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大学物理学(上)6-大学物理讲稿(第6章 静电场中的导体和电介质).doc

大学物理学(上)6-大学物理讲稿(第6章 静电场中的导体和电介…

孤忧
2018-09-06 0人阅读 举报 0 0 暂无简介

简介:本文档为《大学物理学(上)6-大学物理讲稿(第6章 静电场中的导体和电介质)doc》,可适用于考试题库领域

第章静电场中的导体和电介质上一章已经讨论了真空中的静电场在实际中,电场中总有导体或电介质(即绝缘体)存在本章将讨论静电场与导体、电介质的相互作用和影响对于导体本章只限于讨论各向同性的均匀金属导体§静电场中的导体一、导体的静电平衡金属导体的电结构特征是在它的内部有可以自由移动的电荷自由电子,将金属导体放在静电场中它内部的自由电子将受静电场的作用而产生定向运动并在导体侧面集结使该侧面出现负电荷而相对的另一侧面出现正电荷,这就是静电感应现象由静电感应现象所产生的电荷,称为感应电荷感应电荷同样在空间激发电场,将这部分电场称为附加电场,而空间任一点的电场强度是外加电场和附加电场的矢量和在导体内部附加电场与外电场方向相反,随着感应电荷的增加,附加电场也随之增加,直至附加电场与外电场完全抵消,使导体内部的场强为零,这时自由电子的定向运动也就停止了在金属导体中,自由电子没有定向运动的状态,称为静电平衡所以有如下的静电平衡条件:()导体内部的场强处处为零(否则自由电子的定向运动不会停止)()导体表面上的场强处处垂直于导体表面(否则自由电子将会在沿表面分量的电场力的作用下作定向运动)由导体的静电平衡条件容易推出处于静电平衡状态的金属导体必具有下列性质:()整个导体是等势体,导体表面是等势面(这是由于导体上的任意两点a和b因导体内各处电场强度为零而使其电势差为零)()导体内部不存在净电荷,电荷都分布在导体的表面上(这是由于导体内各处电场强度为零,使得在导体内任意一闭面的电通量为零)二、导体表面的电荷和电场处于静电平衡的金属导体,电荷只分布在导体的表面上,在导体表面上电荷的分布与导体本身的形状以及附近带电体的状况等多种因素有关对于孤立导体,实验表明,导体曲率愈大处(例如尖端部分),表面电荷面密度也愈大导体曲率较小处,表面电荷面密度也较小在表面凹进去的地方(曲率为负),电荷密度更小另外由高斯定理可以求出导体表面附近的场强与该表面处电荷面密度的关系在导体表面紧邻处取一点P,以E表示该处的电场强度,如图所示过P点做一个平行于导体表面的小面积元,并以此为底,以过P点的导体表面法线为轴作一个封闭的扁筒,扁筒的另一底面在导体的内部由于导体内部的场强为零,而表面紧邻处的场强又与表面垂直,所以通过此封闭扁筒的电通量就是通过面的电通量,以σ表示导体表面上P点附近的面电荷密度,据高斯定理可得()其中n是导体表面法线方向上式表明带电导体表面附近的电场强度大小与该处面电荷密度成正比对于有尖端的导体,由于尖端处电荷密度很大,尖端处的电场也很强,当这里的电场强到一定值时,就可使空气中残留的离子在电场作用下发生激烈运动,使得空气电离而产生大量的带电粒子与尖端上电荷异号的带电粒子受尖端电荷的吸引,飞向尖端,使尖端上的电荷中和掉与尖端上电荷同号的带电粒子受到排斥而从尖端附近飞开从外表上看,就好象尖端上的电荷被“喷射”出来放掉一样,这现象称为尖端放电在尖端放电过程中,还可使原子受激发光而出现电晕避雷针就是根据尖端放电的原理制成的在高压设备中,为了防止因尖端放电而引起的危险和电能的浪费,可采取表面光滑的较粗导体三、静电屏蔽导体空腔对于腔内没有带电体的空腔导体,如图(a)所示,在导体内部作一包围空腔的高斯面S,由于S面上的场强在导体处于静电平衡状态时处处为零,由高斯定理可知导体空腔内表面上的电荷代数和为零,导体空腔内表面没有电荷分布如图(a),否则,若在导体内表面分布着等量异号电荷如图(b),这时电力线就从导体空腔内表面某正电荷处出发,而终止到导体空腔内表面负电荷处,这与静电平衡时导体为等势体相矛盾内表面上电荷密度为零,内表面附近也不会有电场否则,若腔内空间存在电场,那么这种电场的电力线就只能在腔内空间闭合,这也是与静电场的性质相矛盾的,所以,腔内没有电荷的导体空腔在静电平衡时,其内表面没有电荷分布空腔内没有电场、电势处处相等并等于导体的电势对于腔内有带电体的空腔导体,用高斯定理也不难证明,空腔内表面必定带有与腔内带电体等量异号的电荷静电屏蔽根据导体空腔的性质,在导体空腔内部若不存在其它带电体,则无论导体外部电场如何分布,也不管导体空腔自身带电情况如何,只要处于静电平衡,腔内必定不存在电场另外,如果空腔内部存在电量为q的带电体,则在空腔内、外表面必将分别产生q和q的电荷,外表面的电荷q将会在空腔外空间产生电场,如图(a)所示若将导体接地,则由外表面电荷产生的电场随之消失,于是腔外空间将不再受腔内电荷的影响,如图(b)所示这种利用导体静电平衡性质使导体空腔内部空间不受腔外电荷和电场的影响,或者将导体空腔接地,使腔外空间免受腔内电荷和电场影响的现象,称为静电屏蔽静电屏蔽在电磁测量和无线电技术中有广泛的应用如常把测量仪器或整个实验室用金属壳或金属网罩起来,使测量免受外部的影响作业(P):§电容电容器一、孤立导体的电容理论和实践都证明,任何一种孤立导体,它所带的电量q与其电势V成正比,则孤立导体所带的电量q与其电势V的比值为一常数,把这个比值称为孤立导体的电容,用C表示,即为()可见,孤立导体的电容C只决定于导体自身的几何因素,与导体所带的电量及电势无关,它反映了孤立导体储存电荷和电能的能力例如,一半径为R,带电为Q的孤立导体球,其电势进而电容为在国际单位制中,电容的单位为法拉(F)常用的还有微法(μF)和皮法(PF)二、电容器及其电容实际的导体往往不是孤立的,在其周围还常存在着别的导体,且必然存在着静电感应现象,这时导体的电势V不仅与其所带的电量Q有关,而且还与其它导体的位置、形状以及所带电量有关也就是说,其它导体的存在将会影响导体的电容在实际中,根据静电屏蔽原理常常设计一导体组,使其电容不受外界的影响,这种导体的组合就称为电容器常用的电容器是由中间夹有电介质的两块金属板构成设有两个导体A和B组成一电容器(常称导体A、B为电容器的两个极板)若A,B分别带电q和q,其电势分别为,电容器的电容定义为:一个极板的电量q与两极板间的电势差之比,即()孤立导体实际上也是一种电容器,只不过另一导体在电势为零的无限远处三、几种常见的电容器及其电容平行板电容器及其电容这种电容器是由两块彼此靠得很近的平行金属板构成设金属板的面积为S,内侧表面间的距离为d,在极板间距d远小于板面线度的情况下,平板可看成无限大平面,因而可忽略边缘效应若极板带等量异号电荷,电量大小为q,面电荷密度为σ,则两极板间的电势差为据式()得平行板电容器的电容为()可见平行板电容器的电容与极板面积S成正比,与两极板间的距离d成反比同心球形电容器及其电容这种电容器是由两个同心放置的导体球壳构成设内、外球壳的半径分别为RA和RB,内球壳上带电量Q,外球壳上带电量Q据高斯定理可求得两球壳之间的电场强度大小分布为方向沿径向向外两球壳间的电势差为据式()得同心球形电容器的电容为()当RB→∞时,C=πεRA,此即为孤立导体球的电容同轴柱形电容器及其电容这种电容器是由两块彼此靠得很近的同轴导体圆柱面构成设内、外柱面的半径分别为RA和RB,圆柱的长为l,且内柱面上带电量Q,外柱面上带电量Q当l>>RBRA时,可忽略柱面两端的边缘效应,认为圆柱是无限长的据高斯定理可求得两柱面之间的电场强度大小分布为式中λ是内柱面单位长度所带的电量两柱面间的电势差为因为内柱面上的总电量为Q=l,所以同轴柱形电容器的电容为()归纳以上几例,计算电容的一般方法为:先假设两个极板分别带有Q和Q的电量,计算两极板间的电场强度分布再根据电场强度求出两极板的电势差最后根据电容的定义计算电容器的电容四、电容器的联接在实际应用中,既要考虑电容器的电容值,又要考虑电容器的耐压值,当单个电容器不能同时满足这两个要求时,就需要把现有的电容器适当联接后使用当几只电容器互相联接后,它们所容的电荷量与其两端的电势差之比,称为它们的等值电容若n个电容器串联(电极首尾相接),其等值电容C满足下式()若n个电容器并联(各电容器的正、负极分别连在一起),其等值电容C满足()应当指出,在电容器串联时,总电容降低,但耐压能力增强在电容器并联时,总电容增加,而耐压值等于耐压能力最低的电容器的耐压值在具体电路中,根据电路的要求使用不同的连接方法有时还采取既有串联,又有并联的电容器组合,即电容器的混联例题C、C两个电容器,分别标明了PF、V和PF、V,把它们串联起来后,等效电容是多少?如果两端加V电压,是否会击穿?解:C和C串联等效电容为若在它们两端加电压U=V,则每块极板带电q=C·U=××=×C此时,两电容器的端电压分别为由于C的耐压是V则C将被击穿,击穿后,所有的电压都加在C上,故C也将被击穿作业(P):§稳恒电流一、稳恒电流和稳恒电场电荷的定向移动形成电流,提供电流的带电粒子称为载流子,单位时间通过导体横截面的电量称为电流强度,电流强度的方向规定为正电荷定向移动的方向电流强度用符号I表示如果在dt时间内通过导体某截面的电量为dQ,则通过该截面的电流强度为()在国际单位制中,电流强度是七个基本物理量之一,其单位为安培(A),是七个基本单位之一电流密度电流强度反映了单位时间内载流子通过导体整个横截面的状况,它不涉及载流子穿过横截面各处的细节如果导体的粗细不均匀,在大截面各处和小截面各处载流子的分布状况显然不同为了描述电流的分布,引入另一个物理量,即电流密度电流密度是矢量,它在导体中任意一点的方向与正载流子在该点流动的方向相同,它的大小等于通过该点并垂直于电流的单位横截面的电流强度如图所示,dS是在考察点附近与所考察点电流方向垂直的面元,dI是流过面元dS的电流强度,n是面元dS的法向单位矢而dS'则是在考察点附近与dS对应的任一面元,n'是其法向单位矢,θ是n'与n的夹角电流密度为()在国际单位制中,电流密度的单位是安培米(Am)由电流密度的定义可知,通过导体中任一曲面S的电流强度I可以表示为()可见,通过导体中任一曲面S的电流强度I就等于该曲面的电流密度j的通量电流场中的电流分布,可通过引入电流线来形象描述,电流线是电流场中的一系列曲线,其上每一点的切线方向都与该点的电流密度矢量方向相同由电流线围成的管状区域,称为电流管稳恒电流及其稳恒条件在导体内,任意取一个闭合曲面S,根据电荷守恒定律,流出闭合曲面S的电流强度应等于曲面S内单位时间电荷的减少量,即()此即电荷守恒定律的数学表达式,也称为电流的连续性方程一般情况下,电流是随时间变化的,把分布不随时间变化的电流称为稳恒电流电流不随时间变化,则形成电流的电荷的分布也就不随时间变化,由分布不随时间变化的电荷所激发的电场,称为稳恒电场由于稳恒电流的电荷分布不随时间变化,则有dQdt=,根据电流的连续性方程式()可得稳恒条件为()电流的稳恒条件表明,在稳恒电流场中通过任意闭合曲面的电流必等于零,也即,无论闭合曲面取在何处,凡是从闭合曲面一处穿入的电流线都必从闭合曲面另一处穿出,所以,稳恒电流场的电流线必定是头尾相接的闭合曲线,通过同一电流管的任一横截面的电流是相等的上述所说的稳恒电场,是由运动的、分布不随时间变化的电荷所激发的在遵从高斯定理和环路定理方面,稳恒电场与静电场具有相同的性质,所以两者通称为库仑场二、欧姆定律及其微分形式欧姆定律处于正常状态下的导体,在稳恒电流情况下,一段导体两端的电势差(或电压)与通过这段导体的电流I之间服从欧姆定律,即()R是导体的电阻在国际单位制中,电阻的单位为欧姆(Ω)电阻的倒数称为电导(G),单位是西门子(S)导体的电阻与导体的长度l成正比,与导体的横截面积S成反比,即()其中ρ是导体的电阻率,它由导体材料的性质来决定电阻率的倒数称为电导率(σ),即在国际单位制中电阻率的单位是欧姆·米(Ω·m),电导率的单位是西门子米(Sm)电阻率(或电导率)不但与材料的种类有关,而且还与其温度有关一般的金属在温度不太低时,ρ与温度t有线性关系,即()其中ρ和ρ分别是时的电阻率,叫电阻的温度系数,其值随材料的不同而不同电阻温度系数小的材料其电阻随温度的变化不大,可用作标准电阻欧姆定律的微分形式在导体中,电场力使载流子定向移动而形成电流,根据电流密度方向的定义可知电流密度的方向与电场强度E的方向相同下面利用欧姆定律推出欧姆定律的微分形式在金属导体的电流场中,取一长为,横截面积为的细电流管元段,根据欧姆定律,通过该电流管的电流,其中,于是可得()这个关系称为欧姆定律的微分形式,它反映了在金属导体中任意一点上电流密度与该点电场强度的关系三、电动势及其非静电力由微分形式的欧姆定律可知,导体中产生稳恒电流的条件是导体内需要有一个稳恒电场,即在导体两端维持恒定的电势差试设想,将一个已充了电的电容器两极板沿外部用导线连接起来,构成闭合回路,电路上将有电流流过不过,随着两极板电荷的减少,它们之间的电势差降低,电流很快就消失要使导体两端维持恒定的电势差以形成稳恒电流,就必须设法沿另一路径(例如电容器内部)将流到负极板的正电荷再送回到正极板显然,这要靠电容器内的静电力是办不到的,而只能通过其它类型的力来实现,这种力称为非静电力提供非静电力的装置称为电源单位正电荷所受到的非静电力,定义为非静电性电场的电场强度,用K表示在电源内部(即内电路),电荷同时受到稳恒电场和非静电性电场的作用,而在外电路却只有稳恒电场的作用因此,电荷q沿电路运行一周,各种电场所作的总功为由于稳恒电场遵从环路定理,所以上式可化为我们把单位正电荷沿闭合电路运行一周非静电力所作的功,定义为电源的电动势,用以表征电源将其他形式的能量转变为电能的本领若用ε表示,电动势可写为()非静电性电场K只存在于电源内部,并且其方向是沿电源内部从负极指向正极的考虑到一般情形,非静电性电场可能存在于整个电路,于是有()电动势是代数量,它在电路中可取正、负两个方向规定从负极经电源内部到正极的方向为电动势的正方向*四、基尔霍夫定律在稳恒电流电路中,把由几个元件串联而成的电流通道叫支路把三条或三条以上支路的交汇点叫节点由若干条支路围成的电流闭合通道叫回路基尔霍夫第一定律把稳恒条件应用于只包围一个节点的闭合曲面,可得流入一节点的电流强度就等于流出该节点的电流强度,若规定流出节点的电流为正,流入节点的电流为负,上结论可叙述为:流出任一节点的电流强度代数和为零,即()这一规律是世纪年代由基尔霍夫总结出来的,称为基尔霍夫第一定律,也叫节点定律相应的方程称为基尔霍夫第一方程(或节点方程)基尔霍夫第二定律对于电路中的任一回路,应用稳恒电场的环路定理代表通过线元dl发生的电势降落,由此可得如下结论:在稳恒电流电路中,沿任何闭合回路一周的电势降落的代数和总等于零,即()其中是回路上某一段(或某一元件)上的电势降落,求和是对整个回路求和这一规律称为基尔霍夫第二定律,相应的方程称为基尔霍夫第二方程(或回路方程)应用基尔霍夫定律求解电路问题应用基尔霍夫定律求解电路的步骤可归纳为如下几点:()标定电路中各条支路的电流强度I及其方向,这种标定是任意的(若解出某一支路的电流为负,则表明该支路的实际电流与标定方向相反)()对于有n个节点的电路,选其中n个节点作为独立节点(有n个节点的电路中,对应n个节点的节点方程只有n个是独立的),列出n个独立节点方程()利用加新支法(或其他方法)选取独立回路(对于电路中的每一回路都可列出回路方程,但这些回路方程并不独立加新支法是确定独立回路的一种典型方法,其基本思想是后选的新回路应至少包含一条已选出的回路所不包含的新支路)()对各条独立回路,规定绕行正向,列出独立回路方程(对于电阻,若电流方向与绕行方向一致,则电势降落为正,反之为负,其值为IR对于电源,若绕行方向由正极到负极,则电势降落为正,反之为负,其值为ε)()对以上独立方程联立求解,并根据所解出的各个电流的正负,判断出各支路电流的真实方向例题如图所示电路中,EMBEDEquation,求电路中各支路的电流强度解:电路中有三条支路,在图中标定各电流强度及它们的方向,图中有两个节点、三个回路,可列出一个独立节点方程和两个独立回路方程对节点B:(a)对回路:(b)对回路:(c)将题中所给数据代入(a)、(b)、(c)三个方程中,联立求解可得其中,为负,表明实际电流流向与图中所标方向相反作业(P):§电介质及其极化一、电介质的电结构电介质是通常所说的绝缘体,其主要特征是它的分子中电子被原子核束缚的很紧,介质内几乎没有自由电子,其导电性能很差,故称为绝缘体它与导体的明显区别是,在外电场作用下达静电平衡时,电介质内部的场强不为零电介质中每个分子都是一个复杂的带电体系,它们分布在线度为m数量级的体积内在考虑介质分子受外电场作用或介质分子在远处产生电场时,都可认为其中的正电荷集中于一点,称为正电荷中心,而负电荷集中于另一点,称为负电荷中心,它们可看成电偶极子据介质中正、负电荷中心在正常情况下是否重合将电介质分为两类:有极分子电介质和无极分子电介质像氢(H)、氦(He)等,在正常情况下,它们内部的电荷分布具有对称性,它们分子的正、负电荷中心重合,其固有电矩为零,这类分子称为无极分子象氯化氢(HCl)、水(HO)等,在正常情况下,它们内部的电荷分布不对称,因而分子的正、负电荷中心不重合,存在固有电矩,这类分子称为有极分子但由于分子热运动的无规则性,在物理小体积内的平均电偶极矩仍为零,因而也没有宏观电偶极矩分布(对外不显电性)二、电介质的极化当无极分子电介质处在外电场中时,由于分子中的正负电荷受到相反方向的电场力的作用,因而正负电荷中心将发生微小的相对位移,从而形成电偶极子,其电偶极矩沿外电场方向排列起来,使∑pi≠,见图(a)这时,沿外电场方向电介质的前后两侧面将分别出现正负电荷但这些电荷不能在介质内自由移动,也不能离开电介质表面,称其为束缚电荷这种在外电场作用下,使介质呈现束缚电荷的现象,称为电介质的极化现象无极分子的上述极化则称为位移极化当有极分子电介质放在外电场中时,各分子的电偶极子受到外电场力偶矩的作用,都要转向外电场的方向排列起来,也使∑pi≠但由于分子的热运动,这种分子电偶极子的排列不可能十分整齐然而从总体上看,这种转向排列的结果,使电介质沿电场方向前后两个侧面也分别出现正负电荷,见图(b)这也是一种电介质的极化现象,称为有极分子电介质的取向极化当然,有极分子也存在位移极化,只是有极分子的取向极化起主导作用综上所述,不论是无极分子电介质,还是有极分子电介质,在外电场中都会出现极化现象,产生束缚电荷三、电极化强度矢量为了描述电介质的极化程度,引入电极化强度矢量P,其定义为()即电极化强度矢量P是单位体积内分子电矩矢量和当外电场越强时,极化现象越显著,单位体积内的分子电矩矢量和就越大,极化强度P就越大反之,外电场越弱,极化现象不显著,单位体积内的分子电矩矢量和就越小可见,电极化强度矢量P可以用来描述电介质的极化程度式()给出的极化强度是点的函数,一般来说,介质中不同点的电极化强度矢量P不同但对于均匀的无极分子电介质处在均匀的外电场中,,其中n是介质单位体积内的分子数,p是极化后电介质每个分子的电矩矢量在国际单位制中,电极化强度矢量P的单位为库仑米(Cm)§电位移矢量有介质时的高斯定理一、极化强度与束缚电荷的关系由于束缚电荷是电介质极化的结果,所以束缚电荷与电极化强度之间一定存在某种定量关系为方便讨论,现以无极分子电介质为例来讨论,考虑电介质内某一小面元dS,设其电场E的方向(因而P的方向)与dS的法线方向成θ角(如图所示),由于E的作用,分子的正负电荷中心将沿电场方向拉开距离l为简化分析,假定负电荷不动,而正电荷沿E的方向发生位移l在面元dS后侧取一斜高为l,底面积为dS的体元dV由于电场E的作用,此体元内所有分子的正电荷中心将穿过dS面到前侧去以q表示每个分子的正电荷量,则由于电极化而越过dS面元的总电荷为()式中n是单位体积的分子数那么由于极化穿过有限面积S的电荷为若S是封闭曲面,则穿过整个封闭曲面的电荷因为电介质是电中性的,据电荷守恒定律,则得由电介质极化而在封闭面内净余的束缚电荷为()若在()式中,dS是电介质的表面,而是其外法向单位矢,则()式就给出了在介质表面由于电介质极化而出现的面束缚电荷σ'为()式()和式()就是由于介质极化而产生的束缚电荷与电极化强度的关系从()可以看出,在均匀外电场中,均匀电介质内部的任何体元内都不会有净余束缚电荷,束缚电荷只能出现在均匀电介质的表面,但对非均匀电介质,电介质内部也有束缚电荷分布二、电介质中的高斯定理电位移矢量D有电荷就会激发电场,所以电介质中某点的总电场E应等于自由电荷和束缚电荷分别在该点激发的场强的矢量和,即()考虑了由于电介质的极化而出现的束缚电荷,介质也可以看成真空现我们把真空中电场的高斯定理推广到电介质的电场中,则有其中q是闭面S内的自由电荷代数和,是闭面S内的束缚电荷代数和由于介质中的束缚电荷难以测定,为此把上式中的束缚电荷用可测的物理量P来表示,把()式代入上式并运算得定义电位移矢量()在国际单位制中D的单位同于P的单位为Cm引入电位移矢量后高斯定理便为()这便是电介质中的高斯定理它是静电场的基本定理之一它表明,电位移矢量D的闭面通量等于闭面内的自由电荷代数和,与束缚电荷无关同于E的高斯定理,当电荷具有某种对称性时,选择适当的高斯面,可很容易求出电位移矢量D,进而便可求出电场强度E的分布电位移矢量D的定义式()给出了电位移矢量D与电场强度E及电极化强度P的关系,这一关系称为介质的性能方程对于各向同性线性电介质,实验指出,介质中每一点的极化强度P与该点的总电场强度E成正比且方向相同,即()式中为电极化率,它只与电介质中各点的性质有关,对于均匀介质便是常量,此时电位移矢量()其中称为相对介电常数,称为绝对介电常数(也叫电容率)可见,对于各向同性均匀电介质,D与E有简单的正比关系,当时,就回到了真空情形所以在上章介绍的好些关系中,将换为就可将其推广到各向同性均匀电介质中来比如库仑定律在无穷大各向同性均匀电介质中的形式为再如,两极板间是介电常数为ε的平行板电容器的电容为例如图所示,半径为R的球型导体,带电量为Q,相对电容率为、厚度为R的电介质球壳同心的包围着导体球,求电场、电势在空间的分布规律解:由于带电系统的球对称性,E将是球心O至场点的距离r及各区间介质的相对电容率的函数,应用电介质中的高斯定理式()易得E的方向沿径向由结果可知,由于电介质极化而出现的束缚电荷所激发的电场E'削弱了原来的电场E,因而介质中的总场强E比没有电介质时的场强E为小由电势与场强的关系可得电势的分布当r>R时,当R<r<R时,当r<R(即导体内)时,其电势等于导体球面的电势·作业(P):§电场的能量一个物体带了电是否就具有静电能?为回答这个问题,让我们把带电体的带电过程作下述理解:物体所带电量是由众多电荷元聚集而成的,原先这些电荷元处于彼此远离的状态,使物体带电的过程就是外界把它们从无限远聚集到现在这个物体上来在外界把众多电荷元由无限远离状态聚集成一个带电体系的过程中,必须作功据功能原理,外界所作的总功必定等于带电体系电势能的增加若取众多电荷元处于彼此无限远离状态的电势能为零,带电体系电势能的增加就是它所具有的电势能所以,一个带电体系所具有的静电能就是该体系所具有的电势能,它等于把各电荷元从无限远离的状态聚集成该带电体系的过程中,外界所作的功带电体系具有静电能那么带电体系所具有的静电能是由电荷所携带,还是由电荷激发的电场所携带?即,能量是定域于电荷还是定域于电场?对此,在静电学范围内无法回答,这是因为在一切静电现象中,静电场与静电荷是相互依存,无法分离的随时间变化的电场和磁场形成电磁波,电磁波则可以脱离激发它的电荷和电流而独立传播并携带能量太阳光就是一种电磁波,它给大地带来了巨大的能量可见,静电能是定域于静电场中的既然静电能是定域于电场中的,那么我们就可以用场量来量度和表示它所具有的能量下面从平行板电容器两极板间的电场能量推出电场能量的一般表达式电容器充电过程可以理解为,不断的把微量电dq从一个极板移到另一个极板,最后使两极板分别带有电量Q和Q当两极板的电量分别达到q和q时,两极板间的电势差为,若继续将电量dq从正极板移到负极板,外力所作的元功为式中C是电容器的电容电容器所带电量从零增加到Q的过程中,外力所作的功为外力所作的功A等于电容器这个带电体系电势能的增加,所增加的这部分能量,储存在电容器极板之间的电场中,因极板原不带电,无电场能,所以极板间电场的能量,在数值上等于外力所作的功A,即()其中是电容器带电量Q时两极板间的电势差上式即为电容器极板间电场能量的三种表达式设电容器极板上所带自由电荷的面密度为σ,极板间充有电容率为ε的电介质,极板面积为S,两极板间的距离为d,则将其代入()式便可得其中V=Sd是平行板电容器中电场所占的体积,由此可以求得电容器中静电场能量密度为()式()虽然是从平行板电容器极板间的电场这一特殊情况下推出的,但可以证明这个公式是普遍适用的它适用于匀强电场,也适用于非匀强电场适用于静电场,也适用于变化的电场对于非均匀电场,空间各点的电场强度是不同的,但在体积元dV内可视为恒量,所以在体元dV内的电场能量为对整个电场所在空间积分便可得总的电场能量为()在各向异性介质中,一般情况下D和E的方向一般不同,这时电场能量密度和总的电场能量应分别为(')(')例题把半径为R,总电量为Q的原子核看成密度均匀分布的带电球体,试求它的静电能解:原子核可看成处在真空中,利用高斯定理可得原子核内外的场强分布为利用式()得原子核的静电能为作业(P):PAGEunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknownunknown

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新课改视野下建构高中语文教学实验成果报告(32KB)

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大学物理学(上)6-大学物理讲稿(第6章 静电场中的导体和电介质)

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