И.Е. Иродов 'Электромагнетизм. Основные законы' (510777), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

е, число линий, пронизывающих единичную площадку, перпендикулярную линиям в данной точке, была бы пропорциональна модулю вектора Е. Кроме того, этим линиям приписывают направление, совпадающее с направлением вектора Е. По полученной картине можно легко судить о конфигурации данного электрического поля — о направлении и модуле вектора Е в разных точках поля, 12 $1ЗЬ ТЕОРЕМА ГАУССА Поток вектора Е. Для большей наглядности воспользуемся геометрической картиной описания электрического поля (с помощью линий вектора Е) и еще, для упрощения рассуждений, будем считать, что густота линий Е равна модулю вектора Е.

Тогда число линий, пронизывающих элементарную плошадку 65, нормаль п которой составляет угол а с вектором Е, определяется согласно рис. 1.3 как Е 65 соз а. Эта величина и есть поток 6Ф вектора Е сквозь л площадку 65. В более компактной форме 6Ф= Е„65= Е6$, где Е„ — проекция вектора Е на нормаль п к площадке 65; бае†Рис. 1.3 вектор, модуль которого равен 65, а направление совпадает с нормалью и к площадке.

Заметим, что выбор направления вектора и (а следовательно, и 6$) условен, его можно было бы направить и в противоположную сторону. Если имеется некоторая произвольная поверхность 5, то поток вектора Е сквозь нее Ф=~ Е6$. (1.в) Эта величина алгебраическая: она зависит не только от конфигурации поля Е, но и от выбора направления нормали. В случае замкнутых поверхностей принято нормаль п брать н а р у ж у области, охватываемой этими поверх- Об общих свойствах поля Е. Определенное выше поле Е обладает, как выяснилось, двумя чрезвычайно важными свойствами, знание которых помогло глубже проникнуть в суть самого понятия поля и сформулировать его законы, а также открыло возможность решить ряд вопросов весьма просто и изящно.

Эти свойства — так называемые теорема Гаусса и теорема о циркуляции вектора Š— связаны с двумя важнейшими математическими характеристиками всех векторных полей: и о т о к о м и ц и р к у л я ц и ей. Как мы увидим, пользуясь только этими двумя понятиями, можно описать все законы не только электричества, но и магнетизма. Перейдем к последовательному рассмотрению этих свойств. настями, т. е. выбирать в н е ш н ю ю нормаль, что в дальнейшем будет всегда и подразумеваться.

Хотя здесь речь шла о потоке вектора Е, понятие потока в равной степени относится к любому векторному полю. Теорема Гаусса. Поток вектора Е сквозь произвольную замкнутую поверхность 5 обладает удивительным и замечательным свойством: он зависит только от алгебраической суммы зарядов, охватываемых этой поверхностью. А именно (1.7) где кружок у интеграла означает, что интегрирование проводится по замкнутой поверхности. Это выражение и составляет суть т е о р е м ы Га у се а: поток вектора Е сквозь замкнутую поверхность равен алгебраической сумме зарядов внутри этой поверхности, деленной на ее Доказательство теоремы.

Сначала рассмотрим поле одного точечного заряда а. Окружим этот заряд произвольной замкнутой поверхностью 5 (рис. !.4) и найдем поток вектора Е сквозь элемент бЬ: орп = Е 45 = Е 45 сор л= — —,45 сора= — 41), (18) 1 д Ч 4лср 4лрс где б(1 — телесный угол, опираюшийся на элемент по- Рис. 1.4 Рис. 1,5 верхности б5, с вершиной в точке расположения заряда р7. Интегрирование этого выражения по всей поверхности о эквивалентно интегрированию по всему телесному углу„ т.

е. замене дй на 4п, и мы получим Ф = о/е„как и требует формула (1.7). Заметим, что при более сложной форме замкнутой по- 14 верхности углы а могут быть больше и/2, а значит, соз а и Ю в (1.8) принимает, вообще говоря, как положительные, так и отрицательные значения. Итак, 61) — величина алгебраическая: если 60 опирается на внутреннюю сторону поверхности 5, то 6Р ) О, если же на внешнюю сторону, то 6!) (О. Отсюда, в частности, следует: если заряд д расположен вне замкнутой поверхности 5, то поток вектора Е через нее равен нулю. Для этого достаточно провести из заряда д коническую поверхность так, чтобы она оказалась касательной к замкнутой поверхности 5. Тогда интегрирование выражения (1.8) по поверхности 5 эквивалентно интегрированию по 0 (рис. !.8): внешняя сторона поверхности 5 будет видна из точки д под углом () ) О, а внутренняя под углом — ь! (оба угла по модулю равны). В сумме получим нуль, и Ф = О, что также совпадает с утверждением (1.7).

На языке линий вектора Е это означает, что сколько линий входит в объем, ограниченный поверхностью 5, столько и выходит. Теперь обратимся к случаю, когда электрическое поле создается системой точечных зарядов дь дэ и т. д. В этом случае согласно принципу суперпозиции Е = Е,+ + Е, + ..., где Е, — поле, создаваемое зарядом д ь и т. д. Тогда поток вектора Е можно записать так: ~1 Е6$=с)1(Е,+Ее+,.,) 69=1)> Е,68+1)1 Е 68+...=Ф,+Ф2+ .. Согласно предыдущему каждый интеграл в правой части равен д,/еь, если заряд а, находится внутри замкнутой поверхности 5, и нулю, если снаружи поверхности 5. Поэтому в правой части останется алгебраическая сумма только тех зарядов, которые находятся внутри поверхности 5.

Для завершения доказательства теоремы остается учесть случай, когда заряды распределены непрерывно с объемной плотностью, зависящей от координат. В этом случае можно считать, что каждый элементарный объем 6Г содержит «точечный» заряд р 6Р. Тогда в правой части (!.7) (1.9) где интегрирование проводится только по объему, заключенному внутри замкнутой поверхности 5. Необходимо обратить внимание на следующее важное обстоятельство: в то время как само поле Е зависит от 1В конфигурации в с е х зарядов, поток вектора Е сквозь произвольную замкнутую поверхность 5 определяется только алгебраической суммой зарядов в н у т р и поверхности 5.

Это значит, что если передвинуть заряды, то поле Е изменится всюду, в частности, и на поверхности 5, изменится, вообще говоря, и поток вектора Е через 5. Однако если передвижка зарядов произошла без пересечения поверхности 5, поток вектора Е через эту поверхность останется п р е ж н и м, хотя, повторяем, само поле Е может измениться, причем весьма существенно, Удивительное свойство электрического поля! й 1.3. ПРИМЕНЕНИЯ 1ЕОРЕМЫ ГАУССА Поскольку поле Е зависит от конфигурации в с е х зарядов, теорема Гаусса, вообще говоря, не дает возможности найти это поле. Однако в ряде случаев теорема Гаусса оказывается весьма эффективным аналитическим инструментом: она позволяет получить ответы на некоторые принципиальные вопросы, не решая задачи, а также находить и само поле Е, причем чрезвычайно простым путем.

Рассмотрим несколько примеров, а затем сформулируем некоторые общие выводы о том, в каких случаях применение теоремы Гаусса оказывается наиболее целесообразным. Пример 1. О невозможности устойчивого равновесия заряда в электрическом поле. Пусть в вакууме имеется система неподвижных точечных зарядов, находящихсн в равновесии. Рассмотрим один из этих зарядов — заряд д. Может ли состояние его равнове- 3 сия бьсть устойчивым? Чтобы ответить иа этот вопрос, ок° ружим заряд д небольшой замкнутой поверхностью 5 (рис. !.6). Допустим, для определенности, что у ) О.

Тогда для того чтобы равновесие заряда д было устойчивым, необходимо, чтобы во Рис 1.б всех точках поверхности 5 поле Е, абра. зованное всеми о с т а л ь вы м и зарядами системы, было направлено к заряду д: только в этом случае прн любом малом смещении заряда у из положения равновесия на него будет действовать в о з в р а щ а ю щ а я сила, и положение равновесия действительно будет устойчивым, Но такая конфигурация поля Е вокруг заряда у противоречит теореме Гаусса; поток вектора Е сквозь поверхность 5 отрицателен, согласно же теореме Гаусса он должен быть равным нулю, поскольку этот поток создается зарядами, расположенными в н е поверхности 5.

А равенство потока вектора Е нулю оэна- чает, что в каких-то точках поверхности 5 вектор Е направлен внутрь, а в каких-то обязательно наружу. Отсюда и следует, что устойчивое равновесие заряда в любом электростатическом поле невозможно. Пример 2. Поле равномерно зарнженной плоскости. Пусть поверхностная плотность заряда равна о. Из симметрнн задачи очевидно, что вектор Е может быть только перпендикулярным заряженной плоскостн. Кроме того, ясно, что в симметричных относительно этой плоскости точках вектор Е одинаков по модулю н противоположен по направлению. Такая конфигурация поля подсказывает, что в начестве замкнутой поверхности следует вгкбрать прямой цилиндр, расположенный, как на рнс. 1.7, где предполагается и ) О. Поток сквозь боковую поверхность этого цилиндра равен нулю, и поэтому полный поток через всю поверхность цилиндра будет 2ЕЛ5, где Л5 — площадь каждого торца.

Внутрн цилиндра заключен заряд оЛ5. Согласно теореме Гаусса 2ЕЛ5 = = оЛ5/ею откуда Е = о/2ею Точнее это выражение следует записать так: Е„ = о/2ее, (!.10) где ń— проекция вектора Е на нормаль п к заряженной плоскости, причем вектор п направлен от этой плоскости. Если и ) О, то и Е„ О, а значит, вектор Е направлен от заряженной плоскости, как на рис. 1.7; если же о ( О, то Е„ ( О, а значит, вектор Е направлен к заряженной плоскости. Тот факт, что Е не зависит от расстояния до плоскости, означает, что соответствующее электрическое поле является однородным (как слева, так н справа от плоскости).

Полученный результат справедлив только для бесконечной плоской поверхности, ибо только в этом случае могут быть использованы приведенные соображения симметрии. Однако он приближенно справедлив и для области, прилегающей к средней части конечной равномерно заряженной плоской поверхности, вдали от ее краев. Пример 3. Поле двух параллельных плоскостей, заряженных равномерно разноименными зарядами с плотностями о н — о. Это поле можно легко найти как суперпозицню полей, создаваемых каждой из плоскостей в отдельности (рис, 1.8). Здесь верхние стрелки соответствуют полю от положительно заряженной плоскости, нижние — от отрицательно заряженной плосности. Между плоскостями напряженности складываемых полей имеют одинаковое направление, поэтому результат (1.10) просто удвоится, н результирующая напряженность поля между плоскостями Е = о/ею (! .11) где под з подразумевается модуль поверхностной плотности рнс. !.7 Рнс.

! д заряда. Вне этой области, как легко видеть, поле равно нулю. Таким образом, поле в данном случае сосредоточено между плоскостями и является однородным в этой области. Полученный результат приближенно справедлив и дли пластин конечных размеров, если только расстояние между пластинами значительно меньше их линейных размеров (плоский конденсатор). Здесь заметные отклонения поля от однородности наблюдаются только вблизи краев пластин (этнм при расчетах часто пренебрегают). Пример 4. Поле бесконечного круглого цилиндра, заряженного равномерно по поверхности так, что на единицу его длины приходится заряд Х.

Характеристики

Список файлов книги