И.В. Савельев - Курс общей физики. Том 2. Электричество и магнетизм, волны, оптика (1115514), страница 16
Текст из файла (страница 16)
$23. сегнетозлектгики 81 Вычисляя силу, действующую на заряженное тело в жидком или газообразном диэлектрике, нужно учитывать еще одно обстоятельство. На границе с телом в диэлектрике возникают механические натяжения, что приводит к появлению дополнительной механической силы Е„„, действующей на тело. Таким образом, сила, действующая на заряженное тело в диэлектрике, вообще говоря, не может быть определена по формуле (22.1), и задача ее вычисления обычно бывает весьма сложной. Для жидкого н газообразного диэлектрика вычисления дают любопытный результат.
Оказывается, что результирующая электрической силы дЕ„., и механической силы Р„„равна в точности дЕ, где Е— напряженйость поля в сплошном диэлектрике: Г =«(Е„„+ Г„„=-дЕ. (22.2) Напряженность поля, создаваемого в однородном безграничном диэлектрике точечным зарядом, определяется формулой (20.9). Следовательно, для силы взаимодействия двух точечных зарядов, погруженных в однородный безграничный диэлектрик, получается выражение Р= — —. 1щ«»1 (22.3) 4я«о «г« Эта формула выражает закон Кулона для зарядов, находящихся в диэлектрике. Она справедлива только для жидких и газообразных диэлектриков.
В некоторых книгах формулу (22.3) выдают за «самое общее выражение закона Кулона». В связи с этим приведем следующие слова Р. Фейнмана: «Во многих старых книгах по электричеству изложение начинается с «основного» закона, по которому сила, действующая между зарядами, есть ... (приводится формула (22.3))..., а эта точка зрения абсолютно неприемлема, Во-первых, это не всегда верно; это справедливо только в мире, заполненном жидкостью; во-вторых, так получается лишь для постоянного значения е, что для большинства реальных материалов выполняется приближенно» («Фейнмановские лекции по физике», вып.
5, «Мнр», 1966, стр. 203). Вопросов, касающихся спл, действующих на заряд внутри полости, сделанной в твердом диэлектрике, мы касаться не будем. $23. Сегнетоэлектрнки Существует группа веществ, которые могут обладать спонтанной (самопроизвольной) поляризованностью в отсутствие внешнего поля. Это явление было первоначально открыто для сегнетовой соли, в связи с чем все подобные вещества получили название с е г н ет о э л е к т р и к о в.
Первое детальное исследование электриче- 82 ГЛ. П. ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ ПОЛЕ В ДИЭЛЕКТРИКАХ скнх свойств сегнетовой сали было осуществлено советскими физиками И. В. Курчатовым и П. П. Кобеко. Сегнетоэлектрнки отличаются от остальных диэлектриков рядом характерных особенностей: 1. В то время как у обычных диэлектриков е составляет несколько единиц, достигая в виде исключения нескольких десятков (у воды, например, в=81), диэлектрическая проницаемость сегнетоэлектриков бывает порядка нескольких тысяч.
2. Зависимость Р от Е не является линейной (см. ветвь! кривой, изображенной на рис. 23.!). Следовательно, диэлектрическая про- ницаемость оказывается зависящей от напря- Р жеииости поля. г 3. При изменениях поля значения поляризованности Р (а следовательно, и смещения О) отстают от напряженности поля Е, в результате чего Р и 0 определяются не только величиной Е в данный момент, но и предшествующими значениями Е, т. е.
зависят от предыстории диэлектрика. Это явление называется г и с т еркс аз ! р е з и с о м (от греческого «гистерезис»вЂ” запаздывание). При циклических изменениях поля зависимость Р от Е следует изображенной иа рис. 23.1 кривой, называемой п е т л е й г и с т е р е з и с а. При первоначальном включении поля поляризованность растет с Е в соответствии с ветвью 1 кривой. Уменьшение Р происходит по ветви 2.
При обращении Е в нуль вещество сохраняет значение поляризованности Р„, называемое о с т а т о ч н о й п ол я р и з о в а н и о с т ь ю. Только под действием противоположно направленного поля напряженности Е, поляризованность становится равной нулю. Это значение йапряженности называется коэрцитивной силой. При дальнейшем изменении Е получается ветвь 3 петли гистерезиса, и т. д.
Поведение поляризованности сегнетоэлектриков аналогично поведению намагниченности ферромагнетиков (см. 4 59). По этой причине сегнетоэлектрики называют иногда фе р р о э л е к т р як а м и. Сегнетоэлектриками могут быть только кристаллические вещества, причем такие, у которых отсутствует центр симметрии. Так, например, кристаллы сегиетавой соли принадлежат к ромбнческой системе (см.
2 1! 1 1-го тома). Взаимодействие частиц в кристалле сегнетоэлектрика приводит к тому, что их дипольные моменты спонтанно устанавливаются параллельно друг другу. В исключительных случаях одинаковая ориентация дипольных моментов распространяется на весь кристалл. Обычно же в кристалле возникают области, в пределах каждой из которых дипольные моменты параллельны друг другу, однако направления поляризации разных об- $ за сегнетоэлектяики аз ластей бывают различны, так что результирующий момент всего кристалла может быть равен нулю. Области спонтанной (самопроизвольной) поляризации назь1ваются также д о и е н а м и.
Под действием внешнего поля моменты доменов поворачиваются как целое, устанавливаясь по направлению поля. Для каждого сегнетоэлектрика имеется температура, при которой вещество утрачивает необычные свойства и становится нормальным диэлектриком. Эта температура называется т о ч к о й К ю р и. Сегнетова соль имеет две точки Кюри: — !5"С и +22,5'С, причем оиа ведет себя как сегнетоэлектрик лишь в температурном интервале, ограниченном указанными значениями.
При температуре ниже — 15'С и выше +22,5'С электрические свойства сегнетовой соли обычны. ГЛАВА Ш ПРОВОДНИКИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ $ 24. Равновесие зарядов на проводнике Носители заряда в проводнике способны перемещаться под дсйствием сколь угодно малой силы. Поэтому для равновесия зарядов на проводнике необходимо выполнение следующих условий: 1. Напряженность поля всюду внутри проводника должна быть равна нулю, (24.1) В соответствии с (8.2) это означает, что потенциал внутри проводника должен быть постоянным (гр=сопз1). 2. Напряженность поля на поверхности проводника должна быть в каждой точке направлена по нормали к поверхности: Е.=Е .
(24. 2) Следовательно, в случае равновесия зарядов поверхность проводника будет эквипотенциальной. Если проводящему телу сообщить некоторый заряд д, то он распределится так, чтобы соблюдались условия равновесия. Представим себе произвольную замкнутую поверхность, полностью заключенную в пределах тела. При равновесии зарядов поле в каждой точке внутри проводника отсутствует; поэтому поток вектора электрического смещения через поверхность равен нулю.
Согласно теореме Гаусса сумма зарядов внутри поверхности также будет равна нулю. Это справедливо для поверхности любых размеров, проведенной внутри проводника произвольным образом. Следовательно, при равновесии ни в каком месте внутри проводника ие может быть избыточных зарядов — все они распределятся по поверхности проводника с некоторой плотностью а. Поскольку в состоянии равновесия внутри проводника избыточных зарядов нет, удаление вещества из некоторого объема, взятого внутри проводника, никак не отразится на ранновесном расположении зарядов. Таким образом, избыточный заряд распре. деляется на полом проводнике так же, как и на сплошном, т.
е. зеь влвноввсив злеядов илпвоводникв 88 по его наружной поверхности. На поверхности полости в состоянии равновесия избыточные заряды располагаться не могут. Этот вывод вытекает также из того, что одноименные элементарные заряды, образующие данный заряд д, взаимно отталкиваются и, следовательно, стремятся расположиться на наибольшем расстоянии друг от друга. Представим себе небольшую цилиндрическую поверхность, образованную нормалями к поверхности проводника и основаниями величины Й5, одно из которых расположено внутри, а другое вне проводника (рис. 24.1). Поток вектора электрического смещения через внутреннюю часть поверхности равен нулю, так как внутри проводника Е, а значит и Р, равно нулю.
Вие проводника в непосредственной близости к нему напряженность поля Е направлена по нормали к поверхности. Поэтому для выступающей наружу боковой поверхности цилиндра Р,=О, а для внешнего основания Р„ =-Р (внешнее основание предполагается расположенным очень Рис. 24.!. близко к поверхности проводника). Следовательно, поток смещении через рассматриваемую поверхность равен Р л5, где Р— величина смещения в непосредственной близости к поверхности проводника. Внутри цилиндра содержится сторонний заряд ое(5 (о — плотность заряда в данном месте поверхности проводника). Применив теорему Гаусса, получим: Р И5=о д5, т.
е, Р=о. Отсюда следует, что напряженность поля вблизи поверхности проводника равна Е=— (24.3) еае ' где е — диэлектрическая проницаемость среды, окружающей проводник (ср. с формулой (14.б), полученной для случая а=1). Рассмотрим поле, создаваемое изображенным на рис. 24.2 заряженным проводником.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
