Физика (Шпаргалка)

Электростатика.

Способность к электризации. - способность тел притягивать к себе предметы.

Эти тела оказ. заряженными.

Q=ne Q - заряд тела n=1,2,...

Заряды приобретаемые при электризации всегда кратны е и заряды явл. дискретными.

Сущ. три способа электризации тел.

1) Электризация через трение - трибоэлектризаия.

2) Электризация наведением (явление электростатической индукции).

3)Электризация с помощью электритирования.

Электрическ. заряды сохр. на заряженных телах различное время в зависемости от способа электризации в1) и 2) - короткое время , 3) - годы и десятки лет.

В замкгутой системе электриз тел (нет обмена зарядами с внешними телами) алгебраическая сумма эл. зарядов остается постояной при любых процессах происходящих в этой системе.

Q_i=const

ⁱ

Точечный заряд это физич. абстракция.

Точечным зарядом принято называть заряж. тело розмера которого малы по сравнению с расст. до точки исследования.

Одноименные заряды отталкиваются, разноименные притягиваются.

Зак. Куллона.

Сила взаимодействия междуточечными неподвиж зарядами

q₁ и q₂ прямопропорцианальны величине этих зарядов и обратнопропорц. расст. между ними.

F=k((q₁q₂)/r²

k=1/4₀ ₀=8,8510^-12 Ф/M

₀ - фундоментальная газовая постоянная назв газовой постоянной.

k=9109 M/Ф

Зак. Куллона (в другом виде)

F=(1/4₀)q₁q₂r²

вакуум =1

F=(1/4₀)q₁q₂r²

для среды 1

Если точечн. заряд поместитьв однородн. безгранич.среду куллоновская сила уменьшится в раз по сравнению с вакуумом. - диэлектр. проницаемость среды.

У любой среды кроме вакуума >1.

Зак. Куллона в векторной форме.

Для этого воспользуемся единичным ортом по направлению вдоль расстояния между двумя зарядами.

_ _ _ _

e_r=r/r r =e_rr

_ _

F=(1/4₀)q₁q₂r)r³ векторная форма

В Си - сист единица заряда 1Кл=1Ас

1Куллон - это заряд, протекаемый за 1 с через все поперечное сечение проводника, по которому течет

то А с силой 1А.

Зак.Куллона может быть применен для тел значительных размеров если их разбить

на точечные заряды.

Кулл. силы - центральные, т.е.

они направлены по линии соед.

центр зарядов.

Зак. Куллона справедлив для очень больших расстояний до десятков километров. При уменьш. расст. до 10^-15 м справедлив, при меньших несправедлив.

Электростатич. поле.

Хар. электростатич.поля.

_ _

(Е, D,)

В пространстве вокруг эл. зарядов возникает электростатическое поле (заряды не подвиж.).

Принято считать, что электростатическое поле является объективной реальностью. Обнаружить поле можно с помощью пробных электрических зарядов.

Пробн., полож., точечный заряд должен быть таким, чтобы он не искажал картины иследуемого поля.

Напр. электростатич. поля.

_

Е - напряженность электростатического поля. Напряженность электростатического поля является силовой характеристикой.

_ Напр. поля в данной

Е=F/q₀ точке пространства

явл. физ. вел. численно равная силе (куллоновск.)

действ. в данной точке на единичный неподвижный пробный заряд.

(E)=H/Кл (E)=В/м

Силовая линия - линия, в каждой точке которой напр. поля Е направлена по касательной.

Силовые линии строят с опред.

густотой соответствующей модулю напр. поля: через площадку 1 м² проводят количество линий Е равное модулю Е.

При графическом представлении видно, что в местах с более

густым располож. Е напр. больше.

Вывод формул для напр. поля точечн. заряда.

q - заряд создающий поле.

q₀ - пробн. заряд.

Е=(1/4₀)qq₀)/(r²q₀)

E=(1/4₀)q/r²

Из E=(1/4₀)q/r² следует что Е зависет прямопропорцианально величине заряда и обратнопропорц. расст. от заряда до т. исследов.

В однородн. безгр. среде с 1

(>1) напр. поля уменьш. в  раз.

E=(1/4₀)q/r²

_

E=(1/4₀)q²/r³

Электрическое смещение.

_

Опред. формулой для D явл. следущее в данной т. среды электрическое смещение численно равно произвед. диэлектр. проницаемости, эл. постоянн. и напр. поля.

_

DE D=₀E

(D)=Кл/м²

Напр. эл. поля завсет от среды поэтому при наличии несколбких граничащих диэлектриков на границе разрыва двух сред напр. поля меняется скачком (линии

_

вектора Е терпят разрыв).

_

Вектор D не завис. от  среды т.е. явл. однаков. по величине

_

во всех средах т.е. скачка D нет , разрыва нет.

_

Покажем что D независ от .

D=₀(kq)/(₀r²)

D=(1/4)q/(r²)

Потенцеал поля.

Силы электростатич. поля консервативные т.е. независ. от траэктории движения заряда.

_

F=- gradП

F_x= -П/x аналогич F_y и F_z

1) F= - dП/dr

Для электростатич. сил F=f(r).

Воспользуемся этой зависемостью для введения третей характеристики поля - потенцеала.

Преобр. 1)

2) dП= - Fdr F - куллоновская сила взаимодействия между двумя точечн. зарядами q и q₀.

F=k(qq₀/r²) Подставим F в 2) и проинтегрируем лев. и прав. часть.

3) dП= -k(qq₀/r²)dr из 3)

П= -kqq₀dr/r²=

=kqq₀1/r)+C

Разделим лев. и прав. часть 4) на q₀.

5)=П/q₀=(1/4₀ )q/r)+C

6) =П/q₀ Потенцеал поля в данной точке численно равен потенцеальной энерии пробного заряда помещенного в данную точку.

()=B=Дж/К

7) =(1/4₀ )q/r) при =0 rd при r=const ,

1/r при q=const

При q>0 >0 +

При q<0 <0 -

Потенцеал поля принято изображать на рис. эквипотенцеальными линиями или поверх.

Эквипотенцеал - геом. место точек равного потенцеала поля.

Принято эквипотенцеал проводить при  =const

=₂ - ₁ - разность между двумя ближайшеми эквипотенцеалами.

Вывод:

_ _ _ _

D=₀E DE

E=(1/4₀ )q/r²) D=q/4r²

Картина линий Е эквипотенц. поля точечн. заряда.

(для ваку-

ума)

_ _

Е или D =const

_ _

 линии D или Е

--- экви.

_ _

Нарисуем линии E и D при наличии диэлектрика.

Диэлектрк окружен вакуумом.

В диэл. >1 E_дв поскольку

_д<_в

_ _

Для D линий разрыв. нет т.е. D

чертят сплошной линией.

Принцип суперпозиции

электростатич. полей.

_

Принцип суперпоз. для Е.

Пусть в пространстве имеется несколько точечн. зарядов q₁, q₂, ..., q_i, ..., q_n внесем в это поле пробный заряд q₀ найдем силу действия наq₀.

Согласнопринципу независемости действия сил результ. сила F действ. но q₀ равна геом. сумме всех куллоновских сил действ. на q₀ со стор. других зарядов.

_ _n _

F= F_i 1)

ⁱ⁼¹

Разделим лев. и прав. часть 1) на q₀.

_ _n _ _ _

F/q0= F_i/q₀ E=F/q₀

ⁱ⁼¹

_ _n _

F/q0= E матем запись прин-

ⁱ⁼¹ ципа супер. для Е.

Напряженность результ. поля созд несколькими точечн. зарядами = геом. сумме напр. полей созд. в этойже точке отдельными зарядами.

_

Принцип суперпоз. для D.

_ _n _

D= D_i 3) (аналог 2))

ⁱ⁼¹

Для потенцеала.

_n

 =_i

ⁱ⁼¹

Потенцеал результ. поля в данной точке = алгебр. сумме потонц. полей созд. отдельными зарядами.

Поля диполя.

Эл. диполем - назв. систему двух равных по модулю разноименн. точечн. зар. наход на расст. друг от лруга значительно < расст. r до исслед. точки. ( <

Диполь характеризуется плечом диполя и электрич. моментом.

Плечо диполя - расст. между зарядами.

Элекрич. момент - произв. вел. заряда на плечо. (p)=Клм

Вычислим поле в т. А на оси диполя.

=1 , q₊=q_{_}=q , , p=q, E - ?

_ _

E=E_i

ⁱ _ _

E=E_{_}- E₊ EE_{_}

E=k(q/(r+/2)²)

E=k(q/(r -/2)²)

E=kq((1/(r - /2)²) -1/(r+/2)²))

E=(kq(r²+r+²/4 - r²+

+r - ²/4))/

/r⁴=(пренебрег. /2 т.к. r>>, r>>/2)=(kq2r)/r⁴=k(qp/r³)

E=k(2p/r³) E1/r³

Поле в т. С на перпендик. оси диполя.

k, q,, r>>, p=q, =1 , r=OC

E - ?

_

E=2П_р.Е₊

Е₊=Е_{_} в силу симметрии зар.

Е₊=Е_{_}=k(q/(r)²)

E₊/E_{_}=cos= /2r

П_р.Е₊=П_р.Е_{_}=Е( /2)

E=2П_р.Е₊=2П_р.Е

П_р.Е₊=Е₊сos=(kq/(r)²)

/2r



П_р.Е₊/E₊=cos E₊

rr при r>>

E=2(kq/(r)²)=kq /(r)³=

=kp/r³

(неправильно)

E=k(p/r³)

_ _

Потоки D и Е.

Пусть электростатическое поле будет однородно т.е. такое

_

поле у котор. D=const и все линии поля по направлению , введ. в это поле плоск. поверхность площадью S, строем нормаль.

_

П_р.D=D_ncos



поток D _D=DcosS

1)_D=D_ncos

_ _

Потоком D или E назв. физ. вел. числ. = кол - ву. линий

_ _

D или Е пронизывающих исследуемую поверхность при

_ _

условии D или Е поверхности.

_Е=Е_nS 2)

(_D)=Кл (_Е)=Вм

Поток характеристика скалярная, алгебраическая.

При <90⁰ cos (+) _D>0

При <90⁰ cos (-) _D<0

Запишем общую формулу в случ. когда S имеет произв. форму.

В током случае на поверх S наход. участок площадью dS котор. можно считать плоским, тогда d_D=D_ndS

_D=D_ndS

^S

Площадке dS припис. векторные свойства.

_ _

dS=dSn

_ _

_D=D_ndS

^S

Теор. Гаусса (интегральная форма).

В ряде случаев принцип суперпоз. для вычисления напр. поля применять трудно, в таких случ. напряженность электростатич. поля вычисляют с помощью теор. Гаусса.

Теор. Гаусса позволяет легко вычислять Е и D при симметричных расположениях заряда.

Поток вектора электрич. _

смещения D cквозь произвольн. замкн. поверх. S равен алгебраич. сумме зарядов заключ. внутри поверх.

Замкнутая поверх - такая вкотор нет отверстий.

Алгебр. сумма - сумма заряда с учетом их знаков.

_ _ _n

ѓDdS=q_i 1)

^{S i=1}

_ _

ѓEdS=(1/₀)q_i 2)(для вакуума)

^{S i}

Док - во.

1. Пусть имеется полож. точечн. заряд. q .

_ _

ѓDdS=ѓDdS

^{S S}

_ _

Dn =0 D_n=D

Вынесем за знак интегр.

DѓdS=D4r²=(q/4r²)4r²=q

^S

_ _

3) ѓDdS=q

^S

Очевидно если точечн. зар. расп. не в центре а в люб. т внутри поверх. S колич. линий

_

D прониз. поверх. не измен. , т.е. для люб. положения точечн. заряда q внутри сферы формула 3) справедлива.

Поток сквозь поверх. другой формы (произвол.) при прежнем заряде q не изменится и 3) справедлива.

Внутри замкн. сферы нах. несколько зарядов q₁, q₂ ,q₃, ...,q_i,...q_n 1i n

Докажем что в этом случ. теор. Гаусса верна.

На основ. 1)

для кажд

зар. теор.

справедлива.

_ _

4) ѓD_idS=qi

^S

в 4) просуммируем левую и правую часть.

_ _

ѓD_idS=q_i

^{i i}

_ _

ѓ(D_i)dS=q_i

^{s i i}

_ _ _n

ѓDdS=q_i 5)

^{s i}

Форма записи 5) имеет назв. интегральной формы записи.

Интегр. форм. - обознач. что в формуле характеристики слева и справа относятся к разным точкам пространства.

- об. плотность.

=dq/dv (Кл/м₃)

6)q_i=dv

^{i v}

_ _

ѓDdS=dv S и V -

^v согласо-

ванны.

Практич. применение теор. Гаусса.

Методика применения теоремы.

Дано:

Шар , _ш0 ,_ш>0 , _ш=, _cp=1 , =const , R - радиус шара 1) r>R (вне шара)

2) r

Найти Е и D вне и внутри шара).

ОА=r

1) Наход. картину линий поля.

2) Выбор замкнутой поверхности удобной для реш. задач.

Во всех точках поверх. или к части точек cos=1.

3) Это замкнутая поверхность должна проходить через исслед. точку.

4) К построенной поверхности строят нормаль. Очевидно что для всех точек поверх =0 D=const.

5) Вычисляем формально поток (левую часть формулы Гаусса) _ _ _n

ѓDdS=q_i

^{S i=1}

_ _

ѓDdS=DѓdS=DS=D4r² (1)

^{S S}

6) Вычисляем алгебраич. сумму зар. попавших внутрь поверх. (прав. часть форм.)

q_i=V=(4/3)r³ (2)

7) Приравниваем (1) и (2)

D4r²=(4/3)r³

D=((R³)/3)1/r² D1/r²

q=(4/3)r³ D=q/4r²

Электрич. смещение D и напр. поля Е в люб. точке. вне шара. определ. по тем же формулам что и для точечн. заряда.

Рассм. точку внутри шара.

1)_ _

ѓDdS=DѓdS=DS=D4r²

^{S S}

2)q_i=V=(4/3)r³

D=4r²=(4/3)r³

D=/3r Dr

Постр. граф. завис. D(r).

D_{в диэлектр} и D_{в вакууме} - одинаков.

Для напр. поля но основ. получ. формулы для D и на основ. связи D=/3r

E=D/₀

для А E=(q/4₀r²)=k(q/r²) b)

для С E=(/3₀)r a)

Найдем знач. Е в точках на поверхности. Воспользуемся а) и b) и подходом к поверхности снаружи и изнутри.

6) E_R=q/4₀R² r=R

Подходим к поверх. изнутри.

7) E_R=(/3₀)R

E=(4R³)/(34₀R²)

8) E=(/3₀)R

Сравнивая 7) и 8) видим что напр. поля не равны.

E_RE_R E_R>E_R (скачок)

^{вн сн вн сн}

Завис. Е(r)

При _ср<_ш

Методика применения теор. Гаусса универсальна и применима для реш. любой задачи.

Применение теор. Гаусса к расчету некоторых электростатических полей в вакууме.

1)Поле равномерно заряж. бескон. плоскости:

Бесконечная плоск. заряжена с постоянной поверхностной плотностью += dQ/dS - заряд приходящийся на единицу поверхности). Линия напряженности перпендикуляр.

плоскости и направленный в обе стороны. В качестве замкнутой поверхности мысленно построим цилиндр,

основание параллельно плоскости.

Полный поток сквозь цилиндр

равен сумму потоков сквозь его основания, т.е. равен 2ЕS. Заряд заключенный внутри построенной цилиндрической поверхности равен S. Согласно теор. Гаусса 2ЕS=S/₀ ,

откуда Е=S/2₀. Из формулы видно, что Е не зависит от расстояния.

2) Поле двух бесконечн. параллельных разноименных заряженных пластин.

Слева и справа от плоскостей по суперпозиции напряженности равна нулю. А внутри между пластин Е=/₀.

3) Поле равномерно заряженной сферической поверхности.

Сфера радиуса R с общим зарядом Q заряжена равномерно с поверхностной плотностью +. Если r>R, то внутрь поверхности попадает

весь заряд и по теор. Гаусса

4r²E=Q/₀ , откуда

E=(1/4₀)Q/r² (r R)

Если r

4) Поле объемно заряженного шара.

Шар радиуса R с общим зарядом Q заряжен равномерно с объемной плотностью  (=dQ/dV - заряд приходящийся на единицу объема). Напряженность вне шара будет как и в 4) т.е. Е=(1/4₀)Q/r²

Внутри же будет другая.

Сфера радиуса r=(4/3)(r)³q. Поэтому по теор. Гаусса: 4(r)²Е= Q/₀=(4/3)(r)³₀

, получим: E=(1/4₀)Q/R³)r (r R).

5) Поле равномерно зар. без-

кон. цилиндра.

Безкон. цилиндр радиуса R заряжен равномерно с линейной плотностью (=dQ/d- заряд, приходящийся на единицу длины). Поток сквозь торцы цилиндра равен 0, а сквозь боковую поверхность 2rЕ , где  -высота. По теореме Гаусса, для r>R

2Е=/₀₎ , от сюда Е=(1/2₀)(r) (r R).

Если r

Теор. Гаусса в дифференциальной форме.

В случаях неравномер. распред. заряда и не симметр. конфигурациях заряженных тел теор. Гаусса в интегр. форме применять затруднительно. В этих случаях легко реш. задачи с помощью дифференц. формы теор. Гаусса.

Пусть заряды в пространстве распред. неравномерно const

В общем случае  =f(x,y,z)

Рассм. т. А(x,y,z). В этой т. (x,y,z). В т. А D(x,y,z) D - смещение в т. А.

Для получ. теор. Гаусса в нов. форме воспольз. теор. Гаусса в интегр. форме. для некотор. элементар. обьемного пространства в окрестностях т. А. В виде куба стор. котор. параллельны осям.

Предполагаем что внутри V в окрестностях т. А.  =const

_ _

1) ѓDdS=V V0

^S

Нах. предел отношения потока через поверхность куба. наV приV0.

_ _

2) lim ( ѓDdS/V)= (в т. А)

^{V0 S}

_ _ _

lim ( ѓDdS/V)=div D

^{V0 S} (дивергенция)

В математике показ. что

_

div D=(Dx/x)+(Dy/y)+

+(Dz/z)

_ _ _ _ _

D=iDx+jDy+kDz divD - скалярная вел.

Перепишем 2) в окончательном виде.

_

3) div D= - теор. Гаусса в дифр. форме.

Дивергенция электрическ. смещ. в данной т. поля равна объемной плотности заряда в этой точке.

Из 3) очевидно если >0

_

(+ зар) div D>0 - исток расхождения. Если <0 ( - зар)

_

div D<0 вхождение линий.

Из3) важное следствие:

Источником поля явл. электрич. заряд.

Теор. Остроградскрго Гаусса.

Ур. 3) домножим лев. и прав. часть на dV.

_

4) div DdV= dV

проинтегрируем 4) по объему

_

5) div DdV= dV

^{v v}

_ _

 dV=DdS

^{v s}

_ _ _

6)div DdV=ѓDdS - Остр. Г.

^{v s}

^{согласован }

В теор. Остр. Гаусса содерж. связь между дивергенцией и потоком одного и того же вектора.

Работа сил. электростатич. поля.

Потенциал поля.

Силы электростатич. поля перемещая электрич. зар. соверш. работу.

Вычислим работу сил электростатич. поля для перемещения зар. по произвольной траектории.

q - созд. поле.

+q₀ -перемещ. в поле заряда q.

Рассмотрим перемещение заряда на элементар. кчастке d.

0) dA=F_d =Fcos d =Fdr

r - тек. расст. между q иq₀.

Найдем полную работу.

_{2 2}

А=dA=Fdr

^{1 1}

Поскольку Fdr cos=1

_ _

Fdr=Fdr

_{r 2}_ _

1) A=Fdr

^{r 1}

Воспользуемся для получ. втор. формулы связью между

_ _ _ _ _ _

Е и F. E=F/q₀ E=q₀E

_ _

2) dA=q₀E_d =q₀Ed =

=q₀Ecos d

интегрируем 2) лев. и прав. часть

₂ _ _

3) A=q₀Ed

¹

Получим еще одну формулу.

Воспольз. 1) в котор. подставим ур. F_кл.

_r2

A=k(q₀q/r²)dr

^r1

A=q₀((kq/r₁) - (kq/r₂))

Из 4)

5) A=q₀(₁ - ₂)

Работа при перемещении зар. q₀ электростатич. силами равно произв. вел. этого заряда на разность потенциала в начальной и конечной точке.

Из 4) след. что работа сил поля независ. от формы траектор. Силы электростатич. явл. консервативными , поле электростатическое явл. потенциальным полем.

Используя 5) дадим второе опред. потенциала. Для этого рассм. перемещение полож. заряда q₀ из данной т. в котор.

₁ = в бесконечность ₂=_=0.

Из 5) А_=q₀

6) = А_/q₀

Потенциал. поле в данн. т. числ. =работе соверш. сила электростатич. поле при перемещении единичного полож. заряда из данной т. в бесконечность. Потенц. скаляр. характеристика. Дж/Км=В

Теор. о циркуляции вектора напр.электростатич. поля.

Потенциальный характер поля.

Рассм. перемещ. зар. q₀ в поле заряда q вдоль произвольной замкнутой траектор. А = 0.

Возмем для работы форм. 3)

_ _

q₀ѓE_d=q₀ѓEd =0

^{L L}

q₀ 0

_

1) ѓE_d=0 - циркуляция Е

^L _

Циркул. Е в доль произвольн. формы замкн. контура=0.

Теор. о циркул. свидетельствует о том что электростатич. поле - потенциальное.

Если циркул. не =0 то поле не потенциально.

Физ. смысл. циркул. численно равен работе по перемещ. единичн. полож. зар. по замкн. траектории.

Лекция.

Вычисление разности потенциала по напряж. поля.

₂

1)A=q₀E_d

¹

2)A=q₀(₁ - ₂)

₂

₁- ₂=E_dСвязь между

¹ разностью потенциала и напряженностью поля.

Вычислим разность потенциала для бесконеч. , равномер. заряженной нити с линейной плотностью .

Пример:

 =dq/d( Кл/м)

₁,₂ =1

(₁ - ₂) - ?

E_=Er d=dr

_{r2 r2}

₁ - ₂=Erdr=Edr

^{r1 r1}

E=(/2₀r) напряженность поля в точке на расст. r от нити. ₂

₁ - ₂=(/2₀)dr/r

¹

₁ - ₂=(/2₀)ln(r₂/r₁)

Пример 2:

Вычисл. разности потенциала для равномер. заряж. сферы (проводящий шар).

Сфера R , q=1

1) rR

Для точек вне сферы (r>R) из теор. Гаусса напряженность Е вычисляется Е=1/2₀=q/r²

Внутри (r

Е=0

_{r2 r2}

₁ - ₂=Erdr=Edr=

^{r1 r1}

=(q/4₀)dr/r²=(1/4₀)(q/r₁) -

- (1/4₀)(q/r₂)

из последнего выражения следует что потенц. поля не определ. как и у точечного зар. котор. нах. внутри.

r>R  =(1/4₀)(q/r)

Внутри напряженность поля =0

поэтому ₁ - ₂=0

₁=₂=_R=(1/4₀)(q/R)

 =const

Нарис. графики.

Связь между напряженностью поля и потенциалом в диффер. форме.

Градиент потенциал.

Для получения связи между Е и  в одной точке воспользуемся выраж. для элементарн. работы при перемещении q₀ на d по произвол. траектории.

dA=q₀E_d

В силу потенциального характера сил электростатического поля эта работа соверш. за счет убыли потенциальной энергии.

dA= - q₀ d = - П

E_d = - d

3) E_= - (d /d )

Проэкция вектора напряж. поля на произвольном направлении () равна взятой с обратным знаком производной по этому направлению.

4) E_x= - (d /dx)

E_y= - (d /dy) E_z= - (d /dz)

_ _ _

E= - ( i (/x)+j (/y)+

_

+k (/z))

_

E= -grad Напряженность

поля в данной т. равна взятому с обр. знаком градиенту потенцеала в этой точке.

Градиент сколяр. фукции явл. вектором.

Градиент показывает быстроту изменения потенцеала и направлен в стор. увелич потенцеала.

Напряж. поля всегда перпендикулярна к эквпотенцеальным линиям.

Пусть точечный заряд q₀ перемещается в доль эквипотенцеала =const , d- на эквипотенцеали.

dA=q₀E_ddA=0 т.к. =0

E_=Ecosq₀Ecos d=0

q₀0 E0 d0 cos=0 =90⁰

Проводники в электрич. поле.

Электроемкость проводников.

Конденсаторы.

Энергия поля.

§1 Условия равновесия заряда на проводнике. Электростатич. защита.

Внесем в электрич. поле напряженностью E₀ тело.

При внесении проводника все электроны окажутся в электростатич поля.

В нутри проводника за короткое время призойдет разделение эл. зарядов (электростатич индукция) с накоплением их на концах.

_ _ _

E₀ - внешнее E' E₀

_

E' внутри проводника

_ _ _ _ _

Е=E₀+E'=0 E'=E₀

E - результ. поле в нутри проводника.

В результате рассмотренныых процессов.

Усл. равновес. заряда.

1)Напр. поля во всех точках внутри проводника Е=0 .

2)Поверхность проводника

явл. эквипотенцеальной

=const.

_

3) Напр. поля Е эквипот.

=const.

В силу Е=0 проводники люб. формы явл. защитой от электростатич. поля.

Поле у поверхн. заряж. проводника.

Рассм. произаольную форму проводника заряж. по поверх. с поверхностной плотностью .

Воспольз. теор. Гаусса в интегральной форме.

_ _

ѓDdS=q_i

^s

На заряж. поверхности отсечем круг площадью S.

ѓ₀EdS=₀EdS

^{s s}

₀ES=S

в т. А E=/₀

D=₀E D=

Напр. поля прямопропорц. поверх. плотности заряда проводника в окрестностях этой точке.

Разделение зар. по проводнику завис. от его поверх. (у острых углов заряд больше , напряж. сильнее).

Электроемкость проводника.

Единица электроемкости.

Рассм. проводник произв. формы. В близи этого проводника других проводников нет. такой проводник назв. уединенным проводником.

Будем заряжать уединенный проводник. При увеличении заряда потенциал прямо пропорционально зависет от Q.

Связь между зарядом Q , потенциалом , и формой проводника дает электроемкость С=Q/ .

Емкостью уединенного проводника - назв. физ вел. числ.= величине зар. сообщаемого этому проводнику при увеличении потенциала на 1В.

В Си 1Ф - фарад.

1Ф=1Кл/1В

Электроемкость зависет от размеров , формы и диэлектрической проницаемости среды.

С=4₀R

=(1/4₀)(Q/R)

Уединенные проводники при приближении к ним других проводников свою емкость существенно меняет (уменьш. за счет взаимного влияния электростотич. полей).

Лекция.

Конденсаторы.

Типы конденсаторов.

Конденсатор - устройство позволяющие получать стабильное значение емкости независящее от окружения.

Создание закрытого поля не влияющего на металлич. предметы достигается за счет двух металлич. разноимен. заряж. электродов.

В зависемости от формы обкладок различают плоские , цилиндрические , сферические конденсаторы.

Расчет емкости конденс. разл. типов.

1)

Дано: = - ,

 , S , d

C - ?

C=q/ уедин. проводника

Для конденс.

1) С= q/ =q/U

 =U - напряжние

С=S/Ed=S/((/₀)d)=

=₀S/d 2)

Цилиндрич. конденсатор.

R1 , R2 ,  ,

q= -q

-

C - ?

Воспользуемся 1)

_R2

С=/(Edr) E=/2₀r

^R1

Напряженность поля произвольной точки располож. между цилиндрами на расст. r от оси определяется только зарядами на внутреннем цилиндре (см. теор. Гаусса). Аналогично для тонкой нити.

_R2

С=/((/2₀r)dr=

^R1

=/( /2₀ln R₂/R₁))

3) C=/( /2₀ln R₂/R₁))

емкость цилиндрич. конденс.

Сферич. конденсатор.

Сферич. конденс. - две концентрические сферы определ. радиуса.

Дано: , R1 , R2

q= -q

C - ?

Использ. 1) _R2

С=q/= q/=q/(Edr)=

_R2 ^R1

=q/((q/4₀r²)dr)

^R1

C=q/((q/4₀)(1/R₁ - 1/R₂))

C=4₀R₁R₂/(R₂ - R₁)

Для всех видов конденс. видно что емкость зависит от параметров электродов. Всегда с помещением диэлектрика между электродов емкость увелич.

Соединение конденсаторов.

Батареи конденсаторов.

Конденсаторы часто приходится соединять вместе. Часто возник. необходимость соед. их в батареи (когда нужно иметь другую емкость).

1) Последовательное соед. - соед. при котор. отрицательные электроды соед. с полож.

У последовательно соед. Конденсаторов заряды всех обкладок равны по модулю , а разность потенциалов на зажимах батареи

_n

 =_i

ⁱ⁼¹

Для любого из рассматриваемых конденс.