneinander getrennt sind. Zur Berechnung der Kraft auf einen stromdurchflossenen Leiter im Magnetfeld nehmen wir zunächst einmal an, dass im Raumgebiet des Magnetfeldes die Flussdichte homogen ist, d. h. in Betrag und Richtung konstant ist, sowie das Leiterstück der Länge l dort gerade verläuft (siehe Abb. 5.107 (a)). Weiterhin soll die Stromdichte im Leiterstück konstant sein. Mit (5.19) besteht zwischen der Stromdichte j, der Ladung in dem Leiterstück q sowie der Driftgeschwindigkeit v der Zusammenhang j = ρq v =

q v ⇒ qv = j V LS = j ALS l =| I | le j = Ilel = Il . V LS

(5.255)

Abb. 5.107 Stromdurchflossene Leiter (a) oder sich bewegende freie Ladungsträger (b) erfahren in Magnetfeldern Kräfte. Eine homogene Flussdichte kann man z. B. im Raum zwischen den ungleichnamigen Polen zweier Stabmagnete erzeugen. 1

W. E. Weber (1804 – 1891).

592

5 Elektrizität und Magnetismus

Zu bemerken ist, dass die Stromdichte gleich ist, wenn sich positiv geladene Teilchen in die positive Richtung oder negativ geladene Teilchen gleich schnell in die entgegengesetzte Richtung bewegen. Der Konvention nach folgt die Stromdichte immer der Richtung des Leiters vom „+“-Pol der Spannungsquelle zum „–“-Pol. Drücken wir das Volumen VLS des Leiterstückes durch Querschnittsfläche ALS mal Länge l aus, so können wir Stromdichte mal Querschnitt zum Strom I zusammenfassen. Häufig ordnet man der Länge des Leiters einen Vektor zu, dieser kann parallel oder antiparallel zum Stromdichtevektor sein. Entsprechend ist der Strom positiv, wenn beide Vektoren parallel sind, er ist negativ im umgekehrten Fall. Setzen wir (5.255) in (5.252) ein, so erhalten wir die Kraft F = Il × B , | F |=| I | lB | sin(∠(l , B)) | .

(5.256)

Bei einem nicht geraden Leiter im homogenen Magnetfeld zerlegen wir den Leiter in gerade Teilstücke Δl , an die die jeweiligen Teilkräfte ΔF angreifen. Die Größe IΔl

(5.257)

nennt man auch „Stromelement“. Zur Berechnung von Kräften auf freie Ladungsträger beschreibt man diese durch „ qv “, bei leitergebundenen Ladungen benutzt man lieber „ IΔl “. Die resultierende Kraft auf den stromdurchflossenen Leiter ist die vektorielle Summe aller auf die Stromelemente wirkenden Teilkräfte. Für infinitesimal kleine Stromelemente Idl geht die Summe in das Wegintegral längs des Leiters über. F = ∑ IΔl i × B

(5.258)

i

Die resultierende Kraft greift im Schwerpunkt des als starr angesehenen Leiters an. Weiterhin bewirken die Teilkräfte Drehmomente (2.275), die sich zu einem Gesamtdrehmoment überlagern. Das Gesamtdrehmoment beträgt mit den Ortsvektoren ri zu den Stromelementen IΔli unter Berücksichtigung von (2.263) M = ∑ ri × Fi = ∑ ri × ( IΔl i × B) = ∑ I (Δl i (ri • B ) − B (ri • Δl i )) . i

i

(5.259)

i

Befindet sich der Leiter in einem inhomogenen Magnetfeld, z. B. in dem eines Stabmagneten, so muss der Leiter ebenfalls in (gerade) Teilstücke zerlegt werden, bei denen das Feld als homogen angesehen werden kann. Die resultierende Kraft und das Gesamtdrehmoment berechnen sich ebenfalls nach (5.258) und (5.259). Vergleichen wir die Wirkungen von elektrischen Feldern und Magnetfeldern auf Ladungen, sind in beiden Fällen die Kräfte proportional zur Ladung und zur Feldstärke am Ort der Ladung. Diese kann man durch die Dichte der Feldlinien veranschaulichen. Allerdings wirken elektrische Kräfte in Richtung der Feldlinien, magnetische dagegen senkrecht zu ihnen. Wir wollen nun einige spezielle Bewegungen von Ladungsträgern in Magnetfeldern betrachten.

5.3 Das Magnetfeld

593

Bewegung freier Punktladungen im Magnetfeld Ein freier Ladungsträger, z. B. ein Elektron in einem Elektronenstrahl, der sich mit der Geschwindigkeit v durch den Raum bewegt, erfährt, sobald er in ein Gebiet mit einem Magnetfeld eintritt, eine Kraft (5.252) senkrecht zur Bewegungsrichtung. Daher ändert die Kraft nur die Bewegungsrichtung, nicht aber den Betrag der Geschwindigkeit. Die von ihr bewirkte Beschleunigung wirkt wie die Zentripetalbeschleunigung bei der Kreisbewegung radial. Somit verrichtet die Lorentzkraft auch keine Arbeit, die kinetische Energie des Ladungsträgers wird nicht geändert.

Tritt ein Ladungsträger mit der Masse m, der Ladung q und der Geschwindigkeit v in ein homogenes, senkrecht zu v gerichtetes Magnetfeld B, so beträgt die Zentripetalbeschleunigung (2.44) | a ZP |=

v 2 FL 1 = = qvB , m m r

(5.260)

diese wird durch die Lorentzkraft bewirkt. Der Ladungsträger bewegt sich auf einer Kreisbahn in einer Ebene senkrecht zum Magnetfeld mit dem Radius r=

mv . qB

(5.261)

Abb. 5.108 Ein Ladungsträger tritt vom feldfreien Raum in ein Gebiet mit homogenem Magnetfeld senkrecht zur Geschwindigkeit. Er bewegt sich in diesem Gebiet auf einer Kreisbahn. ⊗ symbolisiert, dass das Feld in die Papierebene hineinzeigt.

594

5 Elektrizität und Magnetismus

Die Zeit T für einen Umlauf des Ladungsträgers auf der Kreisbahn beträgt mit der Bahngeschwindigkeit v T =

2πr 2πm = v qB

(5.262)

und ist nicht abhängig von der Geschwindigkeit und vom Bahnradius, sondern nur noch von der spezifischen Ladung q/m sowie der Feldstärke B. Den Kehrwert nennt man auch Zyklotronfrequenz. Magnetfelder eignen sich wie elektrische Felder zum Ablenken von Elektronenstrahlen. Im Gegensatz zu den Ablenkkondensatoren in Braunschen Röhren von Elektronenstrahloszilloskopen ermöglichen Magnetfelder stärkere Ablenkungen, daher werden sie bevorzugt zur Ablenkung in Bildröhren von Fernsehgeräten eingesetzt. Bei bekannter Flussdichte und bekannter Geschwindigkeit kann man die spezifische Ladung von Teilchen, z. B. Elektronen, messen. Werden diese von einer Beschleunigungsspannung UB aus der Ruhe beschleunigt, so beträgt ihre Geschwindigkeit mit (5.216) v=

2eU B me

(5.263)

und mit (5.261) der Radius der Kreisbahn r=

me eB

2eU B = me

2U B B

me . e

(5.264)

Misst man den Radius der Kreisbahn, so kann man aus (5.264) die spezifische Ladung e/m des Elektrons berechnen. Besonders einfach kann man dies in einem „Fadenstrahlrohr“

Abb. 5.109 Fadenstrahlrohr zur Bestimmung der spezifischen Ladung von Elektronen.

5.3 Das Magnetfeld

595

durchführen. Ein Glaskolben ist nicht vollständig evakuiert, so dass die Restgasmoleküle durch die Elektronen zur Lichtemission angeregt werden und der Elektronenstrahl mit dem Auge gut sichtbar ist. Typische Ablenkradien sind einige Zentimeter bei kinetischen Energien von einigen Hundert Elektronenvolt und magnetischen Flussdichten von einigen Millitesla. In ähnlicher Weise werden in der Atom- und Kernphysik Magnetfelder in so genannten Massenspektrometern verwendet. Befinden sich Ionen mit gleicher Ladung, aber unterschiedlichen Massen in einem Teilchenstrahl, so werden sie auf Kreisbahnen mit unterschiedlichen Radien abgelenkt und können so voneinander getrennt werden (siehe Abb. 5.108). So kann man z. B. Isotope, das sind Atome des gleichen Elementes, allerdings mit unterschiedlichen Massen, untersuchen. Das Wiensche Geschwindigkeitsfilter dagegen trennt nur Teilchen unterschiedlicher Geschwindigkeit. Ein elektrisches Feld wirkt neben dem Magnetfeld auf die Teilchen und ist so gerichtet, dass es die Lorentzkraft (5.252) aufhebt. Die Feldlinien des elektrischen Feldes und des Magnetfeldes stehen somit senkrecht aufeinander. Die Kräftefreiheit gilt wegen der Geschwindigkeitsabhängigkeit der Lorentzkraft nur für eine bestimmte Teilchengeschwindigkeit vD, und zwar unabhängig von seiner Masse und seiner Ladung. Stehen die Richtungen von Magnetfeld, elektrischem Feld und Teilchengeschwindigkeit senkrecht aufeinander, so gilt für die Durchlassgeschwindigkeit qE = qv D B ⇒ v D =

E . B

(5.265)

Mit einer Blende am Ende des Wienfilters können Teilchen, die von den Feldern abgelenkt worden sind, am Weiterflug gehindert werden. Entstehen in der Ionenquelle vor einem Massenspektrometer unterschiedlich geladene Teilchen, so erreichen diese in einem elektrischen Beschleunigungsfeld sehr unterschiedliche Geschwindigkeiten. Mit einem vorgeschalteten

Abb. 5.110 Wienfilter: Magnetfeld und elektrisches Feld verlaufen senkrecht zueinander. Ein Ladungsträger, der sich senkrecht zu beiden bewegt, wird bei einer ganz bestimmten Geschwindigkeit nicht abgelenkt. Die Kräfte sind für ein positiv geladenes Teilchen eingezeichnet.

596

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.111 Elektronen im Fadenstrahlrohr bewegen sich auf einer Schraubenlinie.

Wienfilter kann der Geschwindigkeitsbereich der in das Massenspektrometer eintretenden Teilchen stark begrenzt werden. Bewegen sich Ladungsträger nicht senkrecht zum Magnetfeld, so kann man ihre Geschwindigkeit in Komponenten senkrecht und parallel zur Feldrichtung zerlegen. Nur die senkrechte Komponente trägt zur Ablenkung bei, in einem homogenen Feld bewegt sich das Teilchen auf einer Schraubenlinie. Stromdurchflossene Leiterschleife im homogenen Magnetfeld Eine Leiterschleife stellt eine spezielle Anordnung eines Leiters dar, die aus mehreren unterschiedlichen Stromelementen (5.257) aufgebaut ist, wobei die aneinander gereihten Teilstücke Δl , die alle von dem gleichen Strom I durchflossen werden, eine geschlossene Kurve aufbauen. Zur Vereinfachung betrachten wir eine rechteckige Leiterschleife im homogenen Magnetfeld. Die Zuleitungen zur (außerhalb des Magnetfeldes gelegenen) Spannungsquelle verlaufen parallel zum Feld, so dass sie keine Kräfte erfahren.

Mit den in Abb. 5.112 eingezeichneten Stromrichtungen erfahren die Leiterstücke a und c sowie b und d Kräfte, die entgegengesetzt gleich groß sind. Die auf die Leiterschleife wirkende resultierende Kraft ist null. Die Angriffspunkte der Kräfte auf a und c liegen auf einer Wirkungslinie, die der Kräfte auf b und d dagegen nicht. Diese bilden ein Kräftepaar und verursachen ein Drehmoment. Mit der Kraft Fb und dem Kraftarm l a beträgt dieses unter Berücksichtigung von (2.263) M = la × Fb = la × I (lb × B ) = I (lb (la • B ) − B (la • lb )) .

(5.266)

5.3 Das Magnetfeld

597

Abb. 5.112 Rechteckige Leiterschleife im homogenen Magnetfeld.

Da aber l a und lb senkrecht aufeinander stehen, ist ihr Skalarprodukt null und (5.266) vereinfacht sich zu M = I (l a • B)lb = IB cos(∠(l a , B))l a lb = − IB cos(∠(l a , B))l a lb e y .

(5.267)

Da in Abb. 5.113 der Winkel ϕ ' zwischen l a und B > 90° ist, wird der Kosinus negativ, das Drehmoment zeigt in Richtung von − l b , dabei ist l b = −lb e y . Das Drehmoment weist somit in x-Richtung und ist • • • •

proportional zum Strom und dem Betrag der magnetischen Flussdichte, proportional zur Fläche lalb des Rechtecks, das die Leiterschleife einschließt, null, wenn die Leiterschleife senkrecht zum Feld steht, maximal, wenn die Leiterschleife in Feldrichtung steht.

Die Abhängigkeit des Drehmomentes von der Orientierung der Leiterschleife kann man auch anstelle der Richtungen der senkrecht zueinander stehenden Leiterstücke l a und lb auch durch den senkrecht zu beiden stehenden Normalenvektor der Leiterschleife ausdrücken. Da der in der Leiterschleife umlaufende Strom einen Drehsinn festlegt, wählen wir seine Richtung in Anlehnung an die „Rechte-Hand-Regel“ auf Seite 121: Die Finger weisen in die Stromrichtung, der abgespreizte Daumen zeigt dann in Richtung des Normaleneinheitsvektors en der Leiterschleife. Dieser schließt mit dem Feld den Winkel ϕ = ϕ' – 90° ein (siehe Abb. 5.113). Mit cos(90° + α) = cos90°cosα – sin90°sinα = − sinα lautet (5.267) M = IB sin(∠(en , B)) ASchleilfe e y .

(5.268)

598

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.113 Leiterschleife in der x/z-Ebene von Abb. 5.112.

Das Drehmoment steht senkrecht auf B und en . Seine Abhängigkeit von sin(∠(en , B )) legt eine Darstellung von (5.268) als Vektorprodukt (2.256) nahe. Fassen wir ASchleife en zum Flächenvektor ASchleife zusammen, so können wir das Drehmoment als Vektorprodukt M = IASchleilfe × B

(5.269)

formulieren. In der Elektrostatik erfahren Dipole in homogenen elektrischen Feldern Drehmomente, die sich als Vektorprodukte (5.227) des Dipolmomentes und des elektrischen Feldes darstellen lassen. In ähnlicher Weise können wir (5.269) auch als Vektorprodukt des magnetischen Dipolmomentes der Leiterschleife m A := IASchleilfe , [mA] = Am²,

(5.270)

und der magnetischen Flussdichte interpretieren. Seine Richtung wird durch den Umlaufsinn des Stroms gemäß der „Rechten-Hand-Regel“ festgelegt: Ihre Finger weisen in die Stromrichtung, der abgespreizte Daumen in Richtung des Dipolmomentes. Das so definierte Dipolmoment oder magnetische Moment einer Leiterschleife unterscheidet sich von dem in (5.249) eingeführten Coulombschen magnetischen Moment eines Stabmagneten um einen konstanten Faktor, es wird auch als „Ampèresches magnetisches Moment“ bezeichnet. Damit ergibt sich das Drehmoment zu M = mA × B .

(5.271)

Wird statt einer Leiterschleife eine Spule mit N Windungen verwendet, die mit dem Strom I durchflossen wird, so muss in (5.270) NI eingesetzt werden, denn das magnetische Moment einer Spule ist N-mal so groß wie das einer einzelnen Windung. Wir haben diesen Zusammenhang für eine rechteckige Leiterschleife hergeleitet, er gilt aber auch für beliebig geformte ebene Leiterschleifen. Befindet sich eine aus vielen, rechtwinklig zueinander verlaufenden Leiterstücken in einem homogenen Magnetfeld, wobei die Flächennormale und Feldrichtung senkrecht zueinander stehen, so erfahren nur die ebenfalls senkrecht zur Feldrichtung verlaufenden Leiterstücke Kräfte, welche ein resultierendes Drehmoment

5.3 Das Magnetfeld

599

Abb. 5.114 Kräfte auf eine ebene Leiterschleife, die aus senkrecht zueinander verlaufenden Leiterstücken aufgebaut ist. Die Leiterstücke parallel zum Feld erfahren keine Kraft. Die Kräfte auf die anderen Leiterstücke zeigen in die Zeichenebene (⊗) oder aus der Zeichenebene (~).

bewirken. Wird die Leiterschleife aus dieser Stellung um eine Achse senkrecht zum Feld und der Flächennormalen gekippt, so erfahren auch die anderen, vormals in Feldrichtung verlaufenden Leiterstücke Kräfte parallel und antiparallel zur Drehachse. Allerdings sind die Angriffspunkte der resultierenden parallelen und der resultierenden antiparallelen Kraft auf einer Wirkungslinie und verursachen daher kein Drehmoment. Alternativ können wir uns auch eine beliebig geformte ebene Leiterschleife aus vielen rechteckigen Schleifen zusammengesetzt denken, die alle vom Strom I durchflossen werden. Innere Leiterstücke von Einzelschleifen können wir uns aus gedachten Leitern, durch die zwei entgegengesetzt gleiche Ströme fließen, aufgebaut denken. Hervorzuheben ist, dass sich eine stromdurchflossene Leiterschleife und eine Kompassnadel ähnlich verhalten: Beide erfahren in Magnetfeldern Drehmomente und richten sich, wenn sie sich bewegen können, so aus, dass sie eine stabile Gleichgewichtslage annehmen. Dann weist das Dipolmoment in Richtung des Feldes. In der labilen Gleichgewichtslage schließen beide einen Winkel von 180° ein. Die potentielle Energie einer Leiterschleife, die um den Winkel J aus der stabilen Gleichgewichtslage gedreht ist, beträgt in Anlehnung an (5.228) E pot = −m A • B .

(5.272)

Die Tatsache, dass sich sowohl magnetisch polarisierte Materie als auch stromdurchflossene Leiterschleifen wie Dipole verhalten, erklärt eine Ursache der Polarisation: Atomare Ringströme, hervorgerufen durch die Bewegung der Elektronen in der Elektronenhülle um den Atomkern.1 Die zweite Ursache ist in dem nur quantenmechanisch erklärbaren „Spin“, 1

Die Existenz mikroskopischer Ringströme wurde bereits von Ampère anfangs des 19. Jahrhunderts vermutet.

600

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.115 Ebene Leiterschleife, die aus einzelnen rechteckigen Schleifen zusammengesetzt ist. Fehlende Leiterstücke werden durch gedachte Leiter, durch die netto kein Strom fließt, dargestellt.

dem Eigendrehimpuls der Elektronen begründet, der ebenfalls ein magnetisches Moment bewirkt. Aufschlussreich ist auch der Zusammenhang zwischen dem magnetischen Moment einer kreisförmig angenommenen Leiterschleife und dem Drehimpuls der Elektronen bezüglich des Mittelpunktes. Fließt ein Strom I durch die Schleife mit dem Radius r, der Querschnittsfläche ALeiter und der Ladungsdichte ρq, so bewegen sich die Elektronen mit der Driftgeschwindigkeit vD =

j

ρq

=−

V j I ALeiter 2 πr 2πrI = − j Leiter = − =− . ne Ne ALeiter Ne Ne

(5.273)

Dabei wurde die Driftgeschwindigkeit vD mit (5.19) durch die Stromdichte j = I/ALeiter ausgedrückt sowie die Ladungsdichte ρq durch die Elektronendichte n = N/VLeiter = /(ALeiter2πr). Der Drehimpuls (2.288) weist in Richtung der Achse senkrecht zur Kreisebene durch den Mittelpunkt. Sein Betrag lautet L = rNme v D = −rNme

m 2 πrI = −2 πr 2 I e . Ne e

(5.274)

Mit dem magnetischen Moment (5.270) der Leiterschleife erhalten wir schließlich L = −2

me mA . e

(5.275)

Der kleinste von null verschiedene Drehimpuls, den ein Elektron aufweisen kann, beträgt h/2π. Mit h = 6,63·10-34Js und e/me = 1,76·1011As/kg ergibt sich ein magnetisches Moment von 9,27.10-24Am². Dieses elementare magnetische Moment nennt man auch das „Bohrsche Magneton“. Es spielt in der Atomphysik eine bedeutende Rolle.

5.3 Das Magnetfeld

601

Abb. 5.116 Prinzip des Drehspulinstrumentes. Im Spalt zwischen den Magnetpolen und einem Eisenzylinder bewegt sich die stromdurchflossene Spule. Der Eisenzylinder lenkt das Feld so, dass es im Spalt radial verläuft (Begründung siehe Seite 631). Da der Spalt sehr schmal ist, ist das Magnetfeld darin nahezu homogen.

Stromdurchflossene Leiterschleifen eignen sich wegen (5.269) zur Messung von Strömen. Eine sehr verbreitete Ausführungsform ist das Drehspulinstrument, in dem sich eine meist rechteckige Leiterschleife in einem (nahezu) homogenen, immer senkrecht zum magnetischen Moment orientierten Magnetfeld bewegt. Hall-Effekt Elektronen im stromdurchflossenen Leiter erfahren die Lorentzkraft (5.252), diese wirkt sich, wie wir in den vorigen Betrachtungen gesehen haben, als kollektive Kraft (5.256) auf den Leiter aus. Dies liegt daran, dass die Elektronen den Leiter aufgrund der Bindungskräfte nicht verlassen können, daher wird die primär auf die Elektronen wirkende Kraft auf den gesamten Leiter übertragen. Allerdings werden die im Leiter nahezu frei beweglichen Elektronen durch die Lorentzkraft verschoben, so dass sich verschiedene Bereiche des Leiters ähnlich wie bei der Influenz unterschiedlich aufladen und ein elektrisches Feld im Leiter bewirken. Diesen Effekt nennt man auch nach seinem Entdecker Hall-Effekt1. Mit ihm ist es möglich, das Vorzeichen der Ladung, die sich in einem Leiter bewegt, zu ermitteln. Wir betrachten dazu ein Leiterstück im homogenen Magnetfeld, durch das ein Strom senkrecht zur Feldrichtung fließt.

Bewegen sich Ladungsträger mit positiver Ladung durch den Leiter, so weist ihre Driftgeschwindigkeit vD in die Richtung des Stromes I. Die Ladungsträger werden durch die Lorentzkraft in Abb. 5.117 nach oben abgelenkt und sammeln sich an der Oberseite des Leiters. Dort bewirken sie eine positive Aufladung. Entsprechend tritt an der Unterseite ein Mangel an Ladungsträgern auf, der dort eine negative Aufladung zur Folge hat. Diese Aufladung bewirkt ein elektrisches Feld, dessen Kraft der Lorentzkraft entgegengerichtet ist, so dass oberhalb einer bestimmten Feldstärke E0 eine weitere Ablenkung der Ladungsträger aus der Bewegungsrichtung im feldfreien Fall unterbleibt. Dann gilt 0 = E0 + v D × B .

1

E. H. Hall (1855 – 1938).

(5.276)

602

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.117 Zum Hall-Effekt: Ein Strom fließt durch ein quaderförmiges Leiterstück, das sich im homogenen Magnetfeld senkrecht zur Stromrichtung (hier senkrecht in die Zeichenebene gerichtet) befindet.

Zwischen Ober- und Unterseite besteht dann eine Spannung, die so genannte Hall-Spannung UH. Mit dem Abstandsvektor d = −de z von der Ober- zur Unterseite beträgt diese Spannung, da v D = v D e x und B = Be y senkrecht aufeinander stehen, U H = E 0 • d = −v D Be z • (−d )e z = v D Bd .

(5.277)

Drücken wir die Driftgeschwindigkeit vD mit (5.19) durch die Stromdichte j aus, so ergibt sich die Hallspannung zu UH =

j Bd = AH jBd . ρq

(5.278)

Der Faktor 1/ρq wird auch als „Hallkonstante“ AH bezeichnet. Üblicherweise drückt man diese nicht durch die Ladungsdichte ρq := Q/V, sondern durch die Ladungsträgerdichte n := N/V und der Ladung des einzelnen Trägers aus: AH :=

1 . nq

(5.279)

Zu beachten ist, dass das Vorzeichen der Hallspannung abhängig vom Vorzeichen der Ladung, die sich im Leiter bewegt, ist. Sind die Richtungen von Strom bzw. Stromdichte durch die Konvention durch die Polarität der Spannungsquelle, die den Strom antreibt, festgelegt, so ist die Bewegungsrichtung negativer Ladungsträger umgekehrt zur Bewegungsrichtung positiver Ladungen. Damit würde die Oberseite des Leiterstücks in Abb. 5.117 negativ aufgeladen und die Hallspannung hätte das umgekehrte Vorzeichen. Dies schlägt sich auch in (5.277) und (5.279) nieder. Mit der Polarität der Hallspannung kann somit festgestellt werden, welches Vorzeichen die fließende Ladung hat, im Fall des Ladungstransportes durch metallische Leiter ist es negativ.

5.3 Das Magnetfeld

603

Außerdem kann über die Messung der Hallspannung die Ladungsdichte und bei bekannter Einzelladung auch Ladungsträgerdichte bestimmt werden. Ist diese bekannt, so kann man auch ohne theoretische Annahmen, die Kenntnisse über den mikroskopischen Aufbau des Leiters erfordern, die Beweglichkeit der Ladungsträger aus der spezifischen Leitfähigkeit (5.225) ermitteln. Sind in einem Leiter mehrere Ladungsträgerarten mit unterschiedlichem Vorzeichen vorhanden, wie es z. B. bei Elektrolyten oder Halbleitern vorkommt, so kann man mit der Messung der Hallspannung zumindest die Ladungsträger bestimmen, die hauptsächlich für die Leitung verantwortlich sind. Diese heißen auch „Majoritätsladungsträger“. Eine weitere wichtige Anwendung des Hall-Effektes ist die Messung von Magnetfeldern. Sind Material, Dicke quer zum Feld und zum Strom sowie die Stromdichte bekannt, so kann über (5.278) die Stärke des Magnetfeldes bestimmt werden. B=

UH AH jd

(5.280)

Alternativ kalibriert man die Hall-Sonde bei konstantem Strom mit einem bekannten Magnetfeld. Eine Besonderheit stellt der „Quanten-Hall-Effekt“ dar, der 1980 durch K. v. Klitzing entdeckt wurde. Bei sehr tiefen Temperaturen und starken Magnetfeldern wächst die Hall-Spannung nicht mehr linear mit der Feldstärke. Ihr Verlauf UH(B) weist Stufen auf, die darauf hindeuten, dass die Hall-Spannung nur bestimmte Werte annehmen kann, sie also ähnlich wie die Ladung quantisiert ist. Bezieht man die Hall-Spannung auf den Strom, der durch den Leiter fließt, so erhält man den Hall-Widerstand, auch dieser kann nur ganzzahlige Vielfache eines bestimmten Wertes, der Von-Klitzing-Konstanten RK = 25813Ω, annehmen. Diese ist mit dem Planckschen Wirkungsquantum h und der Elementarladung e folgendermaßen verknüpft und wird, da sie messtechnisch sehr genau bestimmbar ist, als Widerstandsnormal verwendet. RK =

5.3.3

h e²

(5.281)

Erzeugung von Magnetfeldern durch elektrische Ströme

In dem am Anfang des Kapitel 5.3.2 erwähnten Experiment von Oerstedt werden durch Ladungsströme Magnetfelder bewirkt, durch die z. B. Kompassnadeln abgelenkt werden. Bei Magnetfeldern spielen offensichtlich Ströme eine ähnliche Rolle wie Ladungen in der Elektrostatik: Ladungen erfahren Kräfte durch elektrische Felder, anderseits verursachen Ladungen elektrische Felder. Zu beachten sind die vertauschten Rollen von Flussdichte und Feld bei der elektrischen und der magnetischen Kraftwirkung: Elektrische Kräfte werden durch elektrische Felder bewirkt, magnetische Kräfte jedoch durch magnetische Flussdichten. Die Resultate verschiedener weiterer Experimente, bei denen mit stromdurchflossenen Leitern Magnetfelder erzeugt wurden, können folgendermaßen zusammengefasst werden: Wird ein gerader Draht von einem konstanten Strom durchflossen, so

604

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.118 Magnetfeld eines stromdurchflossenen geraden Drahtes.

• • • •

ist die Stärke der magnetischen Flussdichte proportional zum Strom durch den Leiter, nimmt die Stärke der magnetischen Flussdichte mit dem Abstand vom Leiter ab, sind die Feldlinien konzentrische Kreise mit dem Leiter im Mittelpunkt, ist die Richtung der magnetischen Flussdichte durch die „Rechte-Hand-Regel“ gegeben: Weist der abgespreizte Daumen in die Stromrichtung, so zeigen die gekrümmten Finger in Richtung des Magnetfeldes.

Die letzten beiden Punkte drücken die Symmetrie der Anordnung aus. Aufgrund der Zylindersymmetrie muss die Feldstärke auf konzentrischen Zylindermänteln um den Draht konstant sein. Das Feld darf keine radiale Komponente aufweisen, denn dann wären die Feldlinien nicht geschlossen und die 4. Maxwellgleichung (5.251) verletzt. Eine Komponente in Richtung der Zylinderachse müsste aus gleichem Grund konstant sein, auch bei unendlich großen Abständen zum Draht. In diesem Fall erwarten wir jedoch, dass die Wirkung des Magnetfeldes verschwindet. Somit muss das Feld tangential zu konzentrischen Kreisen um den Draht gerichtet sein. Unter Berücksichtigung dieser Tatsachen kann man den Betrag der magnetischen Flussdichte im Abstand r eines mit dem Strom I durchflossenen geraden Drahtes folgendermaßen berechnen: B(r ) =

μ0 I , 2π r

(5.282)

dabei ist µ0 die magnetische Feldkonstante. Sie wird auch als absolute Permeabilität1 oder Permeabilität des Vakuums bezeichnet. Ihr Wert beträgt μ 0 = 4π ⋅ 10 −7 1

Vs m Vs = 4π ⋅ 10 −7 . Am m2 A

(5.283)

Von permeabilis, lat. gangbar, überschreitbar. Permeabilität: Gangbarkeit des Raumes für das Magnetfeld.

5.3 Das Magnetfeld

605

Die Richtung des Feldes ist gemäß der „Rechten-Hand-Regel“ durch die Richtung des Vektorproduktes aus Stromdichte bzw. Längenvektor l und Abstandsvektor r vom Leiter zum Aufpunkt festgelegt. Definition der Einheit für die Stromstärke In dem Zusammenhang (5.282) ist auch die gesetzliche Definition der Einheit für die elektrische Stromstärke, die Basisgröße Ampere, zu erklären. Das von einem Strom I1 durchflossenen Leiter verursachte Magnetfeld B übt wiederum eine Kraft auf einen ebenfalls von einem (anderen) Strom I2 durchflossenen Leiter aus. Die Kraft auf ein Stromelement I 2 Δl 2 dieses Leiters beträgt mit (5.256), wenn die Leiter parallel mit dem Abstand R verlaufen μ 0 I1 el × e R ) , (2.263) ⇒ 2πR 1 μ I I μ I I F = 0 1 2 (el1 (Δl 2 • e R ) − e R (el1 • Δl 2 )) = − 0 1 2 Δl 2 e R . 2πR 2πR F = I 2 Δl 2 × B = I 2 Δl 2 × (

(5.284)

Somit wirkt die Kraft dem Abstandsvektor, der vom felderzeugenden Leiter 1 zum Leiter 2 gerichtet ist, entgegen, wenn die Ströme in die gleiche Richtung fließen ( el • Δl 2 = Δl 2 ). Die beiden Leiter ziehen sich an. Fließen die Ströme in entgegengesetzte Richtungen, dann ist el • Δl 2 = −Δl 2, sie stoßen sich ab. 1

1

Aus (5.284) ist auch die Definition der Basisgröße Ampère abgeleitet: Zwischen zwei im Abstand von 1 m parallel verlaufenden, jeweils von einem Strom der Stärke 1 Ampère durchflossenen, geradlinigen Leitern, deren Durchmesser gegen den Abstand vernachlässigbar ist, herrscht eine Kraft von 2·10-7 N pro Meter Leiterlänge. Diese Definition bedingt außerdem den Wert der magnetischen Feldkonstanten (5.283).

Abb. 5.119 Kraft zwischen zwei stromdurchflossenen parallelen geraden Leitern.

606

5 Elektrizität und Magnetismus

Ampèrescher Satz oder Durchflutungsgesetz Die 1/r-Abhängigkeit der magnetischen Flussdichte eines stromdurchflossenen geraden Leiters können wir durch Umstellen von (5.282) auch so ausdrücken: B 2πr = μ 0 I

(5.285)

Der Weg auf einer kreisförmigen Feldlinie, multipliziert mit der Feldstärke auf der Feldlinie, ist proportional zum Strom durch den Mittelpunkt des Kreises. Teilt man den Kreis in verschiedene Sektoren auf und ändert an den Enden den Radius des Kreises, so erhält man eine neue, nicht mehr kreisförmige geschlossene Kurve um den Leiter.

Abb. 5.120 Umlauf um den Leiter in einer Ebene senkrecht zum Leiter, (a) konzentrischer Kreis, (b) zusammengesetzt aus verschiedenen Sektoren unterschiedlicher Radien. Die Enden der Sektoren sind durch radial verlaufende Wegstücke verbunden.

Die Länge des i-ten Bogenstücks beträgt Sektorwinkel mal Radius des Kreises: ϕiri. Multipliziert man die Länge des Bogenstücks mit der auf ihm herrschenden Flussdichte und summiert über alle Bogenstücke, so erhält man unter Beachtung der Tatsache, dass die Summe der Sektorenwinkel 2π beträgt, μ I

∑ 2π0r i

i

ϕ i ri = ∑ i

μ0 I μ I ϕi = 0 2π 2π

∑ ϕi i

= μ0 I .

(5.286)

Bei einem Umlauf um diese neue geschlossene Kurve bleibt die Summe der Produkte Feldstärke mal Bogenlänge nach wie vor µ0I. Da man beliebige geschlossene Kurven aus radialen Teilen und zum Leiter konzentrischen Kreisbogenstücken sowie auch Wegstücken parallel

5.3 Das Magnetfeld

607

zur Stromrichtung zusammensetzen kann, aber nur die Wegstücke längs der Kreisbogen zur Summe (5.286) beitragen, kann man (5.286) auch allgemein so formulieren: r

r

∫ B • ds = μ 0 I .

(5.287)

C

Dabei ist C eine beliebig geformte, geschlossene Kurve um den Leiter, deren Durchlaufen einen Umlaufsinn definiert. Entsprechend der „Rechten-Hand-Regel“ sind Ströme positiv zu zählen, wenn sie in Richtung des abgespreizten Daumens fließen und die gekrümmten Finger in Richtung des Umlaufsinnes von C weisen. Werden mehrere stromführende Leiter von der Kurve C eingeschlossen, so überlagern sich die von ihnen verursachten Magnetfelder. Für jedes dieser Felder gilt (5.287) und damit für das resultierende Feld r

r

r

r

∫ ∑i Bi • ds = ∫ Bres. • ds = μ 0 ∑i I i .

C

(5.288)

C

Die Ströme können alternativ auch als Fluss der Stromdichte durch eine Fläche, die durch die Kurve C umrandet wird, dargestellt werden. Damit lautet (5.288) r

r

r

r

∫ B • ds = μ 0 Fläche∫ j • da . C

(5.289)

mit Rand C

Abb. 5.121 Geschlossene Kurve C und die Fläche, deren Rand sie darstellt. Der Umlaufsinn von C legt auch den Umlaufsinn der Ränder der Flächenelemente fest.

608

5 Elektrizität und Magnetismus

Um konsistent mit Feld- und Stromrichtungen zu sein, ist der Umlaufsinn der Ränder von r r den Flächenelementen da der gleiche wie der vom Rand C der Gesamtfläche. Die da müssen ebenfalls der „Rechten-Hand-Regel“ gehorchen: die gekrümmten Finger weisen in Richr tung des Umlaufsinnes, dann legt der abgespreizte Daumen die Richtung der da fest. (5.288) bzw. (5.289) sind Formulierungen des Ampèreschen Satzes oder „Durchflutungsgesetzes“, denn der Fluss durch die Fläche, die von der geschlossenen Kurve C begrenzt wird, wird auch als „Durchflutung“ der Fläche von dem Stromdichtefeld bezeichnet. Das Durchflutungsgesetz beschreibt ähnlich wie die 3. Maxwellgleichung eine Art „Erhaltungsgesetz“: Feldstärke und Abstand von der endlich ausgedehnten „Ursache“ des Feldes verhalten sich gegenläufig.

5.3.4

Magnetfeldberechnung mit dem Ampèreschen Satz

Wie die 3. Maxwellgleichung kann auch der Ampèresche Satz zur Berechnung von Feldern verwendet werden. Wie in der Elektrostatik bei der Feldberechnung mit Hilfe der 3. Maxwellgleichung die Berechnung des elektrischen Flusses besonders einfach ist, wenn die felderzeugende Ladungsverteilung Symmetrien aufweist, die sich auch in der Symmetrie des elektrischen Feldes widerspiegeln, so ist auch die Berechnung der Linienintegrale in (5.288) bzw. (5.289) einfach bei Leitern bzw. Stromdichten mit räumlichen Symmetrien. Dann wählt man eine geschlossene Kurve, auf der • der Betrag der magnetischen Flussdichte konstant ist und • Feldvektor und Linienelement kollinear sind oder • beide Vektoren senkrecht aufeinander stehen. Zylindersymmetrische Stromdichteverteilung Hier zeichnet die Symmetrie eine Achse aus, die Zylinderachse. Die Stromdichtevektoren verlaufen in Richtung der Zylinderachse, während der Betrag der Stromdichte nur vom Abstand von der Achse abhängt. Daher ist auch zu erwarten, dass der Betrag der magnetischen Flussdichte nur vom Abstand zur Achse abhängt, die Feldlinien somit konzentrische Kreise sind, wobei die Zylinderachse senkrecht zur Kreisebene verläuft.

Unendlich langer gerader Draht Diese Berechnung ist im Grunde genommen trivial, da wir den Ampèreschen Satz aus der Feldverteilung des geraden, von einem konstanten Strom I durchflossenen Drahtes hergeleitet haben. Als geschlossene Kurve wählen wir einen Kreis mit dem Radius r, durch dessen Mittelpunkt der Draht geht. (5.287) ergibt r

r

∫ B • ds = B ∫ ds = B2πr = μ

Kreis

Kreis

0

I ⇒ B(r ) =

μ0 I 1 . 2π r

(5.290)

Unendlich langer Zylinder, durch den ein axialer Strom konstanter Dichte fließt Außerhalb des Zylinders mit dem Radius R entspricht die radiale Abhängigkeit der magnetischen Flussdichte der des geraden Drahtes, dabei beträgt der Gesamtstrom I = jπR2. Mit dem Ampèreschen Satz erhalten wir

5.3 Das Magnetfeld

609

↑

1,5

B (r )/B (R )

2

1

Hohlzylinder Vollzylinder Draht

0,5 0 0

1

2

3

4

5

→

r /R

Abb. 5.122 Radialer Verlauf des Betrages der magnetischen Flussdichte eines Zylinders, der von einem axialen Strom konstanter Dichte durchflossen wird. Der Verlauf entspricht dem der elektrischen Feldstärke eines homogen geladenen Zylinders.

B

2 ∫ ds = B 2πr = μ 0 I = μ 0 jπR ⇒ B(r ) =

Kreis

μ 0 I 1 μ 0 jR 2 1 = . 2π r 2 r

(5.291)

Zur Feldberechnung im Inneren wählen wir für C einen zur Achse konzentrischen Kreis, dessen Radius r < R ist. Dieser Kreis schließt nur noch einen Teil des Gesamtstroms I ein. Somit beträgt das Feld im Inneren des Zylinders B

∫ ds = B 2πr = μ

Kreis

0

jπr 2 = μ 0 I

μ j μ I r2 ⇒ B(r ) = 0 r = 0 2 r . 2 2 R 2πR

(5.292)

Die Feldstärke steigt im Inneren des Zylinders linear von B = 0 auf µ0I/(2πR) an und fällt außerhalb mit 1/r ab. Fließt dagegen der Strom nur in einer dünnen Schicht an der Zylinderoberfläche, so ist das Feld im Inneren null, denn Kreise mit Radien < R schließen dann keine Ströme ein. Ebene Symmetrie In Analogie zur homogen geladenen Platte in der Elektrostatik betrachten wir eine unendlich ausgedehnte Platte, durch die ein Strom mit konstanter Stromdichte fließt. Die von diesem Strom bewirkte magnetische Flussdichte ist wie beim Draht senkrecht zur Stromdichte und zum Abstandsvektor gerichtet. Der Betrag muss auf Ebenen parallel zur Platte konstant sein und kann daher nur vom Abstand abhängen. Zur Berechnung des Feldes mit (5.289) wählen wir als Weg C den Rand eines Rechteckes in einer Ebene senkrecht zur Platte, wobei zwei Kanten parallel zu ihr verlaufen. Den Koordinatenursprung legen wir in die Mitte des Rechtecks.

Fließt der Strom in z-Richtung, so weist aufgrund der „Rechten-Hand-Regel“ die magnetische x-Richtung, für negative y („Rückseite“) Flussdichte für positive y („Vorderseite“) r in negative r dagegen in positive x-Richtung, d. h. B ( y ) = − B ( − y ) . Die Wegstücke senkrecht zur Platte in

610

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.123 Zur Feldberechnung einer von einem Strom konstanter Dichte durchflossenen Platte.

y-Richtung tragen daher zum Integral in (5.289) nicht bei. Hat die Platte die Dicke d, so fließt durch das Rechteck der Strom I = jdl, wobei l die Kantenlänge des Rechteckes parallel zur Platte ist. Der Ampèresche Satz ergibt r r jd B • ds = 2 B ( y )l = μ 0 jdl ⇒ B = μ 0 . ∫ 2 Rechteck

(5.293)

Der Betrag der magnetischen Flussdichte ist unabhängig vom Abstand zur Platte und damit konstant. Beim Wechsel von der Vorder- auf die Rückseite der Platte „springt“ die magnetische Flussdichte um µ0 jd. Ähnlich ist es beim elektrischen Feld, das beim Wechsel der Seiten um ρqd/ε0 = σq/ε0 springt. Allerdings ist die magnetische Flussdichte tangential zur Platte gerichtet, das elektrische Feld dagegen senkrecht (siehe Abb. 5.91). Zwischen zwei parallelen Platten, durch die Ströme mit entgegengesetzt gleich großen Stromdichten fließen, herrscht eine magnetische Flussdichte von µ0 jd, da sich die Magnetfelder dort addieren. Im Außenraum dagegen heben sie sich auf. Spulen Spulen bestehen aus einem stromdurchflossenen Draht, der auf einen Körper aufgewickelt ist. Die Felder der einzelnen Windungen überlagern sich. Sehr häufig werden Zylinderspulen verwendet, der Draht ist dann auf einen Zylinder gewickelt. Bei hinreichend dicht gewickelten Zylinderspulen, d. h. die Abstände der Windungen sind klein gegen den Durchmesser der Spule, können wir die Spule auch als stromdurchflossene Platte mit der Dicke d des Drahtdurchmessers ansehen, die zu einem Zylinder aufgewickelt ist.

5.3 Das Magnetfeld

611

Abb. 5.124 Lange Zylinderspule und ihre Modellierung durch eine aufgewickelte Platte. Im Inneren überlagern sich die Felder der einzelnen Windungen zum konstanten Gesamtmagnetfeld, außen kompensieren sie sich.

Wie bei zwei sehr großen parallelen Platten, die von entgegengesetzten Strömen durchflossen werden, kompensieren sich, wie in der Schnittzeichnung von Abb. 5.124 dargestellt, außerhalb der sehr langen Zylinderspule die Felder, während sie sich innen zu B = µ0 jd überlagern. Da sich sehr viele kreisförmige Feldlinien der einzelnen Drähte einer Reihe überlagern, ergibt sich praktisch eine konstante Feldstärke auf beiden Seiten der Drähte. Im Zwischenraum sind die resultierenden Felder gleich gerichtet, außen jedoch entgegengesetzt. Befinden sich N/l Windungen pro Länge auf der Spule, die von einem Strom I durchflossen werden, so entspricht dies einer Stromdichte von j = NI/(ld). Damit beträgt die magnetische Flussdichte B = μ 0 jd = μ 0

NI N d = μ0 I . ld l

(5.294)

Es kommt offensichtlich nicht auf den Drahtdurchmesser an. Die Richtung des Feldes ergibt sich wieder aus der „Rechten-Hand-Regel“, die aber etwas anders formuliert ist: Die ge-

612

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.125 Ringspule.

krümmten Finger weisen in Richtung des Stromes, der abgespreizte Daumen zeigt dann in Feldrichtung. Auch bei einer so genannten Ringspule oder Toroidspule kann man das Magnetfeld leicht mit dem Ampèreschen Satz berechnen. Eine solche Spule entsteht, wenn eine Zylinderspule auf einen Kreis gebogen wird. Die Achse durch den Mittelpunkt des Kreises, auf den die Zylinderachse gebogen wird, nennt man auch Torusachse, sie steht senkrecht auf der Kreisebene. Ist der Durchmesser der Windungen wesentlich kleiner als der Radius R des Ringes, so entsprechen die Verhältnisse denen der langen Zylinderspule: Innerhalb der Windungen überlagern sich die Felder der einzelnen Drähte zu einem Feld konstanter Stärke, während außerhalb des Ringes das Feld null ist. Die Feldrichtung ist tangential zu Kreisen, deren Mittelpunkte auf der Torusachse liegen, gerichtet, die Achse verläuft senkrecht zu den Kreisebenen. Zur Berechnung des Feldes wählen wir als Weg C einen Kreis1 mit dem Radius R und Mittelpunkt auf der Torusachse, auf dem Kreis ist die magnetische Flussdichte tangential gerichtet. Der Ampèresche Satz (5.288) ergibt bei N Windungen auf dem Ring B

∫ ds = B2πR = μ

Kreis

0

NI ⇒ B =

μ 0 NI . 2πR

(5.295)

Grenzen für die Anwendung des Ampèreschen Satzes Die Berechnung von Magnetfeldern mit Hilfe des Ampèreschen Satzes ist immer dann leicht möglich, wenn aufgrund der Symmetrie der Stomverteilung geschlossene Kurven für (5.288) oder (5.289) gewählt werden können, auf denen die Berechnung der Integrale sich auf die Berechnung der Weglänge beschränkt. Schon bei einer kurzen Zylinderspule ist eine Berechnung nicht mehr möglich, da das Feld im Außenbereich nicht verschwindet und im Inneren besonders im Bereich der Enden nicht mehr homogen ist. Eine „einfache“ Kurve C kann nicht mit Hilfe von Symmetriebetrachtungen gefunden werden. Weiterhin muss der Einfluss 1

Da der Windungsdurchmesser gegenüber R vernachlässigbar ist, sind die Umfänge anderer Kreise innerhalb des Ringes nahezu gleich lang. Geschlossene Wege C' in der gleichen Ebene, aber außerhalb des Torus schließen entweder gar keine Ströme oder Ströme entgegengesetzter Richtungen ein.

5.3 Das Magnetfeld

613

Abb. 5.126 Der Strom beim Ladungsausgleich verursacht ein Magnetfeld: Die geschlossene Kurve C ist Rand der Hüllen A1 und A2. (a): durch A1 fließt ein Strom und kann für den Ampèreschen Satz ausgewertet werden, (b): durch A2 dagegen nicht.

von Zuleitungen geprüft werden: Auch sie erzeugen Magnetfelder, die sich u. U. mit dem zu berechnenden Feld überlagern und so Symmetriebetrachtungen den Sachverhalt nur unzulänglich erfassen. Bei der Anwendung des Ampèreschen Satzes sind wir immer davon ausgegangen, dass die Ströme und Stromdichten zeitlich konstant sind. In diesem Fall ist ein Stromkreis erforderlich, bei dem eine Spannungsquelle mit konstanter Spannung die Bewegung der Ladungsträger antreibt. Ohne dass ein Stromkreis existiert, kann aber auch ein Strom zwischen unterschiedlich aufgeladenen Körpern fließen. In diesem Fall ändert sich der Strom jedoch zeitlich, da die Spannung zwischen den Körpern sinkt, bis sie beim Ladungsausgleich auf null abgefallen ist. Durch „ungeschickte“ Wahl der Hülle in (5.289) kann es passieren, dass auf ihr j = 0 ist, dies ist der Fall, wenn die Hülle z. B. eine der Ladungen umschließt. Das Stromdichtefeld der leitenden Verbindung zwischen den Ladungen erzeugt einen Fluss durch die Fläche A1 in Abb. 5.126, deren Rand die geschlossene Kurve C ist, damit ist das Integral in (5.289) von null verschieden. Durch die Fläche A2 hingegen ist der Fluss des Stromdichtefeldes null, obwohl sie den gleichen Rand wie A1 hat. Statt des Stromes durch A1 ändert sich durch A2 der Fluss des elektrischen Feldes bzw. die elektrische Flussdichte zwischen den beiden Ladungen. Auf diesen „Verschiebungsstrom“ werden noch eingehen.

5.3.5

Biot-Savartsches Gesetz

Magnetische und elektrische Flussdichte eines von einem konstanten Strom durchflossenen bzw. eines homogen geladenen geraden Drahtes weisen die gleiche 1/r Abhängigkeit der Feldstärke vom Abstand auf. Allerdings sind die Richtungen unterschiedlich: Während die elektrische Flussdichte radial gerichtet ist, steht die magnetische Flussdichte senkrecht auf Stromdichte- und Abstandsvektor. In gleicher Weise verhalten sich Platten: Magnetische und elektrische Flussdichten sind konstant, wenn die Platte von einem Strom konstanter Dichte durchflossen wird bzw. die Platte homogen geladen ist. Die Felder stehen ebenfalls senkrecht aufeinander, wie beim Draht.

614

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.127 Zum Biot-Savartschen Gesetz: Das Stromelement Idl Flussdichte.

verursacht im Aufpunkt eine magnetische

Die elektrischen Felder von Draht und Platte konnten wir im Kapitel 5.2.3 aus der Überlagerung von Feldern einzelner Punktladungen, aus denen wir uns Draht und Platte zusammengesetzt gedacht haben, berechnen. In analoger Weise kann man stromdurchflossene Leiter aus einzelnen „punktförmigen“ Leiterelementen zusammensetzen, deren Einzelfelder sich zu einem resultierenden Magnetfeld überlagern. In Anlehnung an (5.86) beträgt die magnetische Flussdichte dB, die von einem Stromelement Idl eines von einem Strom I durchflossen Leiters, das sich am Ort rl befindet, am Aufpunkt r

dB =

μ 0 Idl × (r − rl ) . 4π | r − rl |3

(5.296)

Diesen Zusammenhang haben Biot und Savart1 kurz nachdem Oerstedt sein wegweisendes Experiment durchgeführt hatte und Ampère das Abstandsgesetz (5.282) formuliert hatte, erkannt und wird ihnen zu Ehren Biot-Savartsches Gesetz genannt. Das Vektorprodukt in (5.296) bedingt, dass die Flussdichte senkrecht zur Stromrichtung und zum Abstandsvektor r − rl vom Leiterstück zum Aufpunkt gerichtet ist. Mit Hilfe des Biot-Savartschen Gesetzes kann man durch Integration von (5.296) längs des Leiters das Feld beliebig geformter Leiter berechnen. Die Einschränkungen des Ampèreschen Satzes gelten nicht, allerdings kann die Integration im Einzelfall recht kompliziert werden. Wir wollen nun die Magnetfelder für einige ausgesuchte Leitergeometrien berechnen. Leiterschleife Ein kreisförmiger Leiter mit dem Radius R werde von einem Strom I durchflossen. Das Magnetfeld im Mittelpunkt des Kreises soll berechnet werden, dazu legen wir den Koordinatenursprung in den Mittelpunkt, der Kreis soll sich in der x/y-Ebene befinden. Die von 1

J. B. Biot (1774 – 1862), F. Savart (1791 – 1841).

5.3 Das Magnetfeld

615

den einzelnen Stromelementen Idl verursachten Flussdichten dB stehen senkrecht auf der Kreisebene, da Idl und rl in der Kreisebene verlaufen. Mit ϕ als Winkel zwischen rl und der x-Achse können wir die Komponenten von dl und rl durch die Komponenten ausdrücken und mit (5.296) erhalten wir ⎛ − cos ϕ ⎞ ⎛ − sin ϕ ⎞ ⎜ ⎟ μ Idl ⎜ ⎟ μ 0 Idl × (−rl ) μ 0 I dB = = dl ⎜ cos ϕ ⎟ × R⎜ − sin ϕ ⎟ = 0 2 e z . 3 3 4π 4π R R ⎜0 ⎟ 4π R ⎜0 ⎟ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

(5.297)

Abb. 5.128 Stromdurchflossene kreisförmige Leiterschleife. Berechnung der magnetischen Flussdichte im Mittelpunkt des Kreises.

Die resultierende Flussdichte erhalten wir durch Integration von (5.297) über den Kreis, dabei ist dl = Rdϕ. B=

∫ dB =

Leiter − schleife

μ 0 Ie z 4π R 2

∫ dl =

Leiter − schleife

μ 0 Ie z 2 π μ Ie μ I R ∫ dϕ = 0 2z 2πR = 0 e z 2 4π R 4π R 2R 0

(5.298)

Für Aufpunkte auf der z-Achse außerhalb des Kreismittelpunktes ( r = (0,0, z ) ) ist | r − rl |= ( r − rl ) • ( r − rl ) =

z 2 + R 2 − 2r • rl =

z2 + R2 ,

(5.299)

da r und rl senkrecht aufeinander stehen. Wir berücksichtigen dies in (5.296) bei der Berechnung der magnetischen Flussdichte auf der z-Achse entsprechend (5.297): ⎛ − sin ϕ ⎞ ⎛ 0 ⎞ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ μ 0 Idl × ( r − rl ) μ 0 IRdϕ ( cos ϕ ⎟ × ⎜ 0 ⎟ + R e z ) = dB = 2 2 3/ 2 2 2 3/ 2 ⎜ 4π ( z + R ) 4π ( z + R ) ⎜0 ⎟ ⎜ z⎟ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

(5.300)

616

5 Elektrizität und Magnetismus

Die gesamte resultierende Flussdichte in r = (0,0, z ) erhalten wir durch Integration von (5.300) über ϕ, dabei ist die Integration über alle drei Komponenten von B durchzuführen. μ IR B= 0 2 4π ( z + R 2 ) 3 / 2

⎛ cos ϕ ⎞ ⎜ ⎟ ∫ ( z⎜ sin ϕ ⎟ + R e z )dϕ ⇒ 0 ⎜0 ⎟ ⎝ ⎠

2π

2π

⎡⎛ sin ϕ ⎞⎤ ⎟⎥ μ μ0 IR I 2πR 2 ⎢⎜ ( z ⎢⎜ − cos ϕ ⎟⎥ + 2πR e z ) = 0 B= e 3 3 z 4π 4π 2 ⎜ ⎟ 2 2 2 2 2 ⎢⎝ 0 (z + R ) (z + R ) ⎠⎥⎦ 0 ⎣

(5.301)

Abb. 5.129 Berechnung der magnetischen Flussdichte auf der z-Achse.

Für z >> R können wir R im Nenner von 5.301 vernachlässigen. Das Fernfeld der Leiterschleife auf der z-Achse lautet dann B=

μ0 I 2πR2 μ I πR2 μ m ez = 0 ez = 0 A . 3 3 4π | z | 2π | z | 2 π | z |3

(5.302)

Der Ausdruck IπR2, Strom mal Fläche der Leiterschleife entspricht dem Ampèreschen Dipolmoment (5.270). Eine stromdurchflossene Leiterschleife erzeugt ein Magnetfeld, das dem eines Dipols, z. B. eines kurzen Stabmagneten (5.250), gleicht. Setzen wir in (5.250) r = (0,0, z ) und mC = mC e z , so ergibt sich bis auf einen Faktor µ0 der gleiche Ausdruck wie in (5.302). Wir können daraus schließen, dass zwischen Coulombschen und Ampèreschen Dipolmoment folgender Zusammenhang gilt mC = μ 0 m A .

(5.303)

5.3 Das Magnetfeld

617

Abb. 5.130 Feldlinien einer Leiterschleife.

Eine stromdurchflossene Leiterschleife verhält sich im äußeren Magnetfeld wie ein Dipol. Außerdem erzeugt sie selbst ein Dipolfeld. Das Dipolmoment ist Strom mal Fläche der Leiterschleife, seine Richtung wird durch die „Rechte-Hand-Regel“ festgelegt.

Helmholtz-Spule Diese Spule besteht aus zwei kreisförmigen Leiterschleifen mit gleichen Radien, die die gleiche Achse senkrecht zu den Kreisebenen durch die Mittelpunkte haben und deren Abstand gleich dem Radius ist. Die Schleifen werden von gleich starkem Strom im gleichen Umlaufsinn durchflossen.

Die einzelnen Schleifen erzeugen magnetische Flussdichten auf der z-Achse, die in z-Richtung weisen. Zur Berechnung des Feldverlaufes legen wir den Koordinatenursprung in die Mitte zwischen den Schleifen. Jede von ihnen erzeugt eine magnetische Flussdichte gemäß 5.301, allerdings sind die Mittelpunkte der Schleifen um –R/2 bzw. R/2 aus dem Ursprung verschoben. Damit ergibt sich die resultierende magnetische Flussdichte auf der z-Achse zu B=

μ0 2 IR ( 2

1 (( z −

R 2 ) + R 2 )3 / 2 2

1

+ (( z +

R 2 ) + R 2 )3/ 2 2

)ez .

(5.304)

618

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.131 Helmholtz-Spule.

Im Koordinatenursprung (z = 0) beträgt B (0) =

μ0 2 IR ( 2

1 3

R ((− ) 2 + R 2 ) 2 2

+

1

3

)ez = μ 0 3

R (( ) 2 + R 2 ) 3 2

I 4 2 ( ) . R 5

(5.305)

Bestehen die Leiterschleifen aus mehreren (N) Windungen, die vom Strom I durchflossen werden, so ist in (5.304) und (5.305) I durch NI zu ersetzen. Das Feld einer Helmholtz-Spule ist zwischen den Spulen in einem großen Bereich recht homogen. Da der Raum zwischen den Spulen frei zugänglich ist, wird sie gern für Experimente mit homogenen Magnetfeldern

1

B/B 0

↑ 0,5

0 -2

-1

0 z/R

1

2

→

Abb. 5.132 Verlauf der magnetischen Flussdichte auf der Achse einer Helmholtz-Spule.

5.3 Das Magnetfeld

619

verwendet, wie z. B. für die Messung der spezifischen Ladung von Elektronen im Fadenstrahlrohr (siehe Abb. 5.109). Kurze Zylinderspule Im Gegensatz zur langen Zylinderspule ist das Feld einer kurzen Spule im Inneren nicht mehr homogen und im Außenraum ist es in großen Bereichen von null verschieden. Wir können uns die kurze Zylinderspule aus vielen Leiterschleifen zusammengesetzt denken. Wird die Spule der Länge l und mit N Windungen vom Strom I durchflossen, so wird eine Einzelschleife der Drahtstärke dzS, deren Mittelpunkt sich am Ort zS auf der Zylinderachse befindet, von einem Strom dI = (NI/l)dzS durchflossen. Diese Schleife mit dem Radius R trägt gemäß (5.301) den Anteil

dB =

N / lIR 2 dz S μ0 μ0 dIR 2 e ez = z 2 (( z + z S ) 2 + R 2 ) 3 / 2 2 (( z + z S ) 2 + R 2 ) 3 / 2

(5.306)

zur gesamten magnetischen Flussdichte auf der Achse bei. Dabei nehmen wir an, dass die Zylinderachse in z-Richtung orientiert ist. Das Vorzeichen für I wird durch die „RechteHand-Regel“ festgelegt: Die gekrümmten Finger weisen in Stromrichtung. Zeigt der abgespreizte Daumen in z-Richtung, so ist I positiv. Befindet sich die Spulenmitte im Koordinatenursprung, so ergibt sich die gesamte Flussdichte an einem Punkt auf der z-Achse durch Integration von (5.306) über die Länge der Spule zu B=

μ 0 NIR 2 l / 2 dz S ez ∫ . 2 2 3/ 2 2 l −l / 2 (( z + z S ) + R )

Abb. 5.133 Zur Berechnung der magnetischen Flussdichte einer kurzen Zylinderspule.

(5.307)

620

5 Elektrizität und Magnetismus

Zur Lösung des Integrals substituieren wir z + zS := ζ. Mit dζ /dzS = 1 ⇒ dζ = dzS erhalten wir die Lösung des Integrals aus der Formelsammlung:

B=

μ 0 NIR e z 2l 2

l +z 2

∫ l

− +z 2

dζ 3

(ζ 2 + R 2 ) 2

⎡ μ 0 NIR 2 e z ⎢ ζ = 1 ⎢ 2l ⎢⎣ R 2 (ζ 2 + R 2 ) 2

l l z+ z− μ 0 NI 2 2 − ( )e z B= 2 l l 2 l 2 2 2 (z + ) + R (z − ) + R 2 2

l

+z

⎤2 ⎥ ⎥ ⎥⎦ l − +z 2

(5.308)

1

B/B 0

↑ 0,5

0 -2

-1

0 z/R

1

2

→

Abb. 5.134 Magnetische Flussdichte auf der Zylinderachse, bezogen auf die Flussdichte einer unendlich langen Spule.

Abb. 5.135 Feldlinien einer kurzen Zylinderspule.

5.3 Das Magnetfeld

621

In der Mitte der Spule (z = 0) beträgt die magnetische Flussdichte l 2

μ NI B (0) = 0 ( 2l

l ( )2 + R2 2

−

−

l 2

l (− ) 2 + R 2 2

)e z =

μ 0 NI l 2 ( )2 + R2 2

ez .

(5.309)

Ist die Spule sehr lang, so kann der Radius gegenüber der Länge vernachlässigt werden. Dann ergibt sich die magnetische Flussdichte in der Spulenmitte zu B (0) = μ 0

NI ez , l

(5.310)

dies entspricht dem Feld (5.294), das eine unendlich lange Zylinderspule im Inneren aufweist. Dieses Feld herrscht auch in der Umgebung der Spulenmitte, wenn in (5.308) z und R klein gegen l sind. An den Enden der Spule bei z = ± l/2 beträgt die magnetische Flussdichte B=

μ 0 NI 2 l

l l +R 2

2

ez =

μ0 2

NI l + R2 2

ez .

(5.311)

Im Fall einer langen Spule mit l >> R ist die Feldstärke auf die Hälfte des Wertes in der Mitte der Spule abgefallen.

5.3.6

Materie im Magnetfeld, magnetische Erregung

Befindet sich Materie, die magnetisiert werden kann, im Feld eines anderen Magneten oder eines stromdurchflossenen Leiters, so wird sie polarisiert, d. h. ihre elementaren Dipole richten sich aus. Dieser Vorgang entspricht der Polarisation eines Dielektrikums. Befindet sich dieses in einem Plattenkondensator, so wird, wenn eine äußere Spannungsquelle angeschlossen bleibt, die elektrische Flussdichte D um die elektrische Polarisation P bzw. um den Faktor εr erhöht. Die elektrische Polarisation ist dabei die Dichte (5.194) des elektrischen Dipolmomentes. Ähnliches geschieht z. B. bei einer Spule, in deren Inneren sich magnetisierbare Materie befindet. Wir wollen zunächst annehmen, dass es sich um „weichmagnetische“ Stoffe handelt, deren elementare Dipole sich leicht in einem äußeren Feld ausrichten. Wie im Dielektrikum, bei dem sich die elektrischen Dipolmomente, die von der negativen zur positiven Ladung des Dipols zeigen, in Feldrichtung ausrichten, so orientieren sich die magnetischen Dipolmomente, deren Richtung vom Süd- zum Nordpol des Dipols weisen, ebenfalls in Feldrichtung. Die Flussdichte eines Magnetfeldes erhöht sich um die magnetische Polarisation J der Materie bzw. um den Faktor µr gegenüber dem Wert B0 ohne Materie. Die magnetische Polarisation entspricht der Dichte (5.248) der magnetischen Dipolmomente. Die Vektoren von B0 und J sind kollinear. Den Faktor µr nennt man auch „relative Permeabilität“ des magnetisierbaren Stoffes. Bm = B0 + J = μ r B0 ⇒ J = (μ r − 1) B0 = χ m B0

(5.312)

622

5 Elektrizität und Magnetismus

Analog zur der elektrischen Suszeptibilität χe in (5.205) ist die magnetische Suszeptibilität χm definiert. Sie beschreibt die „Antwort“ des magnetischen Stoffes auf die Flussdichte, die von dem Strom durch die Windungen der Spule im Vakuum erzeugt würde. Die Suszeptibilitäten der meisten Stoffe sind sehr klein, nur Eisen und Nickel weisen hohe Werte auf. Auffällig ist, dass viele Stoffe negative χm aufweisen, d. h. eine Polarisation gegen die äußere Flussdichte aufbauen. Diese Stoffe nennt man „diamagnetisch“, durch das äußere Magnetfeld wird ein Dipolmoment induziert. Bei positivem χm heißen die Stoffe „paramagnetisch“ oder „ferromagnetisch“. Tab. 5.7 Magnetische Suszeptibilität χm verschiedener Stoffe. Gase (20°C, 1013hPa)

Flüssigkeiten

Festkörper

CO2 Stickstoff

– 2,3 . 10-9 – 5,0 . 10-9

Wasser Sauerstoff (fl.)

– 7,2 . 10-6 3,6 . 10-3

Wismut Gold

– 1,5 . 10-4 –2,5 . 10-5

Wasserstoff

– 9,9 . 10-9

Quecksilber

– 3,6 . 10-5

Kupfer

– 1,0 . 10-5

Luft Sauerstoff Helium Argon Xenon

.

3,5 10

-7

Aluminium

2,4 . 10-5

.

1,9 10

-6

Nickelchlorid

2,1 . 10-3

.

-11

Eisenchlorid

3,9 . 10-3

.

-10

Ferrite (weichm.)

1,1 . 103

.

-9

Eisen

– 7,9 10 – 8,1 10 – 1,8 10

Mu-Metall (FeNi)

≈ 104 bis 9 . 104

Polarisationsmechanismen Wie bei der Polarisation von Dielektrika im elektrischen Feld unterscheidet man bei der Polarisation magnetischer Stoffe ebenfalls zwischen Stoffen mit permanent vorhandenem atomaren Dipolmoment und Stoffen, bei denen das äußere Magnetfeld ein magnetisches Moment induziert.

Permanente atomare magnetische Dipolmomente (Para- und Ferromagnetismus) Im Kapitel 5.3.5 haben wir gesehen, dass eine stromdurchflossene Leiterschleife ein magnetisches Moment, das proportional zum Strom und zur eingeschlossenen Fläche ist, aufweist. Für eine grobe Betrachtung nähern wir die Bewegung der Elektronen in den Hüllen durch gleichförmige Kreisbewegungen an. Ein Elektron, das sich auf einer Kreisbahn bewegt, hat einen Drehimpuls (2.288). Dieser Drehimpuls ist eine wichtige quantenmechanische Bestimmungsgröße, mit der die Eigenschaften der Hüllenelektronen beschrieben werden. Dipolmoment und Drehimpuls eines Hüllenelektrons sind über (5.275) miteinander verknüpft. Entsprechend ist das magnetische Dipolmoment eines Atoms mit mehreren Hüllenelektronen proportional zur (nach quantenmechanischen Regeln gebildeten) Vektorsumme der Drehimpulse. Ist der Gesamtdrehimpuls ungleich null, so weist das Atom ein permanentes magnetisches Dipolmoment auf. In einem äußeren Magnetfeld werden diese Dipolmomente so ausgerichtet, dass Polarisation und äußere Flussdichte in die gleiche Richtung weisen, die Suszeptibilität χm somit positiv ist.

5.3 Das Magnetfeld

623

Diese Ausrichtung der magnetischen Momente wird gestört durch die thermische Bewegung der Atome. Wird die Polarisation im Wesentlichen durch die Eigenschaften der Atome bestimmt, so nennt man den Stoff paramagnetisch, ohne äußeres Feld verschwindet aufgrund der thermischen Bewegung auch die Polarisation. Die Polarisation ist wie bei den Dielektrika temperaturabhängig und wird ähnlich (5.214) durch die Langevin-Funktion beschrieben, bei tiefen Temperaturen und hohen Feldstärken ist eine Sättigung, d.h. keine weitere Steigerung der Polarisation durch Erhöhung der Feldstärke, möglich. Bei hohen Temperaturen beträgt χm =

2 N pC , At . , V 3μ 0 k B T

(5.313)

N/V ist die Dipoldichte und pC,At. das Coulombsche magnetische Moment des Atoms. Außerhalb der Sättigung sind χm und damit auch μr nur temperaturabhängig. Die 1/T-Abhängigkeit in (5.313) nennt man auch das Curiesche1 Gesetz. Sehr hohe χm erreichen „Ferromagnetika“, bei denen der Stoff im Gegensatz zu den Paramagnetika Zonen mit makroskopischer Polarisation, die den Sättigungswert erreicht, aufweist. Der Verlauf J(B0) in (5.312) ist nicht linear, χm ist keine Stoffkonstante wie bei den Dia- oder Paramagnetika. Außerdem kann es bei Ferromagneten vorkommen, dass die Polarisation nicht mehr kollinear zur äußeren Flussdichte ist. Dies kommt speziell bei den als Permanentmagnete verwendeten „hartmagnetischen“ Stoffen vor. Darauf werden wir später noch eingehen.

Induzierte atomare Dipolmomente (Diagmagnetismus) Ist der Gesamtdrehimpuls der Elektronen in der Hülle eines Atoms null, so hat das Atom auch kein permanentes Dipolmoment. In der einfachen Modellvorstellung von Elektronen auf Kreisbahnen bedeutet dies, dass sich genauso viele Elektronen im Uhrzeigersinn wie gegen den Uhrzeigersinn bewegen. Verläuft die Richtung des Magnetfeldes senkrecht zur Kreisebene in Richtung des Vektors der Winkelgeschwindigkeit, so wirkt die Lorentzkraft (5.252) wegen der negativen Elektronenladung zentripetal, d. h. zum Kreismittelpunkt hin. Bei der umgekehrten Bewegungsrichtung ist ihre Richtung zentrifugal, vom Mittelpunkt weg. Die Zentripetalkraft, die das Elektron auf der Kreisbahn hält, setzt sich zusammen aus der elektrostatischen Anziehungskraft des Atomkerns mit der Kernladungszahl z und der Lorentzkraft. Sie beträgt, wenn Magnetfeldrichtung und Vektor der Winkelgeschwindigkeit gleich gerichtet sind Fzp = −me

ze 2 v2 ze 2 er − evBe r . e − ev × B = − er = − 2 r r 4 πε 0 r 4 πε 0 r 2

(5.314)

Für den Betrag der Geschwindigkeit v erhalten wir aus (5.314) eine quadratische Gleichung. v2 − 1

erB erB 2 ze 2 erB ze 2 ) + v− = 0 ⇒ v1, 2 = ± ( 2m e 2m e 4πε 0 me r me 4 πε 0 m e r

P. Curie (1859 – 1906).

(5.315)

624

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.136 Elektron auf einer Kreisbahn im Magnetfeld senkrecht zur Kreisebene.

Da die elektrostatische Kraft groß gegen die Lorentzkraft ist, kommt in (5.315) nur die positive Wurzel in Frage und wir können den ersten Term unter der Wurzel gegen den zweiten vernachlässigen.

v=

erB ze 2 + = Δv + v 0 2me 4 πε 0 me r

(5.316)

Dabei ist v0 die Geschwindigkeit, die das Elektron ohne Magnetfeld erreichen würde, diese wird um Δv erhöht, da die Zentripetalkraft dann größer ist. Entsprechend erhöhen sich gemäß (5.273) der Strom und damit auch das magnetische Moment mA. (5.275) zufolge ist das magnetische Moment dem Magnetfeld entgegengesetzt gerichtet. v=−

2πrI er ⇒ m A = Iπr 2 ⇒ m A = − (v0 + Δv) = m A.0 + Δm A . 2 e

(5.317)

Bewegt sich das Elektron auf dem gleichen Kreis, aber in entgegengesetzte Richtung, so ändert sich (5.314) in

Fzp = −me

v2 ze 2 er = − er + evBer . r 4πε 0 r 2

(5.318)

Entsprechend verringern sich die Geschwindigkeit v0 um Δv und damit das magnetische Moment, das nun in Richtung des Magnetfeldes zeigt. Da sich sowohl in der einen als auch in der anderen Umlaufrichtung ein Elektron bewegt, beträgt das gesamte magnetische Moment in Richtung des Magnetfeldes eB mA = −

er er e2r 2 B (v0 + Δv)e B + (v 0 − Δv)e B = −erΔve B = − eB . 2 2 2m e

(5.319)

5.3 Das Magnetfeld

625

Es ist dem Magnetfeld entgegengerichtet, so dass auch die Suszeptibilität negativ ist. In einem Atom mit z Elektronen in der Hülle fließt auch der z-fache Strom auf Bahnen mit einer Fläche, die im Mittel beträgt. Ist = + + das erst durch quantenmechanische Rechnungen bestimmbare mittlere Quadrat des Atomradius, so ist für das magnetische Moment nur die Bewegung in der x/y-Ebene von Bedeutung. Das mittlere Quadrat beträgt dann nur + . Unter der Annahme = = ergibt sich dann = 2/3 . Die Polarisation bzw. die Suszeptibilität berechnet sich daher mit z/2 Elektronenpaaren aus (5.319) zu r r r N r N ze 2 < r 2 > B N ze 2 < R 2 > B J = μ 0 < m A >= − μ 0 = − μ0 V V 4me V 6m e

χm = −

N ze 2 < R 2 > μ0 . V 6m e

(5.320)

Allgemein gilt, dass größere Atome mit mehr Elektronen auch die größere Suszeptibilität aufweisen (siehe Edelgase in Tab. 5.7). Umgekehrt kann man bei kugelförmig angenommenen Atomen ihren mittleren Radius bestimmen. Da alle Atome eine Elektronenhülle haben, sind auch alle diamagnetisch, allerdings kann der Diamagnetismus durch Para- oder Ferromagnetismus so stark überlagert werden, dass er praktisch nicht mehr bemerkbar ist. Magnetisches Feld oder magnetische Erregung Wir haben im Zusammenhang mit der elektrischen Polarisation in Dielektrika neben dem elektrischen Feld eine weitere Feldgröße, die elektrische Flussdichte (5.198) eingeführt, um der Tatsache Rechnung zu tragen, dass nur diese von „freien“ Ladungen herrührt, die von äußeren Spannungsquelle auf die Kondensatorplatten gebracht werden. Im Falle der konstanten Spannung zwischen den Platten bleiben die elektrische Feldstärke E0 und damit elektrische Flussdichte D0 = ε0 E 0 = Dm – P = εrD0 – χeD0 = (εr – (εr – 1))D0 konstant. Bei Anwesenheit eines Dielektrikums wird der Zusammenhang zwischen Ladungen und Flussdichte durch die 3. Maxwellgleichung (5.206) beschrieben. Anschaulich bedeutet dies, dass nur r r Feldlinien von Dm − P durch die Ladungen qPlatte verursacht werden.

Den Zusammenhang zwischen Spulenstrom und magnetischer Flussdichte stellt der Ampèresche Satz (5.287) bzw. (5.289) her. Für konstanten Strom durch die Windungen einer sehr langen Spule bleibt B0 im Inneren konstant, wenn der Innenraum durch magnetisierbare Materie ausgefüllt wird, so wie D0 im Plattenkondensator konstant bleibt. In Anlehnung an (5.206) können wir daher schreiben r r r r r (5.321) ∫ B0 • ds = ∫ ( Bm − J ) • ds = μ 0 I Spule . C

C

Zur Unterstreichung der Rolle des Spulenstromes dividieren wir (5.321) durch µ0. r r r B0 ( Bm − J ) r r • ds = I Spule . ∫ • ds = ∫ μ C μ0 C 0

(5.322)

626

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.137 Magnetisierbare Materie füllt eine sehr lange Spule, die von einem konstanten Strom durchflossen wird, vollständig aus: H = const.

r r Von ISpule werden nur die Feldlinien r r von ( Bm − J ) / μ 0 erzeugt, so wie beim Plattenkondensator die r r Feldlinien von Dm − P durch qPlatte verursacht werden. Daher fasst man ( Bm − J ) / μ 0 zu einer neuen magnetischen Feldgröße, dem magnetischen Feld oder der r magnetischen Erregung H zusammen. r r r ( Bm − J ) [ B] Vs Am A H := , [H ] = = 2 = (5.323) [μ 0 ] m Vs m μ0

Der Ampèresche Satz oder das Durchflutungsgesetz (5.289) lautet somit r r r r ∫ H • ds = I Leiter in C = ∫ j • da . C

(5.324)

Fläche mit Rand C

Da Magnetfelder häufig von Leiterbündeln oder Spulen erzeugt werden, wird die magnetische Erregung auch in „Ampèrewindungen pro Meter“ angegeben. Den Strom aller Windungen, der durch die Fläche mit dem Rand C geht, bezeichnet man auch als „Durchflutung“ Θ. Bei der Erzeugung von Magnetfeldern durch Ströme ist die magnetische Erregung im Inneren einer langen Spule, die überall von gleichartiger Materie ausgefüllt wird, H = Hm = H0. Damit folgt aus (5.312) r r r r r B m = μ r B0 = μ r μ 0 H 0 Bm = μ r μ 0 H m . (5.325) Auch die 4. Maxwellgleichung ist erfüllt, da in der langen Spule sowohl B als auch H konstant sind, außerhalb jedoch null.

Dipole in Magnetfeldern Magnetische Dipole erfahren in Magnetfeldern Drehmomente. Beschreiben wir den Dipol, z. B. eine stromdurchflossene Leiterschleife, durch das Ampèresche magnetische Moment (5.270), so ergibt sich das Drehmoment gemäß (5.271) als Vektorprodukt von Ampèreschem magnetischen Moment und magnetischer Flussdichte. Das Dipolmoment einer Kompassna-

5.3 Das Magnetfeld

627

del wird meist durch das Coulombsche magnetische Moment (5.248) beschrieben. Entsprechend ergibt sich das Drehmoment in einem Magnetfeld zu M = mC × H .

(5.326)

Magnetische Erregung und Flussdichte bei Ferromagneten Wegen der großen technischen Bedeutung von ferromagnetischem Material sollen hier die wichtigsten Eigenschaften vorgestellt werden, insbesondere die Abhängigkeit der Flussdichte von der magnetischen Erregung, die so genannte Magnetisierungskurve. Ferromagnetismus tritt bei den Elementen Eisen, Nickel und Kobalt, einigen seltenen Erdmetallen sowie bei verschiedenen Legierungen auf. Charakteristisch ist die sehr starke Vergrößerung der Flussdichte gegenüber nicht magnetisierbarer Materie bei gegebener magnetischer Erregung sowie die nichtlineare Abhängigkeit der Flussdichte von der magnetischen Erregung in (5.325). Ursache dafür ist, dass die atomaren magnetische Momente sich nicht wie beim Paramagnetismus unabhängig voneinander in einem äußeren Feld ausrichten, sondern sich gegenseitig beeinflussen sowie von der Kristallstruktur beeinflusst werden. Auch ohne äußeres Feld kann sich eine makroskopische Polarisation aufbauen wie z. B. beim Dauermagneten.

Normalerweise ist ein Eisenstück unmagnetisch. Trotzdem ist es in viele Bereiche unterteilt, die alle bis zur Sättigung magnetisiert sind. Diese Bereiche nennt man auch Domänen oder Weißsche1 Bezirke. Die Polarisationsrichtungen der Domänen sind regellos bzw. so verteilt, dass das Eisenstück nach außen unmagnetisch erscheint. Aufgrund der Kristallstruktur gibt es Vorzugsrichtungen für die Polarisation (leichte Richtungen). In diese Richtungen sind die Domänen magnetisiert. Befindet sich das Eisenstück in einem Magnetfeld mit zunehmender Feldstärke, so werden zunächst die Domänen, deren Polarisation Komponenten in Feldrichtung aufweist, auf Kosten der anderen vergrößert. Schließlich werden die atomaren magnetischen Momente in die

Abb. 5.138 Magnetisierungskurve von Eisen: Neukurve und Hystereseschleife. 1

P. E. Weiß (1865 – 1940).

628

5 Elektrizität und Magnetismus

Richtung des äußeren Feldes gedreht. Sind alle ausgerichtet, so ist die Sättigung erreicht. Ein weiterer Anstieg der magnetischen Erregung bewirkt nur noch eine Steigerung der Flussdichte ∼ µ0. Der Verlauf B(H) für ein vorher unmagnetisches Eisenstück wird auch „Neukurve“ genannt. Wird, nachdem das Eisenstück bis zur Sättigungsflussdichte BS, oberhalb der B = µ0H gilt, magnetisiert wurde, die magnetische Erregung H wieder vermindert, so verkleinert sich auch die Flussdichte B. Da Drehung der Polarisation in Feldrichtung und Verschiebung der Domänengrenzen (Bloch1-Wände) mit irreversiblen Effekten verknüpft sind, bleibt auch bei H = 0 eine von null verschiedene Polarisation bzw. Flussdichte im Eisen, die Remanenzflussdichte oder Remanenz2 Jr = Br. Um die Flussdichte weiter zu verkleinern, ist eine magnetische Erregung mit umgekehrtem Vorzeichen erforderlich. Die Erregung, bei der die Flussdichte null wird, nennt man Koerzitivfeldstärke3 oder Koerzitivkraft, –(B)HC. Bei weiterer Vergrößerung der (negativen) Erregung wird schließlich die Sättigung der Flussdichte bei –BS erreicht. Wird von dort H wieder auf null reduziert, so verbleibt wiederum eine Remanenz –Br. Zum Erreichen von B = 0 muss die Erregung (B)HC betragen. Die Magnetisierung erfolgt nun nicht mehr auf der Neukurve, sondern wegen der „Vorgeschichte“ auf einer so genannten Hystereseschleife. Zieht man von der Flussdichte µ0H ab, so erhält man mit (5.312) die Hystereseschleife der Polarisation J. Dabei ist Jr = Br, allerdings unterscheiden sich die Koerzitivfeldstärken. Im J(H) Diagramm wird sie mit (J) H C bezeichnet. Diese Hysterese, der unterschiedliche Verlauf B(H) für steigende und fallende magnetische Erregung, ist charakteristisch für Ferromagnetika. Die Größe der Koerzitivfeldstärke ist ein (a)

(b)

2 T

T

1

1

↑

↑

0 -6

-4

-2

0

kA 4 m 6

2

Flussdichte B

Flussdichte B

2

0 -6

-4

-2

0

-1

-1

-2

-2

mag. Erregung H

→

mag. Erregung H →

Abb. 5.139 Hysteresekurven von weichmagnetischem (a) und hartmagnetischem Eisen (b). 1 2 3

F. Bloch (1905 – 1983). Remanere, lat. zurückbleiben. Coercere, lat. in die Schranken verweisen.

2

4

kA 6 m

5.3 Das Magnetfeld

629

Maß für die magnetische Härte des Materials. Weichmagnetische Stoffe haben eine kleine Koerzitivfeldstärke und können leicht durch ein äußeres Magnetfeld ummagnetisiert werden. Sie werden vorzugsweise in Transformatoren, Übertragern und elektrischen Maschinen eingesetzt. Hartmagnetische Stoffe eignen sich als Dauermagnete, ihre Ummagnetisierung erfordert starke Felder. Bei weichmagnetischen Stoffen ist die Remanenzflussdichte in der Regel wesentlich kleiner als die Sättigungsflussdichte, bei Hartmagneten ist der Unterschied klein. Die Domänen in einem Ferromagneten sind bis zur Sättigung magnetisiert, auch wenn er nach außen hin unmagnetisch ist. Alle magnetischen Momente sind in die leichten Richtungen orientiert, allerdings wird diese Ordnung durch die thermische Bewegung der Atome gestört. Diese Störung wird umso stärker, je höher die Temperatur ist. Oberhalb einer kritischen Temperatur, der Curie-Temperatur, wird die ferromagnetische Ordnung zerstört, der Ferromagnet verhält sich dann wie ein Paramagnet. Um einen Magneten zu entmagnetisieren, kann man ihn über die Curietemperatur erhitzen. Tab. 5.8 Kenngrößen weichmagnetischer Werkstoffe. Werkstoff

Curietempera- Sättigungspotur in °C larisation in T

Koerzitivfeldstärke in A/m

Reineisen Nickeleisen

770 280 … 520

12 … 160 0,8 … 20

Dynamoblech

≈ 760

Amorphe Legie- 210 … 430 rungen

2,15 0,8 … 1,55 ≤ 2,1

10 … 100

0,55 … 1,4

0,3 … 3

Tab. 5.9 Kenngrößen hartmagnetischer Werkstoffe. Werkstoff

Curietempera- Remanenzflusstur in °C dichte in T

Koerzitivfeldstärke in kA/m

Werkzeugstahl Kobaltstahl

? ?

1,3 0,84

1,8 9,5 … 18,3

AlNiCoLegierungen

850 … 860

0,7 … 1,3

53 … 110

Pt-Co Legierung

?

0,63

≈ 380

Seltene Erden-Co- ≈ 720 Legierungen

≈ 0,9

≈ 600

Ferrite

0,35

320

450

Wegen des nicht linearen Verlaufes der Hysteresekurven von Ferromagneten gibt es keine konstante relative Permeabilität gemäß (5.325). Um trotzdem mit (5.325) arbeiten zu können, sind für die verschiedenen Fragestellungen relative Permeabilitäten definiert worden, die sich auf die relevanten Bereiche der Hysteresekurve beziehen. Den ferromagnetischen Stoffen sehr verwandt sind die ferrimagnetischen Stoffe, die als Ferrite ebenfalls große technische Bedeutung haben. Sie bestehen meistens aus einem Ge-

630

5 Elektrizität und Magnetismus

misch von Oxiden unterschiedlicher Metalle, wobei die magnetischen Momente der Metallatome entgegengesetzt gerichtet sind und sich teilweise kompensieren. Trotzdem erreichen Ferrite hohe relative Permeabilitäten (siehe Tab. 5.7). Ihr Vorteil liegt darin, dass sie als Oxide Nichtleiter sind und somit in ihnen keine Wirbelströme (siehe Kapitel 5.3.7 (Wirbelströme)) induziert werden können. Feldverläufe bei Anwesenheit magnetisierbarer Materie Wird ein Körper aus magnetisierbarer Materie durch ein äußeres homogenes Magnetfeld polarisiert, so ist auch die Polarisation homogen. Sie bewirkt außerhalb des Körpers daher ein Dipolfeld, dessen Flussdichte in großen Abständen durch (5.250) beschrieben wird. Dieses Dipolfeld überlagert sich mit dem äußeren Feld.

Ist der Körper para- oder ferromagnetisch, so wird im Außenraum die Flussdichte Ba und die magnetische Erregung Ha = Ba /µ0 im Bereich der Pole durch das Dipolfeld verstärkt, ansonsten aber geschwächt.1 Der magnetische Fluss wird durch den Körper „gebündelt“. Dieser Effekt wird umso stärker, je größer die relative Permeabilität µr des Körpers ist. An der Grenzfläche des Körpers, die die Bereiche unterschiedlicher relativer Permeabilitäten trennt, ändern sich Flussdichte und magnetische Erregung aufgrund der Polarisation der Materie.

Abb. 5.140 Ein Körper aus magnetisierbarer Materie (µr > 1) befindet sich in einem homogenen äußeren Feld: (a) homogenes Feld, (b) Dipolfeld aufgrund der Polarisation, (c) resultierendes Feld. 1

Bei diamagnetischen Körpern ist es genau umgekehrt: Feldschwächung im Bereich der Pole, Feldverstärkung im übrigen Raum.

5.3 Das Magnetfeld

631

Dort gelten ähnliche Zusammenhänge wie die auf Seite 569 beschriebenen für elektrisches Feld und elektrische Flussdichte an Grenzflächen verschiedener Dielektrika. Die Normalkomponente der magnetischen Flussdichte sowie die Tangentialkomponente der magnetischen Erregung ändern sich nicht. Die Tangentialkomponente der Flussdichte und die Normalkomponente der Erregung ändern sich dagegen sprunghaft. Dabei wird vorausgesetzt, dass auf der Grenzfläche keine Ströme fließen. Entsprechend gilt für die Feldkomponenten (5.207), dabei sind D durch B und E durch H sowie die ε’s durch die µ’s zu ersetzen. Aus (5.207) erhalten wir die Verhältnisse der Tangentialkomponenten von B und der Normalkomponenten von H:

μ r ,1 μ 0 H 1,n = B1,n , μr ,2 μ0 H 2 ,n = B2 ,n = B1,n

⇒

μ r ,1 μ 0 H 1,t = B1,t , μr ,2 μ0 H 2 ,t = B2 ,t = μr ,2μ0 H1,t ⇒

H 1, n H 2,n B1,t B 2 ,t

=

=

μ r ,2 μ r ,1

(5.327)

μ r ,1 . μ r ,2

(5.328)

Trifft eine Feldlinie der Flussdichte B1 unter dem Winkel α1 zur Normalen auf die Grenzfläche, so wird diese mit dem Winkel α2 fortgesetzt. Mit tanα1 = B1,t/B1,n und tanα2 = B2,t/B2,n erhalten wir aus (5.328) B1,t μ r , 2 tan α 2 H 1,n B1,n B tan α1 μr ,1 = 1,t = = , mit (5.327) ⇒ = = . B2 ,t H 2,n μ r ,1 tan α 1 B2 ,t tan α2 μr ,2 B2 ,n

(5.329)

Unterscheiden sich die relativen Permeabilitäten stark, wie z. B. an der Grenzfläche von Vakuum (µr,1 = 1) und Eisen (µr,2 = 104), so wird die aus dem Vakuum kommende Flussdichte B1 = B1,t + B1,n mit vorgegebenem α1 praktisch parallel zur Grenzfläche abgelenkt, da mit (5.328) B2,t = 104B1,t ist. Umgekehrt ist die Normalkomponente H2,n 104-mal schwächer als H1,n, also verläuft H 2 ebenfalls nahezu parallel zur Grenzfläche. Ist dagegen α2 z. B. durch eine feste Polarisationsrichtung definiert, so stellt sich α1 = 90° ein. Dieser Fall ist dem eines Leiters im elektrischen Feld ähnlich, auch hier wird das äußere Feld so deformiert, dass die Feldlinien senkrecht auf dem Leiter verlaufen. Hohlkörper aus hochpermeablen Stoffen eignen sich daher gut zur Abschirmung von Magnetfeldern, da sie eindringende Felder parallel zur Grenzfläche ablenken, so dass sie praktisch nicht in den Innenraum gelangen. Da jedoch für alle Werkstoffe die relative Permeabilität endlich ist, können Magnetfelder im Gegensatz zu elektrischen Feldern nicht vollständig abgeschirmt werden.

632

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.141 Verlauf der Feldlinien für B und H an der Grenzfläche von zwei Bereichen unterschiedlicher relativer Permeabilitäten.

µr =1

µr >1

µr >1

µr =1

µr =1 µr >1

µr =1

Abb. 5.142 Zur Wirkungsweise der Abschirmung von Magnetfeldern.

Magnetische Kreise Zur Einführung der magnetischen Erregung H haben wir eine sehr lange Spule betrachtet, in deren Inneren die Felder konstant sind. Ersatzweise kann man sich die Spule durch eine Toroidspule ersetzt denken, deren Windungsradius klein gegen den Radius des Torus ist. Die Feldstärken sind ebenfalls konstant, allerdings ändern sich die Feldrichtungen. Der Vorteil einer Toroidspule ist, dass wir das Problem des Spulenendes nicht betrachten müssen. Eine solche Spule stellt einen einfachen magnetischen Kreis dar, der gesamte magnetische Fluss verläuft in der Spule.

Ein anderer Fall liegt vor, wenn im Gegensatz zu obigem Beispiel eine Toroidspule nicht vollständig durch einen Kern mit magnetisierbarer Materie ausgefüllt ist, sondern sie durch

5.3 Das Magnetfeld

633

einen Luftspalt wie in Abb. 5.144 unterbrochen wird. Seine Grenzflächen sollen senkrecht zum näherungsweise homogenen Feld verlaufen.1 Im Kern liegt die Flussdichte (5.312) bzw. (5.325) vor. Durch die Polarisation J der Materie wirkt der Kern wie ein Magnet, dessen Pole die Grenzflächen zwischen Kern und Luftspalt darstellen. Die Flussdichte wird dort gegenüber der Flussdichte B0, die in der Spule ohne Kern vorliegen würde, um die Flussdichte BPol. verstärkt. Ist der Luftspalt klein gegen den Radius der Windungen, so ist BPol. = J, die Flussdichten im Kern und im Luftspalt sind somit gleich, die 4. Maxwellgleichung ist erfüllt. Allerdings ist die magnetische Erregung H im Kern und im Luftspalt unterschiedlich. Mit der Länge lK und lL des Kerns bzw. des Luftspaltes gilt aufgrund des Ampèreschen Satzes, wenn

Abb. 5.143 Toroidspule, deren Inneres mit magnetisierbarer Materie ausgefüllt ist. Die Feldverhältnisse sind mit denen aus Abb. 5.137 vergleichbar.

Abb. 5.144 Magnetisierbare Materie füllt das Innere einer Toroidspule wie in Abb. 5.143 bis auf einen Luftspalt aus: B = const.

1

Sind die Abmessungen des Luftspaltes klein gegen die des Kerns, so wird im Luftspalt nur die Feldstärke verändert. Bei größeren Luftspalten oder Spulenkernen, die nicht den gesamten Spulenquerschnitt ausfüllen, ändert sich auch der Verlauf der Feldlinien.

634

5 Elektrizität und Magnetismus

man HK und HL als konstant in der Toroidspule, deren N Windungen von einem Strom I durchflossen werden, annimmt: r r (5.330) ∫ H • ds ≈ l K H K + l L H L = NI Torus − mittellinie

Die magnetische Erregung beträgt mit (5.325) bei konstanter Flussdichte Bm r r r r Bm Bm im Luftspalt und H K = im Kern. HL =

μ0

μr μ0

(5.331)

In einer Toroidspule mit einem Kern, der von einem Luftspalt unterbrochen wird und durch deren N Windungen ein Strom I fließt, beträgt die Flussdichte Bm Bm

μ0

lL +

Bm

μr μ0

l K = NI , ⇒ Bm =

NI lL

μ0

+

lK

= μr μ0

μr μ0

NI . μr lL + lK

(5.332)

Vergleicht man diese Flussdichte mit der Flussdichte der gleichen Spule, allerdings ohne Luftspalt, r r Bm' = μ r μ 0 H 0 , mit

r

r

∫ H • ds = NI Torus − mittellinie

⇒ Bm' = μ r μ 0

NI , lK + lL

(5.333)

so sieht man, dass durch den Luftspalt die Flussdichte in der Spule verkleinert wird. Ein Luftspalt wirkt für paramagnetische oder ferromagnetische Stoffe „entmagnetisierend“. Auch mit Luftspalt ist diese Anordnung ein magnetischer Kreis, der gesamte magnetische Fluss bleibt in der Toroidspule. Umfassen die Wicklungen nicht den gesamten Kern, der nicht von einem Luftspalt unterbrochen sein soll, so dringen einige Feldlinien aus dem Kern und verursachen einen so genannten „Streufluss“. Dieser ist umso kleiner, je höher die relative Permeabilität des Kerns ist. Mit dieser Einschränkung kann man Toroide oder ähnlich geschlossene Strukturen1 aus hochpermeablem Material, die nur in bestimmten Bereichen durch Ströme magnetisch erregt werden, als magnetische Kreise ansehen, bei denen der magnetische Fluss im Wesentlichen in dem vom Material ausgefüllten Bereich bleibt. Häufig kann näherungsweise die magnetische Erregung in dem Kreis wie bei einer Toroidspule als konstant angesehen werden. Die 4. Maxwellgleichung (5.251) bedeutet, dass für die Flussdichte in einem magnetischen Kreis keine Quellen existieren. Der magnetische Fluss ist konstant. In gleicher Weise gibt es in einem Ladungsstromkreis wegen der Erhaltung der Ladung keine Quellen für die Stromdichte, der Strom ist in einem unverzweigten Stromkreis konstant.

1

Allgemein bezeichnet man diese Geometrien als mehrfach zusammenhängende Gebiete.

5.3 Das Magnetfeld

635

Korrespondenz zwischen elektrischen Stromkreisen und magnetischen Flusskreisen: Die Stromdichte j entspricht der magnetischen Flussdichte B, der Strom I dem magnetischen Fluss Φ. Bei Stromverzweigungen gilt die Kirchhoffsche Knotenregel (5.6). Entsprechendes gilt für magnetische Kreise bei Verzweigungen: Die Summe der Flüsse an einem Knoten ist null. Der magnetische FlussΦ wird verursacht durch die magnetische Erregung H, die ihrerseits durch Ströme bewirkt wird. Den Zusammenhang zwischen den Strömen und der magnetischen Erregung stellt der Ampèresche Satz (5.324) über die Durchflutung Θ her. Diese ist der gesamte Strom durch eine Fläche, die der magnetische Kreis umschließt. Bei N Windungen um den Kern, die von dem Strom I durchflossen werden, beträgt Θ = NI. Weist der Kern des magnetischen Kreises einen konstanten Querschnitt AK senkrecht zur Flussdichte BK auf und ist die Länge lK der Feldlinien im Kern als konstant anzusehen, so gilt mit (5.325) der Zusammenhang zwischen Durchflutung Θ bzw. Strom und magnetischem FlussΦ : r

r

BK = μ r μ 0 H = μ r μ 0

NI Θ = μr μ0 lK lK

l K , mit Φ = B K AK ⇒ Θ =

lK Φ. μ r μ 0 AK

∫ H • ds = NI = Θ , mit C Θ = NI =

BK

μr μ0

1

Abb. 5.145 Magnetischer Kreis, der nur in einem Bereich durch einen Strom angeregt wird.

(5.334)

636

5 Elektrizität und Magnetismus

Dabei wurde vereinfachend angenommen, dass H längs der Feldlinien und BK in der Querschnittsfläche des Kerns konstant sind. Vergleicht man (5.334) mit dem Ohmschen Gesetz (5.16), so korrespondiert Θ mit der elektrischen Spannung, die zur Aufrechterhaltung des Stroms erforderlich ist, und Rm =

lK μ r μ 0 AK 1

(5.335)

mit dem Ohmschen Widerstand des Leiters. Die Durchflutung Θ wird auch als „magnetische Spannung“ bezeichnet. Auch bei den Bestimmungsgrößen µrµ0, lK und AK für den magnetischen Widerstand Rm des magnetischen Kreises, der dem Ohmschen Widerstand des Stromkreises entspricht, gibt es gemäß (5.20) Korrespondenzen: µrµ0 entspricht der elektrischen Leitfähigkeit κ und wird daher als magnetische Leitfähigkeit bezeichnet, lK und AK der Länge und der Querschnittsfläche des Widerstandes. Der Fluss Φ entspricht dem elektrischen Strom. (5.334) kann man daher als „Ohmsches Gesetz des magnetischen Kreises“ formulieren: Θ = Rm Φ

(5.336)

Allerdings gibt es zwischen magnetischem und Ohmschem Widerstand einen gravierenden Unterschied: Beim magnetischen Fluss durch einen magnetischen Widerstand entsteht keine Wärme.

Abb. 5.146 (a):Magnetischer Kreis mit Elementen unterschiedlicher relativer Permeabilität, Länge und Querschnittsfläche. (b): Ersatzschaltbild.

5.3 Das Magnetfeld

637

Besteht der magnetische Kreis wie in Abb. 5.146 (a) aus Elementen unterschiedlicher relativer Permeabilität µr, Länge l und Querschnittsfläche A, wobei der der Fluss hauptsächlich im Material bleibt, so ist der Weg längs der Feldlinien im Material entsprechend aufzuteilen. Im unverzweigten Kreis ist der Fluss konstant. In den jeweiligen Abschnitten drücken wir H durch den Fluss Φ = BA aus. r r ∫ H • ds = NI = Θ = H 1l1 + H 2 l 2 + H 3l3 + H 4 l 4 , C

Θ=

B1

μ r ,1 μ 0

Θ = NI = (

l1 +

B2

μ r ,2 μ0 l1

μ r ,1 μ 0 A1

+

l2 +

B3

μ r ,3 μ 0 l2

μ r , 2 μ 0 A1

l3 +

+

B4

μ r,4 μ0 l3

μ r ,3 μ 0 A1

Θ = NI = ( Rm1 + Rm1 + Rm1 + Rm1 )Φ .

l 4 , mit Φ = Bi Ai ⇒

+

l4

μ r , 4 μ 0 A1

)Φ , (5.337)

Wie bei einer Reihenschaltung Ohmscher Widerstände addieren sich die magnetischen Widerstände. Wir können ein Ersatzschaltbild Abb. 5.146 (b) wie bei einem Stromkreis mit Spannungsquelle und Widerständen angeben. Der „Pluspol“ der magnetischen Spannungsquelle entspricht dem „Nordpol“ der Spule, aus dessen Richtung die Feldlinien kommen. Die Korrespondenz von elektrischen Netzwerken und magnetischen Kreisen ermöglicht es auch bei komplizierteren Strukturen, die Zusammenhänge aus Kapitel 5.1.4 für die Berechnungen zu verwenden. Auch wenn der Torus des Kerns in Abb. 5.145 von einem nicht allzu großen Luftspalt unterbrochen wird, können der FlussΦ und die magnetische Erregung H dort als konstant angesehen werden. Der Luftspalt der Länge lL und der Querschnittsfläche AL weist einen entsprechenden magnetischen Widerstand Rm , L =

1 lL μ 0 AL

(5.338)

auf. Wie bei der Toroidspule in Abb. 5.144 wirkt auch hier der Luftspalt entmagnetisierend. Bei größeren Luftspalten kann die Flussdichte nicht mehr als konstant angesehen werden,

Abb. 5.147 Magnetischer Eisenkreis mit Luftspalt.

638

5 Elektrizität und Magnetismus

das Feld im Luftspalt „baucht“ aus und nähert sich einem Dipolfeld an. Die „einfache“ Berechnung magnetischer Kreise wird dann ungenau, für die Streuflüsse müssen weitere Widerstände in das magnetische Netzwerk eingeführt werden. Wichtig ist, dass bei ferromagnetischen Kernen, so genannten „Eisenkreisen“, die magnetische Leitfähigkeit µrµ0 keine Konstante ist. Zur Berechnung der Flussdichte eines Eisenkreises mit Luftspalt bei gegebenem Strom durch die Windungen können wir nicht in Anlehnung an (5.337) vorgehen, da der magnetische Widerstand des Eisenkerns nicht mit (5.335) zu berechnen ist. Unter Vernachlässigung von Streuflüssen gilt (5.324) mit näherungsweise konstanten magnetischen Erregungen und Flussdichten im Kern und Luftspalt, wobei die Querschnittsflächen von Kern und Luftspalt an den Grenzen gleich sind. r

r

∫ H • ds = NI = H

l + H K l K , mit B K = B L = μ 0 H L ⇒

K K

C

NI = H K l K + BK = −μ 0

BK

μ0

l L ⇒ BK =

μ0 lL

( NI − H K l K ) ⇒

μ lK H K + 0 NI lL lL

(5.339)

Dabei haben wir den Weg C der Feldlinien in den Eisenweg der Länge lK und den Luftweg lL aufgeteilt. (5.339) beschreibt den funktionalen Zusammenhang BK(HK), eine Gerade mit der Steigung –µ0lK/lL und dem Achsenabschnitt µ0NI/lL auf der BK-Achse. Weiterhin muss das Wertepaar (BK, HK) auf der Magnetisierungskurve, der Hystereseschleife, liegen. Der

2 T 1

Flussdichte B

↑ 0 -6

-4

-2

0

4 kA m 6

2

-1

-2 mag. Erregung H

→

Abb. 5.148 Zur Bestimmung von BK und HK im Eisenkreis mit Luftspalt (lK/lL = 200, NI = 10 kA). Aufgrund der Hysterese der Magnetisierungskurve gibt es zwei Schnittpunkte mit der Geraden (5.339).

5.3 Das Magnetfeld

639

Schnittpunkt der Geraden (5.339) und der Magnetisierungskurve legt daher die Werte von magnetischer Flussdichte und Erregung fest. Aus den Schnittpunkten der Magnetisierungskurve BK(HK) des Eisens mit der Geraden (5.339) können wir hilfsweise mit BK = µrµ0HK ein mittleres µr bestimmen. Setzen wir dieses µr in (5.339) ein, so erhalten wir (5.332). Magnetische Kreise bestehen immer aus einem Körper aus hochpermeablem Material, der von Luft umgeben ist. Magnetfelder, die durch stromdurchflossene Leiter verursacht werden, können wegen dieser Inhomogenität des Raumes, der sie umgibt, nicht mit den Methoden des Biot-Savartschen Gesetzes berechnet werden. Dieses setzt nämlich voraus, dass der Raum um die Leiter homogen ist, d. h. eine einheitliche relative Permeabilität hat. Dauermagnete Wird bei einer Toroidspule mit geschlossenem Eisenkern (siehe Abb. 5.143), durch deren Windungen ein Strom fließt, durch den der Kern bis zur Sättigung magnetisiert wird, der Strom durch die Spule abgeschaltet, so ist dem Ampèreschen Satz (5.324) zufolge die magnetische Erregung H = 0 im Kern. Aus der Magnetisierungskurve, z. B. Abb. 5.139, folgt dann, dass im Kern die Remanenzflussdichte, die der magnetischen Polarisation entspricht, vorliegt.

Weist dieser magnetische Kreis einen Luftspalt auf, so entspricht dies dem eben behandelten Eisenkreis mit I = 0. Der Zusammenhang (5.339) zwischen magnetischer Erregung und Flussdichte im Dauermagneten (im Kern) lautet in diesem Fall BL = BK = − μ 0

lK HK . lL

(5.340)

1,5

T 1 Flussdichte B

↑ 0 -6

-4

-2

0

2

4

kA m 6

↑

T

Flussdichte B

2

1 0,5

-1,2

-0,8

-0,4

mag. Erregung H

kA m

0 0

→

-1

-2 mag. Erregung H

→

Abb. 5.149 Bestimmung von BK und HK in einem magnetischen Kreis mit Permanentmagneten (rechts: Ausschnitt des 2. Quadranten).

640

5 Elektrizität und Magnetismus

Aus (5.340) geht hervor, dass Flussdichte und magnetische Erregung im Dauermagneten entgegengesetzt gerichtet sind. Der funktionale Zusammenhang BK(HK) wird somit durch eine Gerade mit der Steigung – µ0lK/lL beschrieben. Das Wertepaar (BK, HK) befindet sich außerdem (bei positiv angenommenem BK) im zweiten Quadranten der Hystereseschleife in Abb. 5.139. Die Flussdichte, die sich gemäß (5.340) einstellt, ist generell kleiner als die Remanenz, daher nennt man die Hystereseschleife im zweiten Quadranten auch „Entmagnetisierungskurve“. BK und HK findet man somit durch den Schnittpunkt der durch (5.340) festgelegten Geraden mit der Entmagnetisierungskurve. Um vorgegebene Werte BK und HK zu erhalten, muss das Verhältnis lK/lL geeignet gewählt werden. Dieser „Arbeitspunkt“ ist davon abhängig, wie der Dauermagnet eingesetzt wird. Ist der Dauermagnet in einen magnetischen Kreis mit Luftspalt eingebaut, so kann der Zusammenhang BK(HK) über die Betrachtung der magnetischen Widerstände der einzelnen Komponenten des Kreises erhalten werden. Die oben gemachten Betrachtungen setzen voraus, dass magnetische Erregung und Flussdichte in den jeweiligen Elementen als konstant angesehen werden können. Bei einem Stabmagneten ist dies sowohl für den Außenraum als auch im Magneten nicht der Fall, der Streufluss ist hier der Hauptfluss. Das Magnetfeld entspricht in seiner räumlichen Verteilung in großer Entfernung zum Magneten einem Dipolfeld. Hier kann der magnetische Widerstand nur durch Lösen des Ampèreschen Satzes und der 4. Maxwellgleichung berechnet werden. Auch ohne diese Rechnungen kann festgestellt werden, dass die Längen der Feldlinien im Außenraum wesentlich länger sind als im Magneten, so dass (5.340) eine sehr kleine Flussdichte im Magneten ergibt. Die magnetische Erregung nimmt somit Werte in der Nähe der Koerzitivfeldstärke an.

5.3.7

Magnetische Induktion

Im Kapitel 5.3.2 haben wir die Kraftwirkung magnetischer Felder auf stromdurchflossene Leiter kennen gelernt. Die Lorentzkraft (5.252) wirkt dabei auf die Ladungsträger, die sich mit einer kollektiven Driftgeschwindigkeit bewegen. Angetrieben werden die Ladungsträger von einer an den Enden des Leiters wirkenden Spannung, durch die der Ohmsche Widerstand überwunden wird. Eine Konsequenz der Lorentzkraft ist der Hall-Effekt, bei dem sich eine Spannung im Leiter ausbildet, wenn Strom und Magnetfeld senkrecht aufeinander stehen. Bewegt sich dagegen ein Leiter als Ganzes in einem Magnetfeld, so erfahren die in ihm befindlichen frei beweglichen Ladungsträger ebenfalls die Lorentzkraft senkrecht zur Bewegungsrichtung und zum Feld und setzen sich in Bewegung. Dadurch wird die Gleichverteilung der Ladungsträger im Leiter gestört und zwischen den Enden des Leiters bildet sich aufgrund der Aufladung eine Spannung aus. Um die Spannung zwischen den Leiterenden messen zu können, muss jedoch ein Messgerät angeschlossen werden. Leiter im Magnetfeld, Zuleitungen zum Messgerät sowie das Gerät selbst bilden einen Stromkreis, von dem sich u. U. nicht alle Komponenten im Magnetfeld befinden. Daher wollen wir untersuchen, welche Spannung sich ausbildet zwischen zwei eng benachbarten Punkten einer Leiterschleife, die sich vollständig in einem homogenen Feld befindet und dort mit konstanter Geschwindigkeit senkrecht zur Feldrichtung bewegt wird.

5.3 Das Magnetfeld

641

Abb. 5.150 Ein gerades Leiterstück bewegt sich in einem homogenen Magnetfeld. Zwischen den Enden des Leiters bildet sich eine Spannung aus.

Abb. 5.151 Leiterschleife bewegt sich im homogenen Magnetfeld: Zwischen zwei benachbarten Punkten der Schleife herrscht keine Spannung. Erst wenn ein Teil der Schleife außerhalb des Feldes ist, entsteht eine Spannung.

Die Leiterstücke ab und cd in Abb. 5.151 werden durch die Ladungstrennung in den Leiterstücken bc und a' d unterschiedlich aufgeladen, die Ladungstrennung in ab und cd spielt keine Rolle. Zur Berechnung der Spannung zwischen den benachbarten Punkten a und

642

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.152 Nur ein Leiterstück der Schleife bewegt sich im Feld. Es ergibt sich eine Spannung.

a' summieren wir über alle Spannungen, die zwischen den Enden der jeweiligen Leiterstücke herrschen. U a , a ' = U a ,b + U b , c + U c , d + U d , a ' = 0

(5.341)

Ua,b und Uc,d sind null, da die Ladungstrennung senkrecht zu Leiterrichtung erfolgt. Aus Abb. 5.151 geht hervor, dass aufgrund der Aufladung Ub,c = – Ud,a' ist. Daher ist Ua,a' null. Befindet sich dagegen die Leiterschleife nur teilweise im magnetfelderfüllten Raum, ist wie in Abb. 5.151 das Leiterstück bc nicht mehr im Magnetfeld, so ist Ub,c = 0, und Ua,a' = Udca' In gleicher Weise erhalten wir eine von null verschiedene Spannung Ua,a', wenn drei Leiterstücke ruhen und sich nur z. B. bc im Feld bewegt. Dann ist Ua,a' = Ub,c. Eine weitere Möglichkeit, durch die Wirkung der Lorentzkraft auf die Ladungsträger eine Spannung zwischen zwei benachbarten Punkten in einer Leiterschleife zu erzeugen, besteht

Abb. 5.153 Eine Leiterschleife rotiert im Magnetfeld.

5.3 Das Magnetfeld

643

darin, die Leiterschleife zu drehen. Dreht sich die Schleife aus Abb. 5.151 um eine Achse durch die Mitten von ab und cd , so sind die Geschwindigkeiten, mit denen sich bc und a' d bewegen, entgegengesetzt gleich groß. Damit ist Ub,c = Ud,a' und Ua,a ist von null verschieden. Bei einer Rotation mit konstanter Winkelgeschwindigkeit ω ist wegen (5.252) die Spannung proportional zum Sinus des Drehwinkels ϕ bezüglich der Feldrichtung. r r U a ,a ' ∼ sin(∠(v , B)) , U a ,a ' ∼ sin(ωt ) (5.342) Ist das Magnetfeld, in dem sich die Leiterschleife bewegt, nicht homogen, so bewirkt die Lorentzkraft an den Enden der verschiedenen Leiterstücke aus Abb. 5.151 unterschiedlich große Spannungen, so dass zwischen zwei benachbarten Punkten a und a' eine Spannung herrscht, auch wenn sich die Schleife vollständig im magnetfelderfüllten Raum befindet. Die magnetische Flussdichte ändert sich im Laufe der Bewegung der Leiterschleife im Betrag und/oder in der Richtung. Der gleiche Effekt wird auch erzielt, wenn sich die Schleife nicht bewegt, wohl aber sich das Magnetfeld zeitlich ändert. Induktionsgesetz Wir können die Ergebnisse der obigen Betrachtungen, die Faraday 1831 aus verschiedenen Versuchen ohne Kenntnis der Lorentzkraft erhalten hatte, folgendermaßen zusammenfassen:

Zwischen zwei sehr eng benachbarten Punkten einer Leiterschleife, die sich in einem magnetfelderfüllten Raum befindet, entsteht eine Spannung, man sagt auch, in die Leiterschleife wird eine Spannung induziert1, wenn

• sich die Fläche der Leiterschleife zeitlich ändert, • sich die Orientierung der Leiterschleife zum Magnetfeld zeitlich ändert, z. B. durch Rotation der Schleife, • sich die magnetische Flussdichte in Betrag und/oder Richtung zeitlich ändert. Entscheidend ist offensichtlich die zeitliche Änderung des Produktes aus Schleifenfläche und Flussdichte, also die zeitliche Änderung des Flusses Φ von B durch die Leiterschleife. Die Spannung wird gemäß (5.136) durch ein elektrisches Feld längs der Schleife bewirkt. Da die Punkte, zwischen denen die Spannung entsteht, eng benachbart sind, ist der Weg C, längs dessen die Spannung aus den Teilspannungen der Leiterstücke berechnet wird, geschlossen. Diese und die oben aufgelisteten Tatsachen sind in der 2. Maxwellgleichung, dem Induktionsgesetz, zusammengefasst. r r dΦ d U ind = ∫ E • ds = − =− dt dt C

r

r

∫ B • da

2

(5.343)

Fläche mit Rand C

r Hinsichtlich des Umlaufsinnes von C und der Orientierung der Flächenelemente da gelten die gleichen Konventionen wie beim Ampèreschen Satz (5.289) (siehe Abb. 5.121). Wäh1 2

Von inducere, lat. einführen, veranlassen. In der Elektrotechnik werden üblicherweise zeitabhängige Spannungen und Ströme mit kleinen Buchstaben bezeichnet.

644

5 Elektrizität und Magnetismus

rend Faraday die Induktionserscheinungen nur auf Leiterschleifen beschränkte, an denen man die induzierte Spannung abgreifen kann, erkannte Maxwell, dass das elektrische Feld auch dort existiert, wo keine Leiter vorhanden sind. Man kann (5.343) für eine Leiterschleife, die eine ebene Fläche A begrenzt und deren Normale A mit B den Winkel ϕ einschließt, auch so formulieren: U ind = −(

dB dA d cos ϕ A cos ϕ + B cos ϕ + BA ) dt dt dt

(5.344)

Wird statt einer „einfachen“ Leiterschleife eine Spule mit N Windungen verwendet, so ist die rechte Seite von (5.344) mit N zu multiplizieren. Zwei wichtige technische Anwendungen werden von (5.344) beschrieben: Der Transformator, bei dem die induzierte Spannung durch dB/dt bewirkt wird, und der Generator, der induzierte Spannungen durch rotierende Leiterschleifen erzeugt, hier wirkt dcosϕ /dt. Die Spannung, die in die mit der konstanten Winkelgeschwindigkeit ω rotierende, aus N Windungen bestehende Leiterschleife aus Abb. 5.153 induziert wird, beträgt mit (5.343) d cos ϕ , mit ϕ = ∠( ASchleife , B ) = ωt ⇒ dt = BNASchleife ω sin(ωt ) .

U ind . = − BNASchleife U ind .

(5.345)

Die induzierte Spannung hat den gleichen zeitlichen Verlauf wie die Geschwindigkeit einer harmonischen Schwingung mit der Amplitude Û = NBAω. Diesen zeitlichen Verlauf hat auch der in der Elektrotechnik sehr verbreitete Wechselstrom, seine Frequenz beträgt meistens 50 Hz oder 60 Hz. Hervorzuheben ist, dass das induzierte elektrische Feld keine konservative Kraft auf Ladungen bewirkt, denn die Arbeit, die das elektrische Feld an Ladungen, die sich längs des geschlossenen Weges C bewegen, verrichtet, ist nicht null. Das elektrische Feld ist wie die magnetische Flussdichte ein Wirbelfeld. Damit trotzdem der Energiesatz nicht verletzt wird, steht in (5.343) das Minuszeichen, es verhindert, dass mit der Induktion ein Perpetuum mobile gebaut werden kann. Es ergibt sich grundsätzlich aus der Richtung der Lorentzkraft auf die Ladungen in der Leiterschleife, anschaulicher ist aber die Erklärung durch die Lenzsche1 Regel. Lenzsche Regel Kann in einer Leiterschleife ein Strom fließen, weil die Leiter nicht an einer Stelle unterbrochen sind, so bewegen sich die Ladungsträger mit der Driftgeschwindigkeit in Richtung des Leiters. Durch diese Bewegung im Leiter erfahren sie eine weitere Komponente der Lorentzkraft, die senkrecht zum Leiter gerichtet ist. Im Falle der rechteckigen Leiterschleife in Abb. 5.152, deren Seite bc mit der Geschwindigkeit v die Fläche vergrößert, bewegen sich die Elektronen von c nach b. Die induzierte Spannung beträgt mit l als Länge der Seite bc

U ind = − 1

dASchleife dΦ = −B = − Blv . dt dt

H. F. E. Lenz (1804 – 1865).

(5.346)

5.3 Das Magnetfeld

645

Da nur bc sich bewegt, herrscht Uind. bzw. ein elektrisches Feld E = Uind. /l zwischen c und b. Dieses Feld bewirkt die Bewegung der Elektronen mit der Driftgeschwindigkeit vD. Diese berechnen wir mit (5.19) aus der Stromdichte j, die mit dem elektrischen Feld über (5.223) zusammenhängt. Mit der spezifischen Leitfähigkeit κ und der Ladungsdichte ρq des Leiters erhalten wir j = ρ q v D = κE ⇒ v D =

κ E. ρq

(5.347)

Die Kraft qE durch das elektrische Feld, die jeden Ladungsträger q bewegt, ist aber gleich der Lorentzkraft qv × B . Damit erfährt jeder Ladungsträger eine weitere Kraft Fq = qv D × B = q

⇒ Fq = −q

κ κ κ E×B = q (v × B ) × B = − q B × (v × B ) ρq ρq ρq

κ κ 2 (v ( B • B ) − B ( B • v ) = − q B v ρq ρq

(5.348)

entgegen der Bewegungsrichtung v des Leiterstücks. Da die Elektronen jedoch an den Leiter gebunden sind, übertragen sie die Kraft auf das Metall, die Bewegung des Leiterstücks wird gehemmt. Befinden sich N Ladungsträger im Leiterstück mit der Querschnittsfläche AL und der Länge l, so beträgt die Gesamtkraft, die die Bewegung hemmt F = − Nq

κ 2 B v , mit Nq = ρ q AL l ⇒ F = − AL lκB 2 v , mit ρq

E = vB =

j v ⇒ F = − AL lκBvB = −lAL jBev = − IlBev . κ v

(5.349)

Dies aber entspricht der Kraft (5.256), die ein stromdurchflossener Leiter im Magnetfeld erfährt. In diesem Fall handelt es sich um den Induktionsstrom. Wir können auch mit dem Magnetfeld argumentieren, das durch das Fließen des Stromes durch die Leiterschleife aufgebaut wird. Der Strom fließt von a→ d→ c→ b→ a. Gemäß der „Rechten-Hand-Regel“ ist das Magnetfeld dieses Stromes dem äußeren entgegengerichtet. Dies ist die wesentliche Aussage der Lenzschen Regel: Die induzierte Spannung und der von ihr bewirkte Strom sind immer so gerichtet, dass sie ihrer Ursache entgegenwirken. Beim Fließen des Stromes, angetrieben durch die induzierte Spannung, entsteht in einem widerstandsbehafteten Leiter Joulesche Wärme. Diese Energie wird dem bewegten Leiterstück entzogen, so dass die Relativgeschwindigkeit zu dem System, welches das Magnetfeld erzeugt, z. B. ein Magnet oder ein stromdurchflossener Leiter, verringert wird. Oder anders herum: Um den Bewegungszustand des bewegten Leiterstücks aufrecht zu erhalten, muss mechanische Energie zugeführt werden. Diese Betrachtung erleichtert häufig die Bestim-

646

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.154 (a): Stabmagnet und Leiterschleife bewegen sich aufeinander zu: Beide stoßen sich ab. (b) Beide bewegen sich voneinander weg: Sie ziehen sich an. (c): Qualitativer Verlauf der induzierten Spannung.

mung des Vorzeichens der induzierten Spannung bzw. die Richtung des von ihr verursachten Stromes. Folgende Beispiele sollen dies verdeutlichen: Wird durch eine ringförmige Leiterschleife ein Stabmagnet, dessen Magnetfeld inhomogen ist, bewegt, so ist das vom induzierten Strom bewirkte Magnetfeld so gerichtet, dass die Relativgeschwindigkeit und damit die kinetische Energie verkleinert werden. Entsprechend zeigen die magnetischen Momente des Magneten und der Leiterschleife in entgegengesetzte Richtungen, wenn der Magnet in die Schleife eindringt. Beide Magnete, Stabmagnet und Leiterschleife stoßen sich ab. Beim Verlassen der Leiterschleife kehrt sich die Richtung des induzierten Stromes um. Stabmagnet und Leiterschleife ziehen sich an, die magnetischen Momente sind gleich gerichtet. Passiert der Stabmagnet die Mitte der Leiterschleife, so ist der Fluss nahezu konstant und die induzierte Spannung null. Die Änderung des Flusses durch eine Leiterschleife oder Spule kann auch ohne Bewegung durch Änderung der magnetischen Erregung einer anderen Spule, deren Magnetfeld die Leiterschleife bzw. Spule durchsetzt, erfolgen. Hier spricht man von einer „induktiven“ Kopplung der beiden Spulen, die z. B. durch eine Stange mit hochpermeablem Material sehr groß sein kann. Wird der Strom I durch die Erregerspule 1 in Abb. 5.155 gesteigert, so wächst mit der magnetischen Erregung H die magnetische Flussdichte, B und B weisen in die gleiche Richtung.

5.3 Das Magnetfeld

647

Abb. 5.155 Durch die Änderung der magnetischen Erregung in Spule 1 wird eine Spannung in Spule 2 induziert. Ein dort von ihr bewirkter Strom verursacht ein Magnetfeld, das der Änderung der Erregung in Spule 1 entgegengerichtet ist.

Da die Flächennormale aufgrund des Wicklungssinnes1 der Erregerspule ebenfalls in diese Richtung weist, ist die Flussänderung positiv. Die induzierte Spannung in Spule 2 bewirkt gemäß der Lenzschen Regel einen Strom, dessen magnetisches Feld Hind. der Änderung der Flussdichte B entgegengesetzt ist. Der induzierte Strom Iind. ist, wenn die Spule 2 den gleichen Wicklungssinn wie Spule 1 hat, dem Strom I entgegengerichtet. Hat die Induktionsspule dagegen den umgekehrten Wicklungssinn, so kehrt sich der Strom Iind. um. Die Änderung der Flussdichte B kehrt ihre Richtung um, wenn der Strom durch die Erregerspule verkleinert wird (nicht aber die Flussdichte B). Dadurch kehrt sich auch die Richtung des induzierten Stromes um. Dem Induktionsgesetz (5.343) zufolge ist die induzierte Spannung umso größer, je größer die Flussänderung ist, je kürzer also die Zeitspanne ist, in der sich der Fluss von einem Wert auf einen anderen ändert. Dies ist insbesondere beim Einoder Ausschalten eines ansonsten konstanten Stroms durch die Erregerspule der Fall.

Abb. 5.156 Flussänderung in einer von homogener magnetischer Erregung durchsetzten Induktionsspule durch Einbringen eines hochpermeablen Kerns. Die Flächennormalen der Windungen zeigen in Richtung von H.

1

Der Wicklungssinn einer Spule entspricht dem Drehsinn der Leiterschleifen, der über die „Rechte-Hand-Regel“ auf Seite 598 definiert ist.

648

5 Elektrizität und Magnetismus

Wie die Flussänderung zustande kommt, ist für das elektrische Wirbelfeld und damit die in eine Leiterschleife oder Spule induzierte Spannung unerheblich. So kann auch das Einbringen eines hochpermeablen Kernes in eine Spule ebenfalls gemäß (5.325) den Fluss ändern und eine Induktionsspannung hervorrufen. Die Induktionsspule habe N Windungen auf einer Länge l. Füllt der Kern mit der relativen Permeabilität µr die Länge x (x < l) der Spule über ihre Querschnittsfläche A aus und nehmen wir an, dass die magnetische Erregung H im Inneren der Spule konstant ist, so setzt sich der Fluss anteilig aus dem Spulenteil ohne Kern und dem Spulenteil mit Kern zusammen. Φ = ( N ohne Bohne + N mit Bmit ) A = μ 0 ( N

x l−x + μ r N ) HA ⇒ l l

N A(l + (μ r − 1) x) ⇒ l N dx N dΦ A(μ r − 1) = μ0 H = μ0 H A(μ r − 1)v(t ) l dt dt l

Φ = μ0 H

(5.350)

Die Flussänderung und damit die induzierte Spannung sind proportional zur Relativgeschwindigkeit v, mit der der Kern in die Spule geschoben wird. Beim Herausziehen des Kerns aus der Spule kehrt sich das Vorzeichen der Flussänderung um. Der Spannungsstoß Wird, wie im obigen Fall, ein Kern mit einer relativen Permeabilität µr > 1 in eine vorher leere Spule, die sich in einem konstanten Magnetfeld befindet, geschoben, so ändert sich der Fluss proportional zur Geschwindigkeit v, solange noch nicht die ganze Spule vom Kern ausgefüllt ist. Dann ist der Fluss konstant, es wird keine Spannung in die Spule induziert. Bei konstanter Geschwindigkeit v springt die induzierte Spannung von null auf einen durch (5.350) bestimmten Wert, sobald der Kern in die Spule gelangt. Die Spannung fällt ebenso schlagartig wieder auf null, sobald die gesamte Spule vom Kern ausgefüllt ist.

Die Fläche unter der Kurve Uind.(t) ist ein Maß für die Flussänderung in der Spule mit Kern gegenüber der Spule ohne Kern. Aus dem Induktionsgesetz (5.343) folgt U ind dt = −dΦ ⇒

t mit Kern

∫ U ind dt = −(Φ mit Kern − Φ ohne Kern ) .

(5.351)

t ohne Kernt

Dabei kann die Integration zu einem beliebigen Zeitpunkt, bei dem kein Kern in der Spule ist, beginnen und zu einem anderen Zeitpunkt, zu dem sich der Kern vollständig in der Spule befindet, enden. Der Wert des Integrals entspricht immer der Flussänderung, unabhängig vom dem Verlauf der Funktion Uind.(t). Der Spannungsstoß entspricht dem Kraftstoß in der Mechanik: Kurzzeitig wirkende Kräfte bei einer Kollision ändern die Impulse der Objekte, unabhängig vom konkreten zeitlichen Verlauf der Kraft beschreibt der Kraftstoß (2.119) die Impulsänderung (siehe Abb. 2.65). Wie bei einem ballistischen Pendel zur Bestimmung von Geschossgeschwindigkeiten kann man den Spannungsstoß oder den von ihm verursachten Stromstoß mit einem „ballistischen

5.3 Das Magnetfeld

649

Abb. 5.157 Zeitlicher Verlauf der induzierten Spannung, wenn der Kern mit konstanter Geschwindigkeit in die Induktionsspule aus Abb. 5.156 eingebracht wird.

Galvanometer“ messen. Dieser bewirkt im Messwerk einen Drehmomentstoß bzw. eine Drehimpulsänderung. Wie beim ballistischen Pendel ist der Ausschlag des Messwerkes proportional zur Drehimpulsänderung bzw. zum Spannungsstoß. Vor der technischen Umsetzung des Hall-Effektes zur Messung magnetischer Flussdichten wurden diese durch die Messung von Induktionsspannungen bestimmt, indem Spulen in dem auszumessenden Magnetfeld bewegt wurden oder dieses an- oder ausgeschaltet wurde. Daher erklärt sich auch eine weitere Bezeichnung von B: „Magnetische Induktion“. Wirbelströme Bis jetzt haben wir Ströme betrachtet, die durch Flussänderung in eindimensionalen Leitern induziert werden. Das der Induktion zugrunde liegende elektrische Wirbelfeld ist jedoch räumlich ausgedehnt. Befindet sich darin ein ausgedehnter Leiter, so werden in ihm entsprechende Ströme, so genannte Wirbelströme, induziert. Deren Stromdichte beträgt mit (5.223) r

r

r

r

∫ E • ds = ∫ κj • ds

C

C

⇒

r

r

∫ κj • ds = −

C

dΦ d =− dt dt

r

r

∫ B • da ,

(5.352)

Fläche mit Rand C

dabei ist κ die spezifische Leitfähigkeit des Materials. Der Lenzschen Regel zufolge verursachen diese Wirbelströme Magnetfelder, die den ursprünglichen Feldern entgegengerichtet sind. Erfolgt die Flussänderung durch Bewegung des ausgedehnten Leiters, so wird die Bewegung gehemmt. Diese Bremswirkung kann man besonders gut am „Waltenhofen-Pendel“ in Abb. 5.154 demonstrieren: Zwischen den Polschuhen eines Elektromagneten ist ein Pendel, an dessen Ende ein flächiges Metallblech befestigt ist, aufgehängt. Ist der Elektromagnet abgeschaltet, so schwingt das Pendel nahezu ungedämpft zwischen den Polen. Bei eingeschaltetem Feld wird die Schwingung sehr stark gedämpft, da im Blech Wirbelströme induziert werden. Tritt das Pendel in den magnetfelderfüllten Raum ein, so sind die Wirbelströme so gerichtet, dass eine abstoßende Kraft auftritt, wie bei einer Leiterschleife, die sich einem Stabmagneten nähert (siehe Abb. 5.154 (a)). Verlässt das Blech das Magnetfeld, so wirkt eine anziehende Kraft, die Richtung der Wirbelströme hat sich umgedreht.

650

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.158 Waltenhofensches Pendel zur Demonstration der Wirbelströme.

Abb. 5.159 Reduzieren der Wirbelströme durch Verwenden von Stapeln gegeneinander isolierter Bleche statt massivem Leiter oder Schlitzen des Leiters. Es können sich nur noch räumlich sehr begrenzte Wirbelströme ausbilden.

Wirbelströme können stark reduziert werden, wenn der Stromfluss unterbrochen wird, sei es durch Unterbrechung des Leiters senkrecht zur Bewegungsrichtung, durch „Schlitzen“ des Bleches wie in Abb. 5.154 oder durch Wahl von Werkstoffen mit hohem spezifischen Widerstand, z. B. Ferrite. Da Wirbelströme elektrische Energie in Wärme umwandeln, sind sie in vielen Bereichen nicht erwünscht. Daher werden Transformatorenkerne oder Kerne von Wicklungen in Elektromotoren aus Stapeln dünner Bleche, die gegeneinander isoliert sind, realisiert. Es gibt aber auch Fälle, in denen Wirbelströme erwünscht sind. So werden sie eingesetzt, um Schwingungen von Zeigern in Messinstrumenten zu dämpfen, so dass bei einer Änderung

5.3 Das Magnetfeld

651

Abb. 5.160 Haut- oder Skineffekt: Verdrängung von Wechselströmen aus dem Inneren von Leitern durch induzierte Wirbelströme.

des Messwertes schneller abgelesen werden kann. Der Zeiger wird wie beim Waltenhofenschen Pendel mit einem Metallstück verbunden, das sich zwischen den Polen eines Magneten bewegt. Die induzierten Wirbelströme sind wegen (5.350) proportional zur Geschwindigkeit des Zeigers. Durch geeignete Wahl des Magnetfeldes kann daher aperiodisch gedämpft werden (siehe Kapitel 4.2.2, (Aperiodischer Grenzfall)). Ein weiteres Beispiel für den technischen Einsatz von Wirbelströmen ist die Wirbelstrombremse bei der Eisenbahn. Elektromagnete induzieren Wirbelströme in die Gleise, wodurch die Züge gebremst werden. Dies entspricht der Umkehrung des Waltenhofenschen Pendels: Der Magnet bewegt sich, der Leiter ist in Ruhe. Die Kraft zwischen einem Magneten und einem massiven Leiter, in den Wirbelströme induziert werden, kann auch zu Antriebs- oder Messzwecken verwendet werden: Beispiele sind der Wirbelstrommotor oder der Wirbelstromtachometer. Fließt ein Wechselstrom durch einen zylindrischen Leiter, so kommt es durch das magnetische Wechselfeld, dessen Feldlinien konzentrische Kreise um die Zylinderachse sind, zur Induktion von Wirbelströmen, die im Inneren des Leiters gegen die Stromrichtung, außen aber in Stromrichtung orientiert sind. Daher kommt es zu einer „Stromverdrängung“ im Inneren des Leiters, dessen Widerstand aufgrund des verkleinerten effektiven Querschnittes steigt. Dieser so genannte „Haut-“ oder „Skineffekt“ tritt jedoch erst bei sehr hohen Frequenzen (> 10 MHz) in Erscheinung. Als Abhilfe werden in der Hochfrequenztechnik Litzen dünner Drähte oder Hohlleiter verwendet. Selbstinduktion Bei der bisherigen Betrachtung von Induktionsvorgängen sind wir davon ausgegangen, dass die Erzeugung des Magnetfeldes und der Leiter, in den Spannungen bzw. Ströme induziert werden, getrennte Systeme darstellen. Der oben erwähnte Skineffekt ist jedoch ein Beispiel dafür, dass auch in das System, welches das Magnetfeld erzeugt, Spannungen induziert werden, wenn sich der Fluss des Feldes durch das System ändert. Diesen Vorgang nennt man „Selbstinduktion“. Der Lenzschen Regel gemäß sind die selbstinduzierten Spannungen und die davon bewirkten Ströme so gerichtet, dass sie der Flussänderung entgegenwirken. Insbesondere steigt der Strom durch eine Spule nach dem Verbinden mit einer Spannungsquelle nicht schlagartig an und fällt beim Abschalten der Spannungsquelle nicht sofort auf null. Die beim Abschalten entstehende Induktionsspannung kann wegen der Kürze des Zeitraumes, in dem sich der magnetische Fluss ändert, sehr groß werden, so dass es zu Funken oder Lichtbögen im Schalter kommen kann.

652

5 Elektrizität und Magnetismus

Eine lange Spule, deren Windungen (Windungsdichte N/l) von einem Strom I durchflossen werden, hat nach (5.294) eine homogene magnetische Erregung H = (N/l)I. Gleichzeitig wird aber die Querschnittsfläche A der Spule von der Flussdichte B = µrµ0 H durchsetzt, der magnetische Fluss in jeder Windung beträgt ΦW = BA, der Gesamtfluss Φ = NBA. Ändert sich dieser Fluss zeitlich, weil sich der Strom I zeitlich ändert, so wird in die Spule die Spannung dΦ dB dH N dI = − NA = − NAμ r μ 0 = − NAμ r μ 0 dt dt dt l dt ⇒ 2 N dI = −μ r μ 0 A l dt

U ind . = −

U ind .

(5.353)

induziert. Die quadratische Abhängigkeit von der Windungszahl kann beim Ausschalten des Stromes hohe induzierte Spannungen bewirken, insbesondere wenn die Spule einen Kern mit hohem µr hat. Selbstinduktivität Die Größe µrµ0 A N2/l in (5.353) hängt nur von den Eigenschaften der Spule und der relativen Permeabilität ihres Kernes ab und ist ein Charakteristikum der Spule. Daher fasst man diese Größe zur „Selbstinduktivität“ L der Spule zusammen. Sie beschreibt allgemein die Proportionalität der selbstinduzierten Spannung zur Änderung des Stromes durch ein Leitersystem. Die vom Strom verursachte magnetische Erregung ist dem Biot-Savartschen Gesetz (5.296) zufolge proportional zum Strom, damit ist auch der magnetische Fluss Φ durch das Leitersystem proportional zum Strom I. Daher können wir für die lange Spule (5.353) auch so ausdrücken: dΦ d N2 d = − (μ r μ 0 A I ) = − ( LI ) mit dt dt l dt N2 L = μrμ0 A l

U ind . = −

⇒ U ind . = − LI

(5.354) (5.355)

Die Selbstinduktivität L ist dabei definiert als magnetischer Fluss durch das Leitersystem dividiert durch den Strom durch das Leitersystem, durch den der Fluss verursacht wird. Sie hat eine ähnliche Bedeutung wie die Kapazität eines Leitersystems. L :=

[Φ ] Wb Vs Φ = = = Ωs := H , [ L] = I [I ] A A

(5.356)

Die Einheit der Induktivität wird zu Ehren von J. Henry1, der die Erscheinungen der Selbstinduktion beim Ausschalten des Spulenstroms entdeckt hat, nach diesem benannt. Für eine Spule mit einem Durchmesser von 2 cm, einer Länge von 20 cm und einer Drahtstärke von 1 mm ergibt sich eine Induktivität von etwa 8.10–5 H, wenn die Drähte aneinander liegen und die Spule keinen Kern hat. Mit einem Kern (µr ≈ 103…104) würde die Induktivität entsprechend gesteigert. 1

J. Henry (1797 – 1878).

5.3 Das Magnetfeld

653

Soll dagegen ein Widerstand, z. B. eine Heizwendel, die aus einem aufgewickelten Draht besteht, eine möglichst kleine Induktivität aufweisen, so muss die Wicklung „bifilar“ sein, d. h. aus zwei Teilwindungen mit entgegengesetztem Windungssinn bestehen. Deren Magnetfelder heben sich fast vollständig auf, so dass keine Selbstinduktion erfolgen kann. Zur Berechnung der Selbstinduktivität einer Leiteranordung muss man den räumlichen Verlauf ihrer magnetischen Flussdichte z. B. mit Hilfe des Biot-Savartschen Gesetzes (5.296) bestimmen. Den Fluss ermittelt man mit (5.8). Wir wollen nun die Selbstinduktivität einiger einfacher Leiteranordnungen berechnen.

Koaxialleitung Sie besteht aus zwei langen konzentrischen Zylindern (Radien Ri und Ra), die von zwei entgegengesetzt gleichen Strömen durchflossen werden. Die Feldlinien des Magnetfeldes zwischen den Zylindern sind konzentrische Kreise um die Zylinderachse. Aufgrund des Ampèreschen Satzes (5.287) bzw. (5.325) ist das Feld im Außenraum null, da die Summe der Ströme, die durch eine geschlossenen Kurve C, welche beide Leiter umfasst, fließen, null ist. Für das Magnetfeld zwischen den Leitern ist nur der Strom durch den inneren Zylinder von Bedeutung. Ist der innere Leiter ein Hohlzylinder, so ist in seinem Inneren das Feld null, sonst steigt es dort gemäß (5.292) bei konstanter Stromdichte linear mit dem Radius. Das Magnetfeld in Rechteck mit den Kanten l und Ra in Abb. 5.161 nimmt gemäß (5.291) mit 1/r ab. Daher nehmen wir für die Berechnung des Flusses durch das Rechteck streifenförmige Flächenelemente da = ldr. Der Fluss beträgt dann für den Fall, dass das Feld im Innenzylinder null ist, Φ=

∫ B • da = l

Fläche

μrμ0 I 2π

Ra

dr Ri r

∫

⇒ Φ=l

μrμ0 I R ln( a ) . 2π Ri

(5.357)

Abb. 5.161 Selbstinduktivität einer Koaxialleitung: Berechnung des Flusses. Das Magnetfeld verläuft senkrecht zur Fläche.

654

5 Elektrizität und Magnetismus

Damit lautet die Selbstinduktivität der Koaxialleitung L=l

μrμ0 R ln( a ) . 2π Ri

(5.358)

Ist der Innenleiter massiv, so muss das Feld (5.292) in seinem Inneren berücksichtig werden. Allerdings ist bei der Berechnung dieses Anteils der Induktivität, der inneren Induktivität, gemäß (5.356) zu beachten, dass nur der Teilstrom I' berücksichtigt wird, der das Feld verursacht. Bei konstanter Stromdichte beträgt I' = (r²/Ri²)I. Die innere Induktivität ergibt sich aus der Intgration über die Teilflüsse durch die Flächenelemente da.

Li =

Ri

∫ 0

R

R

dΦ i μ I' = ∫ 0 2 rldr = ∫ I 0 2πR I 0

r2 R R 2 rldr = μ 0 l r 3 dr = μ 0 l . 8π 2πR 2 2πR 4 ∫0

μ0

(5.359)

Die gesamte Induktivität der Koaxialleitungen ist dann die Summe aus (5.358) und (5.359). Koaxialleitungen mit µr = 1 zwischen den Leitern haben längenbezogene Induktivitäten von einigen 10–7 H/m.

Doppelleitung Wir betrachten zwei lange zylindrische Massivleiter mit gleichem Radius R, die parallel im Abstand a verlaufen und durch die entgegengesetzt gleich große Ströme I fließen. Die Feldlinien der Magnetfelder, die die einzelnen Leiter umgeben, sind konzentrische Kreise um die Leiter. In der Ebene, die von den Leitern aufgespannt wird, sind zwischen den Leitern die Felder gleich gerichtet, die Feldlinien verlaufen senkrecht zu der Ebene. Außerhalb der Leiter berechnen sich die Felder nach (5.291), im Inneren der Leiter jedoch gemäß (5.292). Da die Radien der Leiter gleich sind, tragen beide Felder in gleicher Weise zum Fluss durch ein Rechteck (Kantenlängen l und b) zwischen den Leitern bei. Mit den Flächenelementen da = ldr erhalten wir den Fluss durch das Rechteck. Allerdings müssen wir berücksichtigen, dass die Felder im Inneren der Leiter nur von einem Teil des Stromes I bewirkt werden. Die gesamte Induktivität der Doppelleitung setzt sich aus der äußeren Induktivität des Feldes außerhalb der Leiter und der inneren Induktivität des Feldes in den Leitern zusammen. Mit der Definition (5.356) der Selbstinduktivität erhalten wir für die äußere Induktivität La =

Φa μ b − R dr μ b−R = 2l 0 ∫ = l 0 ln( ). 2π R r π R I

(5.360)

Bei der Berechnung der inneren Induktivität beachten wir, dass der Teilstrom, der zum Fluss durch das Flächenelement da, das zwischen r und r + dr liegt, gehört, I' = (r²/R²)I beträgt. Mit dem Feld (5.292) im Inneren des Leiters ergibt sich die innere Induktivität zu r2 R dΦ i μ I' R 2 rldr = μ 0 l r 3 dr = μ 0 l . Li = ∫ = ∫ 2 0 2 rldr = ∫ 2 4π I 2πR I 2πR 2 πR 4 ∫0 0 0 0 R

R

R

μ0

(5.361)

5.3 Das Magnetfeld

655

Abb. 5.162 Doppelleitung aus zwei parallelen zylindrischen Leitern. Die Leiterschleifen werden gebildet durch gedachte Leiterstücke, die von gegenläufigen Strömen durchflossen werden.

Damit beträgt die Gesamtinduktivität der Doppelleitung L = Li + La = l

μ0 1 b−R ( + ln( )) . π 4 R

(5.362)

Die längenbezogene Induktivität einer Doppelleitung hat die gleiche Größenordnung wie die einer Koaxialleitung.

Selbstinduktivität magnetischer Kreise Erregt eine Spule mit N Windungen und einer Querschnittsfläche AS einen magnetischen Kreis mit einem gesamten magnetischen Widerstand Rm, so beträgt der Fluss durch die Spule Φ = NΦ Windung = NΦ Kreis .

(5.363)

Anderseits ist der Fluss ΦKreis durch den magnetischen Kreis mit der Durchflutung Θ und damit über den Strom I gemäß (5.334) verknüpft. Damit können wir den Fluss durch die

656

5 Elektrizität und Magnetismus

Spule durch den magnetischen Widerstand ausdrücken. Mit (5.356) erhalten wir die Induktivität des magnetischen Kreises Φ=N

Θ N2 NI N2 =N = I ⇒ L= . Rm Rm Rm Rm

(5.364)

Kombination von Selbstinduktivitäten Werden mehrere Selbstinduktivitäten vom gleichen Strom durchflossen, weil sie in Reihe geschaltet sind, so addieren sich die einzelnen induzierten Spannungen, die bei einer Änderung des sie durchfließenden Stroms gemäß (5.354) entstehen. U ind ., ges. = U ind .,1 + U ind ., 2 + ... = −( L1 + L2 + ...) I = U ind ., ges. = − L ges. I

⇒ L ges., Reihe = ∑ Li .

(5.365)

i

Voraussetzung ist, dass sich die Magnetfelder der einzelnen Leitersysteme nicht gegenseitig durchdringen.

Abb. 5.163 Reihenschaltung und Parallelschaltung von Selbstinduktivitäten. Das Schaltungssymbol für eine Induktivität ist –JJ–.

5.3 Das Magnetfeld

657

Bei einer Parallelschaltung von Selbstinduktivitäten teilt sich der Strom so auf, dass die jeweiligen induzierten Spannungen gleich sind. Aufgrund der Kirchhoffschen Knotenregel gilt I = I 1 + I 2 + ... ⇒ I = I 1 + I 2 + ... ⇒

⇒

1 L ges., Par .

=∑ i

1 . Li

U U U = + + .... L ges., Par . L1 L1

(5.366)

Selbstinduktivitäten verhalten sich beim Zusammenschalten ähnlich wie Ohmsche Widerstände. Gegeninduktivität Selbstinduktion in einem Leitersystem wird durch Flussänderung verursacht, die durch die zeitliche Änderung des Stromes durch das Leitersystem bewirkt wird. Wird zusätzlich das Leitersystem von einem sich zeitlich ändernden Magnetfeld eines anderen Leitersystems durchdrungen, so wird zusätzlich Spannung induziert. Diesen Vorgang gegenseitiger Induktion bezeichnet man als „Gegeninduktion“. Der räumliche Verlauf der Magnetfelder kann mit dem Biot-Savartschen Gesetz (5.296) berechnet werden. Ist der Strom durch das erzeugende Leitersystem nicht ortsabhängig, so kann der Fluss immer durch einen geometrieabhängigen Faktor und den Strom ausgedrückt werden, wie wir es bei der Berechnung der Selbstinduktivität gesehen haben. Diesen Faktor nennt man auch „Gegeninduktivität“ M1,2. Sie ist analog zur Selbstinduktivität (5.356) definiert.

M 1, 2 :=

Φ 1, 2 I1

mit Φ 1, 2 =

∫B

1 Fläche Leiters .2

• da 2

(5.367)

Die in das Leitersystem 2 induzierte Spannung setzt sich aus der selbstinduzierten und der gegeninduzierten Spannung zusammen. Werden die die Leitersysteme von den Strömen I1 und I2 durchflossen, so gilt U ind ., 2 = U s.i + U g .i. = − L2 I 2 − M 1, 2 I 1 .

(5.368)

Einfach lässt sich die Gegeninduktivität zweier ineinander gesteckter langer Spulen mit unterschiedlichen Radien berechnen, da die Felder homogen sind. Wir wollen nun die Gegeninduktivität, die eine induzierte Spannung in Spule 2 aufgrund der dortigen Flussänderung des Magnetfeldes, das durch einen Strom I1 in Spule 1 verursacht, berechnen. Die magnetische Flussdichte B1 ist homogen und verläuft in Richtung der Spulenachse. Sie beträgt mit (5.294) µrµ0(N1/l)I1, dabei ist N1/l die Windungsdichte und µr die relative Permeabilität des Mediums, in dem sich die Spulen befinden. Mit der Querschnittsfläche A2 und der Windungszahl N2 der Spule 2 (die kleinere Spule in Abb. 5.164) erhalten wir für den magnetischen Fluss Φ1,2 und damit die Gegeninduktivität M1,2.

658

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.164 Gegeninduktion bei zwei ineinander gesteckten Spulen.

Φ 1, 2 = B1 N 2 A2 = μ r μ 0

N1 N I 1 N 2 A2 ⇒ M 1, 2 = μ r μ 0 1 N 2 A2 l l

(5.369)

Im Falle der Gegeninduktivität M2,1 ist die Situation umgekehrt: Das Magnetfeld des Stroms I2 durch die Spule 2 (Windungsdichte N2/l) bewirkt einen Fluss durch die Spule 1. Bei einer langen Spule ist das Magnetfeld im Außenraum null, daher wird die für den Fluss relevante Querschnittsfläche der Spule 1 auf die Querschnittsfläche A2 der Spule 2 reduziert. Damit beträgt der Fluss Φ2,1 und die Gegeninduktivität M1,2 Φ 2,1 = B2 N 1 A2 = μ r μ 0 M 2,1 = μ r μ 0

N2 I 2 N 1 A2 ⇒ l

N2 N 1 A2 = M 1, 2 . l

(5.370)

Die Gegeninduktivitäten, die ja die geometrischen Verhältnisse der beiden Leitersysteme beschreiben, sind für beide Fälle gleich. Was wir hier für den Spezialfall lange Spulen hergeleitet haben, gilt allgemein für beliebige Leitersysteme. Insbesondere für Transformatoren (siehe Kapitel 5.4.3) sind magnetische Kreise mit einem Eisenkern, die von einem Strom I in einer Spule mit N1 Windungen erregt werden, von Bedeutung. Bei einer Durchflutung Θ = N1I beträgt der Fluss im Eisenkern mit einem magnetischen Widerstand Rm Φ Kreis =

N I Θ = 1 . Rm Rm

(5.371)

Durchsetzt dieser Fluss eine zweite Spule mit N2 Windungen vollständig, so ergibt sich damit ein Fluss von Φ = N 2 Φ Kreis = N 2

N N N N Θ = 1 2 I ⇒ M 1, 2 = 1 2 . Rm Rm Rm

(5.372)

5.3 Das Magnetfeld

659

Vergleichen wir Gegeninduktivität (5.372) zweier Spulen mit ihren Selbstinduktivitäten (5.364), so ergibt sich bei vollständiger Kopplung

M 12, 2 =

N 12 N 22 = L1 L2 . Rm Rm

(5.373)

Wird die Spule 2 nur von einem Teil des von Spule 1 verursachten Flusses durchsetzt, so ist die Gegeninduktivität kleiner. Das Verhältnis k :=

M 1, 2 L1 L2

.

(5.374)

nennt man auch den Kopplungsfaktor der beiden Spulen. Werden mehrere Induktivitäten zusammengeschaltet, so muss man in (5.365) bzw. (5.366) im Allgemeinen auch noch die magnetische Kopplung und damit die Gegeninduktivitäten berücksichtigen.

5.3.8

Energie des Magnetfeldes

Ähnlich wie bei einem elektrischen Feld ist auch im Magnetfeld Energie gespeichert. Im Kapitel 5.2.11 haben wir die Größe der elektrischen Feldenergie aus der Leistung, die zum Aufbau des Feldes erforderlich ist, hergeleitet. In gleicher Weise können wir vorgehen, wenn wir die magnetische Feldenergie z. B. einer Spule berechnen wollen. Wir verbinden eine Induktivität1 mit einer Spannungsquelle, deren Spannung U man von null auf beliebige Werte einstellen kann.

Abb. 5.165 Induktivität im Stromkreis: Damit der Strom erhöht werden kann, muss die Spannungsquelle neben dem Spannungsabfall am Ohmschen Widerstand der Spule auch die induzierte Spannung überwinden.

1

Induktivität ist der Oberbegriff für alle Leiteranordnungen, insbesondere Spulen, die auf eine Änderung des durch sie fließenden Stromes mit einer Gegenspannung aufgrund Selbstinduktion reagieren.

660

5 Elektrizität und Magnetismus

Wenn diese Spannung U fortlaufend gesteigert wird, muss die Spannungsquelle neben dem Spannungsabfall am Ohmschen Widerstand R der Spule auch die induzierte Spannung (5.355) überwinden. Die den Strom durch den Widerstand R antreibende Spannung U' ist somit die Summe aus U und der induzierten Spannung U ind . = − LI . Für den Maschenumlauf in Abb. 5.165 gilt RI − U ' = 0 ⇒ RI − (U − LI ) = 0 ⇒ U = RI + LI .

(5.375)

Mit dem Ladungsstrom I verbunden ist ein Energiestrom P(t) aus der Spannungsquelle, den wir aus der Multiplikation von (5.375) mit I erhalten. P(t ) = U (t ) I (t ) = RI 2 + LI

dI . dt

(5.376)

Der Energiestrom deckt zum einen die Ohmschen Verluste und zum anderen dient er zum Aufbau des Magnetfeldes in der Spule. Wurde der Strom von null auf den Endwert IS gesteigert, so wurde die Arbeit IS

Wmag . = ∫ P(t )dt = ∫ LIdI = 0

1 2 LI S 2

(5.377)

für den Aufbau des Magnetfeldes verwendet und ist dort im Magnetfeld gespeichert, solange der Strom IS durch die Spule fließt. Die Größe LIS stellt gemäß (5.356) den magnetischen Fluss Φ durch die Querschnittsfläche A der Spule mit N Windungen dar. Mit der magnetischen Flussdichte B in der Spule gilt LI S = Φ = NBA .

(5.378)

Die Flussdichte wird von einer magnetischen Erregung H bewirkt, die ihrerseits wieder vom Spulenstrom IS verursacht wird. Diese magnetische Erregung beträgt nach (5.294) H = (N/l)IS, wobei l die Länge der Spule ist. Setzen wir dies in (5.377) ein, so können wir die Energie des Magnetfeldes durch die magnetische Flussdichte und die magnetische Erregung ausdrücken: Wmag . =

1 2 1 1 1 l LI S = NBAH = BHAl = BHV Spule 2 2 N 2 2

(5.379)

Al ist das Volumen der Spule und damit das Raumgebiet mit einem homogenen Magnetfeld. ½ΒΗ ist somit die Energiedichte des Magnetfeldes in der Spule. In Anlehnung an (5.235) gilt allgemein für die Energiedichte wmag =

1 B•H . 2

(5.380)

Wir haben (5.379) aus den nicht lokalen Größen Induktivität und Spulenstrom hergeleitet. Magnetische Flussdichte und magnetische Erregung sind jedoch lokale Größen, daher ist (5.380) für jeden Punkt des magnetfelderfüllten Raumes gültig, selbst wenn das Feld nicht homogen ist.

5.3 Das Magnetfeld

661

Die Zusammenhänge (5.377) und (5.380) können auch zur Berechnung von Selbstinduktivitäten verwendet werden, wenn die Energiedichte des Magnetfeldes in dem Raumgebiet bekannt ist. Optimierung von Dauermagnetsystemen Dauermagnete werden häufig zur Erzeugung der magnetischen Flussdichte bei Generatoren, Elektromotoren, Lautsprechern oder Messinstrumenten eingesetzt. Dafür ist es erforderlich, in einem Luftspalt einen bestimmten Betrag der Flussdichte zu erzielen. Meist ist der Dauermagnet Bestandteil eines magnetischen Kreises (siehe Seite 632), der von dem Magneten erzeugte Fluss wird über Polschuhe aus einem hochpermeablen Werkstoff zum Luftspalt geleitet. Dies hat u. a. den Vorteil, dass die Querschnittsflächen von Magnet und Luftspalt unabhängig voneinander variiert werden können.

Abb. 5.166 Magnetischer Kreis mit einem Dauermagneten.

Unter der Annahme, dass der magnetische Widerstand für die Polschuhe vernachlässigt werden kann, ergibt sich aus der Serienschaltung der magnetischen Widerstände Rm,D bzw. Rm,L von Dauermagnet und Luftspalt der Zusammenhang (5.337) zwischen Durchflutung und dem Fluss Φ : Θ = 0 = ( Rm, D + Rm, L )Φ , mit Rm, L =

⇒ 0 = lD H D + BL = −μ 0

1 lL

μ 0 AL

lD HD lL

Φ = lD H D +

1 lL und Rm, D Φ = l D H D μ 0 AL 1 lL

μ 0 AL

AL B L ⇒

(5.381)

662

5 Elektrizität und Magnetismus

Dabei sind AD und AL die für den Fluss relevanten Querschnittsflächen des Magneten und des Luftspaltes sowie lD und lL die Länge der Feldlinien im Magnet und Luftspalt. Die Durchflutung Θ ist wegen der Abwesenheit von Strömen null. Wie in den vorigen Betrachtungen werden die Felder als homogen angenommen, Streuflüsse werden vernachlässigt. Anderseits gilt wegen der Konstanz des Flusses Φ = ALBL = ADBD. Der Zusammenhang BD(HD) ist durch den Verlauf der Hystereseschleife der Magnetisierungskurve im zweiten Quadranten gegeben. Für die Beträge von Flussdichte und magnetischer Erregung folgt dann aus (5.381) BL = −μ 0

l l lD A H D = D B D ⇒ | B L |= ( μ 0 D H D )( μ 0 D H D ) . lL lL lL AL

(5.382)

Wir ersetzen einen der Klammerausdrücke unter der Wurzel durch (AM/AL)BD und erhalten | B L |= μ 0

l D AD V BD H D = μ 0 D BD H D , l L AL VL

(5.383)

wobei VD und VL die Volumina des Magneten und des Luftspaltes sind. Bei geforderter Flussdichte und gefordertem Luftspaltvolumen kann das Magnetvolumen in Abhängigkeit vom Arbeitspunkt BD(HD) gewählt werden. Minimales Volumen ist bei maximaler Energiedichte BDHD erreichbar, dieser optimale Arbeitspunkt muss aus der Magnetisierungskurve bestimmt werden. Dazu trägt man BD über der Energiedichte BDHD ab. Der Schnittpunkt der Magnetisierungskurve mit der Horizontalen, welche durch BD(BDHD)max gegeben ist, legt den optimalen Arbeitspunkt des Dauermagneten fest. Näherungsweise kann man den optimalen Arbeitspunkt aus dem Schnittpunkt der Geraden durch den Ursprung und (Br, (B)HC) mit der Magnetisierungskurve ermitteln.

Abb. 5.167 Bestimmung des optimalen Arbeitspunktes eines Dauermagneten.

5.3 Das Magnetfeld

663

Kraft von Magneten Die Platten eines Kondensators ziehen sich aufgrund der Kräfte zwischen ungleichnamigen Ladungen an. Beim Vergrößern des Plattenabstandes ist daher Arbeit zu verrichten, die in der Energie des elektrischen Feldes gespeichert wird. In ähnlicher Weise können wir die Kraft berechnen, mit der z. B. ein Hufeisenmagnet ein Eisenstück anzieht. Diese Kraft muss überwunden werden, um die Länge des Luftspaltes zwischen ihm zu vergrößern.

Abb. 5.168 Ein Hufeisenmagnet (a) bzw. ein Elektromagnet (b) zieht ein Eisenstück an.

Unter Annahme homogener Felder beträgt die Kraft in Anlehnung an (5.246) F =−

W Feld B H V B H A 2l 1 = − L L L = − L L L L = − B L H L AL . 2l L 2 ⋅ 2l L 2 ⋅ 2l L 2

(5.384)

Bei einem Dauermagneten kann die Flussdichte im Luftspalt mit (5.381) durch die magnetische Erregung HD im Magneten ausgedrückt werden. Diese erhalten wir aus dem Schnittpunkt der Geraden BD(HD) mit der Magnetisierungskurve des Dauermagneten. Den Verlauf dieser Geraden können wir aus dem Ampèreschen Satz (5.324) bei Durchflutung null bestimmen. H D l D + 2H L l L + H E l E = 0

(5.385)

Wir drücken die „magnetischen Spannungsabfälle“ an den Luftspalten und am Eisenstück durch die magnetischen Widerstände Rm und den magnetischen Fluss Φ = BDAD aus. HD = −

1 (2 Rm , L + Rm , E ) AD B D lD

(5.386)

Mit den gegebenen magnetischen Widerständen erhalten wir den Arbeitspunkt des Dauermagneten. Entsprechend lautet der Zusammenhang zwischen HD und BL wegen Φ = BLAL HD = −

1 (2 Rm , L + Rm , E ) AL B L , lD

(5.387)

664

5 Elektrizität und Magnetismus

woraus sich mit (5.384) und BL = µ0HL die Kraft, mit der das Eisenstück angezogen wird, ergibt.

F =−

1 2μ 0

B L2 AL = −

1 2μ 0

(

lD 1 )2 H D2 2 Rm, L + Rm, E AL

(5.388)

Im Fall des Elektromagneten mit N Windungen, die von einem Strom I durchflossen werden, und einem Kern (Abb. 5.168 (b)) lautet (5.385) H K l K + 2 H L l L + H E l E = NI = ( Rm, K + 2 Rm, L + Rm, E )Φ , mit Φ = AL B L ⇒ B L =

NI

( Rm, K + 2 Rm , L + Rm, E ) AL

.

(5.389)

Die Kraft beträgt somit F =−

1 2μ 0

B L2 AL = −

1

1 NI ( )2 . 2μ 0 AL Rm, K + 2 Rm, L + Rm, E

(5.390)

Ein- und Ausschaltvorgänge mit Induktivitäten Wird eine Spule mit einer Spannungsquelle verbunden, deren Spannung U0 konstant ist, so steigt der Strom nicht schlagartig an, wie er es im Fall eines Ohmschen Widerstandes tun würde, sondern nähert sich allmählich seinem Endwert U0/R, der sich ohne Induktivität sofort einstellen würde. R ist dabei der Ohmsche Widerstand der Spulenwicklungen sowie der Zuleitungen. Wir wollen nun untersuchen, wie der zeitliche Verlauf des Stromes vom Einschalten bis zum Erreichen des Endwertes ist.

Sobald der Schalter in Abb. 5.169 geschlossen ist, beginnt der Strom zu fließen und bewirkt damit eine Änderung des magnetischen Flusses in der Spule, so dass eine dadurch hervorgerufene Induktionsspannung die Spannung U0 der Spannungsquelle verkleinert, wie wir es

Abb. 5.169 Eine Spule wird mit einer Spannungsquelle verbunden. Der Strom beginnt zu fließen, sobald der Schalter geschlossen wird.

5.3 Das Magnetfeld

665

schon bei der Herleitung der magnetischen Feldenergie gesehen haben. Entsprechend gilt für die Masche in Abb. 5.169 U 0 − LI = RI ⇒ U 0 = RI + LI .

(5.391)

Diese Differentialgleichung beschreibt den zeitlichen Verlauf des Stromes I. Sie gleicht formal der Differentialgleichung (5.236), die das Laden eines Kondensators beschreibt. Diese Differentialgleichung der gesuchten Funktion f(t) und ihre Lösung können allgemein so formuliert werden: b

U 0 = af + bf , Lösung: f (t ) =

− t 1 U 0 (1 − e a ) . b

(5.392)

Beim Laden des Kondensators war b = 1/C und a = R. Auf (5.391) angewendet bedeutet dies: a = L, b = R. Damit lautet die gesuchte Funktion I(t) R

I (t ) =

− t U0 (1 − e L ) . R

(5.393)

L/R ist dabei die „Zeitkonstante“ zum Aufbau des Magnetfeldes in der Spule. U0/R ist der Strom, gegen den I(t → ∞) strebt. Nach t = L/R hat I(t) 63% des Endwertes erreicht. Direkt nach dem Einschalten ist die Änderung des Stromes I (t = 0) am größten. Leiten wir (5.393) nach t ab und setzen t = 0, so beträgt die anfängliche Änderung U0/L. Die induzierte Gegenspannung der Spule ist dann U ind . = − LI (t = 0) = −U 0 , d. h. genauso groß wie die Spannung der Spannungsquelle. 1 I /I ∞

0,8

1-1/e 0,6 1/e

0,4

0,2

U L /U 0

0 0

1

2

3

4

t /(RC ) → Abb. 5.170 Zeitlicher Verlauf des Stromes durch eine Spule nach dem Einschalten der Spannungsquelle.

666

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.171 Überbrücken der Spannungsquelle, die einen konstanten Strom durch die Spule fließen lässt, bewirkt eine Induktionsspannung der Spule.

Wie beim Einschalten bzw. beim Erhöhen des Stromes durch eine Spule eine Spannung induziert wird, so geschieht dies auch beim Verkleinern des Stromes, wenn z. B. die Spannungsquelle durch einen Schalter wie in Abb. 5.171 überbrückt wird. In der Schalterstellung a ist die Spule an die Batterie wie in Abb. 5.169 angeschlossen und nach einer gewissen Zeit hat sich der Strom I dem Endwert U0/R angenähert. Wird der Schalter in Stellung b umgelegt, so sinkt der Strom I nicht schlagartig von I0 = U0/R auf null, da nun die in die Spule induzierte Spannung den Stromfluss aufrechterhalten will. Für die Masche in Abb. 5.171 gilt (5.391), allerdings ist in Schalterstellung b U0 mit null anzusetzen. − LI = RI

(5.394)

Diese Differentialgleichung entspricht der Gleichung (5.243), die das Entladen eines Kondensators beschreibt. Ersetzen wir wie oben beim Einschaltvorgang R durch L und 1/C durch R, so erhalten wir die Lösung für (5.394) aus der Lösung (5.244): I (t ) = I 0 e

−

R t L

(5.395)

Der Strom vermindert sich exponentiell mit der Zeit. Zum Zeitpunkt t = L/R ist er auf 1/e ≈ 37% des Anfangswertes gesunken. Sowohl beim Einschalten als auch beim Ausschalten des Stromes wirkt die induzierte Spannung so, dass sie der Änderung des Stromes entgegenwirkt, den momentan vorliegenden Strom also beibehalten will. Von großer praktischer Bedeutung ist noch folgender Fall: Wird in Abb. 5.169 der Schalter wieder geöffnet, nachdem sich der Strom auf seinen Endwert U0/R stabilisiert hat, so kann die induzierte Spannung auf sehr hohe Werte steigen, da der Strom im offenen Stromkreis innerhalb sehr kurzer Zeit auf null sinkt. Da die Schalterkontakte noch nicht sehr weit auseinander sind, entstehen dort sehr hohe elektrische Feldstärken, so dass die Luftmoleküle ionisiert werden und es zur Zündung eines Lichtbogens kommen kann.

5.4 Wechselstrom

667

1 0,8

I /I 0

↑

0,6 1/e

0,4 0,2 0 0

1

2

3

4

t /(RC ) → Abb. 5.172 Verlauf des Stromes, nachdem die Spannungsquelle von der Spule abgekoppelt wurde.

5.4

Wechselstrom

Als Wechselstrom bezeichnet man Ströme, die einen zeitlich periodischen Verlauf aufweisen. Von besonderer Bedeutung sind harmonische Wechselströme, deren Zeitabhängigkeit sinus- bzw. kosinusförmig ist. Da, wie wir im Kapitel 4.2.6 gesehen haben, alle anderen periodischen Verläufe als Überlagerung harmonischer Wechselströme mit unterschiedlichen Frequenzen dargestellt werden können, können wir uns in diesem Kapitel auf diese beschränken. Die große technische Bedeutung von Wechselstrom liegt in der Möglichkeit, elektrische Energie in dieser Form über große Entfernungen verlustarm zu transportieren. Bei gegebenem Ohmschen Leitungswiderstand beträgt die Verlustleistung, d. h. der Teil des elektrischen Energiestroms, welcher in Wärme umgewandelt wird, gemäß (5.17) PV = RI2. Daher wird durch „Transformatoren“, deren Wirkung auf der magnetischen Induktion beruht, zur Energieübertragung die elektrische Stromstärke I reduziert unter Beibehaltung der Energiestromstärke P = UI, wobei U die Potentialdifferenz zwischen Hin- und Rückleitung der Energieübertragungsstrecke ist. Diese Spannung U wird somit entsprechend erhöht, die Energieübertragung erfolgt in der Regel über „Hochspannungsleitungen“. Da die Transformation von Niederspannung auf Hochspannung auf der Erzeugerseite und die Umkehrung auf der Verbraucherseite sehr verlustarm erfolgt, hat sich die Übertragung von elektrischer Energie in Wechselstromnetzen weltweit durchgesetzt. Ein weiterer Grund, elektrische Energie in der Form von Wechselstrom zu nutzen, liegt in der Erzeugung, genauer gesagt in der Art der Energiekonverter, die Energie von anderen Trägern auf elektrische Ladung übertragen. Dieser Wechsel der Energieträger erfolgt in der Regel in so genannten „Generatoren“ von mechanischer Energie auf elektrische. Auch hier beruht die Funktion der Generatoren auf der magnetischen Induktion: Eine in einem homogenen Magnetfeld rotierende Spule erzeugt gemäß (5.345) eine sinusförmige Wechselspannung, die

668

5 Elektrizität und Magnetismus

dann von einem Transformator weiter verarbeitet werden kann. Andere Energiekonverter wie Batterien, in denen chemische Energie in elektrische Energie umgewandelt wird, spielen nur in besonderen Bereichen, wie z. B. Fahrzeugtechnik oder bei mobilen Geräten eine Rolle. Während für die elektrische Energietechnik Wechselströme mit Frequenzen von 50 oder 60 Hz1 gearbeitet wird, werden für die Übertragung von Information in Form von elektrischen Signalen wesentlich höhere Frequenzen verwendet. In der Rundfunk- und Fernsehtechnik variieren die Frequenzen von einigen kHz bis zu einigen MHz, bei mobilen Telefonen werden die Signale mit einigen GHz übertragen. Das Gleiche gilt für die Informationsverarbeitung in Computern, moderne Prozessoren arbeiten mit Taktfrequenzen von einigen GHz, der Informationsfluss zwischen Speichern und Prozessoren erfolgt mit einigen 100 MHz.

5.4.1

Wechselstromkreise

Im Kapitel 5.1.4 wurden Netzwerke behandelt, die von Gleichströmen durchflossen werden. Die Zusammenhänge, die dort hergeleitet wurden, gelten unter der Voraussetzung, dass die Ladung in jedem Abschnitt des Stromkreises erhalten bleibt. Eine Konsequenz davon ist die Kirchhoffsche Knotenregel (5.6). Wird in einem einfachen Stromkreis die (Gleich)spannung der Quelle geändert, so ändert sich auch der Strom durch die Ohmschen Widerstände. Dabei gelten die Gesetzmäßigkeiten von Gleichstromnetzwerken, solange bei der Änderung des Stromes im Stromkreis praktisch ein Ladungsgleichgewicht herrscht, sich also durch die Änderung des Stromes keine Bereiche mit Ladungsüberschuss oder -mangel ausbilden. Auch bei Wechselstromkreisen kann man die Gesetze aus Kapitel 5.1.4 anwenden, solange die Periodendauern von Strom und Spannung groß sind gegen die Zeit, in der sich im Stromkreis das Ladungsgleichgewicht einstellt. Die harmonische Wechselspannung, mit der eine Spannungsquelle, z. B. ein Generator, in einem Stromkreis einen Wechselstrom bewirkt, entspricht in ihrem zeitlichen Verlauf einer harmonischen Schwingung, wie wir sie im Kapitel 4.2.1 kennen gelernt haben. U (t ) = Uˆ cos(ω t + ϕ )

(5.396)

Dabei sind Û die Amplitude, ω = 2π/T = 2πf die Kreisfrequenz, T die Periodendauer, f = 1/T die Frequenz und ϕ der Nullphasenwinkel der Wechselspannung, der sich aus der Wahl des Nullpunktes der Zeitangabe bestimmt. Wenn nicht anders erforderlich, werden wir ϕ = 0 wählen. Wie auch schon bei den harmonischen Schwingungen ist es in vielen Fällen von Vorteil, Größen, die einen harmonischen zeitlichen Verlauf aufweisen, als in der Gaußschen Zahlenebene rotierende Zeiger einer komplexen Größe darzustellen. Die Länge oder der Betrag des Zeigers entspricht dabei der Amplitude der Wechselspannung. U (t ) = Re(U (t )) = Re(Uˆe j( ωt + ϕ) )

1

Allerdings beträgt die Frequenz des Bahnstromes in Deutschland 50/3 = 162/3 Hz.

(5.397)

5.4 Wechselstrom

669

Wechselstromkreis mit Ohmschem Widerstand An eine Wechselspannungsquelle ist ein Ohmscher Widerstand angeschlossen. Um die Kirchhoffsche Maschenregel anwenden zu können, legen wir die Polarität der Spannungsquelle willkürlich für einen bestimmten Zeitpunkt fest. Entsprechend ergibt sich die momentane Stromrichtung vom momentanen Pluspol zum Minuspol der Spannungsquelle. Der momentane Spannungsabfall am Widerstand R beträgt UR = RI. Der Maschenumlauf in Abb. 5.173 ergibt RI − U = 0 ⇒ I =

U Uˆ = cos(ωt ) = Iˆ cos(ωt ) . R R

(5.398)

Die am Ohmschen Widerstand anliegende Spannung und der durch ihn fließende Strom schwingen im Takt oder in Phase, Maximal- oder Minimalwerte der Spannung ziehen ebenfalls Maximal- bzw. Minimalwerte des Stromes nach sich. S ist dabei die Amplitude des Stroms, dessen Frequenz gleich der der Spannung ist. Am Ohmschen Widerstand wird der elektrische Energiestrom P = UI in Wärme überführt. Dieser Energiestrom beträgt mit (5.396) und (5.398) Uˆ 2 P = Uˆ cos(ωt ) Iˆ cos(ωt ) = cos 2 (ωt ) = Iˆ 2 R cos 2 (ωt ) , R

oder mit cos 2 α =

P=

(5.399)

1 (cos 2α + 1) 2

Uˆ 2 Uˆ 2 1 ˆ 2 1 = I R cos(2ωt ) + Iˆ 2 R . cos(2ωt ) + 2 2R 2R 2

(5.400)

Der in Wärme umgewandelte Energiestrom, die „Verlustleistung“, schwingt mit der Kreisfrequenz 2ω, dabei schwankt die Leistung zwischen null und Î 2R. Im zeitlichen Mittel beträgt die Leistung < P >=

Uˆ 2 1 ˆ 2 = I R. 2R 2

Abb. 5.173 Wechselspannungsquelle mit Ohmschem Widerstand.

(5.401)

670

5 Elektrizität und Magnetismus

Allgemein wird dieser Mittelwert einer periodischen Funktion f(t) mit der Periodendauer T wie folgt berechnet: < f (t ) >=

1 T

T

∫0 f (t )dt .

(5.402)

Die Leistung (5.401) würde am gleichen Widerstand R in Wärme umgewandelt, wenn dieser von einem Gleichstrom I= der Stärke < P >=

Iˆ 1 ˆ2 I R = I =2 R ⇒ I = = 2 2

(5.403)

durchflossen würde oder der Widerstand mit einer Gleichspannungsquelle der Spannung < P >=

Uˆ Uˆ 2 U = = ⇒ U= = 2R R 2

(5.404)

verbunden wäre. Effektivwerte Die Spannung U= bzw. der Strom I= verursachen an einem Ohmschen Widerstand die gleiche Verlustleistung wie eine Wechselspannung bzw. ein Wechselstrom der Amplituden Û bzw. Î. Dabei ist die Frequenz der Wechselspannung ohne Bedeutung. Daher nennt man U= bzw. I= die „Effektivwerte“ Ueff und Ieff der Wechselspannung bzw. des Wechselstroms.

Die Effektivwerte von Wechselspannungen und -strömen sind die Werte, die entsprechende Gleichspannungen und -ströme haben müssten, um die gleiche mittlere Leistung an einem Ohmschen Verbraucher in Wärme umzuwandeln. Mit der allgemeinen Definition (5.402) des Mittelwertes berechnen sich aus der mittleren Leistung die Effektivwerte für Spannung und Strom: < P (t ) >=

2 T T 1 1 1 < U 2 > U eff 2 P t t U t t ( ) d = ( ) d = = T ∫0 R T ∫0 R R

⇒

T

U eff = < U 2 > =

1 U 2 (t )dt . T ∫0

(5.405)

T

< P (t ) >= R

1 2 I (t )dt = R < I 2 > ⇒ T ∫0 T

I eff = < I 2 > =

1 2 I (t )dt T ∫0

(5.406)

5.4 Wechselstrom

671

Für harmonische Wechselspannungen und -ströme ergeben sich Proportionalitätsfaktoren (5.403) und (5.404) zwischen Effektivwert und Amplitude. In Deutschland beträgt der Effektivwert der Spannung des Niederspannungsnetzes 230 V. Damit beträgt die Amplitude der Wechselspannung 2 ⋅ 230 V = 325 V . Messgeräte für Wechselspannungen oder Wechselstrom zeigen in der Regel die Effektivwerte der Größen an. Zuvor müssen diese allerdings noch „gleichgerichtet“ werden. Für andere, nicht harmonische periodische Verläufe ergeben sich andere Proportionalitätsfaktoren zwischen Effektivwerten und Amplituden. Kapazitäten im Wechselstromkreis Kondensatoren werden durch ihre Kapazität beschrieben, diese gibt an, welche Ladungsmenge bei anliegender Spannung, der Potentialdifferenz zwischen den Platten, gespeichert ist. In ähnlicher Weise haben wir die Masse als Impulskapazität, sie gibt an, wie viel Impuls ein Objekt bei gegebener Relativgeschwindigkeit aufweist, kennen gelernt. Ebenso gibt die Wärmekapazität an, wie viel Wärme(energie) über die Grenze eines thermodynamischen Systems transportiert werden muss, um seine Temperatur zu ändern. Kapazitäten weisen nicht nur Kondensatoren als elektrische Bauelemente, sondern beliebige Leiteranordnungen, zwischen denen Spannungen herrschen, auf. Bei der Behandlung eines Netzwerkes beschreibt man diese Kapazitäten durch entsprechende Kondensatoren.

Abb. 5.174 Wechselstromkreis mit einem Kondensator.

Für Gleichstrom stellt der Kondensator in Abb. 5.174 eine Unterbrechung der leitenden Verbindung zwischen den Polen der Spannungsquelle dar, es fließt kein Strom, der Gleichstromwiderstand eines Kondensators ist unendlich groß. Ändert sich jedoch die Spannung beim Einschalten von null auf den Wert U so fließt ein Strom I, bis durch die Ladung auf den Kondensatorplatten eine entsprechende Gegenspannung (5.239) aufgebaut worden ist. Ist der Kondensator an eine Wechselspannungsquelle mit kosinusförmigem Spannungsverlauf angeschlossen, so findet ein ständiges Laden und Entladen des Kondensators statt. Im Stromkreis von Abb. 5.174 ergibt der Maschenumlauf für die momentan herrschenden Spannungen 0 = −U ≈ + U C , mit q = CU C und U ≈ = Uˆ cos(ωt ) ⇒ q = Uˆ cos(ωt ) . C

(5.407)

672

5 Elektrizität und Magnetismus

Dabei ist q die Ladung des Kondensators mit der Kapazität C. Durch den Strom I wird die Ladung des Kondensators geändert. I=

π dq d = (CUˆ cos(ωt )) = −ωCUˆ sin(ωt ) = ωCUˆ cos(ωt + ) . dt dt 2

(5.408)

Der Strom hat wie die Spannung der Quelle einen kosinusförmigen Verlauf, er ist aber um π/2 phasenverschoben. 1 π T π I = Iˆ cos(ωt + ) = Iˆ cos(ω(t + )) = Iˆ cos(ω(t + )) . 2 4 ω2

(5.409)

Der Strom eilt der Spannung der Quelle, die gleich der Spannung am Kondensator ist, um T/4 voraus. Die Amplitude des Stroms beträgt Î = ω CÛ. Der Strom ist null, wenn die Ladung q des Kondensators maximal ist, dann ist auch UC = q/C maximal. Anderseits wird das Strommaximum beim ungeladenen Kondensator erreicht.

U

I t/T → Abb. 5.175 Verläufe von Spannung und Strom bei einem Kondensator.

Zwischen den Amplituden von Spannung und Strom besteht der Zusammenhang Î = ω CÛ bzw. Û = Î /(ω C). Da Amplituden und Effektivwerte proportional zueinander sind, gilt entsprechend U eff =

U eff 1 1 I eff oder = := X C , [XC] = Ω. I eff ωC ωC

(5.410)

Die Größe 1/(ω C) bezeichnet man auch als „kapazitiven Widerstand“ des Kondensators. Je höher die Frequenz, umso geringer wird der Widerstand. (5.410) ist eine Analogie zum Ohmschen Gesetz U = RI. Hervorzuheben ist, dass zwar ein Kondensator einen kapazitiven Widerstand aufweist, jedoch keine Ladung „durch“ den Kondensator transportiert wird. Es fließen durch die Spannung nur Ladungen auf die Platten und von den Platten herunter. Die daraus resultierende Änderung der elektrischen Flussdichte zwischen den Platten bezeichnet man auch als „Verschiebungsstrom“ ohne Ladungsträgertransport. Darauf werden wir im Kapitel 5.5 eingehen.

5.4 Wechselstrom

673

Im Gegensatz zum Ohmschen Widerstand wird an einem kapazitiven Widerstand keine elektrische Energie in Wärme umgewandelt, die mittlere Leistung beträgt π < P >=< U (t ) I (t ) >=< Uˆ cos(ωt ) Iˆ cos(ωt + ) > , 2 T T 1 1 < P >= −UˆIˆ ∫ cos(ωt ) sin(ωt )dt = −UˆIˆ ∫ sin( 2ωt )dt = 0 . T 0 T 0

(5.411)

Induktivitäten im Wechselstromkreis Spulen sind durch ihre Selbstinduktivität gekennzeichnet, diese ist ein Maß für die Höhe der Spannung, die in die Spule induziert wird, wenn sie von einem sich zeitlich ändernden Strom durchflossen wird. Neben Spulen weist jede Anordnung von geschlossenen Leiterschleifen, und damit jeder Stromkreis eine Selbstinduktivität auf, die bei der Betrachtung von Netzwerken durch Spulen, die auch Induktivitäten genannt werden, berücksichtigt wird.

Abb. 5.176 Wechselstromkreis mit einer Induktivität.

Zur Vereinfachung nehmen wir an, dass der Ohmsche Widerstand der Spule in Abb. 5.176 zu vernachlässigen ist. Wird die Spule von einem Strom I durchflossen, so wird eine Spannung induziert. Diese beträgt gemäß (5.355) Uind = – L I . Ist für die in Abb. 5.176 angenommene Stromrichtung die Änderung des Stromes I > 0 , so ist die induzierte Spannung der Spannung U≈ der Quelle entgegengerichtet, es ist der Spannungsabfall UL = –Uind zu überwinden. Dieser Spannungsabfall ist generell bei der Aufstellung von Maschengleichungen (5.14) zu verwenden. Der Maschenumlauf ergibt hier 0 = −U ≈ + U L , mit U L = LI und U ≈ = Uˆ cos(ωt ) ⇒ LI = Uˆ cos(ωt ) .

(5.412)

Um den zeitlichen Verlauf des Stromes zu berechnen, muss (5.412) integriert werden. dI

∫ L dt dt = L ∫ dI = Uˆ ∫ cos(ωt )dt

⇒

1 L( I + K I ) = Uˆ sin(ωt ) + UˆK U ⇒ ω K 1 ˆ 1 ˆ I (t ) = U sin(ωt ) + Uˆ U − K I = U sin(ωt ) + I = . Lω L Lω

(5.413)

674

5 Elektrizität und Magnetismus

Dabei sind KI und KU die Integrationskonstanten der linken bzw. der rechten Seite von (5.412). ÛKU/KI := I= ist der zeitliche Mittelwert von I(t), da = 0 ist. Dieser Gleichstrom kann dem Wechselstrom der Quelle überlagert sein, ohne dass sich die Verhältnisse ändern. Liefert die Quelle keinen Gleichstromanteil, so ist I= = 0. In diesem Fall ist I (t ) =

1 ˆ π T U sin(ωt ) = Iˆ sin(ωt ) = Iˆ cos(ωt − ) = Iˆ cos(ω(t − ) . Lω 2 4

(5.414)

Der zeitliche Verlauf des Stromes ist wie der Spannungsverlauf der Quelle kosinusförmig, er eilt jedoch der Spannung an der Spule, die gleich der Quellenspannung ist, um π/2 bzw. T/4 nach. Die Amplitude des Stromes ergibt sich aus (5.414) zu Î = Û/(ωL). Das Maximum des Stromes liegt vor, wenn die induzierte Spannung null ist. Dies ist aber in den Extrema der Sinusfunktion der Fall, dort ist die Änderung null. Anderseits ist die Änderung des Stromes nahe den Nullstellen maximal und damit auch die Spannung, die überwunden werden muss.

I

U

t/T → Abb. 5.177 Zeitlicher Verlauf von Spannung und Strom an einer Induktivität.

Wie beim Kondensator folgt aus dem Zusammenhang Û = ωLÎ zwischen der Strom- und der Spannungsamplitude der gleiche Zusammenhang für die Effektivwerte von Strom und Spannung: U eff = LωI eff oder

U eff I eff

= Lω := X L , [XL] = Ω .

(5.415)

XL bezeichnet man auch als „induktiven Widerstand“ der Spule. Er wächst mit wachsender Frequenz. Auch hier können wir die Analogie von (5.415) zum Ohmschen Gesetz U = RI erkennen. Wie auch beim Kondensator wird bei einer Induktivität keine elektrische Energie in Wärme umgewandelt. Die mittlere Verlustleistung beträgt π < P >=< U (t ) I (t ) >=< Uˆ cos(ωt ) Iˆ cos(ωt − ) > , 2 T T 1 1 < P >= UˆIˆ ∫ cos(ωt ) sin(ωt )dt = UˆIˆ ∫ sin( 2ωt )dt = 0 . T 0 T 0

(5.416)

5.4 Wechselstrom

675

Widerstände, an denen keine elektrische Energie in Wärme umgewandelt wird, heißen auch „Blindwiderstände“. In ihnen wird die Energie zwischenzeitlich in elektrischer (Kapazität) oder magnetischer (Induktivität) Feldenergie zwischengespeichert. Der periodische Auf- und Abbau der Felder verursacht die Phasenverschiebung zwischen Strom und Spannung. Ohmsche Widerstände dagegen werden „Wirkwiderstände“ genannt. Beschreibung von Wechselstromkreisen in der komplexen Ebene Die phasenverschiebende Wirkung von Kapazitäten und Induktivitäten kann man besonders einfach durch die Darstellung von Strom und Spannung als in der komplexen Ebene mit der Kreisfrequenz ω rotierende Zeiger darstellen. Für eine Kapazität, die an eine Wechselspannungsquelle wie in Abb. 5.174 angeschlossen ist, deren Spannung in der komplexen Ebene durch (5.397) beschrieben wird, lautet (5.408) I = ωCUˆe

π j ( ωt + ) 2

= ωCU e

j

π 2

.

(5.417)

Nach U aufgelöst erhalten wir U =

π

π

-j 1 -j2 j e I , mit e 2 = − j ⇒ U = − I. ωC ωC

(5.418)

Der Zusammenhang (5.418) zwischen den Zeigern von Strom und Spannung an einer Kapazität entspricht dem Ohmschen Gesetz U = RI, allerdings wird der Zeiger I mit dem Zeiger U durch den komplexen Widerstand der Kapazität Z C = | Z C | e jϕUI =

π

1 -j2 j e =− ωC ωC

(5.419)

verknüpft. Neben der Frequenzabhängigkeit ihres Betrages beinhaltet der komplexe Widerstand, die Impedanz1, auch die Phasenverschiebung ϕUI der Spannung gegenüber dem Strom, hier eilt die Spannung dem Strom nach. (5.417) dagegen ist analog zu I = GU, daher ist Y C = ωCe

j

π 2

= j ωC

(5.420)

der komplexe Leitwert, die Admittanz2, der Kapazität. So wie bei Ohmschen Widerständen G = 1/R ist, so gilt auch für den komplexen Leitwert und den komplexen Widerstand Y=

1 1 1 − jϕUI = | Y | e jϕ IU , Y = = e jϕUI Z | | Z |Z |e

⇒ | Y |=

1 2

1 , ϕ IU = −ϕUI . |Z|

Impedire, lat. hemmen, im Wege stehen. Admittere, lat. Zutritt gewähren.

(5.421)

(5.422)

676

5 Elektrizität und Magnetismus

ϕIU gibt beim komplexen Leitwert die Phasenverschiebung des Stromes gegenüber der Spannung an. Für nicht-Ohmsche Widerstände im Wechselstromkreis kann (5.16) allgemein so formuliert werden: U = Z I bzw. I = Y U .

(5.423)

In gleicher Weise können wir den komplexen Widerstand einer Induktivität bestimmen. (5.414) in komplexer Schreibweise lautet I=

π

π

-j j 1 ˆ j ( ωt − 2 ) 1 Ue Ue 2 = − U. = Lω Lω Lω

(5.424)

Der komplexe Leitwert der Induktivität ist dabei YL =−

j . ωL

(5.425)

Hieraus ergibt sich der komplexe Widerstand zu ZL =

1 ωL =− = jωL . YL j

(5.426)

Komplexe Zahlen können entweder „kartesisch“, also durch Real- und Imaginärteil, oder „polar“, d. h. durch Betrag und Phase dargestellt werden. Die komplexen Widerstände von Kapazitäten und Induktivitäten sind imaginär, die Phasenverschiebung um –π/2 bzw. π/2 zwischen Strom und Spannung ist die charakteristische Eigenschaft dieser Blindwiderstände. Der Ohmsche Widerstand dagegen ist reell, die Phasenverschiebung ist null.

Abb. 5.178 Impedanzen von (a) Kapazität, (b) Induktivität und (c) Ohmschem Widerstand in der komplexen Ebene.

5.4 Wechselstrom

677

Tab. 5.10 Impedanzen von Kapazität, Induktivität und Ohmschem Widerstand. Realteil

Imaginärteil

Betrag

Phasenverschiebung ϕUI (Spannung gegen Strom)

Kapazität

-

Induktivität

-

ωL

ωL

π 2

Ohmscher Widerstand

R

-

R

0

−

1 ωC

1 ωC

−

π 2

Tab. 5.11 Admittanzen von Kapazität, Induktivität und Ohmschem Widerstand. Realteil

Imaginärteil

Betrag

Phasenverschiebung ϕIU (Strom gegen Spannung)

Kapazität

-

ωC

ωC

π 2

Induktivität

-

Ohmscher Widerstand

1/R

−

1 ωL

-

1 ωL

−

1/R

0

π 2

Amplituden bzw. Zeigerlängen und Effektivwerte unterscheiden sich um den Faktor 2 . Daher gilt allgemein der Zusammenhang zwischen den Effektivwerten von Spannung und Strom

U eff =| Z | I eff bzw. I eff =| Y | U eff .

(5.427)

Die Kirchhoffsche Knotenregel (5.6) und die Maschenregel (5.14) gelten bei Wechselstromnetzwerken für die Momentanwerte von Strom und Spannung. Entsprechend addieren sich bei einem Knoten die Zeiger der Ströme und bei einer Masche die Zeiger der Spannungen zu null. Der Vorteil der Zeigerdarstellung ist, dass die Additionen graphisch oder wie eine Vektoraddition durchgeführt werden kann. Das Gleiche gilt für die Addition der komplexen Widerstände bei der Reihenschaltung von Induktivitäten, Kapazitäten und Ohmschen Widerständen bzw. für die Addition der komplexen Leitwerte bei einer Parallelschaltung dieser Bauteile. Schwingkreise ohne Wechselspannungsquelle Werden Kapazitäten und Induktivitäten in einem Stromkreis zusammengeschaltet, so können Strom und Spannung Schwingungen ausführen. Dazu betrachten wir die Schaltung aus Abb. 5.179.

Der Kondensator mit der Kapazität C wird von der Batterie mit der Spannung U0 geladen, der Schalter befindet sich dabei in Stellung 1. Zum Zeitpunkt t = 0 wird der Schalter in Stellung 2 umgelegt, es fließt ein Strom I, der den Kondensator entlädt. Die Maschengleichung für Abb. 5.179 ergibt −

qC + LI = 0 . C

(5.428)

678

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.179 Wechselstromkreis, bestehend aus einem Kondensator und einer Spule (LC-Kreis). Zu beachten ist, dass im Gegensatz zu Abb. 5.174 die Stromrichtung umgekehrt gewählt wurde. Der Kondensator spielt hier die Rolle der Spannungsquelle in Abb. 5.174.

Durch den Strom I wird die Ladung qC des Kondensators vermindert, d. h. I = −qC . Damit lautet (5.428) −

qC 1 − LqC = 0 oder LqC + q C = 0 . C C

(5.429)

Vergleichen wir diese Differentialgleichung, die den zeitlichen Verlauf der Ladung des Kondensators beschreibt, mit (4.27), so sehen wir, dass qC eine freie harmonische Schwingung mit der Kreisfrequenz ωf =

1 LC

(5.430)

ausführt. L beschreibt die Trägheit, 1/C die Rückstelleigenschaften des Schwingkreises. Amplitude und Nullphasenwinkel sind gemäß (4.26) durch die Anfangsbedingungen qC (t = 0) und qC (t = 0) festgelegt. In diesem Fall ist qC (t = 0) = CU 0 und qC (t = 0) = I (t = 0) = 0 ⇒ qˆ C = CU 0 und tan ϕ 0 = 0 .

(5.431)

Der zeitliche Verlauf von qC lautet somit q C (t ) = qˆ C cos(ωt ) = CU 0 cos(

t LC

).

(5.432)

Der Strom I und die Spannung UC am Kondensator betragen I (t ) = −q C (t ) = qˆ C ω sin(ωt ) =

C t U 0 sin( ) = Iˆ sin(ωt ) , L LC

U C = Cq C (t ) = Cqˆ C cos(ωt ) = U 0 cos(ωt ) = Uˆ cos(ωt ) .

(5.433) (5.434)

5.4 Wechselstrom

679

Im Kondensator ist zum Zeitpunkt t = 0 die Energie WC = 1/2CU02 im elektrischen Feld gespeichert. Mit dem Abbau des elektrischen Feldes durch Verringerung der Ladung wird mit wachsendem Strom in der Spule das Magnetfeld aufgebaut, dessen Energie WL = 1/2LI2 wird maximal, wenn der Strom maximal wird. Wie bei mechanischen freien ungedämpften Schwingungen ist die Gesamtenergie 1 1 ˆ2 CU cos 2 (ωt ) + LIˆ 2 sin 2 (ωt ) , 2 2 C mit Uˆ = U 0 und Iˆ = U0 ⇒ L 1 1 C 1 W ges. = CU 02 cos 2 (ωt ) + L U 02 sin 2 (ωt ) = CU 02 2 2 L 2 W ges. = WC (t ) + W L (t ) =

(5.435)

konstant und gleich der Energie des Kondensators zum Zeitpunkt t = 0. In der Praxis muss der Schwingkreis aus Abb. 5.179 um die Ohmschen Leitungswiderstände ergänzt werden, diese können wir in einen Widerstand R zusammenfassen.

Abb. 5.180 Stromkreis wie Abb. 5.179, ergänzt durch einen Ohmschen Widerstand.

Der Maschenumlauf ergibt −

qC 1 R + LI + RI = 0 , mit I = −qC ⇒ qC + qC + qC = 0 . L LC C

(5.436)

Diese Differentialgleichung entspricht der einer gedämpften mechanischen Schwingung (4.73), bei der die Reibungskraft proportional zur momentanen Geschwindigkeit ist. Der Dämpfungskoeffizient δ beträgt beim gedämpften elektrischen Schwingkreis in Abb. 5.180 δ=

R . 2L

(5.437)

680

5 Elektrizität und Magnetismus

Abhängig von der Dämpfung liegt beim zeitlichen Verlauf der Ladung des Kondensators der 1 R < ) mit der Kreisfrequenz (4.79), ω d = ω 2f − δ 2 , der 2L LC • aperiodische Grenzfall (δ = ωf ) oder der • Kriechfall (δ > ωf )

• Schwingfall (δ < ωf ⇒

vor. Dabei wird q(t) durch (4.83) im Schwingfall, durch (4.90) im aperiodischen Grenzfall und durch (4.94) im Kriechfall beschrieben und der zeitliche Verlauf in Abb. 4.16 dargestellt. Anfangsauslenkung x0 und Anfangsgeschwindigkeit v0 sind für den Schwingkreis in Abb. 5.180 durch die anfängliche Ladung qC(t = 0) und qC (t = 0) zu ersetzen. Den zeitlichen Verlauf der Spannung am Kondensator erhalten wir aus UC (t) = Cq(t). Der zeitliche Verlauf des Stromes ergibt sich aus I = −qC und damit auch die Spannung UR, die am Widerstand abfällt. Der Zeiger UR berechnet sich zu d (qˆ 0 e −δt e j ( ωd t + ϕ0 ) ) dt U R = − R (−qˆ 0 δe − δt e j ( ωd t + ϕ0 ) + jω d qˆ 0 e − δt e j ( ωd t + ϕ0 ) ) = Rq (t )(δ − jω d ) U R = −R

U R = RCU C (t )(δ − jω d ) .

(5.438)

Die Zeiger UC und UR schließen den Winkel ψ = arctan(–ωd /δ) ein. UL ergibt sich aus der Bedingung UC + UR + UR = 0. Alle Zeiger rotieren mit der Winkelgeschwindigkeit ωd um den Ursprung, die Zeigerlängen werden mit e–δ t kürzer.

Abb. 5.181 Zeiger UC, UR und UR im gedämpften elektrischen Schwingkreis.

Wechselstromkreise mit Kapazitäten, Induktivitäten und Ohmschen Widerständen

RC-Kreise Ergänzen wir den Stromkreis aus Abb. 5.174 um einen Ohmschen Widerstand, den wir in Reihe zur Kapazität schalten, so erhalten wir einen RC-Kreis.

5.4 Wechselstrom

681

Um Amplitude und Phasenverschiebung des Stromes bezüglich der Spannung der Quelle zu bestimmen, müssen wir die Gesamtimpedanz der Reihenschaltung berechnen. Sie ergibt sich aus der komplexen Summe der Einzelimpedanzen. Z ges. = R −

j . ωC

(5.439)

Den Betrag von Zges. nennt man auch den „Scheinwiderstand“ der Reihenschaltung, den Realteil Wirkwiderstand oder Resistanz1 R und den Imaginärteil Blindwiderstand oder Reaktanz2 X. Betrag und Phasenverschiebung ϕUI lauten | Z ges. | = R 2 +

1 ωC , tan ϕUI = − . 2 R ( ωC )

(5.440)

Abhängig von der Frequenz ω variiert die Impedanz Zges. von ∞ bei ω = 0 (Gleichstrom) bis zum Wert R des Ohmschen Widerstandes, wenn ω → ∞ strebt.

Abb. 5.182 RC-Kreis (Serienschaltung).

Abb. 5.183 Verlauf von Z in der komplexen Ebene in Abhängigkeit von ω.

Um den Strom bei gegebenem Spannungsverlauf zu berechnen, müssen wir aus (5.439) bzw. (5.440) die Admittanz der Reihenschaltung berechnen. Ihr Betrag und die Phasenverschiebung des Stromes gegenüber der Spannung ergeben sich mit (5.422) zu

1 2

Resistere, lat. Widerstand leisten. Reactio, lat. Entgegenhaltung.

682

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.184 Verlauf von Y in der komplexen Ebene in Abhängigkeit von ω.

1

Y=

R−

| Y |=

R

=

j ωC

R2 +

1 R2 +

1 ( ωC ) 2

1 ( ωC ) 2 =

1 ωC

+ j

R2 + ωC

(ωRC ) + 1 2

1 (ωC ) 2

,

, tan ϕ IU =

(5.441)

1 . ωRC

(5.442)

Die Admittanz Y ist bei ω = 0 ebenfalls null, während sie für hohe Frequenzen gegen den Leitwert 1/R des Ohmschen Widerstandes strebt. Von Bedeutung ist die Tatsache, dass die Y in Abb. 5.184 auf einem Halbkreis mit dem Durchmesser 1/R liegen. Nach dem Satz des Thales muss dann der Winkel zwischen den Zeigern Y(ω) und Y(ω = ∞) – Y(ω) für beliebige ω 90° betragen. Im Umkehrschluss bedeutet dies: Beträgt der Winkel 90°, so liegen alle Y(ω) auf einem Halbkreis. Behandeln wir die Zeiger als Vektoren mit den Komponenten Realteil oder Konduktanz1 G(ω) und Imaginärteil oder Suszepanz2 B(ω), so ist im Fall des rechten Winkels das Skalarprodukt zwischen ihnen null. ⎛ G (ω) ⎞ ⎛1 / R ⎞ ⎛ G (ω) ⎞ ⎟⎟ , Y (ω = ∞) − Y (ω) = ⎜⎜ ⎟⎟ − ⎜⎜ ⎟⎟ ⇒ Y (ω) = ⎜⎜ ⎝ B(ω) ⎠ ⎝ 0 ⎠ ⎝ B(ω) ⎠ ⎛ G ⎞ ⎛1 / R − G ⎞ G 1 2 2 − | Y |2 = 0 . ⎜ ⎟•⎜ ⎟ = −G − B = 1 ⎝ B ⎠ ⎝ −B ⎠ R 2 R + ( ωC )2

(5.443)

Mit den Verläufen von Z und Y in der komplexen Ebene können sehr einfach die jeweiligen Kehrwerte graphisch ermittelt werden.

1 2

Ducere, lat. leiten. Suscipere, lat. aufnehmen.

5.4 Wechselstrom

683

Werden Ohmscher Widerstand und Kondensator parallel geschaltet, so addieren sich ihre Admittanzen. Ein solcher Ohmscher Widerstand kann durch die Restleitfähigkeit des Dielektrikums im Kondensator verursacht werden. Y ges. =

1 + jωC , | Y ges. | = R

1 + (ωC ) 2 , tan ϕ IU = ωRC . R2

(5.444)

Die Impedanz der Parallelschaltung aus Ohmschem Widerstand und Kondensator ergibt sich zu

Z=

1 1 + j ωC R

=

1 1 + ( ωC ) 2 R2

(

1 − jωC ) . R

(5.445)

Abb. 5.185 RC-Kreis (Parallelschaltung), (a) Schaltbild, (b) Verlauf von Yges. und (c) von Z in der komplexen Ebene.

Die Admittanz beträgt für ω = 0 1/R, für ω → ∞ strebt sie gegen unendlich, der Kondensator stellt einen Kurzschluss dar. Der Verlauf von Yges. in der komplexen Ebene entspricht dem von Zges. der Reihenschaltung, allerdings an der R-Achse gespiegelt. Gleiches gilt für Z der Parallelschaltung: Der Verlauf gleicht dem an der G-Achse gespiegelten Verlauf von Y der Reihenschaltung.

RL-Kreise Hier wird zu der Spule im Stromkreis von Abb. 5.176 ein Ohmscher Widerstand in Reihe geschaltet. Dieser Ohmsche Widerstand kann sich durch den Widerstand der Spulenwicklung ergeben. Die Gesamtimpedanz dieser Reihenschaltung berechnet sich zu Z ges. = R + jωL , | Z ges. | = R 2 + (ωL) 2 , tan ϕUI =

ωL . R

(5.446)

684

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.186 RL-Kreis (Reihenschaltung), (a) Schaltbild, (b) Verlauf von Zges und (c) von Y in der komplexen Ebene.

Die Admittanz der Reihenschaltung von Spule und Ohmschem Widerstand beträgt Y=

1 1 = ( R − jωL ) . R + jωL R 2 + (ωL) 2

(5.447)

Im Gleichstromfall wird die Impedanz durch den Ohmschen Widerstand bewirkt, bei ω → ∞ strebt auch die Impedanz gegen unendlich. Vergleichen wir die Verläufe von Zges. und Y in der komplexen Ebene, so gleichen sie denen von Yges. und Z einer Parallelschaltung von Ohmschem Widerstand und Kondensator. Bei einer Parallelschaltung von Spule und Ohmschem Widerstand addieren sich die einzelnen Admittanzen. Y ges. =

1 j − , | Y ges. | = R ωL

1 1 1 , tan ϕ IU = + 2 2 ωRL R ( ωL )

(5.448)

Die Impedanz lautet entsprechend Z=

1 1 j 1 ( + ). = 1 1 1 j R ωL − + R ωL R 2 ( ωL ) 2

(5.449)

Bei Gleichstrom schließt die Spule die Spannungsquelle kurz, die Admittanz strebt gegen unendlich, während sie für ω → ∞ dem Leitwert des Ohmschen Widerstandes entspricht. Die

5.4 Wechselstrom

685

Abb. 5.187 RL-Kreis (Parallelschaltung), (a) Schaltbild, (b) Verlauf von Yges. und (c) von Z in der komplexen Ebene.

Verläufe von Yges. und Z in der komplexen Ebene gleichen den Verläufen von Zges. und Y der Reihenschaltung von Kondensator und Ohmschem Widerstand.

RLC-Kreise Diese Kreise bezeichnet man auch als Schwingkreise, da, wie wir gesehen haben, Schwingungen schon durch einmalige Energiezufuhr, z. B. durch Aufladen des Kondensators, angeregt werden können. Im Gegensatz dazu können in RC-Kreisen oder RL-Kreisen nur Entladungsvorgänge stattfinden, die Energien im Kondensator bzw. in der Spule werden monoton fallend abgebaut. Wird eine Reihenschaltung aus Kondensator, Ohmschen Widerstand und Spule an eine Wechselspannungsquelle angeschlossen, so regt diese den Kreis zu erzwungenen Schwingungen mit der Frequenz der Quelle an, so wie ein mechanischer Oszillator durch eine äußere Kraft zu Schwingungen mit deren Frequenz angeregt wird. Die Impedanz des Reihenschwingkreises beträgt Z = R + jωL − j

1 1 = R + j ( ωL − ), ωC ωC

1 2 | Z | = R 2 + ( ωL − ) , tan ϕUI = ωC

(5.450)

ωL − R

1 ωC .

(5.451)

Für kleine Frequenzen dominiert der Blindwiderstand des Kondensators, für große Frequenzen dagegen der Blindwiderstand der Spule. Bei einer bestimmten Frequenz der Spannungsquelle

686

5 Elektrizität und Magnetismus

Abb. 5.188 Reihenschwingkreis, (a) Schaltbild, (b) Stellung der Zeiger von R, XL und XC, (c) Verlauf der Impedanz in Abhängigkeit von der Frequenz.

wird die Impedanz minimal. Die Amplitude des durch den Schwingkreis fließenden Stroms wird dann maximal. Diesen Zustand nennt man auch Resonanz des Schwingkreises, sie tritt ein, wenn die Blindwiderstände von Kapazität und Induktivität entgegengesetzt gleich groß sind. Dann wird die Impedanz nur noch durch den Ohmschen Widerstand bewirkt. ω Res L =

1 ω Res C

⇒ ω Res =

1 LC

(5.452)

Diese Frequenz entspricht der Frequenz ω f in (5.430), mit dieser Frequenz schwingt der LC-Kreis (kein Ohmscher Widerstand) nach einmaliger Anregung. Die Phasenverschiebung zwischen Strom und der Spannung der Quelle ist bei der Resonanz gemäß (5.451) null, da nur der Wirkwiderstand den Strom beeinflusst. Dies hat bei im Verhältnis zum Ohmschen Widerstand großen Blindwiderständen zur Folge, dass die Spannungen UB an ihnen große Werte annehmen können, wodurch eine Beschädigung der Bauelemente verursacht werden kann. Im Resonanzfall beträgt die Amplitude des Stroms Î = Û/R, die Amplituden der Spannungen an den Blindwiderständen somit X Uˆ B =| U B | = XIˆ = Uˆ . R

(5.453)

5.4 Wechselstrom

687

Der Energiestrom, den die Spannungsquelle in den Schwingkreis einspeist, wird am Ohmschen Widerstand in Wärme umgewandelt. Diese mittlere Leistung beträgt gemäß (5.403) < P >=

2 U eff 1 ˆ2 2 I R = RI eff , (5.427) ⇒ < P >= R . 2 | Z |2

(5.454)

δ / ω f = 0,25

↑