Wykład 4 - pdf 406 KB
Transkrypt
Wykład 4 - pdf 406 KB
ELEKTROSTATYKA Oddziaływania elektromagnetyczne: o zjawiska elektryczne, o promieniowanie elektromagnetyczne i optyka, o powiązane z mechaniką kwantową. Ładunek elektryczny Siła oddziaływania między elektronem a protonem znajdującymi się w odległości równej promieniowi atomu wodoru: o grawitacyjne: F = Gm p me / r 2 = 3.61×10–47 N ( me = 9.11×10–31 kg, m p = 1.67×10–27 kg), o elektrostatyczne: 8.19×10–8 N, siła 2,27×1039 razy większa. W dużych obiektach ilość elektronów i protonów jest jednakowa i dlatego ogromne siły przyciągania i odpychania elektrostatycznego wzajemnie kompensują się i pozostaje jedynie słaba siła grawitacyjna. Oddziaływanie grawitacyjne dużych obiektów może okazać się silniejsze od oddziaływania elektrostatycznego (przykładem są czarne dziury we Wszechświecie). Źródłem siły grawitacyjnej jest masa grawitacyjna. Siła elektrostatyczna wywołana jest ładunkiem elektrycznym. Ładunek elektryczny może być dodatni lub ujemny. o o o Ładunek elementarny e = 1.60×10–19 C Niektóre cząstki elementarne (np. neutron, foton i neutrino) charakteryzują się zerowym ładunkiem elektrycznym. Naładowana cząstka ma ładunek skwantowany, tzn. równy całkowitej wielokrotności e. Prawo zachowania ładunku sformułowane przez Franklina w 1747 r. W układzie zamkniętym całkowity ładunek pozostaje stały. Prawo to jest spełnione nawet przy anihilacji naładowanych cząstek. Prawo Coulomba Siła działająca pomiędzy dwoma naładowanymi cząstkami jest proporcjonalna do iloczynu ładunków q1 i q2 i odwrotnie proporcjonalna do kwadratu odległości między nimi F = ko q1q 2 r 2 (4.1) gdzie k o jest współczynnikiem proporcjonalności. Jednostka ładunku jest C. Stała k o w układzie SI wynosi 1 / 4πε o . Wówczas 1 q1 ⋅ q 2 F = 4π ε o r 2 (4.2) gdzie ε o = 1 4πk o = 8.854×10–12 C2/(Nm2). Wielkość tę nazywamy przenikalnością elektryczną próżni. (a) (b) q1 F3 F F3 q F2 q3 F1 q2 F2 F1 Rys. 4.1. (a) Siły działające na ładunek q za strony ładunków q1, q2, q3. (b) Wypadkowa siła otrzymana w wyniku dodania wektorowego sił działających na ładunek q. Zasada superpozycji sił elektrostatycznych potwierdzona jest eksperymentalnie. Pole elektryczne Definicja pola r v F E= q (4.3) Wielkość E mierzona jest w N/C lub V/m. Pole elektryczne ładunku punktowego Q w odległości r: r 1 1 Q q rr r = E ( x , y , z ) E = 2 q 4π ε o r r czyli r E= 1 Q r r' 4π ε o r 2 (4.4) r gdzie r ' jest wektorem jednostkowym skierowanym od ładunku Q do punktu P(x, y, z). Pole elektryczne pochodzące od n ładunków punktowych r E= n Q j r, 1 r = 4π ε o j =1 r j2 j ∑ n ∑ j =1 r E j (x , y , z ) (4.5) W przypadku ładunku rozłożonego o gęstości ładunku ρ = dQ/dV = ρ(x,y,z) [jednostka C/m3] E= 1 4π ε o ε r ρ ( x' , y' , z' ) ∫ r 2 dx' dy' dz' V (4.6) ε r określa względną przenikalność elektryczną ośrodka. W skali mikro (np. w atomie) gęstość ładunku zmienia się silnie od punktu do punktu i wtedy takie pojęcie traci sens. Dipol Dipol l + +Q - -Q r r Dipol elektryczny charakteryzujemy momentem dipolowym p = Ql. Zauważmy, że F / F1 = l / r , czyli F = rl F1 = l r (k ) = q k Qq o r2 p o r3 (4.7) Pole elektryczne dipola E= F2 F q F1 Rys. 4.2. Siły działające na ładunek q ze strony dipola o momencie p = Ql. 1 p 4π ε o r 3 (4.8) Strumień pola Każdemu r elementowi dS przypisujemy wektor dS j normalny do powierzchni i określający orientację elementu dS r dS j = dS ; r dS j r =n dS j Strumień natężenia pola elektrycznego przez r powierzchnię dS j dΦ E r r = E j ⋅ dS j (4.9) Całkowity strumień przez powierzchnię S: ΦE = ∑ j Rys. 4.3. Strumień pola elektrycznego. r r E j ⋅ dS j =∫ r r E ⋅ dS S Jednostka strumienia ma wymiar Vm. (4.10) Prawo Gaussa Dla ładunku punktowego q otoczonego kulą o promieniu r i środku pokrywającym się z położeniem ładunku, strumień Φ E przechodzący przez sferę r r 2 q q 2 1 Φ E = ∫ E ⋅ dS = E 4πr = 4 π r = 4π ε o ε r r 2 ε oε r (4.11) Strumień pola nie zależy od wielkości powierzchni. Rozpatrzymy dowolną powierzchnię, która zawiera A θ kulę wraz z ładunkiem i udowodnimy, że całkowity strumień przez tę powierzchnię jest identyczny jak strumień przez powierzchnię kulistą. r R Powierzchnia r elementu A jest większa od powierzchni elementu a a r ( ) cos1 θ A=aR r 2 ze względu na ten sam kąt bryłowy dΩ = a2 = A2 cos θ r R Rys. 4.4 Strumień przez dowolną zamkniętą powierzchnię zawierającą ładunek q. oraz ze względu na nachylenie elementu do kierunku radialnego. Kąt θ jest kątem zawartym zewnętrzną normalną a kierunkiem radialnym. Strumień natężenia pola przez oba elementy jest równy dΦ E ,a oraz dΦ E, A r r = Er ⋅ a = Er a r r = E R ⋅ A = E R A cos θ Wstawiając do równania na strumień wartości ER q 1 = 4πε o ε r R 2 i ( ) cos1 θ A= a R r 2 dostajemy dΦ E, A = q a = Er a 4πε o ε r (4.12) Strumienie przez oba elementy są równe. Również całkowity strumień przez obie powierzchnie będzie jednakowy, a więc strumień natężenia pola przez dowolną zamkniętą powierzchnię otaczającą ładunek q będzie równy q εε o . Jeżeli ładunek leży na zewnątrz zamkniętej dowolnej powierzchni, to strumień przez tę powierzchnię znika. Jeżeli mamy n ładunków punktowych objętych powierzchnią, to strumień przez tę powierzchnię wynosi: ΦE = n qi ∑ ε oε r (4.13) i =1 W przypadku ładunku o gęstości objętościowej ρ(x,y,z) ∫ S r r E ⋅ dS = 1 ε oε r ∫ ρdV (4.14) V Prawo Gaussa brzmi: strumień natężenia pola elektrycznego przez dowolną powierzchnię zamkniętą równa się iloczynowi całkowitego ładunku zamkniętego w tej powierzchni przez. Powierzchniowy rozkład ładunku Całkowity strumień natężenia pola elektrycznego r r ∫ E ⋅ dS = 2ES o Zgodnie z twierdzeniem Gaussa So a a Fig. 4.6. Nieskończona powierzchnia metalowa o gęstości powierzchniowej ładunku σ. 2ESo = σ So ε oε r czyli pole elektryczne naładowanej płaszczyzny jest równe E= σ 2ε o ε r (4.17) Kondensator płaski a b Pole wytworzone przez płaszczyznę b wynosi E b = σ / 2ε o ε r i jest skierowane od tej płaszczyzny. W obszarze I: E I = E aI + E bI = I II III σ σ − =0 2ε o ε r 2ε o ε r W obszarze II: E II = E aII + E bII = − σ − σ =− σ 2ε o ε r 2ε o ε r ε oε r (4.18) W obszarze III: E III = E aIII + E bIII = − Fig. 4.7. Pole elektryczne między dwoma płaszczyznami o równych gęstościach ładunku powierzchniowego σ lecz przeciwnych znakach. σ + σ =0 2ε o ε r 2ε o ε r Na zewnątrz płaszczyzn pole elektryczne znika, natomiast między płaszczyznami wynosi σ / ε oε r . Powierzchnia przewodnika Większość ciał stałych dzielimy na przewodniki i izolatory (dielektryki). Dodatkowy ładunek umieszczony na powierzchni lub wewnątrz dielektryka pozostaje nieruchomy. W przewodniku pole elektryczne może istnieć jedynie w ciągu krótkiego okresu czasu dopóki swobodne elektrony nie zgromadzą się na powierzchni przewodnika pod wpływem działania zewnętrznego pola i nie utworzą przeciwnie skierowanego pola. + Zgodnie z twierdzeniem Gaussa + + + + + + ++ + ++ r r Qw ++ ++ + E ⋅ dS = Powierzchnia ∆S + ε oε r S + + o W stanie równowagi ładunkowej przewodnika Ew + Przewodnik = 0, ładunek wewnętrzny przewodnika Qw = 0. o Linie sił pola elektrycznego na powierzchni Rys. 4.9 Wewnątrz prostopadłościanu przewodnika są skierowane prostopadle do o podstawie ∆S znajduje się ładunek σ∆S. powierzchni. ∫ E ∆ S = σ∆ S ε oε r czyli natężenie pola na powierzchni przewodnika E= σ ε oε r (4.20) Potencjał elektryczny r Pokażemy, że całka z pola elektrycznego E po krzywej łączącej punkty A i B B ∫ r r E ⋅ ds = const A przybiera tę samą wartość dla wszystkich dróg łączących punkty A i B. Dla ładunku punktowego praca sił pola elektrostatycznego wynosi B W AB B A r r r r r r = F ⋅ d s = q E ⋅ d s = −q E ⋅ d s = U A − U B ∫ A ∫ ∫ A (4.21) B i jest równa zmianie energii potencjalnej pola elektrostatycznego. Przyjmujemy U = 0, gdy ładunek znajduje się w nieskończoności. Wówczas A r r U A = −q E ⋅ d s ∫ ∞ (4.22) Jeżeli przesuniemy ładunek q z nieskończoności do punktu położonego w odległości r od ładunku punktowego Q, to energia potencjalna będzie równa pracy przeciwko sile elektrostatycznej [ ] r Q 1 1 qQ − 1 U = −q dr = − r 4πε o ε r r 2 4πε o ε r ∞ ∫ r ∞ Wobec tego, energia potencjalna ładunku punktowego q umieszczonego w polu ładunku Q wynosi U= qQ 1 4π ε o ε r r (4.23) Potencjał elektryczny określamy jako energię potencjalną jednostkowego ładunku V =U q (4.24) Jednostką potencjału elektrycznego jest wolt V = J/C. Potencjał ładunku punktowego Q V = 1 Q 4πε o ε r r (4.25) Potencjał elektryczny jest pracą jaką należy wykonać aby przesunąć ładunek jednostkowy z nieskończoności na odległość r od ładunku punktowego Q. Różnica potencjałów (napięcie elektryczne) pomiędzy dwoma punktami stanowi pracę jaką należy wykonać w celu przesunięcia jednostkowego ładunku z jednego punktu pola do drugiego. A r r V A − VB = − E ⋅ ds ∫ (4.26) B Z ostatniego wyrażenia wynika r r dV = −E ⋅ ds (4.27) dV = ∂ V dx + ∂ V dy + ∂ V dz ∂ x ∂ y ∂z (4.28) r Z kolei wektor przesunięcia ds r Przyjmując teraz, że E = −gradV r r r r ds = i dx + j dy + kdz r r ∂ V r ∂ V r ∂ V E = − i +j +k ∂ x ∂ ∂ y z (4.29) widzimy, że iloczyn skalarny r r E ⋅ ds = − ∂ V dx + ∂ V dy + ∂ V dz = − dV ∂y ∂z ∂ x co potwierdza relację (4.27). Pokazaliśmy zatem, że r E = −gradV (4.30) Znak minus oznacza, że wektor natężenia pola elektrycznego skierowany jest od większego do mniejszego potencjału. Wektor grad V pokrywa się z kierunkiem wzrostu funkcji V. Przykład: różnica potencjałów pomiędzy dwiema przeciwnie naładowanymi równoległymi płytkami Zgodnie z (4.27) V = −Ex o σ+ σ_ Ponieważ linie sił pola elektrycznego skierowane są od ładunków dodatnich do ujemnych, to znak minus wskazuje, że dodatnia płytka charakteryzuje się wyższym potencjałem. Różnica potencjałów między płytkami wynosi ∆V = xo Rys. 4.11. Dwie równoległe płytki naładowane równymi co do wartości lecz przeciwnymi ładunkami. σx o x Q = o ε oε r ε oε r S (4.31) Jeżeli kilka naładowanych ciał położonych jest w odległościach odpowiednio r1 , r2 ,... , r n od punktu P, to potencjał elektryczny w tym punkcie jest równy sumie potencjałów od poszczególnych ciał. ∫( ) r r r r r r V = − E ⋅ ds = − E1 + E 2 + K + E n ds = V1 + V2 + K + Vn ∫ Siły elektrostatyczne są zachowawcze. ∫ r r E ⋅ ds = 0 (4.32) Powyższa całka po konturze zamkniętym nazywana jest cyrkulacją wektora natężenia pola elektrycznego. Wzór (4.32) nie jest słuszny w przypadku zmiennych w czasie pól elektrycznych. Pola takie nie są potencjalne. Pojemność elektryczna Stosunek nagromadzonego ładunku do różnicy potencjałów V nazywamy pojemnością C: C= Q ∆V (4.33) Jednostka pojemności: C/V = F (farad). Stosuje się mniejsze jednostki jak mikrofarad (µF), nanofarad (nF), pikofarad (pF). Różnica potencjałów pomiędzy dwoma płytkami wynosi ∆ V = x o Q/ ε o ε r S . Stąd wynika, że pojemność kondensatora płaskiego wynosi C= ε ε S Q = o r ∆V xo (4.34) Gęstość energii pola elektrycznego Załóżmy, że początkowo nienaładowany kondensator stopniowo ładowano, przy czym różnica potencjałów wzrastała od 0 do Vo. Ładunek na okładkach kondensatora będzie wzrastał od 0 do Qo, gdzie Qo = CVo. Praca wykonana przy przemieszczaniu ładunku dq od ujemnie naładowanej płytki do naładowanej dodatnio wynosi dW = Vdq Energia zmagazynowana w kondensatorze Vo ∫ W = Vdq = 0 Qo ∫ 0 2 Qo q 1 dq = C 2 C Zauważmy, że Qo ∆ V E= = xo ε oε r S czyli Podstawiając to do (4.35) otrzymamy W = 2 ( ) ε ε SE 1 o r 2 C Uwzględniając z kolei (4.34) mamy ε oε r E 2 W = Sx o 2 Qo = ε o ε r SE (4.35) Teraz dzieląc obie części przez objętość kondensatora Sxo, otrzymujemy gęstość energii pola elektrycznego w = 1 ε oε r E 2 2 (4.36) Z bardziej ogólnych ale zarazem bardziej złożonych rozważań wynika, że całkowita energia 2 konieczna do uformowania dowolnego rozkładu ładunków, jest równa dokładnie całce po ε o ε r E / 2 liczonej po całej przestrzeni V, gdzie E jest polem utworzonym przez taki rozkład ładunku ε oε r W = 2 ∫ E 2 dV (4.37) Dielektryki Jeżeli między okładkami umieścimy substancję, to pojemność kondensatora wzrasta od C do C’. Możemy wówczas określić względną przenikalność dielektryczną substancji ε r = C' C σ’ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ −σ0 −σ’ + + + _ _ _ + _ + _ + _ + + + + + + + + + + + + (4.38) W dielektrykach ładunki nie mają możliwości swobodnego przemieszczania Polaryzacja dielektryka to indukcja ładunku na powierzchni dielektryka pod wpływem zewnętrznego pola elektrycznego. Wskutek zjawiska polaryzacji zmienia się wartość natężenia pola w ośrodku dielektrycznym; wpływ pola wewnętrznego. σ0 Rys. 4.12. Powstanie ładunku indukowanego σ' na powierzchni dielektryka umieszczonego między okładkami kondensatora. Cząsteczki niespolaryzowane (np. H2, Cl2, CCl4, węglowodory): środki ciężkości ładunków dodatnich i ujemnych pokrywają się. Pod wpływem zewnętrznego pola elektrycznego w cząstkach niespolaryzowanych indukuje się moment dipolowy r r pe = ε o α E (4.39) gdzie α jest współczynnikiem polaryzowalności atomu. r Cząsteczki spolaryzowane o samoistnym momencie dipolowym pe (H2O, NH3, HCl, CH3Cl) Rodzaje polaryzacj Polaryzacja skierowana: pod wpływem zewnętrznego pola elektrycznego cząsteczki dielektryka r dążą do zajęcia takiego położenia, aby kierunek wektorów ich momentów dipolowych pe był r zgodny z kierunkiem wektora E . Polaryzacja elektronowa: cząsteczki niespolaryzowane uzyskują w polu elektrycznym momenty dipolowe indukowane w wyniku odkształcenia orbit elektronowych. Polaryzacja jonowa (NaCl, CsCl): rozsunięcie jonów pod wpływem pola elektrycznego. Wskaźnik ilościowy polaryzacji – wektor polaryzacji r Pe = lim 1 V →0 V N ∑ r pei i =1 (4.40) r N oznacza liczbę dipoli zawartych w objętości V dielektryka, a pei moment elektryczny i-tego dipola. W przypadku dielektryka jednorodnego o cząsteczkach niespolaryzowanych r r Pe = N o pe (4.41) gdzie N o oznacza liczbę cząsteczek w jednostce objętości. Stosując wzór (4.39) otrzymujemy r r r Pe = N o ε oαE = ε o χE Współczynnik χ e = N oα – podatność dielektryczna substancji. (4.42) Twierdzenie Gaussa w przypadku obecności dielektryków. Wektor indukcji elektrycznej r Wartość liczbowa E jest zawszerodwrotnie proporcjonalna do stałej dielektrycznej ε ośrodka. Z tego względu wprowadzono wielkość D niezależną od stałej dielektrycznej danej substancji r r (4.43) D = εε o E r Dr nazywamy wektorem indukcji elektrycznej i mierzymy w C/m2: D charakteryzuje zatem to pole elektryczne, które wytwarzają w danej substancji same tylko ładunki swobodne. Ładunki związane powstające w dielektryku wywołują zmianę rozkładu w przestrzeni ładunków swobodnych wytwarzających pole. Strumień indukcji elektrycznej dΦ D Całkowity strumień ΦD r r = D j ⋅ dS j r r = ∫ D ⋅ dS =∑ q swob S gdzie zgodnie z definicją wektora indukcji elektrycznej uwzględniono tylko ładunki swobodne. (4.45) W próżni D = ε o E , a zatem równanie (4.45) przybiera postać r r ∫ ε o E ⋅ dS = ∑ q swob (4.46) S Pole w dowolnym środowisku różni się od pola w próżni tym, że wytwarzają je ładunki zarówno swobodne, jak i związane. W ogólnym przypadku r r ∫ ε o E ⋅ dS = ∑ q swob + ∑ q zwią (4.47) S Ładunki swobodne wytwarzają zewnętrzne pole elektryczne, natomiast ładunki związane wytwarzają pole wewnętrzne spolaryzowanego dielektryka. (a) A’ (b) B’ +σp -σ + + +σ -σp + - - l - Ep B n + l/2 l/2 Pe α n + + A α Pe Eo E E ∆S ∆S Rys. 4.13. Powstawanie ładunku związanego. r Pole elektryczne E p ładunków związanych jest skierowane przeciwnie względem pola zewnętrznego r E o , wytworzonego przez ładunki swobodne. Natężenie pola wypadkowego r r r E = Eo + E p Znajdziemy teraz sumę ładunków związanych, które powstały w wyniku polaryzacji dielektryka, objętego zamkniętą powierzchnią S. Suma algebraiczna wszystkich ładunków dipoli całkowicie objętych powierzchnią, równa się zeru. Przy obliczaniu ∑ q zwią uwzględnia się zatem tylko te dipole, które przecinają powierzchnię S. Warunek ten spełniają wszystkie dipole, których środki leżą wewnątrz objętości l∆Scosα. Liczba dipoli przeciętych przez element ∆S wynosi No l∆Scosα. Całkowity ładunek związany ∆q zwi ą , powierzchni ∆S ∆ q zwią = −N o ql cos α∆ S = −N o p e cos α∆S Iloczyn N o pe równy jest modułowi wektora polaryzacji. A zatem ∆ q zwią r r r r r = −Pe cos α∆ S = −Pe ⋅ n∆ S = −Pe ⋅ dS (4.48) Sumy ładunków związanych, znajdujących się wewnątrz zamkniętej powierzchni S ∑ q zwią r r = − ∫ Pe ⋅ dS S Twierdzenie Gaussa r r r r ∫ ε o E ⋅ dS = ∑ qswob − ∫ Pe ⋅ dS S S (4.49) stąd r r r ε o E + Pe dS = ∑ q swob ∫( ) (4.50) S Wstawiając tu ∑ qswob z równania (4.45) otrzymujemy ∫( S Przeto r r r r r ε o E + Pe dS = ∫ D ⋅ dS ) S r r r D = ε o E + Pe (4.51) Uwzględniając (4.42) mamy r r r r D = ε o E + ε o χ e E = ε o (1 + χ e )E r Z drugiej strony, w myśl definicji (4.43), wektor D równy jest r r D = ε oε r E (4.52) Zatem ε r = 1+ χ e (4.53) Stała dielektryczna równa się podatności dielektrycznej zwiększonej o 1. Dla próżni ε r = 1, a χe = 0.