Презентация на тему: Лекция

Лекция
Лекция
Лекция
1. Закон Кулона
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
2. Принцип суперпозиции электрических полей
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
3. Электрические силовые линии
Лекция
4. Электрические поля систем зарядов. Электрический диполь.
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
5. Электрический потенциал
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
6. Связь между потенциалом и напряженностью
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
7. Безвихревой характер электростатического поля
Лекция
Лекция
Лекция
8. Поток вектора напряженности
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
9. Электростатическое поле равномерно заряженной плоскости и шаровой поверхности
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
10. Проводники в электрическом поле
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
1 1. Диэлектрики в электрическом поле
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
12. ЭНЕРГИЯ СИСТЕМЫ ЗАРЯДОВ И ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
Лекция
1/181
Средняя оценка: 4.8/5 (всего оценок: 12)
Код скопирован в буфер обмена
Скачать (1311 Кб)
1

Первый слайд презентации: Лекция

Тема: ЭЛЕКТРОСТАТИКА Закон Кулона Принцип суперпозиции электрических полей Электрические силовые линии Электрические поля систем зарядов. Электрический диполь Электрический потенциал Связь между потенциалом и напряженностью продолжение на следующем слайде… Содержание лекции: Сегодня: среда, 13 февраля 2019 г.

Изображение слайда
2

Слайд 2

7. Безвихревой характер электростатического поля 8. Поток вектора напряженности 9. Электростатическое поле равномерно заряженной плоскости и шаровой поверхности 9.1 Электростатическое поле равномерно заряженной плоскости 9.2 Электростатическое поле равномерно заряженной шаровой поверхности 10. Проводники в электрическом поле 10.1 Поле однородном проводнике 10.2. Поле во внутренней полости проводника продолжение на следующем слайде…

Изображение слайда
3

Слайд 3

10.3 Пробой при высоком напряжении 11. Диэлектрики в электрическом поле 11.1. Классификация диэлектриков, поляризуемость и дипольные моменты молекул 11.2. Вектор поляризации 11.3. Электреты. Пьезоэлектрики. 11.4. Сегнетоэлектрические кристаллы 12. ЭНЕРГИЯ СИСТЕМЫ ЗАРЯДОВ И ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ 12.1. Электрическая емкость. Конденсаторы 12.2. Энергия взаимодействия электрических зарядов

Изображение слайда
4

Слайд 4: 1. Закон Кулона

Электростатика изучает электрические поля неподвижных зарядов. Основной количественный закон электростатики был открыт французским инженером Кулоном в 1785 г. Закон Кулона утверждает, что между двумя покоящимися точечными зарядами действует сила, пропорциональная произведению зарядов и обратно пропорциональная квадрату расстояния между ними.

Изображение слайда
5

Слайд 5

Сила направлена по прямой от одного заряда к другому. Если знаки заряда разноимённые, то сила является силой притяжения, и силой отталкивания, если знаки зарядов одноимённые (рис. 1): рис. 1

Изображение слайда
6

Слайд 6

Здесь F 1 – сила, действующая на заряд q 1 ; F 2 – сила, действующая на заряд q 2 ; r 12 – расстояние между зарядами q 1 и q 2 ; r 12 / r 12 – единичный вектор, направленный от q 2 к q 1. Множитель k 0 определяется выбором системы единиц. В СИ он записывается в виде k 0 =

Изображение слайда
7

Слайд 7

Величина  0 называется электрической постоянной и в СИ  0 =8.85 · 10 -12 Ф / м или k 0 =9 · 10 9 Н · м 2 / Кл 2 Величина  - относительная диэлектрическая проницаемости среды, в которой находятся заряды. Единицей заряда в СИ является кулон и обозначается Кл. Точечность зарядов в законе Кулона означает, что линейные размеры заряженных тел пренебрежимо малы по сравнению с расстоянием между ними.

Изображение слайда
8

Слайд 8

Рассмотрим два шара из углерода. Пусть они имеют небольшой избыток электронов. Найдем такое отношение числа электронов к числу протонов, чтобы электростатическое отталкивание в точности компенсировало силу гравитационного притяжения. По условию F E = F G, т.е. (здесь q 1 и q 2 – заряды, а m 1 и m 2 – массы шаров), и можно записать

Изображение слайда
9

Слайд 9

Если у обоих шаров отношения числа электронов к числу протонов одинаковы, то Кроме того, q 1 = ( N e – N p ) e, e =1,6 · 10 -19 Кл где N e – число электронов, а N p – число протонов. Масса первого шара m 1 = N p m p + N n m n + N e m e, где m p, m n и m e – массы протона, нейтрона и электрона соответственно. Учитывая, что m p  m n >> m e и N p = Nn, получаем m 1 = 2 N p m p.

Изображение слайда
10

Слайд 10

Тогда , Следовательно, для компенсации гравитационного притяжения необходим лишь один дополнительный электрон на каждые 5  10 17 протонов.

Изображение слайда
11

Слайд 11: 2. Принцип суперпозиции электрических полей

В случае более двух зарядов закон Кулона следует дополнить установленным экспериментально фактом: действующая на заряд q сила есть векторная сумма кулоновских сил, действующих со стороны всех прочих зарядов q k. Этот факт называется «принципом суперпозиции» (рис. 2): Здесь r k – расстояние между зарядом q и q k.

Изображение слайда
12

Слайд 12

Рис. 2

Изображение слайда
13

Слайд 13

Введём понятие напряженности электрического поля - это сила, действующая на единичный положительный заряд. где r k – радиус-вектор, проведенный от заряда q k в точку наблюдения R. Записанная формула для E позволяет рассчитать напряженность электрического поля любой системы неподвижных зарядов.

Изображение слайда
14

Слайд 14

Направление электрического поля совпадает с направлением силы, действующей на положительный заряд. Величина Е измеряется в ньютонах на кулон (Н/Кл) или, что то же самое, в вольтах на метр (В/м). Бывает удобно отвлечься от факта, что заряды всегда дискретны, а считать их распределенными непрерывно. Распределение зарядов описывается плотностью заряда  =  ( R ). Если количество заряда в объеме  V вблизи точки R = r  R q равно  q =  ( R )  V,

Изображение слайда
15

Слайд 15

можно подсчитать напряженность поля в точке наблюдения r :

Изображение слайда
16

Слайд 16: 3. Электрические силовые линии

Для наглядного изображения электрических полей используют понятие силовых линий. Это такая линия, направление касательной к которой в каждой точке совпадает с направлением вектора напряженности электрического поля Е в той же точке. Положительным направлением силовой линии условно считается направление вектора Е. В этом случае силовые линии начинаются на положительных зарядах и заканчиваются на отрицательных (рис. 3). По густоте силовых линий можно судить о напряженности электрического поля.

Изображение слайда
17

Слайд 17

Рис. 4. Силовые линии точечного заряда: а – положительного; б – отрицательного заряда. Диаграммы силовых линий: в – два заряда противоположного знака (диполь); г – два заряда одного знака; д – два заряда, один из которых – Q, а другой +2 Q в г д

Изображение слайда
18

Слайд 18: 4. Электрические поля систем зарядов. Электрический диполь

Простейшей системой точечных зарядов является электрический диполь – совокупность двух одинаковых по величине, но разноименных точечных зарядов (  q ), расположенных на расстоянии l друг от друга (рис. 5). Вектор l направлен от заряда – q к + q. Вектор р = l q называется дипольным моментом или электрическим моментом диполя.

Изображение слайда
19

Слайд 19

Рис. 5.

Изображение слайда
20

Слайд 20

Элементарным диполем называется система зарядов с конечным дипольным моментом при стремлении расстояния между зарядами к нулю, причем расстояние от диполя до точки наблюдения r много больше l. Примерами таких диполей являются многие молекулы, например молекула воды (рис. 5). Вектор дипольного момента направлен от центра иона кислорода О 2  к середине прямой, соединяющей центры ионов водорода Н +.

Изображение слайда
21

Слайд 21

В качестве примера рассчитаем напряженность поля точечного диполя на его оси (положение А 1 ) и на перпендикуляре, проведенном через центр диполя (положение А 2 ): А 1 : А 2 : ;

Изображение слайда
22

Слайд 22

Последняя формула в силу условий r >> l справедлива при любом положении точки А 2 относительно перпендикуляра, проведенного к оси диполя. Поле в точках А 1 и А 2 отличается в два раза и направлено в разные стороны. Напряженность поля диполя убывает обратно пропорционально кубу расстояния от диполя до точки наблюдения, т.е. быстрее, чем поле точечного заряда, поскольку в близких точках размещены два разноименных точечных заряда.

Изображение слайда
23

Слайд 23: 5. Электрический потенциал

Вычислим работу по переносу заряда из одной точки электрического поля в другую. Работа против сил электрического поля равна интегралу по пути от исходной ( а ) и конечной ( b ) точек поля от произведения компонента силы F, направленной вдоль перемещения, на d r :

Изображение слайда
24

Слайд 24

В случае перемещения единичного положительного заряда работа равна разности потенциалов

Изображение слайда
25

Слайд 25

Работа зависит только от положения тела в начале ( а ) и в конце ( b ) пути, но совершенно не зависит от траектории перемещения тела из точки а в точку b. В результате величина W может быть выражена в виде разности двух чисел φ( b ) и φ( а ) – потенциалов электрического поля в точках b и а :

Изображение слайда
26

Слайд 26

Разность потенциалов между двумя точками представляет собой работу, которую необходимо затратить для перемещения единичного положительного заряда из одной точки в другую. Величину разности потенциалов принято также называть электрическим напряжением или просто напряжением. В общем случае потенциал определен, как и потенциальная энергия, с точностью до произвольной постоянной  ( r а ). Но поскольку физический смысл имеет не сам потенциал, а разность потенциалов, то это обстоятельство не вносит каких-либо проблем.

Изображение слайда
27

Слайд 27

Если исходную точку r а выбрать на бесконечности, то потенциал точечного заряда в произвольной точке r ( r  0) будет равен Практической единицей измерения потенциала в СИ является вольт, сокращенно В. Вольт – это разность потенциалов между такими точками, когда при перемещении одного кулона электричества из одной точки в другую электрическое поле совершает работу в один джоуль.

Изображение слайда
28

Слайд 28

Удобной единицей измерения энергии оказывается количество энергии, сообщаемой электрону при перемещении в электрическом поле между точками с разностью потенциалов 1 В - электронвольт. Действующее на частицу электрическое поле увеличивает ее кинетическую энергию на величину  K =   U = e  V = (1,60  10  19 Кл)(1 В) = = 1,60  10  19 Дж. Это количество энергии называется электронвольтом: 1 эВ = 1,60  10  19 Дж (электронвольт).

Изображение слайда
29

Слайд 29

Электронвольт имеет сокращенное обозначение эВ. Производными единицами являются МэВ, ГэВ и ТэВ: 1 МэВ = 10 6 эВ = 1,60  10  13 Дж, 1 ГэВ = 10 9 эВ = 1,60  10  10 Дж, 1 ТэВ = 10 12 эВ = 1,60  10  7 Дж. Рассмотрим боровскую модель атома водорода, в котором электрон движется по круговой орбите радиусом R = 0,53  10  10 м, в центре орбиты расположен протон.

Изображение слайда
30

Слайд 30

Рис.. а – традиционный символ атома; б – боровская модель водородоподобного атома

Изображение слайда
31

Слайд 31

Найдем скорость электрона, электрическую потенциальную энергию и полную энергию электрона. Чтобы найти скорость, запишем для электрона соотношение F = ma, в котором F = k 0 e 2 / R 2 – электростатическая сила, а a = v 2 / R – ускорение. Тогда = 2,18  10 6 м/с = с /137.

Изображение слайда
32

Слайд 32

Потенциальная энергия парного взаимодействия равна Умножив обе части выражения на R /2, найдем кинетическую энергию: Дж =  27,2 эВ.

Изображение слайда
33

Слайд 33

Мы видим, что кинетическая энергия равна половине потенциальной энергии. Полная энергия равна Е = К + U = + U = =  13,6 эВ. Абсолютное значение этой величины равно той энергии, которую нужно сообщить электрону, чтобы удалить его на бесконечность. Эта величина называется энергией ионизации. Энергия отрицательна-поскольку электрон находится в связанном состоянии.

Изображение слайда
34

Слайд 34: 6. Связь между потенциалом и напряженностью

Удобство введенной величины φ в том, что потенциал  это скалярная энергетическая характеристика электростатического поля. Потенциал равен отношению потенциальной энергии взаимодействия заряда с полем к величине этого заряда. В то же время силовое действие поля на заряд определяется напряженностью электростатического поля E. Напряженность электрического поля является векторной величиной, и обращаться с ней значительно сложнее, чем со скаляром.

Изображение слайда
35

Слайд 35

Однако, зная распределение потенциала в пространстве, легко найти напряженность электрического поля. Пусть точка а имеет координаты ( х, у, z ), точка b ( х + ∆ х, y, z ). Работа по перемещению единичного заряда из точки а в точку b по прямой х равна разности потенциалов в двух точках: По определению, работа по перемещению единичного положительного заряда вдоль оси х равна

Изображение слайда
36

Слайд 36

Приравнивая правые части полученных соотношений, находим Аналогичным образом получаем Видно, что электрическое поле можно измерять либо в вольтах на метр (В/м), либо в ньютонах на кулон (Н/Кл) и что поле Е направлено в сторону уменьшения потенциала – знак минус.

Изображение слайда
37

Слайд 37

В векторной форме записи имеем Выражение в скобках называется градиентом потенциала φ и обозначается как grad φ или  φ: E =  grad φ =   φ. Компоненты вектора grad φ или  φ определяют скорость пространственного изменения потенциала: х -компонента  /  x показывает, как быстро φ изменяется в направлении х,  /  y  в направлении у,  /  z – в направлении оси z.

Изображение слайда
38

Слайд 38

Самая большая проекция  φ совпадает с направлением самого вектора  φ, иными словами, это то направление, по которому φ изменяется быстрее всего. Направление градиента φ  это направление наискорейшего возрастания потенциала. Рис. 6. Вектор напряженности электрического поля Е направлен против направления наискорейшего изменения потенциала n – единичный вектор нормали к поверхности  = const

Изображение слайда
39

Слайд 39

Вдоль электрических силовых линий потенциал изменяется максимально быстро и, следовательно, вектор E перпендикулярен поверхностям равного потенциала φ ( x, y, z ) = const – эквипотенциальным поверхностям (рис. 7). а б Рис. 7. Линии напряженности и эквипотенциальные поверхности взаимно перпендикулярны. а – точечный заряд; эквипотенциальные поверхности поля двух равных одноименных зарядов ( б ). Пунктиром показаны силовые линии.

Изображение слайда
40

Слайд 40

Эквипотенциальные поверхности могут служить для наглядного изображения картины поля. Через равные приращения потенциала Δφ чертят эквипотенциальные поверхности, а затем для полноты картины проводят силовые линии, перпендикулярные эквипотенциальным поверхностям. Там, где расстояние между эквипотенциальными поверхностями мало, напряженность поля велика и наоборот. Наибольшее электрическое поле в воздухе при атмосферном давлении достигает около 10 6 В/м.

Изображение слайда
41

Слайд 41

В более сильных полях происходит электрический пробой – лавинный процесс, при котором каждый ион образует новые ионы и возникает искровой, или коронный, разряд. На рис. 8 показано проявление эффекта коронного разряда. Студентка касается рукой электрода генератора Ван-де-Граафа. Рис. 8

Изображение слайда
42

Слайд 42

Такой генератор может создавать потенциал до ~ 10 5 В. На кончиках волос возникают искровые разряды. Заряженные волосы отталкиваются друг от друга и располагаются вдоль силовых линий вокруг заряженной головы. Определим наибольшее напряжение и заряд, которые можно сообщить находящейся в воздухе сфере диаметром 30 см. Поле сферы совпадает с полем точечного заряда. Поэтому для вычисления потенциала на поверхности сферы можно воспользоваться формулой

Изображение слайда
43

Слайд 43

Выражение в скобках – это напряженность электрического поля Е, следовательно, V = ER. Поскольку в воздухе максимальное значение Е = 10 6 В/м, то V макс = (10 6 В/м)(0,15 м) = 1,5  10 5 В. Находя Q из формулы V = k 0 Q / R, получаем Кл = 2,5  10  6 Кл.

Изображение слайда
44

Слайд 44: 7. Безвихревой характер электростатического поля

Из условия E =   φ следует одно важное соотношение, а именно величина векторного произведения [ , E ] для стационарных электрических полей всегда равна нулю.

Изображение слайда
45

Слайд 45

Действительно, по определению, имеем поскольку определитель содержит две одинаковые строки. Величина [ , E ] называется ротором или вихрем и обозначается как rot E.

Изображение слайда
46

Слайд 46

Мы получаем важнейшее уравнение электростатики rot Е = 0. Закон Кулона дает безвихревое поле. Согласно теореме Стокса, присутствует следующая связь между контурным и поверхностным интегралами: где контур L ограничивает поверхность S, ориентация которой определяется направлением вектора положительной нормали n : d S = n dS.

Изображение слайда
47

Слайд 47

Поэтому работа при перемещении заряда по любому замкнутому пути в электростатическом поле равна нулю. Это условие выполняется для любой радиальной силы F ~ r  n независимо от показателя степени n.

Изображение слайда
48

Слайд 48: 8. Поток вектора напряженности

Определим одно очень важное и полезное понятие математической физики – поток вектора. Первоначально это понятие было введено в гидродинамике и определяло количество жидкости, протекающее через некоторую поверхность. Количество жидкости, протекающей за время dt через площадку dS, расположенной под углом α к вектору скорости v (рис. 9), определяется скалярным произведением: d Ф = ( v, n dS ) dt = v dS  dt = v  dSdt, где n – вектор нормали.

Изображение слайда
49

Слайд 49

Ориентация элементарной площадки dS задается вектором положительной нормали n. Для замкнутой поверхности вектор n направлен наружу. Для незамкнутой направление вектора n условно: d S = dS  n.

Изображение слайда
50

Слайд 50

Если поверхность S, через которую вытекает жидкость (вектор v ), не бесконечно мала, то для подсчета потока вектора v через поверхность S надо вычислить интеграл по всей поверхности S. Независимо от физической природы вектора v выражения типа называются потоком вектора v через поверхность S. В частности, величина называется потоком вектора напряженности электрического поля E.

Изображение слайда
51

Слайд 51

Слово «поток» имеет смысл поверхностного интеграла от нормальной составляющей вектора Е. Величина Ф равна числу силовых линий, пересекающих поверхность S. Покажем на примере точечного заряда, что число силовых линий (поток Ф) остается постоянным для любой замкнутой поверхности S. Окружим заряд q воображаемой сферой радиусом r 1 (рис. 10)

Изображение слайда
52

Слайд 52

Поскольку площадь сферы равна 4  r 1 2, число силовых линий, пересекающих эту сферу, равно произведению Е на площадь: Следует заметить, что полученный результат не зависит от r 1 и справедлив для всех значений r. Рис. 10

Изображение слайда
53

Слайд 53

Таким образом, полное число силовых линий, выходящих из точечного заряда q, равно 4  k 0 q, и эти линии непрерывны на всем пути до бесконечности. Число силовых линий равно Ф = 4  k 0 q, даже если замкнутая поверхность не является сферой. Если поверхности dS и dS  пересекает одно и то же число линий, то ( E, d S ) = ( E, d S  ), и, следовательно, где S   замкнутая поверхность любой формы, охватывающая заряд q.

Изображение слайда
54

Слайд 54

Интеграл от Е по замкнутой поверхности любой формы равен при условии, что поверхность охватывает полный электрический заряд q. Итак, поток вектора напряженности электрического поля через любую замкнутую поверхность равен полному электрическому заряду, заключенному под данной поверхностью, деленному на  0  теорема Гаусса в интегральной форме.

Изображение слайда
55

Слайд 55

Отметим, что теорема Гаусса в электростатике имеет место только при строгом соблюдении закона обратных квадратов, определяющего взаимодействие точечных зарядов. Поэтому следствия теоремы Гаусса позволяют с высокой точностью проверить закон Кулона.

Изображение слайда
56

Слайд 56

Применим теорему Гаусса для вычисления электрического поля и заряда Земли. Земля обладает небольшим электрическим полем, напряженность которого непосредственно над ее поверхностью составляет около 100 Н/Кл=100В / м. Определим:а) Напряженность электрического поля непосредственно под поверхностью Земли ? б) Поверхностный заряд, создающий вблизи поверхности Земли напряженность Е = 100 Н/Кл? В) Сколько для этого требуется избыточных электронов на каждый квадратный сантиметр поверхности?

Изображение слайда
57

Слайд 57

а) Поскольку Земля – это проводник, а не изолятор, то под поверхностью Земли, как внутри всякого проводника, постоянное поле существовать не может. б) Применим теорему Гаусса к сфере, которая окружает Землю и имеет радиус несколько больше радиуса Земли R З. Поскольку Е постоянна по сфере, то интеграл равен произведению Е на площадь поверхности Земли А З : = Е  А З.

Изображение слайда
58

Слайд 58

Теорема Гаусса принимает вид где q З – полный поверхностный заряд. Поверхностная плотность заряда Кл/м 2 = 8,84  10  14 Кл/см 2. Поскольку заряд электрона е = 1,6  10  19 Кл, то, подставляя вместо 1 Кл величину е /(1,6  10  19 ), получаем  около полумиллиона электронов на квадратный сантиметр. Это очень небольшая величина, поскольку на 1 см 2 находится примерно 10 15 атомов.

Изображение слайда
59

Слайд 59: 9. Электростатическое поле равномерно заряженной плоскости и шаровой поверхности

Теорема Гаусса полезна при решении ряда задач, связанных с вычислением напряженности электрического поля от системы симметрично расположенных зарядов. Симметрия может быть точечной, линейной, сферической и плоскостной. 9. 1. Электростатическое поле равномерно заряженной плоскости

Изображение слайда
60

Слайд 60

Пусть имеется однородно заряженная плоскость бесконечной ( L >> r ) протяженности. Заряд, приходящийся на единицу площади, равен σ [Кл/м 2 ] (рис. 11). Рис. 11. Силовые линии напряженности электрического поля Е перпендикулярны этой плоскости. Штриховой линией показан цилиндр длиной 2 а и площадью основания S.

Изображение слайда
61

Слайд 61

Вектор Е перпендикулярен плоскости, поскольку на ней нет выделенных направлений, а пространство однородно. Проведем цилиндр с основаниями S, параллельными плоскости, и образующей 2 а, перпендикулярной плоскости. Если площадь основания цилиндра S, то внутри него заключен заряд q = σ S и поток через поверхность цилиндра будет равен в силу теоремы Гаусса

Изображение слайда
62

Слайд 62

С другой стороны, по определению, имеем Поток через боковую поверхность цилиндра отсутствует. Приравнивая выражения для Ф, получаем  напряженность поля от бесконечно заряженной плоскости не зависит от расстояния до плоскости.

Изображение слайда
63

Слайд 63

Потенциал бесконечно заряженной плоскости определяется из соотношения где r – расстояние до плоскости, Потенциал неограниченно возрастает при удалении от бесконечной заряженной плоскости.

Изображение слайда
64

Слайд 64

Пусть имеются две бесконечные параллельные плоскости с равными, но противоположными зарядами +σ,  σ на единице поверхности (рис. 12). Воспользовавшись принципом суперпозиции, получаем для поля между плоскостями

Изображение слайда
65

Слайд 65

Рис. 12. Напряженность электрического поля между двумя плоскостями удваивается, а вне этого промежутка равна нулю. Вне плоскостей поля от первой и второй плоскостей направлены противоположным образом и компенсируют друг друга: Е =  Е 1 + Е 2 = 0.

Изображение слайда
66

Слайд 66

Рассмотрим сферу радиуса R с равномерно заряженной поверхностью. Плотность заряда поверхности сферы равна  (Кл/м 2 ). Найдем напряженность поля вне и внутри заряженной сферы. Ввиду шаровой симметрии вектор напряженности электрического поля направлен перпендикулярно поверхности, а его величина постоянна в любой точке поверхности сферы. 9. 2. Электростатическое поле равномерно заряженной шаровой поверхности

Изображение слайда
67

Слайд 67

Выделим сферу радиусом r (рис. 13). Согласно теореме Гаусса, поток вектора напряженности электрического поля равен заряду, находящемуся под этой сферой, деленному на  0 : Рис. 13. Направление вектора напряженности Е равномерно заряженной сферы совпадает с направлением положительной нормали n

Изображение слайда
68

Слайд 68

По определению, для потока вектора Е сквозь сферическую поверхность Приравнивая эти два выражения для потока, находим напряженность электрического поля в зависимости от расстояния до центра заряженной сферы (рис. 14, а ):

Изображение слайда
69

Слайд 69

Поле внутри заряженной сферической поверхности отсутствует, а вне сферы изменяется так, как если бы весь заряд сферы q = 4  R 2  был сосредоточен в виде точечного заряда в ее центре. Рис. 14. Напряженность ( а ) и потенциал ( б ) электрического поля, создаваемые сферой радиусом R

Изображение слайда
70

Слайд 70

Соответственно, потенциал внутри равномерно заряженной сферы постоянен, а вне сферы изменяется как потенциал точечного заряда (рис. 14, б )

Изображение слайда
71

Слайд 71: 10. Проводники в электрическом поле

Проводники, к ним относятся металлы, электролиты и плазма, содержат свободные заряды, способные перемещаться в пределах тела. Металлы содержат много свободных электронов, и любое электрическое поле приводит их в движение. Если есть источник сторонних сил (некулоновских, неконсервативных и непотенциальных), то движение зарядов можно поддерживать непрерывно. 10. 1. Поле однородном проводнике

Изображение слайда
72

Слайд 72

В условиях электростатики действуют только кулоновские силы. Поле кулоновских сил вызывает в проводнике перераспределение зарядов, приводящее к исчезновению поля внутри проводника. Поскольку металл  проводник и внутреннее поле в нем равно нулю, то, значит, равен нулю и градиент потенциала  grad  = E = 0. Следовательно в однородном проводнике потенциал от точки к точке не изменяется, однородный проводник является эквипотенциальной областью, эквипотенциальна и его поверхность.

Изображение слайда
73

Слайд 73

Покажем, что сообщенный проводнику заряд оказывается на поверхности проводника, даже если этот заряд был введен внутрь проводника. На рис. 1 5 изображен проводник произвольной формы (он может быть даже пустотелым). Выберем непосредственно под поверхностью проводника замкнутую поверхность S, показанную на рисунке штриховой линией. Применим к этой поверхности теорему Гаусса: Рис. 1 5

Изображение слайда
74

Слайд 74

В любой точке проводящей поверхности S поле должно быть равно нулю, иначе электроны проводимости пришли бы в движение. Неподвижность зарядов в проводнике означает, что внутри проводника на них не действуют электрические силы, т.е. Е = 0 на поверхности S. В этом случае Таким образом, поток вектора Е через поверхность S равен нулю: Отсюда q внутр = 0  заряд внутри замкнутой поверхности проводника отсутствует.

Изображение слайда
75

Слайд 75

Поскольку внутри проводника не может быть нескомпенсированных зарядов, то при зарядке проводника они будут накапливаться лишь на его поверхности, где существуют большие силы, не дающие зарядам покинуть ее. Толщина поверхностного заряженного слоя составляет один  два атомных слоя. Поэтому достаточно правильно говорить, что заряды в проводнике сосредоточены исключительно на поверхности.

Изображение слайда
76

Слайд 76

Силовые линии электрического поля заряженной поверхности перпендикулярны поверхности  поверхности равного потенциала. В противном случае возникли бы составляющие силы F = e E, заставляющие двигаться заряд вдоль поверхности. Применяя теорему Гаусса, можно найти напряженность поля у поверхности проводника с плотностью заряда  [Кл/м 2 ] (рис. 16).

Изображение слайда
77

Слайд 77

Возьмём за Гауссову поверхность небольшой цилиндр и учтём, что внутри проводника поля нет, получим из условия что напряженность поля у поверхности проводника в два раза больше, чем у заряженной плоскости Рис. 16

Изображение слайда
78

Слайд 78

Это связано с тем, что помимо заряда  в проводнике есть и другие заряды. Эти заряды создают поле, дополнительное к полю слоя зарядов  /(2  0 ). В объеме металла это поле компенсирует заряд поверхности, а вне проводника складывается с полем поверхностного слоя зарядов и дает удвоенную величину поля у поверхности проводника, в отличие от уединенного слоя зарядов.

Изображение слайда
79

Слайд 79

Рассмотрим проводник, имеющий внутри полость, которая не содержит внутри себя изолированных зарядов. Оказывается, что в этом случае при любой форме полости в ней не будет электрического поля (рис. 17). 10. 2. Поле во внутренней полости проводника

Изображение слайда
80

Слайд 80

Рис. 17. В отсутствии закрепленных локализованных зарядов в полости проводника в ней отсутствует электрическое поле ( а ). Если заряженную сетку замкнуть, то бумажные лепестки не будут расходиться внутри сетки, где поле равно нулю, но будут отклоняться с внешней стороны, где локализованы заряды ( б )

Изображение слайда
81

Слайд 81

Отсутствие электрических полей в металлической полости любого вида объясняет принцип «защиты» электрических приборов и оборудования от влияния внешних электрических полей. Если поместить заряженное тело внутрь металлической полости, то заряды с него полностью перетекают на поверхность внешнего тела, оставляя внутреннюю поверхность электрически нейтральной.

Изображение слайда
82

Слайд 82

В принципе такую процедуру возможно повторять многократно, заряжая внешнее тело до очень высокого потенциала, сообщая ему большой электрический заряд. Величина накопленного заряда ограничивается утечкой электричества за счет ионизации воздуха. Непрерывный перенос заряда на проводник через его внутреннюю полость лежит в основе работы генератора Ван-де-Граафа (рис. 18).

Изображение слайда
83

Слайд 83

Рис. 18. Устройство электростатического генератора Ван-де-Граафа

Изображение слайда
84

Слайд 84

Генератор Ван-де-Граафа состоит из металлического шара диаметром до нескольких метров 1, укрепленного на изоляторе 2. Внутри изолятора движется непроводящая лента 3, непрерывно перенося заряд с высоковольтных остриев 4 на поверхность шара через снимающие острия 5. Для усиления эффекта стекания заряда с остриев 4 напротив них за лентой расположена заземленная пластина 6.

Изображение слайда
85

Слайд 85

Генератор позволяет получать напряжение до 3  5 миллионов вольт и может быть использован для ускорения электронов и ионов. При этом находиться внутри шара генератора Ван-де-Граафа безопасно, так как там нет заряда и поля, хотя внешняя его поверхность имеет миллионновольтный потенциал. Это наиболее помехозащищенное место, где располагаются люди с измерительными приборами. Экспериментально первым, кто заметил, что поле внутри заряженной сферы равно нулю, был Франклин.

Изображение слайда
86

Слайд 86

Рассмотрим распределение поля вокруг проводников несферической формы, имеющих, например, острие. Оказывается, что поле около острия намного сильнее, чем в остальных местах. Это связано с тем, что заряды стремятся растечься по поверхности проводника, а кончик острия отстоит максимально далеко от остальной поверхности (рис. 19). 10.3. Пробой при высоком напряжении

Изображение слайда
87

Слайд 87

Даже небольшое количество заряда на острие может создать высокую поверхностную плотность заряда, а высокая плотность заряда обеспечивает высокую напряженность поля у поверхности проводника: В общем случае в тех местах, где радиус кривизны поверхности меньше, поле оказывается сильнее.

Изображение слайда
88

Слайд 88

Рассмотрим в качестве примера большую и маленькую сферы, соединенные проводником (рис. 20). На большой сфере радиусом R содержится заряд Q, а на малой радиусом r  заряд q. Рис. 20

Изображение слайда
89

Слайд 89

Вся система эквипотенциальна, и, следовательно, потенциалы сфер можно приравнять: Откуда следует, что Отношение напряженностей полей большой и малой сфер равно

Изображение слайда
90

Слайд 90

Напряженность поля сферы малого радиуса в R / r раз больше напряженности поля сферы большого радиуса:

Изображение слайда
91

Слайд 91

Этот результат показывает, что вокруг острия в воздухе может возникнуть пробой. Напряженность поля около острия велика. Свободный заряд в поле острия может набрать энергию, достаточную для ионизации молекул воздуха, и будет стекать с острия. Движение заряда от острия можно наблюдать по отклонению пламени свечи (рис. 21) или по вращению «франклинова колеса» (рис. 22).

Изображение слайда
92

Слайд 92

Рис. 21. «Электрический ветер» Рис. 22. Франклиново колесо

Изображение слайда
93

Слайд 93

В результате каскада подобных столкновений будет появляться все больше ионов. Их движение сформирует искру или разряд. Поэтому тела с высоким потенциалом во избежание пробоя и разрядки должны иметь гладкую поверхность с большим радиусом кривизны, а вне острия детали и неровности следует помещать под гладкие металлические поверхности.

Изображение слайда
94

Слайд 94: 1 1. Диэлектрики в электрическом поле

Диэлектрики, в отличие от металлов, плохо проводят электрический ток. Термин «диэлектрик» образован от греческого di á – через и английского electric – электрический и был введен в употребление М. Фарадеем для обозначения сред, через которые проникает электрическое поле. Металлы же, как известно, электрическое поле экранируют. 1 1. 1. Классификация диэлектриков, поляризуемость и дипольные моменты молекул

Изображение слайда
95

Слайд 95

Заряды в диэлектрике не могут свободно перемещаться, а могут смещаться лишь на малые расстояния, порядка межатомных, из положения равновесия под действием внешнего электрического поля. Различие в электропроводности диэлектриков и металлов классическая теория объясняет наличием в металлах свободных электронов, в то время как в диэлектриках все электроны связаны, они принадлежат отдельным атомам.

Изображение слайда
96

Слайд 96

Все молекулы диэлектрика электрически нейтральны: суммарный заряд электронов и атомных ядер, входящих в молекулы, равен нулю. Тем не менее молекулы обладают электрическими свойствами. В первом приближении молекулу можно рассматривать как электрический диполь с электрическим моментом p = q l. Здесь q - суммарный электрический заряд, l - вектор, проведённый из « центра тяжести» электронов в молекуле в центр « центра тяжести» положительных зарядов атомных ядер.

Изображение слайда
97

Слайд 97

Диэлектрик называется неполярным (диэлектрик с неполярными молекулами», если в отсутствии электрического поля « центры тяжести» отрицательных и положительных зарядов молекул совпадают ( l = 0). Во внешнем электрическом поле Е 0 «центры тяжести» отрицательных и положительных зарядов атомных ядер и молекул смещаются. Происходит поляризация диэлектрика (рис. 23, электронная поляризуемость). Молекулы становятся электрическими диполями, ориентированными положительно заряженными концами в направлении электрического поля.

Изображение слайда
98

Слайд 98

Само смещение зарядов диэлектрика в разные стороны называется электрической поляризацией. Заряды, появляющиеся в результате поляризации, называют индукционными или связанными. В объеме однородного диэлектрика поляризационные заряды взаимно компенсируются, и заряд остается нескомпенсированным лишь на поверхности диэлектрика. Возможен иной механизм поляризации, если молекулы диэлектрика являются полярными, «центры тяжести» отрицательных и положительных зарядов не совпадают, и они обладают собственными дипольными моментами.

Изображение слайда
99

Слайд 99

В отсутствие поля благодаря хаотичному тепловому движению дипольные моменты не ориентированы. Во внешнем электрическом поле молекулы выстраиваются своими дипольными моментами преимущественно вдоль линий поля и диэлектрик поляризуется (Рис. 23, ориентационная поляризуемость).

Изображение слайда
100

Слайд 100

Рис. 23. Схематическое изображение трех основных типов вкладов в поляризуемость. Слева – ситуация в отсутствие внешнего поля Е 0, справа – при включении поля Е 0 ; р – вектор дипольного момента

Изображение слайда
101

Слайд 101

Существует также тип диэлектриков, построенных из ионов разного знака, например кристалл поваренной соли Na + Cl . Такие диэлектрики называют ионными. Они состоят из двух подрешеток положительных и отрицательных ионов. Во внешнем электрическом поле эти подрешетки сдвигаются в разные стороны, что и приводит к поляризации диэлектриков (Рис. 23 ионная поляризуемость).

Изображение слайда
102

Слайд 102

Рис. 23. Схематическое изображение трех основных типов вкладов в поляризуемость. Слева – ситуация в отсутствие внешнего поля Е 0, справа – при включении поля Е 0 ; р – вектор дипольного момента

Изображение слайда
103

Слайд 103

Отвлекаясь от конкретных механизмов поляризации диэлектриков, отметим, что в любом случае во внешнем электрическом поле на поверхности диэлектриков появляются некомпенсированные электрические заряды. Это смещение зарядов крайне невелико, поскольку внутренние поля имеют величину порядка 10 11 В/м и намного превосходят любые реально достижимые внешние поля.

Изображение слайда
104

Слайд 104

Класс диэлектриков охватывает большое количество веществ в твердом, жидком и газообразном состояниях. Для количественного описания поляризации диэлектриков вводится понятие вектора поляризации, или поляризованность P. Вектором поляризации называют дипольный момент единицы объема диэлектрика при его поляризации. 11.2. Вектор поляризации

Изображение слайда
105

Слайд 105

В изотропных условиях ненулевой вклад дают заряды, сосредоточенные на поверхности диэлектрика (рис. 24): Здесь Р ср = p N, где Р ср – средний дипольный момент единицы объема, направленный вдоль вектора электрического поля; N – концентрация частиц; р – средний дипольный момент одной частицы.

Изображение слайда
106

Слайд 106

Если поместить диэлектрик в однородное электрическое поле Е 0, то на поверхности диэлектрика появятся поляризационные заряды с поверхностной плотностью  пол. Пусть S – площадь основания параллелепипеда, l – вектор, проведенный от отрицательного к положительному основанию. Вектор поляризации диэлектрика, по определению, равен

Изображение слайда
107

Слайд 107

Рис. 24. Поле поляризационных зарядов Е пол направлено против внешнего электрического поля Е 0, созданного свободными зарядами; Е = = Е 0 + Е пол – результирующее поле в диэлектрике. P – вектор поляризации,  пол = ( P, n )

Изображение слайда
108

Слайд 108

Величина объема параллелепипеда равна V = S ( n, l ), где n  вектор нормали, проведенной к основанию положительно заряженного основания параллелепипеда. Используя данное соотношение, получаем ( P, n ) S ( n, l ) =  пол S ( l, n ),  пол = ( P, n ). Последнее равенство справедливо для поверхности диэлектрика любой формы.

Изображение слайда
109

Слайд 109

Величина напряженности поля в однородном поляризованном диэлектрике равна, согласно теореме Гаусса, Здесь  своб  заряд на обкладках металлических пластин, создающих однородное электрическое поле, между которыми помещен диэлектрик (рис. 24).

Изображение слайда
110

Слайд 110

Поскольку в нашем случае векторы P и n параллельны, то  пол = Р. Из этого уравнения можно определить поле в диэлектрике Е, если известна зависимость P ( E ) – уравнение состояния диэлектрика. Зависимость P ( E ) отражает электрические свойства диэлектрика и определяется типом веществ, однородностью, степенью чистоты материала, дефектностью и пр.

Изображение слайда
111

Слайд 111

Для большинства диэлектриков в широком интервале величин Е справедлива линейная зависимость P от Е, выражаемая для изотропных веществ и кристаллов с кубической решеткой соотношением P = æ  0 E. Коэффициент пропорциональности æ (каппа) называется диэлектрической восприимчивостью диэлектрика. В результате получаем

Изображение слайда
112

Слайд 112

Поле в диэлектрике равно Здесь Е 0 = (  своб /  0 ) n  электрическое поле, созданное между плоскопараллельными пластинами вне диэлектрика; E – напряженность электрического поля в диэлектрике оказывается в  = (1 + æ ) раз меньше исходного поля. Величина  называется диэлектрической проницаемостью и характеризует электрические свойства диэлектрика.

Изображение слайда
113

Слайд 113

Точечные заряды, помещенные в диэлектрик, будут взаимодействовать с силой в  раз меньше, чем в вакууме F 0.

Изображение слайда
114

Слайд 114

Пусть два противоположно наэлектризованных шарика взаимодействуют друг с другом в пустоте, а затем их погружают в изолирующую жидкость, например в керосин. Сила взаимодействия между шариками при погружении в керосин уменьшается приблизительно вдвое против той силы, которая наблюдалась между ними в воздухе или в пустоте (диэлектрическая постоянная керосина  2). Уменьшение силы взаимодействия между шариками происходит из-за того, что керосин поляризуется.

Изображение слайда
115

Слайд 115

отрицательные заряды молекулярных диполей керосина (рис. 25), а около отрицательно заряженного шарика – положительные заряды. Появившаяся поляризация уменьшает силу взаимодействия шариков. Это уменьшение силы взаимодействия вследствие поляризации среды формально учитывается в законе Кулона введением диэлектрической постоянной среды  = 1 + æ. Рис. 25. Поляризация среды уменьшает силу взаимодействия между зарядами в  раз У поверхности положительно заряженного шарика сосредотачиваются

Изображение слайда
116

Слайд 116

Численное значение диэлектрической постоянной вещества определяется электрическими свойствами молекул и их числом в единице объема. С увеличением полярности молекул и поляризуемости вещества растет диэлектрическая постоянная. Если число молекул в единице объема мало, то эффект поляризации сказывается слабо, поэтому диэлектрическая постоянная всех газов близка к единице.

Изображение слайда
117

Слайд 117

Введем новый вектор, представляющий линейную комбинацию векторов E и P и называемый вектором электрической индукции: D = E  0 + P. Введение D целесообразно из соображений удобства. С использованием D основные уравнения электростатики для диэлектриков примут вид div D =  своб, rot E = 0.

Изображение слайда
118

Слайд 118

Диэлектрики обладают рядом интересных и практически важных особенностей. Одна из них связана с наличием у ряда веществ постоянной поляризации, даже в отсутствие внешнего электрического поля. Спонтанная поляризация является результатом несовпадения «центров тяжести» положительных и отрицательных зарядов и может быть получена искусственно. 11.3. Электреты. Пьезоэлектрики

Изображение слайда
119

Слайд 119

Если растопить воск и поместить его в электрическое поле, то в процессе затвердевания дипольные моменты его молекул окажутся частично ориентированными по полю и останутся в таком положении в затвердевшем материале после снятия поля. Вещество, обладающее поляризацией в отсутствие внешнего электрического поля, называется электретом.

Изображение слайда
120

Слайд 120

Изменение поляризации в диэлектриках может происходить под действием механических напряжений, например при сгибе кристалла или при его сжатии и растяжении. Наблюдаемый при этом слабый электрический эффект называется прямым пьезоэлектрическим эффектом. Этот эффект обнаружен в 1880 г. братьями Пьером и Жаком Кюри. Пьезоэлектрическими свойствами обладают только ионные кристаллы.

Изображение слайда
121

Слайд 121

Если кристаллические решетки положительных и отрицательных ионов таких кристаллов при внешнем воздействии деформируются по-разному, то в противоположных местах на поверхности кристалла выступают электрические заряды разных знаков и наблюдается пьезоэлектрический эффект. Важнейшим пьезоэлектриком является кварц. В нем можно возбудить поле до 30000 B / c м.

Изображение слайда
122

Слайд 122

Многочисленны практические приложения пьезоэффекта. Так, пьезоэлектрический манометр  кварцевая пластинка, помещаемая в исследуемый газ, позволяет измерять быстропеременные давления. Существуют различные пьезоэлектрические преобразователи, пьезоэлектрические стабилизаторы и фильтры, пьезоэлектрические датчики, звукосниматели, микрофоны, кварцевые излучатели ультразвука и пр.

Изображение слайда
123

Слайд 123

В сегнетоэлектрических кристаллах электрический дипольный момент существует даже в отсутствие внешнего электрического поля. В сегнетоэлектрическом состоянии центр положительных зарядов всего кристалла не совпадает с центром отрицательных. Зависимость поляризации от электрического поля в сегнетоэлектрическом состоянии имеет нелинейный вид, называемый петлей Гистерезиса. Такой вид характерен именно для сегнетоэлектрического состояния (рис. 26). 11.4. Сегнетоэлектрические кристаллы

Изображение слайда
124

Слайд 124

Рис. 26. Кривая поляризации сегнетоэлектрика – петля Гистерезиса. Е с – коэрцетивная сила, P с – остаточная поляризация сегнетоэлектрика – петля Гистерезиса. Е с – коэрцетивная сила, P с – остаточная поляризация

Изображение слайда
125

Слайд 125

Обычно сегнетоэлектрики не бывают однородно поляризованными, а состоят из доменов  областей с различными направлениями поляризации (рис. 27). В результате суммарный дипольный момент практически отсутствует. Под действием электрического поля Е доменные границы смещаются так, что объем доменов, поляризованных по полю, увеличивается за счет доменов, поляризованных против поля. В реальных кристаллах доменные границы обычно «закреплены» на дефектах и неоднородностях и необходимы достаточно сильные электрические поля, чтобы перемещать их по образцу.

Изображение слайда
126

Слайд 126

Рис. 27. Изображение доменов тетрагональной модификации BaTiO 3. Стрелки указывают направление вектора поляризации

Изображение слайда
127

Слайд 127

В сильном электрическом поле кристалл становится однодоменным. После выключения электрического поля образец в течение длительного времени остается поляризованным. P с – остаточная поляризация. Для того чтобы суммарные объемы доменов противоположного знака сравнялись, необходимо приложить достаточно сильное поле противоположного направления Е с  коэрцитивное поле (рис. 26).

Изображение слайда
128

Слайд 128

Особенность сегнетоэлектриков состоит в сравнительно легком изменении величины дипольного момента под влиянием электрического поля, упругих напряжений, изменения температуры. Резкое изменение поляризации сегнетоэлектриков под влиянием электрического поля обусловливает большую величину диэлектрической проницаемости  многодоменного сегнетоэлектрика. Значение  тем больше, чем слабее закреплены доменные границы на дефектах и на поверхности. Сегнетоэлектрическое состояние исчезает выше некоторой температуры Т С, называемой точкой Кюри.

Изображение слайда
129

Слайд 129

Одним из наиболее известных сегнетоэлектриков является титанат бария BaTiO 3, имеющий температуру перехода Т С = 393 К. Всего известно несколько сотен сегнетоэлектриков. Впервые сегнетоэлектрические свойства были обнаружены у кристаллов сегнетовой соли KNaC 4 H 4 O 6  4 H 2 O в 1920 г. Сегнетоэлектрические материалы (монокристаллы, керамики, пленки) широко применяются в качестве веществ с большими значениями диэлектрической проницаемости и пьезоэлектрических констант в конденсаторах и пьезоэлектрических преобразователях.

Изображение слайда
130

Слайд 130

Резкое изменение проводимости вблизи Т С используется для контроля за температурой. Большие значения диэлектрических констант позволяют использовать сегнетоэлектрики в детекторах электромагнитных волн от видимого до субмиллиметрового диапазона и в качестве электрооптических материалов.

Изображение слайда
131

Слайд 131

Основные выводы : Элементарные частицы обладают собственным электрическим зарядом, который может быть равен нулю, + е,  е или целому кратному элементарного заряда, е = 1,6010 19 Кл. Согласно закону Кулона, сила, действующая между двумя заряженными частицами, равна , где = 9,0010 9 Нм 2 /Кл 2.

Изображение слайда
132

Слайд 132

Напряженность электрического поля – это сила, действующая на единичный положительный электрический заряд: Е = F / q. Вектор напряженности электрического поля точечного заряда q равен E = k 0 ( Q / r 2 ). Напряженность электрического поля, создаваемая элементом объема dV с плотностью заряда , равна d E = k 0 ( / r 2 )  dV.

Изображение слайда
133

Слайд 133

Электрическое поле протяженного тела можно вычислить, интегрируя последнее выражение по объему этого тела. Поток электрического поля (т.е. число силовых линий электрического поля) равен d Ф = ( E, d S ). Полный поток, выходящий из заряженного тела:

Изображение слайда
134

Слайд 134

Теорема Гаусса утверждает, что величина интеграла по замкнутой поверхности равна умноженной величине полного заряда, находящегося внутри поверхности: Одно из следствий теоремы Гаусса состоит в том, что полный заряд внутри проводника равен нулю.

Изображение слайда
135

Слайд 135

Электрическая потенциальная энергия заряда q дается выражением причем на бесконечности величина U полагается равной нулю. Электрический потенциал точечного заряда равен V = q /4  0 r. Ускоряясь в поле с разностью потенциалов 1 В, электрон приобретает кинетическую энергию, равную одному электронвольту (1 эВ), 1 эВ = 1,60  10  19 Дж.

Изображение слайда
136

Слайд 136

Диполь состоит из двух точечных зарядов q, равных по величине и противоположных по знаку, l - расстояние между ними. Электрический момент диполя равен p = q l, где вектор l проведен от отрицательного заряда диполя к положительному.

Изображение слайда
137

Слайд 137

Диэлектрики – вещества, плохо проводящие электрический ток по сравнению с проводниками из-за малой концентрации подвижных зарядов. Под действием внешнего электрического поля в диэлектрике происходит поляризация (разделение) зарядов и возникает дополнительное к внешнему электрическое поле. Дипольный момент единицы объема диэлектрика – вектор поляризации или поляризованность P : P = =. Здесь p i – дипольный момент i -й молекулы (атома); N – число молекул в объеме V ; Р ср – средний дипольный момент в объеме dV.

Изображение слайда
138

Слайд 138

В объеме однородного диэлектрика поляризационные заряды взаимно компенсируются, и заряд остается некомпенсированным только на поверхности диэлектрика, при этом выполняется соотношение  пол = ( P, n ). Для большинства диэлектриков в широком интервале напряженностей полей имеет место линейная зависимость P от Е : P =  0 i E.

Изображение слайда
139

Слайд 139

Коэффициент пропорциональности i называют диэлектрической восприимчивостью. Напряженность Е среднего макроскопического поля в диэлектрике связана с напряженностью Е 0 внешнего поля соотношениями Величина  = 1 + i называется диэлектрической проницаемостью. В вакууме i = 0 и  = 1. i =  N, где N – число диполей в единице объема.

Изображение слайда
140

Слайд 140

Полная поляризуемость  включает в себя три части: электронную, ионную, ориентационную (дипольную). Электронная поляризуемость обусловлена смещением электронной оболочки атома относительно ядра. Ионная поляризуемость вызвана смещением заряженных ионов по отношению к другим ионам. Ориентационная (дипольная) поляризуемость обусловлена ориентацией полярных молекул во внешнем электрическом поле.

Изображение слайда
141

Слайд 141

В сегнетоэлектриках электрический дипольный момент существует даже в отсутствие внешнего электрического поля, поскольку центр положительных зарядов всего кристалла или отдельной его области – домена – не совпадает с центром отрицательных. Диэлектрики широко используются как изоляционные материалы, преобразователи механических колебаний в электрические и, наоборот, в лазерах и квантовых усилителях.

Изображение слайда
142

Слайд 142: 12. ЭНЕРГИЯ СИСТЕМЫ ЗАРЯДОВ И ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ

Электроемкость, или просто емкость  характеристика проводящего тела, связанная с его способностью накапливать электрический заряд. В силу принципа суперпозиции потенциал тела  растет пропорционально заряду проводника q, если считать потенциал на бесконечности равным нулю. 12. 1. Электрическая емкость. Конденсаторы

Изображение слайда
143

Слайд 143

Существует пропорциональность q = С . Коэффициент С называется электрической емкостью уединенного проводника. Численно емкость равна заряду, который необходимо сообщить уединенному проводнику для того, чтобы увеличить его потенциал на единицу,

Изображение слайда
144

Слайд 144

Емкость зависит от размеров и формы проводника, диэлектрической проницаемости окружающей среды. Емкость проводника не зависит от проводимости вещества, его агрегатного состояния, величины заряда на проводнике и потенциала проводника. Для шара радиусом R в однородном диэлектрике  = q /4  0  R, емкость равна С = 4  0  R.

Изображение слайда
145

Слайд 145

Практически более важным является устройство, называемое конденсатором (лат. condensator  тот, кто уплотняет, сгущает). Конденсатор обладает свойством накапливать и удерживать электрический заряд. Почти ни одно электронное устройство не обходится без конденсаторов. Конденсатор состоит из двух металлических обкладок, разделенных слоем диэлектрика (рис. 28).

Изображение слайда
146

Слайд 146

Линейные размеры пластин обычно заметно превосходят толщину слоя диэлектрика  расстояние между пластинами. Поскольку пластины располагаются близко одна от другой, то заряды одной пластины будут притягивать к себе заряды другой пластины и равномерно распределяться на внутренней поверхности пластин с поверхностной плотностью . Рис. 28

Изображение слайда
147

Слайд 147

Напряженность поля между пластинами равна а вне пластин поле отсутствует Е = 0. Появление индуцированного заряда q  =  S на диэлектрической пластине помещенной между обкладками конденсатора, уменьшает напряженность поля Е, разность потенциалов  между обкладками и приводит к увеличению емкости конденсатора С = q / .

Изображение слайда
148

Слайд 148

Разность потенциалов между пластинами  пропорциональна заряду на обкладках конденсатора q :  1   2 = Е d = Здесь d  расстояние между пластинами; S  площадь пластины; q =  S  полный заряд на одной из обкладок конденсатора. Величина С не зависит от q и , а определяется размерами и устройством конденсатора и называется емкостью конденсатора.

Изображение слайда
149

Слайд 149

В системе СИ единицей емкости является Фарада: В этом случае величину  0 можно выразить в фарадах на метр:

Изображение слайда
150

Слайд 150

Емкостью в одну фараду обладает уединенный шар с радиусом 9  10 9 м (радиус Солнца 6,45  10 8 м). Это очень большая емкость. Типичные емкости конденсаторов составляют от 10  12 Ф = 1пФ (пикофарада) до миллифарад. Пара обкладок площадью 1 см 2 с промежутком 1 мм имеет емкость примерно 1 пФ. Широко распространена единица емкости микрофарада  1  Ф = 10  6 Ф, 1 пФ = 10  6  Ф.

Изображение слайда
151

Слайд 151

Рис. 29. Устройство конденсаторов

Изображение слайда
152

Слайд 152

При изготовлении конденсаторов используют несколько базовых конструкций В простейшем случае это плоский конденсатор – две плоские металлические обкладки, разделенные диэлектриком ( а ), плоский многопластинчатый конденсатор, содержащий n обкладок, соединенных параллельно ( б ), цилиндрический и многосекционный ( в, г ), спиральный ( д ), в котором обкладки и диэлектрики представляют собой ленты, скручиваемые спиралью.

Изображение слайда
153

Слайд 153

Конденсаторы могут быть соединены в батареи последовательно (рис. 30) или параллельно (рис. 31). В результате можем записать Рис. 30. При последовательном соединении разности потенциалов складываются:  1   3 = (  1   2 ) + (  2   3 ), заряды на пластинах одинаковы. или

Изображение слайда
154

Слайд 154

Полученное соотношение легко обобщается на случай любого числа конденсаторов Результирующая емкость меньше емкости любого из включенных последовательно в цепь конденсаторов, но пробивное напряжение батареи конденсаторов становится равным сумме падений напряжений на каждом из конденсаторов.

Изображение слайда
155

Слайд 155

Разделив первое равенство на второе, получим при параллельном соединении электрическая емкость батареи равна сумме емкостей конденсаторов, ее составляющих. Это справедливо для любого количества соединенных параллельно конденсаторов: Рис. 31. При параллельном соединении конденсаторов потенциалы обкладок конденсаторов равны, а заряд на обкладках равен сумме зарядов всех конденсаторов: q = q 1 + q 2,  =  1   2.

Изображение слайда
156

Слайд 156

При перемещении электрических зарядов силы кулоновского взаимодействия совершают определенную работу  А. Работа, совершенная системой, определяется убылью энергии взаимодействия  dU зарядов  А =  dU. 12.2. Энергия взаимодействия электрических зарядов

Изображение слайда
157

Слайд 157

Энергия взаимодействия двух точечных зарядов q 1 и q 2, находящихся на расстоянии r 12, численно равна работе по перемещению заряда q 1 в поле неподвижного заряда q 2 из точки с потенциалом в точку с потенциалом  1 + d  1 : откуда

Изображение слайда
158

Слайд 158

Рассчитаем энергию конденсатора. Будем постепенно отнимать у нижней пластины заряд dq и переносить его на верхнюю пластину (рис. 32). В результате между пластинами возникнет разность потенциалов  2   1. При переносе каждой порции заряда совершается элементарная работа  А =  dq (  2   1 ). Рис. 32

Изображение слайда
159

Слайд 159

Воспользовавшись определением емкости получаем Общая работа, затраченная на увеличение заряда пластин конденсатора от 0 до q, равна

Изображение слайда
160

Слайд 160

При вычислении интеграла учтено, что емкость С не зависит от q и . Величина полной работы А равна энергии, запасенной конденсатором: Эту энергию можно также записать в виде Полученное для U соотношение позволяет рассчитать энергию равномерно заряженной сферы, емкость которой по отношению к бесконечности ( R 2 =  ) равна

Изображение слайда
161

Слайд 161

Полученное для U соотношение позволяет рассчитать энергию равномерно заряженной сферы, емкость которой по отношению к бесконечности ( R 2 =  ) равна С = 4  0 R. Соответственно

Изображение слайда
162

Слайд 162

4.3. Энергия в электрическом поле Полученное выражение для энергии системы непрерывно распределенных зарядов включает плотности зарядов и локальные потенциалы: Величины  и  связаны с напряженностью поля U электрической индукции, поэтому можно выразить энергию через Е и D = εε 0 Е. Рассмотрим плоский конденсатор, заполненный однородным диэлектриком. Имеем для плоского конденсатора (рис. 33)

Изображение слайда
163

Слайд 163

 = Ed. Кроме того, q =  S = 2 DnS. Рис. 33. Энергию системы зарядов можно выразить через напряженность электрического поля

Изображение слайда
164

Слайд 164

Подставим эти соотношения в формулу для U : Здесь V = S  d  объем пространства, занятый электрическим полем, если пренебречь краевыми эффектами в конденсаторе. В результате находим плотность энергии электрического поля .

Изображение слайда
165

Слайд 165

Полная энергия электрического поля Это выражение является наиболее общим, поскольку не предполагает линейной связи между Е и D. Если выполняется соотношение D =  0 E, то интегрирование легко выполняется

Изображение слайда
166

Слайд 166

Основные выводы : Элементарные частицы обладают собственным электрическим зарядом, который может быть равен нулю, + е,  е или целому кратному элементарного заряда, е = 1,6010 19 Кл. Согласно закону Кулона, сила, действующая между двумя заряженными частицами, равна , где = 9,0010 9 Нм 2 /Кл 2.

Изображение слайда
167

Слайд 167

Напряженность электрического поля – это сила, действующая на единичный положительный электрический заряд: Е = F / q. Вектор напряженности электрического поля точечного заряда q равен E = k 0 ( Q / r 2 ). Напряженность электрического поля, создаваемая элементом объема dV с плотностью заряда , равна d E = k 0 ( / r 2 )  dV.

Изображение слайда
168

Слайд 168

Электрическое поле протяженного тела можно вычислить, интегрируя последнее выражение по объему этого тела. Поток электрического поля (т.е. число силовых линий электрического поля) равен d Ф = ( E, d S ). Полный поток, выходящий из заряженного тела:

Изображение слайда
169

Слайд 169

Теорема Гаусса утверждает, что величина интеграла по замкнутой поверхности равна умноженной величине полного заряда, находящегося внутри поверхности: Одно из следствий теоремы Гаусса состоит в том, что полный заряд внутри проводника равен нулю.

Изображение слайда
170

Слайд 170

Электрическая потенциальная энергия заряда q дается выражением причем на бесконечности величина U полагается равной нулю. Электрический потенциал точечного заряда равен V = q /4  0 r. Ускоряясь в поле с разностью потенциалов 1 В, электрон приобретает кинетическую энергию, равную одному электронвольту (1 эВ), 1 эВ = 1,60  10  19 Дж.

Изображение слайда
171

Слайд 171

Диполь состоит из двух точечных зарядов q, равных по величине и противоположных по знаку, l - расстояние между ними. Электрический момент диполя равен p = q l, где вектор l проведен от отрицательного заряда диполя к положительному.

Изображение слайда
172

Слайд 172

Диэлектрики – вещества, плохо проводящие электрический ток по сравнению с проводниками из-за малой концентрации подвижных зарядов. Под действием внешнего электрического поля в диэлектрике происходит поляризация (разделение) зарядов и возникает дополнительное к внешнему электрическое поле. Дипольный момент единицы объема диэлектрика – вектор поляризации или поляризованность P : P = =. Здесь p i – дипольный момент i -й молекулы (атома); N – число молекул в объеме V ; Р ср – средний дипольный момент в объеме dV.

Изображение слайда
173

Слайд 173

В объеме однородного диэлектрика поляризационные заряды взаимно компенсируются, и заряд остается некомпенсированным только на поверхности диэлектрика, при этом выполняется соотношение  пол = ( P, n ). Для большинства диэлектриков в широком интервале напряженностей полей имеет место линейная зависимость P от Е : P =  0 i E.

Изображение слайда
174

Слайд 174

Коэффициент пропорциональности i называют диэлектрической восприимчивостью. Напряженность Е среднего макроскопического поля в диэлектрике связана с напряженностью Е 0 внешнего поля соотношениями Величина  = 1 + i называется диэлектрической проницаемостью. В вакууме i = 0 и  = 1. i =  N, где N – число диполей в единице объема.

Изображение слайда
175

Слайд 175

Полная поляризуемость  включает в себя три части: электронную, ионную, ориентационную (дипольную). Электронная поляризуемость обусловлена смещением электронной оболочки атома относительно ядра. Ионная поляризуемость вызвана смещением заряженных ионов по отношению к другим ионам. Ориентационная (дипольная) поляризуемость обусловлена ориентацией полярных молекул во внешнем электрическом поле.

Изображение слайда
176

Слайд 176

В сегнетоэлектриках электрический дипольный момент существует даже в отсутствие внешнего электрического поля, поскольку центр положительных зарядов всего кристалла или отдельной его области – домена – не совпадает с центром отрицательных. Диэлектрики широко используются как изоляционные материалы, преобразователи механических колебаний в электрические и, наоборот, в лазерах и квантовых усилителях.

Изображение слайда
177

Слайд 177

Электроемкость – способность тел накапливать и сохранять электрический заряд. Электроемкость определяется геометрией тел, средой, в которой они находятся, но не зависит от заряда и потенциала тела. Электрическая емкость уединенного проводника или конденсатора где q – заряд, сообщенный проводнику (конденсатору);  =  1   2 – изменение потенциала, вызванное этим зарядом.

Изображение слайда
178

Слайд 178

Единицей измерения электроемкости в системе СИ служит фарада: 1 Ф =. На практике используются более мелкие единицы – пикофарада 1 пФ = 10  12 Ф и микрофарада 1 мкФ = 10  6 Ф. Электрическая емкость уединенной проводящей сферы радиусом R ( R 2 =  ), находящейся в бесконечной среде с диэлектрической проницаемостью , С = 4  0  R.

Изображение слайда
179

Слайд 179

Электрическая емкость плоского конденсатора С =  0  S / d, где S – площадь пластин (каждой пластины); d – расстояние между ними;  – диэлектрическая проницаемость диэлектрика, заполняющего пространство между пластинами. Электрическая емкость последовательно соединенных конденсаторов: где n – число конденсаторов.

Изображение слайда
180

Слайд 180

В случае двух конденсаторов Электрическая емкость параллельно соединенных конденсаторов: С = С 1 + С 2 + …+ С n, В случае двух конденсаторов С = С 1 + С 2. Запасенная в конденсаторе энергия

Изображение слайда
181

Последний слайд презентации: Лекция

Лекция окончена Нажмите клавишу <ESC> для выхода

Изображение слайда