- •Часть III
- •§ 19.2. Закон Кулона. Два точечных заряда qt и q2 в вакууме взаимодействуют друг с другом с силой f, прямо пропорциональной
- •§ 19.3. Напряженность и потенциал электростатического поля.
- •§19.6. Выражение напряженности в виде градиента потенциала.
- •§ 19.8. Выражение градиента потенциала в цилиндрической и сферической системах координат. В цилиндрической системе (обозначения см. На рис. 19.4, а):
- •10. Свободные и связанные заряды. Поляризация вещества.
- •§ 19.12. Вектор электрической индукции . Кроме векторов е и р в электротехнических расчетах используют еще вектор электрической индукции, или вектор электрического смещения d.
- •§ 19.18. Выражение div e в цилиндрической и сферической системах координат.
- •§ 19.20. Граничные условия. Под граничными условиями понимают условия, которым подчиняется поле на границах раздела сред с разными электрическими свойствами.
- •§ 19.21 Поле внутри проводящего тела в условиях электростатики.
- •§ 19.23. Условия на границе раздела двух диэлектриков. На границе раздела двух диэлектриков с различными диэлектрическим проницаемостями выполняются два следующих условия:
- •§ 19.25. Общая характеристика задач электростатики и методов их решения. В зависимости от того, что задано и что определяют, задачи электростатики можно подразделить на три типа.
- •§ 19.35. Емкостные коэффициенты. Вторая группа формул Максвелла. Решим систему (19.48) относительно зарядов, полагая потенциалы φ и коэффициенты α известными:
- •§19.36. Частичные емкости. Третья группа формул Максвелла.
- •§19.37, Поле точечного заряда, расположенного вблизи проводящей сферы.
- •§ 19.38. Поле заряженной оси, расположенной параллельно цилиндру. Рассмотрим две родственные задачи на изображение в диэлектрическом и проводящем цилиндрах.
- •§19.39. Шар в равномерном поле. Если в равномерное поле (направлено сверху вниз: вдоль оси — z), напряженность которого
- •§ 19.40, Проводящий шар в равномерном поле. Для определения
- •§ 19.43. Понятие о плоскопараллельном, плоскомеридианном и равномерном полях. В литературе можно встретить термины «плоскопараллельное поле», «плоскомеридианное поле» и «равномерное
- •§ 19.44. Графическое построение картины плоскопараллельного поля.
- •§ 19.47. Энергия поля системы заряженных тел. Энергия поля, образованного системой п заряженных тел, имеющих потенциалы φ1.... Φn и заряды q1…..Qn
- •§ 19.48. Метод средних потенциалов. Как уже говорилось в электростатическом поле, образованном системой заряженных проводящих тел, все точки поверх-
- •§ 19.49. О расчете электрических полей, создаваемых диэлектриками, сохраняющими остаточную поляризацию при снятии внешнего поля. Поле, которое создает
- •§ 20.3. Первый закон Кирхгофа в дифференциальной форме.
- •§ 20.4. Дифференциальная форма закона Джоуля — Ленца. В гл. 1
- •§ 20.8. Экспериментальное исследование полей. Если форма гра- ничных поверхностей (электродов) сложна, то аналитический расчет
- •§ 21.3. Дифференциальная форма закона полного тока. Соотношение (21.3) пригодно для контура любых размеров, в том числе и для весьма малого.
- •§ 21.7. Выражение проекций ротора в цилиндрической и сферической системах координат. Без вывода приведем выражение проекций
- •§ 21.14. Выражение магнитного потока через циркуляцию вектора-потенциала. Магнитный поток, пронизывающий какую-либо поверхность ,
- •§ 21.17. Задачи, расчета магнитных полей. Рассмотрим некоторые типы
- •§ 21.18. Общая характеристика методов расчета и исследования
- •§ 21.19. Опытное исследование картины магнитного поля. Опытноеисследование картины магнитного поля производят различными методами.
- •§ 21.21. Магнитное экранирование, Положим, что в равномерном магнитном поле напряженностью н0 надо заэкранировать некоторую область пространства, например цилиндрическую, так, чтобы напря-
- •§ 21.26. Магнитное поле намагниченной пленки (ленты). Магнитная пленка
- •§ 21.28. Выражение механической силы в виде производной от энергии маг нитного поля по координате. Положим, что в системе из п контуров с токами
- •§ 22.2. Первое уравнение Максвелла. Первое уравнениеМаксвела записывают следующим образом
- •§ 22.3. Уравнение непрерывности. Линии полного тока
- •§ 22.4. Второе уравнение Максвелла. Второе уравнение Максвелла
- •§ 22. 6 Теорема Умова - Пойнтинга для мгновенных значений.
- •§ 22.7. Теорема Умова —
- •§23.1. Уравнения Максаелла для проводящей среды. Рассмотрим особенности распространения электромагнитной волны в проводящей среде с проводимостью у и магнитной проницаемостью μа.
- •§23.3. Распространение плоской электромагнитной. Волны в однодном проводящем полупространстве. Рассмотрим вопрос о распространении плоской электромагнитной волны в однородной
- •§ 23.7. Неравномерное распределение тока в прямоугольной шине, находящейся в паазу электрической машины. Расположим оси декартовой системы в соответствии
- •§ 23.10. Экранирование в переменном электромагнитном поле.
- •§ 24.2. Плоские волны в однородных и изотропных полупроводящих средах.
- •§ 24.3. Граничные условия на поверхности раздела двух полупроводящих сред
- •§ 24.4. Переходные и релаксационные процессы в несовершенных диэлектриках. Процессы в полупроводящих средах должны удовлетворять уравнению непрерывности: .
- •§24.7. Тензор магнитной проницаемости феррита. Сначала вспомним, что, на зывают прецессией.
- •§ 25.1. Вывод уравнений для Аи φ в переменном электромагнит-
- •§25.3. Комплексная форма записи запаздывающего векторного потенциала. В гл. 21 [см. Уравнение (21.27)] отмечалось, что состав- ляющая векторного потенциала от элемента линейного тока idl
- •§ 25.4. Излучение электромагнитной энергии.
- •§ 26.5. Аналогия между волноводом и линией с распределенными параметрами.
- •§ 27.7. Движение заряженных частиц в кольцевых ускорителях. Циклотрон представляет собой две полые камеры в виде полуцилиндров нз проводящего неферро-
- •§ 28.2. Уравнения магнитной гидродинамики. Систему уравнений магнитной гидродинамики образуют следующие группы уравнений.
- •§ 28.7. Эффект сжатия (пинч-эффект). В цилиндрическом столбе электрической дуги (рис. 28.4) нити тока параллельны'. Каждый элемент этой нити находится в маг-
- •§ 28.9. Принцип работы магнитного гидродинамического генератора. Через канал с большой скоростью V продувают плазму, нагретую до высокой температуры
- •Часть III
§ 19.12. Вектор электрической индукции . Кроме векторов е и р в электротехнических расчетах используют еще вектор электрической индукции, или вектор электрического смещения d.
Вектор D равен сумме двух векторов: вектора ε0Е, характеризую щего поле в вакууме, и вектора поляризации Р, характеризующего . способность диэлектрика в рассматриваемой точке поля поляризо ваться: D = ε0Е+P.
Так как
Относительная диэлектрическая проницаемость имеет нулевую размерность; она показывает, во сколько раз абсолютная диэлектриче- ская проницаемость вещества (εа) больше, чем электрическая постоянная е0, характеризующая электрические свойства вакуума,
В системе СИ [D] = [Р] = к/м2.
§ 19.13. Теорема Гаусса в интегральной форме. Теорема Гаусса является одной из важнейших теорем электростатики. Она соответствует закону Кулона и принципу наложения. Теорему можно сформулировать и записать тремя способами.
1. Поток вектора электрического смещения через любую замкнутую: поверхность, окружающую некоторый объем, равен алгебраической сумме свободных зарядов, находящихся внутри этой поверхности:
Из формулы (19.16) следует, что вектор D является такой характеристикой поля, которая при прочих равных условиях не зависит от диэлектрических свойств среды (от величины е).
* Раньше относительную диэлектрическую проницаемость обозначали εг а абсолютную проницаемость —ε, т. е ε = ε0εг
16
2. Так как D — ε0ε Е, то теорему Гаусса для однородной и изо-. тропной среды можно записать и в такой форме:
т. е. поток вектора напряженности электрического поля сквозь любую замкнутую поверхность равен сумме свободных зарядов, находящихся -внутри этой поверхности, разделенной на произведение е0е.Из формулы (19.17) следует, что вектор представляет собой характеристику поля, которая в отличие от вектораD при прочих равных условиях зависит от диэлектрических свойств среды (от вели- чины е).Поток вектора D определяется лишь суммой зарядов и не зависит от их расположения внутри замкнутой поверхности*.
3. Поток вектора Е через любую замкнутую поверхность создается не только суммой свободных зарядов (Σqсвоб), но и суммой связанных зарядов (Σqсвяз), находящихся внутри поверхности.
Из курса физики известно, что поток вектора поляризации сквозь любую замкнутую поверхность равен взятой с обратным знаком алгебраической сумме связанных зарядов, находящихся внутри этой поверхности; .
Напомним вывод формулы (a). С этой целью сначала покажем, что плотность :поверхностных связанных зарядов на поверхности раздела поляризованного диэлектрика и вакуума равна модулю вектора поляризации.
На рис. 19.6, б показано расположение диполей в поляризованном диэлектрике длиной L, сечением S. На торцах диэлектрика образуются связанные заряды, По- верхностную плотность их.обозначим через ơ. На длине L' положительные и отри- цательные заряды взаимно компенсируют друг друга. Поэтому поляризованный диэлектрик (рис. 19.6, б) можно рассматривать как диполь длиной L с сосредоточенными на концах зарядами ơS.
Электрический момент всего диэлектрика длиной L равен ơSL. Электрический .момент единицы объема диэлектрика
Таким образом, плотность связанных зарядов, на торцах поляризованного ди электрика равна модулю вектора поляризации Р (вектор перпендикулярен торцам). На рис. 19.6, в изображен свободный положительный заряд, вызвавший поляриза цию окружающего его диэлектрика.
Окружим заряд сферой и подсчитаем нескомпенсированные связанные заряды, попавшие внутрь сферы. Нескомпенсированными связанными зарядами оказываются заряды диполей, пересекаемых поверхностью S.
Так как поверхностная плотность их равна ơ, то
Знак минус появился вследствие, того, что знак нескомпенсированных связанных зарядов противоположен знаку свободного заряда (см. рис. 19.6, в).
* Теорема Гаусса [формула (19.16) или (19.17)] применима не только к электростатическому полю, но и к переменному электромагнитному полю при..условии, что расстояние от заряда, создающего поле, до точки, в которой определяют напряженность, должно быть много меньше длины электромагнитной волны (подробнее • см. § 26.6).
Распространил теорему Гаусса на переменное электромагнитное поле (постулировал возможность ее применения) Д. Максвелл. Поэтому теорему Гаусса в применении к переменному электромагнитному полю в литературе называют постулатом Максвелла.
Формулы (19.17) и (19.17') отличаются своими правыми частями.
§ 19.14. Применение теоремы Гаусса для определения напряженности и потенциала в поле точечного заряда. Теорему Гаусса в интегральной форме можно использовать для нахождения напряженности или электрического смещения в какой-либо точке поля, если через эту точку можно провести замкнутую поверхность таким образом, что все точки этой поверхности будут в одинаковых (симметричных) условиях по отношению к заряду, находящемуся внутри замкнутой поверхности.
Такой поверхностью является обычно сфера (если заряд точечный) или боковая поверхность цилиндра (если заряд «линейный»). При этом в силу симметричного расположения всех точек поверхности относительно заряда числовое значение напряженности поля в различных точках этой поверхности будет одинаковым.
В качестве примера использования теоремы Гаусса найдем напряженность поля, создаваемую точечным зарядом в точке, удаленной на расстоянии R от заряда. С этой целью проведем через заданную точку сферическую поверхность радиусом R, полагая, что заряд находится в центре сферы, и применим к этой сфере теорему Гаусса (см. рис. 19.7, д).
Элемент поверхности сферы перпендикулярен к поверхности сферы * и направлен в сторону внешней (по отношению к объему внутри поверхности) нормали.
В данном примере в каждой точке сферы Е и dS совпадают по направлению. Угол между ними равен нулю. Если учесть, что числовое
Следовательно, напряженность, создаваемая точечным зарядом q на расстоянии R от него,
* Имеется в виду вектор, изображающий элемент поверхности сферы. 18
значение Е во всех точках сферы одно и то же, то Е можно вынести из-под интеграла:
В силу сферической симметрии напряженность поля имеет только ' одну R-ю составляющую в сферической системе координат. Значит
Отсюда
Таким образом, потенциал в поле точечного заряда обратно пропорционален первой степени расстояния R от точечного заряда до точки, в которой определяется потенциал; С представляет собой постоянную интегрирования, с точностью до которой определяется потенциал. Напомним, что аналогичные выражения для Е и φ были о получены в § 19.4 при использовании закона Кулона.
§ 19.15. Теорема Гаусса в дифференциальной форме. Теорема Гаусса в интегральной форме выражает связь между потоком вектора D через поверхность S, ограничивающую некоторый объем, и алгебраической суммой зарядов, находящихся внутри этого объема. С помощью теоремы Гаусса в интегральной форме нельзя определить, как связан исток линий D в данной точке поля с плотностью свободных зарядов в той же точке поля. Ответ на этот вопрос, дает дифференциальная форма теоремы Гаусса. Чтобы прийти к ней, разделим o6e части уравнения (19.16) на одну и ту же скалярную величину — на объем V, находящийся внутри замкнутой поверхности S:
Выражение (а) остается справедливым для объема V любой величины. Устремим объем к нулю:
При стремлении объема к нулю §D dS также стремится к нулю, но
отношение двух бесконечно малых величин D dS и V есть величина конечная *. Предел отношения потока векторной величины сквозь замкнутую поверхность, ограничивающую некоторый объем, к объему V называют дивергенцией вектора D (divD). Часто вместо термина «дивергенция» употребляют термин «расхождение» или «исток» вектора D.
* В ч. III учебника неоднократно использованы величины, которые определяются при стремлении рассматриваемого объема или площади к нулю.
Стремление к нулю не следует понимать дословно: речь идет о таком уменьшении линейных размеров объема или площади, при котором еще не сказывается дискретность материи.
В правой части выражения (б) находится объемная плотность свободного заряда, ее обозначают ρсво6.
Таким образом, теорему Гаусса в дифференциальной форме записывают следующим образом (первая форма записи):
т.е. исток линий D в .данной точке поля определяется величиной плотности свободных зарядов в этой точке. Если объемная плотность зарядов в данной точке положительна (ρсво6> 0), то из бесконечно малого объема, окружающего данную точку поля, линии вектора D исходят (исток положителен, рис. 19.8, а). Если в данной точке поля -
Рис. 19.8
ρсво6 <0, то в бесконечно малый объем, внутри которого находится данная точка, линии вектора D входят. И, наконец, если в какой-либо точке поля ρсво6 = 0, то в данной точке поля нет ни истока, ни стока линий D, т. е. в данной точке линии вектора D не начинаются и не заканчиваются.
Если среда однородна и изотропна, то ее εа = const.. Вместо (19.20) запишем выражение: div εа Ē = ρсво6
Вынесем εа за знак дивергенции:
следовательно,
Формула (19.21) представляет собой вторую форму записи теоремыГаусса. Она справедлива только для однородной и изотропной среды.
Для неоднородной среды εа является функцией координат и потому
εа не может быть вынесена за знак дивергенции.
■••■■••■'-.'■ ' :
20
Уравнение (19.17') в дифференциальной форме записывают так третья, форма записи):
Следовательно, истоком вектора Е в отличие от истока вектора D являются не только свободные, но и связанные заряды.
В различных системах координат div Ē раскрывается по-своему.
§ 19.16. Вывод выражения для div E в декартовой системе координат. Выделим в пространстве весьма малый Параллелепипед с ребрами dx, dy, dz. Расположим ребра параллелепипеда параллельно осям декартовой системы (рис. 19.8, б). Для нахождения истока вектора Е из данного объема составим разность потоков, выходящих из объема (и входящих в него, и разделим разность потоков на величину объема параллелепипеда, равную dx dy dz.Левую грань площадью dxdz пронизывает только одна составляю-, щая вектора Ē т. е. составляющая jЕу, остальные (iEх и kEz) скользят по грани. Поток вектора Е, входящий в эту грань, равен Eу dxdz.
Так как Е есть функция координат, то и ее составляющие также являются функциями координат. Правая грань площадью dxdz отстоит от левой грани на расстоянии dу Проекция вектора Е на ось у для нее равна
где -скорость измененияЕу в направлении оси у;dy-приращение «игрековой» составляющейнапряженности поля на пути dy.Поток, выходящий из правой грани площадью dxdz, равен (ЕУ +
dy) dxdz.. Исток через грани площадью dxdz равен dx dydz.
Таким же путем получим разность потоков через грани площадью
• ■-
dydz :dx dydz. Разность потоков через грани dxdy (верхнюю и нижнюю стенкиобъема) равна / dx dydz.
Для нахождения div Ē сложим разности потоков через все грани и поделим на объем параллелепипеда dxdydz, получим
§19.17. Использование оператора набла для записи операции взятия дивергенции. Ранее было показано, что умножение оператора V на скалярную функцию равносильно взятию градиента от этой скалярной функции. Покажем, что скалярное умножение оператора V на векторную функцию, например на функцию Е, означает взятие дивергенции от этой векторной функции.
произведение
Е
можно записать так
: