Physik III - Anfängerpraktikum- Versuch 354

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1 Physik III - Anfängerpraktikum- Versuch 354 Sebastian Rollke (03095) und Daniel Brenner (05292) 2. September 2005 Inhaltsverzeichnis Einleitung und Zielsetzung 2 2 Theorie 2 2. Gedämpfte Schwinungen Schwingfall Kriechfall Aperiodischer Grenzfall Erzwungene Schwingungen Impedanz Durchführung 5 4 Auswertung 6 4. Der vermessene RCL-Kreis Gedämpfte Schwingung AperiodischerGrenzfall Erzwungene Schwingungen Phasenverschiebung der Spannung am Kondensator Impedanzbestimmung

2 Einleitung und Zielsetzung Die hier untersuchten RLC-Kreise, wie ihr Name schon sagt bestehend aus einem Widerstand, einer Spule und einem Kondensator, sind Stromkreise in denen die elektrische Energie ständig zwischen Spule und Kondensator hin und her schwingt. Bei dem Widerstand wird dabei stehts ein Teil der Energie in Wärme gewandelt wodurch eine Dämpfung als Funktion der Zeit entsteht. Darüber hinaus lässt sich eine Schwingung erzwingen indem man mit Hilfe eines Sinus-Generators eine Spannung einspeißt. Beides soll wie auch der Scheinwiederstand dieses Stromkreises bestimmt werden. 2 Theorie 2. Gedämpfte Schwinungen Abbildung : Gedämpfter Schwingkreis Zuerst betrachten wir nach dem 2. Kirchhoffschen Gesetz (Maschenregel) den Schaltkreis und stellen für diesen die Gleichung nach Abbildung auf. Daraus folgt direkt die Differentialgleichung U R (t)+u C (t)+u L (t) =0 () d 2 I dt 2 + R di L dt + LC Zur Lösung dieser nutzt man den Ansatz =0 (2) mit der komplexen Zahl A und der Konstanten ω I(t) =Ae i ωt (3) ω,2 = i R 2L ± LC R2 4L 2 (4) Zur vereinfachung führen wir nun folgende zwei Abkürzungen ein: 2

3 2πµ := R 2L und 2π ν := LC R2 4L 2 (5) Nun können wir drei Fälle unterscheiden: 2.. Schwingfall In diesem Fall sei LC > R2 4L 2 (6) wodurch nu reell wird. Damit die Lösungsfunktion reell wird: I(t) =e 2πµt (A e i2π νt + A 2 e i2π νt ) (7) muss die Klammer der Lösungsfunktion eine rein oszillatorische sein. Die Exponetialfunktion vor der Klammer charakterisiert dabei die Einhüllende der Schwingung und der Klammerausdruck kennzeichnet die Schwingung innerhalb dieser Einhüllenden. Dieser Fall stellt also eine gedämpfte harmonische Schwingung da Kriechfall BeidiesemFallsei LC < R2 4L 2 (8) also ν ist imaginär. In dieser Lösung gibt es keine oszillatorischen Anteile mehr und keine Schwingungen. Es liegt ein einfaches Relaxationsverhalten vor Aperiodischer Grenzfall Dieser Fall liegt vor wenn LC = R2 4L 2 (9) hierbei geht es ohne Überschwingungen am schnellsten gegen null. 2.2 Erzwungene Schwingungen LegtmanandenSchwingkreiseineäußere periodische Spannung U(t) = U 0 e iωt an, so erhält man für die Differentialgleichung (2): d 2 I dt 2 + R di L dt + LC = U 0e iωt (0) 3

4 Abbildung 2: Erzeugung einer erzwungenen Schwingung in einem elektrischen Schwingkreis Aufgelöst ergibt sich für die Amplitude A(t) der Kondensatorspannung: A(t) = U 0( LCω 2 iωrc) ( LCω 2 ) 2 + ω 2 R 2 C 2 () ( LCω A(t) = U 2 ) 2 + ω 2 R 2 C 2 ) 0 (( LCω 2 ) 2 + ω 2 R 2 C 2 ) 2 (2) Für den Phasenunterschied zwischen Erregerspannug und Kondensatorspannung gilt: tan ϕ(ω) = Im(A(t)) Re(A(t)) = Und die Kondensatorspannung ist schließlich: ωrc LCω 2 (3) U C (ω) = U 0 ( LCω2 ) 2 + ω 2 R 2 C 2 (4) Diskutiert man nun die Gleichung (4), so stellt man fest das bei einer endlichen Frequenz die Kondensatorspannung ein Maximum das größer als die Erregerspannung sein kann, erreicht. Dieses Phänomen nennt man Resonanz und die Frequenz Resonanzfrequenz: ω res = LC R2 2L 2 (5) Der Faktor um den die Kondensatorspannung erhöht ist, nettt man Resonanzüberhöhung oder Güte q und ist gegeben durch: ω 0 q = (6) ω + ω Die beiden Frequenzen ω + und ω sind genau die Frequenzen, bei denen die Kondensatorspannung auf den Bruchteil / 2 seines Maximalwertes abgesunken ist und sie sind daher gegeben durch: 4

5 U 0 2 ω 0 RC = U 0 (7) C ω± 2 R2 +(ω± 2 L /c)2 Analog dazu folgt aus (3) für die Frequenten ω und ω 2, bei denen ϕ gerade π/4 oder 3 4 ϕ ist: ω,2 = ± R 2L + R 2 4L 2 + LC (8) 2.3 Impedanz Abbildung 3: Der Serienschwingkreis als Zweipol Die Impedanz eines Schwingkreises errechnet sich durch die in Abbildung 3 dargestellte Reihenschaltung der Widerstände des Kondensators (mit Z C = i ωc ), der Spule (mit Z L = iωl) und des Widerstandes (Z R = R). Daraus folgt: 3 Durchführung Z C = R + i(ωl ωc ) (9) Für die Messung der Zeitabhängigkeit wird die gedämpfte Schwingung mit einem Tastkopf aufgenommen und auf einem Oszilographen sichtbar gemacht. Ein Thermoausdruck am Speicheroszilographen ermöglicht die Auswertung. Der aperiodische Grenzfall wird untersucht, indem der Widerstand gegen einen Regelwiderstand ausgetauscht wird und von seinem Maximalwert vermindert wird, bis eine erste Überschwingung zu erkennen ist. Erhöht man ihn wieder bis diese gerade verschwindet, so hat man R a p gefunden. Die Frequenzabhängigkeit der Kondensatorspannung wird gemessen, indem man den Oszilographen durch ein Millivoltmeter ersetzt und einen Simusgenerator für die Erregerspannung dazu schaltet. Die Frequenzabhängigkeit der Phase zwischen Erreger- und Kondensatorspannung wird durch ein Zweistrahloszilloskop dargestellt auf dem beide Spannungen auf getrennten Kanälen angelegt sind, wodurch man die Phasendiferenz ablesen kann. Gleichzeitig wird die Frequenz mit einem Frequenzzähler gemessen. Der Scheinwiderstand wird schließlich mit einem Impedanzmeter ermittelt. 5

6 4 Auswertung 4. Der vermessene RCL-Kreis Der von uns vermessene RCL-Kreis Gerät besitzt die in Tabelle angegebenen Daten. Größe Wert Fehler +/- Einheit Fehler % L 0,02 0,00009 H 0,53% C 2,07E-009 6,00E-02 F 0,29% R 67,2 0,2 Ω 0,30% R Ω 0,5% Tabelle : Kenndaten von Gerät 4.2 Gedämpfte Schwingung Aus dem Thermodruck des Speicheroszilloskops entnahmen wir die in Tabelle 2 aufgelisteten Werte. x abstand [cm] y- abstand [cm] Zeit [ms] Spannung [V] 0,0 4,5 0,0 0,45 0,5 3,7 0, 0,37,0 3,0 0,2 0,30,5 2,3 0,3 0,23 2,0,9 0,4 0,9 2,5,4 0,5 0,4 3,0,0 0,6 0,0 3,5 0,8 0,7 0,08 4,0 0,7 0,8 0,07 4,5 0,5 0,9 0,05 5,0 0,4,0 0,04 5,5 0,3, 0,03 6,0 0,3,2 0,03 7,0 0,2,4 0,02 Tabelle 2: Auswertung des Thermodrucks Durch lineare Regression (aus der sich auch die Fehler ergeben) mit den logarithmierten Werten ergibt sich der Exponent der einhüllenden Funktion nach 2πν = 2344, 5 ± 58, 4[/s] Der effektive Dämpfungswiderstand berechnet sich nach: 4πν L =79, 76 ± 2, 03[Ω] Der Fehler ergibt sich durch r R = r 2 L + r2 ν 6

7 (jeweils mit r i, den relativen Fehlern der jeweiligen Größen) Man erkennt eine deutliche Abweichung zwischen dem verbauten Widerstand (R ) und dem tatsächlich auftretenden. Die Begründung dafür lin zusätzlichen Ohmschen Verlusten in der Spule bzw. den Leitungen. Zusätzlich erhalten wir die Abklingdauer Der Fehler ergibt sich nach T ex = 2πν =0, 43 ± 0, 0[ms] r T = r ν 4.3 Aperiodischer Grenzfall Wir erhielten durch Messung den Wert R AP =5, 40kΩ. Wir berechnen L R AP =2 =5, 74 ± 7, 32[kΩ] C Der Fehler ergibt sich nach r R = 4 r2 L + 4 r2 C Zwischen beiden Werten gibt es einen Unterschied von 5, 9%. Sie stimmen also recht gut überein. 4.4 Erzwungene Schwingungen Wir erhielten die in Tabelle 3 angegebenen Werte. Um die Frequenzabhängigkeit des Tastkopfes zu berücksichtigen dividierten wir die gemessene Spannung am Kondensator (U C ) durch die des Tastkopfes (U T ). Die Diagramme und 2 zeigen die Daten. Diagramm 2 zeigt einen vergrößerten Abschnitt um die Resonanzfrequenz. Die eingezeichneten Linien zeigen dabei jeweils, wo die Spannung wieder auf ein / 2 des Maximums abgesunken ist. Wir lesen eine Resonanzfrequenz von ca. 26,59 khz aus dem Diagramm ab. Wir lesen eine Resonanzüberhöhunng von 4, 0 aus dem Diagramm ab. Gerechnet ergibt sich Der Fehler berechnet sich nach: q = R L C =4, 2 ± 0, 0 r q = rr r2 L + 4 r2 C Man sieht eine recht gute Übereinstimmung (Differenz von ca. 4%). Wir betrachten die Breite der Resonanzkurve indem wir die Frequenzen ermitteln, wo die Spannung auf Umax 2 abgesunken ist. Wir lesen aus dem Diagramm dazu die Frequenzen ν =22, 5kHz und ν + =30, 0kHz ab. Die Differenz dieser beiden Frequenzen ergibt nun die Breite b der Resonanzkurve. b = ν + ν =7, 5[kHz] 7

8 ν [khz] U C [V] U T [V ] U C /U T ln(u C /U T ),006 0,94,30 0,72-0,32 5,02,32,30,02 0,02 9,998,55,35,5 0,4 5,07,93,35,43 0,36 20,02 2,80,35 2,07 0,73 2,047 3,0,35 2,30 0,83 22,072 3,58,35 2,65 0,98 22,995 4,05,35 3,00,0 24,090 4,6,35 3,4,23 25,04 5,28,35 3,9,36 26,097 5,50,35 4,07,40 26,59 5,48,34 4,09,4 27,03 5,32,35 3,94,37 28,0 4,85,35 3,59,28 29,066 4,,35 3,04, 30,094 3,45,35 2,56 0,94 35,07,20,36 0,88-0,3 39,996,02,36 0,75-0,29 45,009 0,7,37 0,52-0,66 49,977 0,5,37 0,37-0,99 60,8 0,3,37 0,23 -,49 70,385 0,2,36 0,5 -,87 80,07 0,5,38 0, -2,22 90,358 0,,36 0,08-2,5 0,084 0,09,39 0,06-2,74 Tabelle 3: U C in Abhängigkeit der Frequenz 8

9 Messwerte Frequenz [khz] 9 ln(uc /U T ) Abbildung 4: U C in Abhängigkeit der Erregerfrequenz

10 Messwerte Frequenz [khz] 0 UC /U T Abbildung 5: U C in Abhängigkeit der Erregerfrequenz (linear)

11 Wir erhalten ein berechnetes Der Fehler ergibt sich nach b R =6, 38 ± 0, 04kHz 2πL r b = r 2 R + r2 L Man erkennt eine erhebliche Abweichung (ca. 5 %) zwischen beiden Werten. Die Abweichung ergibt sich durch die nur sehr ungenaue graphische Bestimmung der beiden Grenzfrequenzen. 4.5 Phasenverschiebung der Spannung am Kondensator Durch die Messung der Phase zwische der Spannung am Netzteil und der der Spannung am Kondensator erhalten wir die in Tabelle 4 angegebenen Werte. Frequenz [khz] Kurvenabstand[Kästchen] Time div. [µs / Kästchen] Phasendiff. [grad],05 0,8-0 5,08 0,2 20 7,36 0,075 0,2 5 3,63 5,070 0,3 5 8,4 20,483 0,6 5 22,2 22,080 0,7 5 27,82 23,997, 5 47,5 26,04,6 5 74,92 27,062 2,0 5 97,42 28,02 2,2 5 0,93 30,278 2,5 5 36,25 32,9 2,6 5 50,65 35,047 2,5 5 57,7 40,062 2,3 5 65,86 50,776,9 5 73,65 60,675,6 5 74,74 80,074 3, 2 78,73 99,98 2,5 2 79,97 Tabelle 4: Phasenverschiebung am Kondensator Die Diagramme 3 und 4 zeigen die Messwerte. Das Diagramm 4 wiederum eine lineare Ansicht der Messwerte um die Phasenverschiebung von 90 herum. Zusätzlich in diese eingezeichnet sind jeweils die Frequenzen ν und ν 2 bei denen die Phasenverschiebung danng gerade 45 bzw. 35 beträgt. Wir finden wieder eine Resonanzfrequenz von ν res 26, 5kHz. Wir lesen zudem die Frequenzen ν 23, 5kHz und ν 2 30, 3kHz. Wir berechnen die entsprechenden Werte: ν res = 26847kHz Nach ν res =2π LC ν = 23846kHz Nach (8) ν 2 = 30227kHz Nach (8) Man erkennt eine gute Übereinstimmung zwischen Theorie und Experiment.

12 Messwerte f f Frequenz[kHz] 2 Phasenverschiebung [ ] Abbildung 6: Phasenverschiebung in Abhängigkeit der Frequenz

13 Messwerte f f Frequenz[kHz] 3 Phasenverschiebung [ ] Abbildung 7: Phasenverschiebung in Abhängigkeit der Frequenz (linear)

14 ν [khz] ω [/s] Z[Ω] φ [grad] Z theor.[ω] 0,5 342, , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , Tabelle 5: Impedanzbestimmung 4.6 Impedanzbestimmung Mit dem Impedanzmeter erhielten wir die in Tabelle 5 aufgelisteten Messwerte. Die theoretische Impedanz berechnte sich als Betrag der (komplexen Widerstände) nach Z = R 2 + ( ) 2 ωc LC Diagramm 5 stellt die theoretische Impedanz als Kurve dar, sowie die gemessenen Impedanzen. Es fällt eine akzeptable Deckung zwischen Theorie und Experiment auf, wenn man die Genauigkeit des Messinstrumentes betrachtet, daß wegen der Schwankungen der sehr empfindlichen Meßskala nur recht schwer abzulesen war. 4

15 e Theorie Messwerte Frequenz [khz] 5 Impedanz [Ohm] Abbildung 8: Impedanz am Schwingkreis

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