170
В пределе при Si → 0
PdS q S S
(21.4)
— теорема Остроградского-Гаусса для поляризованности: поток поляризован-
ности сквозь произвольную замкнутую поверхность равен сумме связанных зарядов, охваченной этой поверхностью, взятой с обратным знаком.
б) Теорема Остроградского-Гаусса для
E
и D
Теорема Остроградского-Гаусса для напряжённости электрического поля
|
|
|
EdS |
|
q |
S |
q |
S |
. |
|
(21.5) |
|||||||
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
ε |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
|||
Сумма связанных зарядов |
q S |
не поддаётся прямому расчёту. |
Выразим эту |
|||||||||||||||
сумму из (21.4): |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
S |
PdS |
ε0 EdS q S |
PdS , |
|
|||||||||||||
q |
|
|||||||||||||||||
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε E P |
|
dS |
|
|
q |
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
— теорема Остроградского-Гаусса для напряжённости электрического поля в веществе.
Введём вспомогательную величину
D ε0 E P
— электрическое смещение (электрическая индукция);
DdS q S S
(21.6)
(21.7)
— теорема Остроградского-Гаусса для электрического смещения: поток век-
тора электрического смещения сквозь произвольную замкнутую поверхность равен сумме свободных зарядов, охваченных этой поверхностью.
D — это вспомогательная векторная характеристика электрического поля, помогающая расчёту E .
в) Связь E и D
Формула (21.6) — определение.
Для изотропного диэлектрика58 (несегнетоэлектрика) P E , P ε0æE и
D ε0E ε0æE ε0 1 æ E .
58 Для изотропных диэлектриков смысл относительной диэлектрической проницаемости — величина, показывающая во сколько раз диэлектрик ослабляет электрическое поле свободных зарядов (см. ПРИМЕР). Задачи на расчёт характеристик электрического поля в изотропном диэлектрике
можно решать и без использования D (вводя ε в формулировку теоремы Остроградского-Гаусса для E ), но мы настаиваем на том, чтобы студенты использовали эту величину и теорему Остроград- ского-Гаусса для D .
171
Обозначим
ε 1 æ
— относительная диэлектрическая проницаемость вещества. Связь пишется как
D ε0εE
D
и
E
за-
У всех диэлектриков ε > 1; у полярных диэлектриков эта характеристика больше, у неполярных — меньше.
Для анизотропных диэлектриков D и E не параллельны. Диэлектрические свой-
ства вещества определяются тензором диэлектрической проницаемости
|
ε |
|
|
ε |
|
|
||
|
||
|
ε |
|
|
||
|
xx yx zx
ε ε ε
xy |
ε |
|
|
|
xz |
||
|
ε |
|
|
yy |
yz |
||
|
|||
|
ε |
|
|
zy |
zz |
||
|
и
|
ε |
xx |
ε |
xy |
||
|
|
|
|
|||
D ε |
ε |
|
ε |
|
||
|
yx |
yy |
||||
0 |
|
|
||||
|
|
ε |
|
ε |
|
|
|
|
zx |
zy |
|||
|
|
|
ε ε ε
xz yz zz
E |
||
|
E |
|
|
||
|
||
|
|
|
E |
x y z
.
ПРИМЕР
Поле точечного заряда в однородном диэлектрике
Точечный заряд Q > 0 находится в безграничном диэлектрике с относительной диэлектрической проницаемостью ε (РИС. 21.4). Найдём ряд векторных характеристик электрического поля, создаваемого этим зарядом.
S
ε
Q |
|
r |
|
A |
|
|
|
Рис. 21.4
Так как в пространстве имеется диэлектрик, воспользуемся теоремой Остроград-
ского-Гаусса для D
DdS q S .
S
Выберем поверхность интегрирования S в виде сферы радиуса r — расстояние от заряда Q до точки A, в которой исследуется поле, с центром в точке, где расположен за-
ряд Q; нормаль dS |
направлена радиально, |
как и D . Поток D |
|
DdS Dr 4πr2 ,
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
охваченный заряд q |
S |
Q . Получим |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
D 4πr2 |
Q , |
D |
|
Q |
. |
|
|
|||
|
|
|
4πr2 |
|
|
||||||||
|
|
|
r |
|
r |
|
|
|
|
|
|||
Связь между D и E : |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
D ε εE D ε εE |
, E |
|
|
Dr |
|
|
Q |
. |
|||||
|
ε ε |
4πε εr2 |
|||||||||||
|
|
0 |
r |
0 r |
|
r |
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
|
|
0 |
|
172
Поляризованность, исходя из определения D
P D ε E P D ε E |
|
|
Q |
|
|||
r |
|
2 |
|||||
0 |
r |
r |
0 |
|
4πr |
||
|
|
|
|
|
|
|
(21.5),
|
ε Q |
|
0 |
|
|
|
|
|
|
4πε εr |
2 |
|
|
|
|
0 |
|
Q |
|
4πr |
2 |
|
|
1 |
|
|
||
|
|
|
1 |
|
ε |
|
|
.
Найдём также напряжённость электрического поля свободных и связанных зарядов. Проекция напряжённости электрического поля свободных зарядов на радиальное направление (см. 3.2.2)
E |
|
|
Q |
|
. |
|
0r |
4πε r |
2 |
||||
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
||
|
|
|
0 |
|
|
Так как E E0 E , напряжённость электрического поля связанных зарядов
E E |
|
E |
|
|
Q |
|
|
Q |
|
|
Q |
|
|
1 |
1 |
|
0 |
r |
0r |
|
2 |
|
2 |
|
2 |
|
|
|
|||||||
r |
|
|
4πε εr |
|
4πε r |
|
4πε r |
ε |
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
0 |
|
|
0 |
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
— поле связанных зарядов направлено против поля свободных зарядов. Отношение
E |
r |
|
1 |
1 |
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
E |
0r |
|
ε |
|
|
|
|
|
|
— диэлектрик ослабляет электрическое поле свободных зарядов в ε раз. Демонстрация: Изменение потенциала при вводе диэлектрической пластины
4. Теорема Остроградского-Гаусса в дифференциальной форме
Дивергенция
divE E
— скалярная функция векторного аргумента. В декартовых координатах
divE Ex Ey Ez ;x y z
в сферических координатах
divE |
1 |
|
|
r2Er |
|
1 |
|
|
|
|
|
Eθ sinθ |
||||||
2 |
|
r |
r sinθ θ |
|||||||||||||||
|
r |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
в цилиндрических координатах |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
divE |
1 |
rE |
|
|
1 |
E |
φ |
|
E |
z |
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
r r |
r |
r |
φ |
z |
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 Eφ ; r sinθ φ
.
Можно доказать, что из теоремы Остроградского-Гаусса в интегральной форме (21.4), (21.5), (21.7) следует теорема Остроградского–Гаусса в дифференциальной форме:
PdS q S S
div P
ρ
,
(21.8)
DdS q S |
div D ρ |
, |
|
|
S
173
EdS |
q |
q |
|
S |
|
S |
|
|
|
||
S |
|
ε |
|
|
0 |
|
ПРИМЕР
divE |
ρ ρ |
|
ε |
||
|
||
|
0 |
.
Расчёт объёмной плотности связанных зарядов (см. ПРЕДЫДУЩИЙ ПРИМЕР)
Точечный заряд Q находится в безграничном диэлектрике относительной диэлектрической проницаемостью ε. Найти объёмную плотность связанных зарядов в диэлектрике как функцию от расстояния r от заряда Q.
РАНЕЕ была получена зависимость поляризованности от r:
P |
r |
r |
|
Q |
|
4πr |
2 |
|
|
1 |
|
|
||
|
|
|
1 |
|
ε |
|
|
.
Рассчитаем объёмную плотность связанных зарядов по теореме Остроградского-
Гаусса для
P
в дифференциальной форме (21.8):
ρ divP |
1 |
d |
r |
P |
|
1 |
d |
||
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
r |
2 |
dr |
|
r |
|
r |
2 |
dr |
|
|
|
|
|
|
r Q |
||
|
2 |
|
|
4πr |
2 |
|
|
|
1 |
|
1 |
|
|
|
ε |
|
|||
|
|
||||
|
|
|
|
0
.
174
Лекция 22
3.3.3. Электрическое поле в диэлектриках (продолжение)
5. Условия на границе раздела двух диэлектриков
Проанализируем, как изменяется электрическое поле при переходе из одной среды (диэлектрика) в другую.
Пусть имеются два изотропных диэлектрика (относительные диэлектрические проницаемости ε1 и ε2), граничащие друг с другом (РИС. 22.1). В среде с ε1 существует
электрическое поле с напряжённостью
E1
и электрическим смещением
D1 |
. Свободные заряды на границе раздела сред отсутствуют. Найдём векторные |
|||||||
характеристики поля в среде с ε2 — E2 |
и D2 (в проекциях на нормаль n и касатель- |
|||||||
ную τ к поверхности раздела сред). |
|
|
|
|
|
|||
|
|
ε1 |
|
ε1 |
1 |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε2 |
|
ε2 |
4 |
3 |
|
|
|
|
S |
|
|
|
L |
||
|
|
а |
|
|
|
б |
Рис. 22.1
1) Dn
Воспользуемся теоремой Остроградского-Гаусса для
DdS q S .
S
D
Выберем поверхность интегрирования S в виде цилиндра, основания которого параллельны границе раздела сред, а высота мала (РИС. 22.1А). Поток D
DdS D1nSторц |
|
|
DdS D2nSторц D2n D1n Sторц ; |
||
S |
Sбок |
0 |
|
||
|
|
|
|
||
охваченный поверхностью S заряд |
q |
S |
0 , так как свободные заряды на гра- |
||
|
|
|
|
|
нице раздела отсутствуют. Поэтому
D |
D |
2n |
1n |
(22.1)
— нормальная составляющая вектора электрического смещения не претерпевает скачка на границе раздела диэлектриков.
2) En
Связь D и E в изотропном диэлектрике
D ε0εE ,
поэтому
D1n
С учётом условия (22.1)
ε ε |
|
0 |
1 |
175
E1n |
, D2n |
ε ε E |
2n |
0 2 |
.
ε ε E |
ε ε E |
2n |
0 1 1n |
0 2 |
|
E |
|
|
ε |
|
|
2n |
1 |
|
|
|
|||
E |
|
|
ε |
|
|
1n |
|
||
|
|
|
2 |
(22.2)
— нормальная составляющая напряжённости электрического поля претерпевает скачок на границе раздела диэлектриков.
3) Eτ
Воспользуемся I уравнением Максвелла — условием потенциальности электростатического поля
Edl
L
0
.
Выберем контур интегрирования L в виде прямоугольника, одна пара сторон которого параллельная границе раздела сред (стороны 1-2 и 3-4 на РИС. 22.1Б), а другая
мала (стороны 2-3
L
и 4-1). Циркуляция E по контуру L
|
|
|
3 |
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
Edl E |
l |
|
|
Edl E |
|
l |
|
|
|
Edl E |
1τ |
|||
|
1τ 12 |
|
|
|
2τ |
34 |
|
|
|
|||||
|
|
|
2 |
0 |
|
|
|
|
|
4 |
0 |
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
E |
2τ |
|
E |
1τ |
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
E |
2τ |
l |
|
12 |
0
,
(22.3)
— тангенциальная составляющая напряжённости электрического поля не претерпевает скачка на границе раздела диэлектриков.
4) Dτ
Из связи между
D
и
E
и условия (22.3) получим
D1τ
ε0ε1E1τ
,
D |
ε ε E |
2τ |
2τ |
0 2 |
D |
|
D |
|
1τ |
2τ |
||
|
|||
ε |
|
ε |
|
1 |
|
2 |
,
D |
|
ε |
|
|
2τ |
2 |
(22.4) |
||
|
||||
D |
|
ε |
||
|
|
|||
1τ |
|
1 |
|
— тангенциальная составляющая электрического смещения претерпевает скачок на границе раздела диэлектриков.
3.3.4. Проводники в электростатическом поле
Свойства электростатического поля в проводниках59
1.Внутри проводника напряжённость электрического поля равна нулю:
Eвнутри 0.
В противном случае по проводнику будет идти ток, так как в проводнике имеются свободные заряды, свободно перемещающиеся под действием электрического поля.
Демонстрация: Клетка Фарадея
59 Следует отметить, что эти утверждения относятся только к электростатическому полю в проводниках, т. е. к случаю, когда электрический ток отсутствует.
176
2.Напряжённость электрического поля перпендикулярна поверхности проводника:
Eτ
0
,
E
En
.
Если Eτ ≠ 0, то по поверхности проводника будет идти ток.
3. Нескомпенсированный заряд располагается на поверхности проводника:
ρ 0 .
Доказательство
Проведём внутри проводника произвольную замкнутую поверхность S (РИС. 22.2). Теорема Остроградского-Гаусса для D
|
|
|
DdS |
q |
S |
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
Но D 0 |
, так как E 0 |
, поэтому |
DdS 0 |
и q S |
0 , т. е. неском- |
|||
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
пенсированного заряда внутри проводника нет.
S
Рис. 22.2
Демонстрация: Стекание заряда с острия 4. Поверхность проводника эквипотенциальна (а также весь объём проводника):
φ const
.
Доказательство |
|
|
|
Найдём разность потенциалов между точками 1 и 2 на одном про- |
2 |
||
воднике, соединив эти точки кривой, целиком лежащей внутри |
|||
|
|||
проводника (РИС. 22.3), и воспользовавшись интегральной связью 1 |
|||
напряжённости и потенциала электростатического поля: |
|
||
2 |
|
Рис. 22.3 |
|
|
|
||
φ12 Edl 0 |
φ1 φ2 , ч. т. д. |
|
|
|
|||
1 |
|
|
Демонстрация: Распределение заряда на поверхности проводника
5.Нормальная проекция электрического смещения у поверхности проводника равна поверхностной плотности свободных зарядов:
D σ |
. |
n |
Доказательство
Применим теорему Остроградского-Гаусса для D , выбрав поверхность интегрирования S в виде цилиндра, одно из оснований которого лежит внутри проводника, а другое плотно прилегает к поверхности проводника с внешней стороны (РИС. 22.4):
DdS q S ;
S
DdS DnSторц ,
S
S
Рис. 22.4
так как внутри проводника D внешнего торца, равны нулю;
0
и потоки D
q S σS
сквозь все стороны цилиндра S, кроме
торц ,
177
так как заряд распределён только по поверхности проводника;
D S |
торц |
σS |
торц |
n |
|
Dn
σ
, ч. т. д.
3.4. Электрическая ёмкость
3.4.1. Ёмкость уединённого проводника
Уединённый проводник — проводник, удалённый от других тел, так что влиянием их электрических полей можно пренебречь.
Рассмотрим, как изменяются напряжённость электрического поля и потенциал уединённого проводника при изменении его заряда. При увеличении заряда в n раз напряжённость поля и потенциал увеличатся также в n раз (см. ПРИМЕРЫ В РАЗДЕЛЕ
3.2.4).
Электрическая ёмкость уединённого проводника — характеристика провод-
ника, равная отношению заряда проводника к его потенциалу:
C |
Q |
|
φ |
||
|
||
|
|
, C
Ф
(фарад).
Ёмкость не зависит от заряда, потенциала и прочих характеристик электрического поля, она зависит от формы и размеров проводника и диэлектрических свойств среды, его окружающей.
ПРИМЕР
Ёмкость шара
Уединённый проводник — металлический шар радиуса R находится в вакууме (РИС. 22.5). Найти ёмкость проводника.
Q
O R
r
A
Рис. 22.5
SМысленно зарядим проводник зарядом Q и рассчитаем потенциал проводника (потенциал отсчитывается от бесконечно удалённой точки).
Сначала найдём напряжённость электрического поля из теоремы Остроградского-Гаусса для E :
EdS |
q S |
. |
|
ε0 |
|||
S |
|
Поверхность интегрирования S — сфера радиуса r, где r
— расстояние от центра шара до точки, где измеряется поле, концентричная заряженному шару. Поток E
EdS Er 4πr |
2 |
|
|
S |
|
(см. ПРИМЕР 1 В РАЗДЕЛЕ 3.2.3), охваченный заряд равен заряду шара Q;
Er 4πr2 Q
ε0
E |
|
|
Q |
|
|
r |
4πε r |
2 |
|||
|
|
||||
|
|
|
|
||
|
|
|
0 |
|
.
Потенциал шара найдём из интегральной связи напряжённости и потенциала электростатического поля:
R |
Q |
R dr |
|
Q |
1 R |
|
Q |
||
φ Erdr |
|
r2 |
|
|
|
|
|
|
. |
4πε |
4πε r |
|
4πε R |
||||||
|
0 |
|
|
0 |
|
|
0 |
|
178
По определению ёмкости
C
Q
φ
4πε0R
.
3.4.2. Взаимная ёмкость двух проводников |
|
|
|||||
Рассмотрим систему, состоящую из двух проводников, за- |
|
–q |
|||||
ряды которых равны по модулю и противоположны по знаку q |
|||||||
|
|||||||
(РИС. 22.6). Разность потенциалов между проводниками про- |
|
|
|||||
порциональна модулю их заряда: φ+ – φ– ~ q. Отношение |
φ+ |
φ– |
|||||
|
|
|
|
|
|||
|
C |
|
q |
|
|
|
|
|
|
|
|
Рис. 22.6 |
|||
|
φ |
φ |
|
|
|||
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
— взаимная ёмкость проводников. Эта величина зависит от размеров, формы, взаимного расположения проводников и диэлектрических свойств среды и не зависит от заряда, потенциала и прочих характеристик электрического поля.
3.4.3. Конденсаторы
Конденсатор — система двух проводников, расположенных друг относительно друга так, что, если этим проводникам сообщить одинаковые по модулю, но разные по знаку заряды, электрическое поле будет в основном сосредоточено между этими проводниками — обкладками конденсатора. Модуль заряда каждой из обкладок
— заряд конденсатора.
Ёмкость конденсатора — характеристика конденсатора, равная отношению заряда конденсатора к модулю разности потенциалов между его обкладками (напряжению на обкладках):
C |
|
Q |
|
|
Q |
|
φ |
|
φ |
U |
|||
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
.
(22.5)
Ёмкость конденсатора зависит от формы и размеров обкладок, их взаимного расположения, диэлектрических свойств среды между обкладками и не зависит от заряда, напряжения и т. п.
Для расчёта ёмкости любого конденсатора нужно мысленно придать ему заряд, найти напряжение между обкладками, а затем ёмкость по определению (22.5).
В ТАБЛИЦЕ 22.1 представлены конденсаторы простейшей формы и стандартные формулы60 для вычисления их ёмкости. Примеры вывода подобных формул даны
НИЖЕ.
60 Эти формулы относятся к конденсаторам, пространство между обкладками которых заполнено однородным диэлектриком с относительной диэлектрической проницаемостью ε. В других случаях формулы для вычисления ёмкости нужно выводить заново, пользуясь определением ёмкости.
Плоский
ε
S
d
d << размеров пластин
C |
ε |
εS |
0 |
|
|
|
|
|
|
d |
ПРИМЕРЫ
179
Конденсаторы
Цилиндрический
R2
εR1
l
R R |
l |
|
2 |
1 |
|
C |
2πε εl |
|
|
0 |
|
|
|
|
|
ln |
R |
|
2 |
|
|
|
|
|
|
R |
|
|
1 |
Таблица 22.1
Сферический
ε O R1
R2
C |
4πε |
εR R |
||
0 |
1 |
2 |
||
|
||||
|
R |
R |
|
|
|
2 |
1 |
|
1) Расчёт ёмкости плоского конденсатора, заполненного однородным диэлектриком
Имеется плоский конденсатор, площадь обкладок которого равна S, расстояние между обкладками — d, пространство между обкладками заполнено диэлектриком с относительной диэлектрической проницаемостью ε (РИС. 22.7). Найти ёмкость конденсатора.
Q |
ε |
–Q |
|
|
Зарядим обкладки конденсатора заря- |
||||||
|
|
дом Q. Найдём электрическое смещение в |
|||||||||
|
|
|
|
||||||||
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
пространстве внутри конденсатора с по- |
||||||
|
|
|
|
|
мощью теоремы Остроградского-Гаусса |
||||||
|
A |
|
|
|
|
|
DdS |
|
q |
S |
, |
|
|
|
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
здесь q S |
— сумма свободных заря- |
|||||
|
|
|
|
|
дов, охваченных поверхностью S′. По- |
||||||
|
|
S′ |
|
|
верхность интегрирования S′ выберем в |
||||||
|
|
|
|
виде цилиндра, основания которого па- |
|||||||
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
d |
|
x |
раллельны |
обкладкам |
конденсатора, |
||||
0 |
|
|
один из торцов располагается вне кон- |
||||||||
|
|
||||||||||
|
|
|
|
Рис. 22.7 |
денсатора (за положительно заряженной |
|
обкладкой), а другой — внутри конденса- |
||
|
тора. Вне конденсатора поле отсутствует (это легко показать с помощью принципа суперпозиции полей, воспользовавшись результатом РАСЧЁТА ПОЛЯ РАВНОМЕРНО ЗАРЯЖЕННОЙ ПЛОСКОСТИ), внутри конденсатора оно однородно;
DdS Dx Sторц , q S σSторц ,
S