Dendësia e fushës elektrike me shumicë

Tani supozojmë se ekziston një shpërndarje e vazhdueshme e ngarkesave të dhëna nga dendësia më e madhe ρ (r). Pastaj vëllimi elementar dV përmban një ngarkesë

dq \u003d ρ (r →) dV,

dhe formula (39 ′) merr formën W \u003d 1 2 ∫ ρ (r →) ϕ (r →) dV. (16.1)

Duhet të bëhen disa vërejtje për të justifikuar tranzicionin (39 ′) → (42). Duke kaluar në shpërndarjen e vëllimit nën integralin, në përgjithësi, duhet shkruar

ρ (r →) ϕ ′ (r →),

të kuptuarit nga ′ (r →) potencialin e të gjitha akuzave, përveç ngarkesa elementare ρdV. Le të përfaqësojmë mendërisht ngarkesën ρdV në formën e një topi të ngarkuar në mënyrë uniforme me rreze të vogël δ të përqendruar në pikën r → dhe me dendësinë e ngarkesës ρ (r). Easyshtë e lehtë të llogaritet se potenciali i kësaj ngarkese në qendër të topit \u003d 3 2 q δ \u003d 3 2 1 δ ⋅4 3πδ3ρ \u003d 2πδ2 ⋅ ρ (r →), dhe për këtë arsye

ϕ ′ (r →) \u003d ϕ (r →) - 2πρ (r →) δ2.

Kjo tregon se pasi δ → 0 ϕ ′ → ϕ (r →) dhe zëvendësimi i ϕ ′ (r →) nga ϕ (r →) është kështu me të vërtetë i pranueshëm.

Tani kemi kryer një transformim identik të shprehjes (42), duke zëvendësuar ρ në këtë të fundit, sipas ekuacionit të Poisson (13), me −1 4πΔϕ dhe duke përdorur formulën e analizës vektoriale

div (ϕgradϕ) \u003d ϕ∆ϕ + gradϕ) 2;

si rezultat që marrim

W \u003d - 1 8π ∫ div (ϕgradϕ) gradϕ) 2] dV \u003d 1 8π ∮ SϕEndS + 1 8π ∫ V E2dV,

ku S është sipërfaqja që kufizon vëllimin V. Nëse ngarkesat zënë një vëllim të kufizuar në hapësirë, dhe një sipërfaqe me rreze arbitrare të madhe R merret si sipërfaqe S, atëherë si R → ral integrali mbi sipërfaqen

pasi që në distanca të mëdha ϕ dhe En përkojnë të paktën jo më ngadalë se 1 R dhe 1 R2 (nëse, përsërisim, ngarkesat zënë një vëllim të fundëm hapësire), dhe sipërfaqja rritet si R2.

Pra, si rezultat i transformimit identik të shprehjes (42), marrim formulën W \u003d ∫ E2 8πdV (16.2)

në formën e një integrali mbi tërë hapësirën e zënë nga fusha, e cila, në krahasim me formulën origjinale (39), ka jo vetëm një formë të re, por, në thelb, një kuptim të ri, që përcakton dendësinë e energjisë së fushës elektrike në hapësirën W \u003d E2 8π. (16.3)

Ndërsa (39) përshkruan vetëm energjinë e bashkëveprimit të ngarkesave të ndryshme (i ≠ j), formula (42) dhe formula e mëposhtme (43) gjithashtu përfshijnë vetë-energjinë e secilës prej këtyre ngarkesave. Për sa i përket fushës, mund të themi se formulat (42), (43) përshkruajnë energjinë totale të fushës elektrike, ndërsa (39) - vetëm një pjesë e kësaj energjie.

Ideja e energjisë së një fushe elektrike të shpërndarë në një hapësirë \u200b\u200bme një dendësi të madhe (44) u mor këtu në bazë të arsyetimit rigoroz. Dhe tani ne do të marrim shprehjen (44) nga shqyrtimi i një shembulli specifik. Shtë e qartë se nuk mund të jepen shembuj të provës së vlefshmërisë së (44) për çështjen e përgjithshme. Nga ana tjetër, shembuj specifik mund të japin një ide të qartë se si "funksionon" relacioni (44).

Le të fillojmë me një diskutim pyetje mbështetëse rreth forcave që veprojnë në ngarkesat sipërfaqësore nga ana e fushës elektrike. Më konkretisht, forcat që veprojnë në ngarkesat në sipërfaqen e përcjellësit.

Ne e dimë që ngarkesa pikë q nga ana e fushës elektrike E → vepron mbi forcën

ku E → është intensiteti i fushës i ngacmuar nga të gjitha ngarkesat e sistemit, përveç ngarkesës q vetë. Kur kthehemi te forcat që veprojnë në ngarkesat sipërfaqësore, lind një vështirësi për shkak të faktit se fusha E → në anët e ndryshme të sipërfaqes ka vlera të ndryshme, dhe në vetë sipërfaqen është e papërcaktuar. Siç kemi diskutuar tashmë, brenda përçuesit fusha është identikisht zero, dhe në pjesën e jashtme të sipërfaqes ajo ka vetëm një përbërës normal të lidhur me dendësinë e sipërfaqes lokale σ (shih Fig. 34). Shtë e qartë se koncepti i ndërprerjes së fushës është për shkak të një refuzimi të nënkuptuar për të marrë në konsideratë strukturën e një shtrese të hollë ku ndodhen ngarkesat, dhe ne do të supozojmë se kjo shtresë është një sipërfaqe matematikore pa strukturë. Ky idealizim është shumë produktiv, duke na lejuar të përcaktojmë fushat jashtë dhe brenda përcjellësit duke përdorur mjete të thjeshta. Përcaktimi i strukturës së shtresës sipërfaqësore për përçuesit metalikë kryhet duke marrë parasysh funksionin e shpërndarjes Fermi-Dirac për elektronet përçues dhe nuk është akoma në dispozicion për ne. Por fakti që sipërfaqja e përcjellësit, ku janë përqendruar ngarkesat, në të vërtetë ka një trashësi të caktuar të fundme δ, megjithëse shumë e vogël, ku ngarkesat shpërndahen mbi vëllim, e bën të lehtë marrjen e një shprehje që lidh forcat që veprojnë në sipërfaqen e përcjellësit me forcën e fushës afër kësaj sipërfaqe.

Pra, le të shqyrtojmë të theksuara në fig. 34 është sipërfaqja dS e përcjellësit. Duke pasur parasysh se trashësia e shtresës është shumë e vogël, lakimi i sipërfaqes mund të neglizhohet dhe sipërfaqja e përcjellësit dhe shtresës së konsideruar mund të konsiderohet e sheshtë.

Vizatoni boshtin x përgjatë normales së jashtme në sipërfaqen e përcjellësit dhe lini që shtresa ku shpërndahen ngarkesat të zërë zonën (Fig. 35) Mund të supozojmë që fusha E → brenda dhe afër shtresës nuk varet nga koordinatat y, z dhe ka vetëm përbërësin x (Ex) dhe dendësia e ngarkesës pjesa më e madhe karakterizohet nga funksioni ρ (x). Në të majtë të kësaj shtrese, fusha elektrike është zero (fusha brenda përcjellësit). Prandaj, Ex (x) brenda shtresës plotëson ekuacionin

dEx dx \u003d 4πρ (x), (∗)

kushti kufitar E (0) \u003d 0 dhe ka një zgjidhje

Shemb (x) \u003d 4π ∫ 0xρ (ξ) dξ.

Tani është e lehtë të gjesh forcën që vepron në shtresë,

f → \u003d fxe → x, fx \u003d ∫ 0δρ (x) E x (x) dx,

për njësi të sipërfaqes së përcjellësit. Zëvendësuar këtu në vend të ρ (x) shprehjen nga (*), ne marrim

fx \u003d 1 4π ∫ 0δE x (x) dEx dx dx \u003d 1 8π ∫ 0δ d dx2dx,

ku E0 \u003d Ex (δ) \u003d 4π ∫ 0δρ (x) dx \u003d 4πσ është forca e fushës në sipërfaqen e jashtme të përcjellësit.

Kështu, forca që vepron në sipërfaqen e përcjellësit përcaktohet nga ngarkesa totale σ \u003d ∫ 0δρ (x) dx për njësinë e sipërfaqes dhe nuk varet nga shpërndarja ρ (x). Vini re se për çdo shenjë të ngarkesës σ, d.m.th. për çdo drejtim të fushës E → 0, forca f → drejtohet përgjatë normales së jashtme, d.m.th. f → \u003d E02 8π n. (16.4)

Vini re se rezultati (45) është i vlefshëm për çdo sipërfaqe të ngarkuar, nëse vetëm në njërën anë të sipërfaqes forca e fushës është zero.

Le të kthehemi te një shembull për të ilustruar shprehjen

W \u003d 1 8π ∫ E2dV.

Shembull 1. Lëreni që një sipërfaqe sferike e rrezes R të jetë e ngarkuar në mënyrë uniforme me një ngarkesë totale q. Pasi të keni konsideruar procesin e zgjerimit të sferës në rrezen R + dR, gjeni një shprehje për dendësinë e energjisë së fushës elektrike.

në gjendjen fillestare Er \u003d q r2 për r\u003e R 0 për r< R

në gjendjen përfundimtare Er \u003d q r2 për r\u003e R + dR 0 për< R + dR

Fushat janë treguar në Figurën 36.

Nga ana e fushës elektrike, forcat me dendësi veprojnë në sferë

fr \u003d 1 8πE02, E 0 \u003d q R2.

Këto forca bëjnë punën

δA \u003d fr ⋅ 4πR2dR \u003d 1 8πE02 ⋅ 4πR2dR. (a)

Gjatë zgjerimit të sferës, fusha elektrike në hapësirën r\u003e R + dR mbeti e pandryshuar, dhe në shtresën sferike (R, R + dR) u zhduk plotësisht, d.m.th. energjia e fushës elektrike ndryshuar nga vlera

dW \u003d −W ⋅ 4πR2dR, (b)

ku W është dendësia e kërkuar e energjisë vëllimore.

Sipas ligjit të ruajtjes së energjisë

ato. punë δA forcat elektrike realizohet për shkak të zvogëlimit të energjisë së fushës elektrike. Zëvendësimi i shprehjeve (a) dhe (b) këtu, pasi zvogëlon shtresën 4πR2dR për vëllim, fitojmë W \u003d 1 8πE02 - atë që donim të shihnim.

Komento Kjo sferë mund të përdoret për të zgjidhur problemin e anasjelltë: duke supozuar se dendësia e energjisë W është e njohur për ne, gjeni forcën sipërfaqësore fr për njësinë e sipërfaqes së sferës së ngarkuar nga ana e fushës elektrike. Zgjidhja është e qartë.

Si një shembull i dytë, ne llogarisim energjinë e fushës së një sfere me rreze a të ngarkuar në mënyrë uniforme

Er \u003d q r2 për r ≥ R q a3 r për r< a

W \u003d 1 8π ∫ 0aq2 a6r2 ⋅ 4πr2dr + 1 8π ∫ a∞q2 r44πr2dr \u003d 3 5 q2 a.

Le të përdorim rezultatin e marrë për të prezantuar konceptin e "rrezes klasike të një grimce".

Sipas teorisë së relativitetit, një fushë me energji W ka një masë m \u003d W ∕ c2. Prandaj, çdo grimcë me masë m dhe ngarkesë q nuk mund të ketë një madhësi më të vogël se

që kur masa e një grimce nuk mund të jetë më e vogël se masa e fushës së saj (kur shkruhet kjo formulë, konstanta 3/5 nuk merret parasysh).

Për shembull, për një elektron

re \u003d e2 mc2 ≃ 2.8 10-13cm.

Le të jenë dy ngarkesa q 1 dhe q 2 në një distancë r nga njëra-tjetra. Secila prej ngarkesave, duke qenë në fushën e një ngarkese tjetër, ka një energji potenciale P. Duke përdorur П \u003d qφ, ne përcaktojmë

P 1 \u003d W 1 \u003d q 1 φ 12 P 2 \u003d W 2 \u003d q 2 φ 21

(φ 12 dhe φ 21 janë përkatësisht potencialet e fushës së ngarkesës q 2 në pikën ku ngarkesa q 1 dhe ngarkesa q 1 ndodhen në pikën ku ndodhet ngarkesa q 2).

Sipas përcaktimit të potencialit të një ngarkese pikë

Prandaj.

ose

Në këtë mënyrë,

Energjia e fushës elektrostatike të sistemit të ngarkesave pikë është

(12.59)

(φ і është potenciali i fushës së krijuar nga n -1 ngarkesa (përveç q i) në pikën ku ndodhet ngarkesa q i).

Energjia e një përcjellësi të ngarkuar të vetmuar

Një përcjellës i vetëm i pa ngarkuar mund të ngarkohet në φ të mundshëm, duke transferuar në mënyrë të përsëritur pjesë të ngarkesës dq nga pafundësia te përcjellësi. Puna elementare që bëhet kundër forcave të terrenit, në këtë rast, është e barabartë me

Transferimi i ngarkesës dq nga pafundësia te përcjellësi ndryshon potencialin e tij me

(C është kapaciteti elektrik i përcjellësit).

Prandaj,

ato. kur ngarkesa dq transferohet nga pafundësia te përcjellësi, ne rrisim energjinë e mundshme të fushës me

dП \u003d dW \u003d δA \u003d Cφdφ

Duke integruar këtë shprehje, ne gjejmë energjinë e mundshme të fushës elektrostatike të një përcjellësi të ngarkuar me një rritje të potencialit të tij nga 0 në φ:

(12.60)

Zbatimi i raportit

, ne marrim shprehjet e mëposhtme për energjinë e mundshme:

(12.61)

(q është ngarkesa e përcjellësit).

Energjia e një kondensatori të ngarkuar

Nëse ekziston një sistem i dy përçuesve të ngarkuar (kondensator), atëherë energjia totale e sistemit është e barabartë me shumën e energjive potenciale të brendshme të përçuesve dhe energjisë së ndërveprimit të tyre:

(12.62)

(q është ngarkesa e kondensatorit, C është kapaciteti i tij elektrik.

NGA duke marrë parasysh që Δφ \u003d φ 1 –φ 2 \u003d U është diferenca potenciale (voltazhi) midis pllakave), ne marrim formulën

(12.63)

Formulat janë të vlefshme për çdo formë të pllakave të kondensatorit.

Një madhësi fizike që është numerikisht e barabartë me raportin e energjisë potenciale të fushës që përmbahet në një element të vëllimit ndaj këtij vëllimi quhetdendësia e energjisë vëllimore.

Për një fushë uniforme, dendësia e madhe e energjisë

(12.64)

Për një kondensator të sheshtë, vëllimi i të cilit është V \u003d Sd, ku S është zona e pllakës, d është distanca midis pllakave,

Por

,

atëherë

(12.65)

(12.66)

(E është forca e fushës elektrostatike në një medium me një konstante dielektrike ε, D \u003d ε ε 0 E është zhvendosja elektrike e fushës).

Si pasojë, dendësia e energjisë volumetrike e një fushe elektrostatike uniforme përcaktohet nga forca E ose zhvendosja D.

Duhet të theksohet se shprehja

dhe

janë të vlefshme vetëm për një dielektrik izotrop për të cilin është i kënaqur relacioni p \u003d ε 0 χE.

Shprehja

korrespondon me teorinë e fushës - teoria e veprimit me rreze të shkurtër, sipas së cilës bartësi i energjisë është fushë.

Ferroelektrikë. Karakteristikat e tyre. Efekti piezo.

Ferroelektrike, dielektrikët kristalorë me polarizim spontan (spontan) në një interval të caktuar të temperaturës, i cili ndryshon ndjeshëm nën ndikimin e ndikimeve të jashtme.

Efekti piezoelektrik - efekti i shfaqjes së polarizimit të dielektrikut nën veprimin e sforcimeve mekanike

Përçuesit në një fushë elektrike. Shpërndarja e ngarkesave në një përcjellës.

Ε \u003d Evneshn - Evnutr \u003d 0

Ne prezantojmë një pllakë dirigjente në një fushë elektrike, ne e quajmë këtë fushë të jashtme .

Si rezultat, do të ketë një ngarkesë negative në sipërfaqen e majtë dhe një ngarkesë pozitive në sipërfaqen e duhur. Midis këtyre ngarkesave, do të lindë fusha e vet elektrike, të cilën ne do ta quajmë të brendshme. Brenda pllakës, do të ketë njëkohësisht dy fusha elektrike - të jashtme dhe të brendshme, të kundërta në drejtim.

Kapaciteti elektrik i përcjellësve. Kondensator. Lidhja e kondensatorëve.

Kapaciteti elektrik - sasia fizike numerikisht e barabartë me sasinë e ngarkesës që duhet t’i komunikohet këtij përcjellësi për të rritur potencialin e tij me një.

Kondensator - një pajisje për ruajtjen e ngarkesës dhe energjisë së fushës elektrike.

i lidhur paralelisht

seri e lidhur

Energjia e një përcjellësi të ngarkuar, kondensatorit. Energjia e fushës elektrike. Dendësia e energjisë vëllimore e fushës elektrike.

Energjia e një përcjellësi të ngarkuar e barabartë me punën që duhet të bëhet për të ngarkuar këtë dirigjent:

Energjia e një kondensatori të ngarkuar

Energjia e fushës elektrostatike

Dendësia e energjisë pjesa më e madhe e fushës elektrostatike

16. Forca dhe dendësia e fushës elektrike. EMF Tensioni.

Forca aktuale është një madhësi fizike skalare e përcaktuar nga raporti i ngarkesës Δq që kalon nëpër prerjen tërthore të përcjellësit për një interval të caktuar kohor Δt në këtë interval kohor.

Dendësia e rrymës j është një sasi fizike vektoriale, moduli i së cilës përcaktohet nga raporti i fuqisë aktuale I në përcjellës me zonën e prerjes tërthore S të përcjellësit.

Forca elektromotore (EMF) - një sasi fizike që karakterizon punën e forcave të jashtme (jo-potenciale) në burimet DC ose AC. Në një lak përçues të mbyllur, EMF është e barabartë me punën e këtyre forcave në lëvizjen e një njësie ngarkesë pozitive përgjatë konturit.

Tensioni elektrik - një madhësi fizike, vlera e së cilës është e barabartë me raportin e punës së fushës elektrike të kryer gjatë transferimit të një ngarkese elektrike provë nga pika A në pikën B në vlerën e ngarkesës së provës.

17. Ligji i Ohmit për një pjesë homogjene të një zinxhiri. Ligji i Ohmit për një zonë heterogjene në formë integrale. Ligji i Ohmit për një qark të plotë.

rryma I në një përcjellës homogjen të metaleve është drejtpërdrejt proporcional me tensionin U në skajet e këtij përcjellësi dhe në përpjesëtim të kundërt me rezistencën R të këtij përcjellësi

ligji i Ohmit për një seksion joomogjen të një qarku në formë integrale IR \u003d (φ1 - φ2) + E12

Ligji i Ohmit për një qark të plotë :

18. Forma diferenciale e ligjit të Ohmit.

j-dendësia e rrymës, σ - përçueshmëria elektrike e substancës nga e cila është bërë përcjellësi Fusha est e forcave të jashtme

19. Ligji i Joule-Lenz në forma integrale dhe diferenciale.

në formë diferenciale:

dendësia e energjisë së nxehtësisë -

në formë integrale:

20. Elemente jolineare. Metodat e llogaritjes me elemente jolineare. Rregulli i Kirchhoff.

jolineare quhen qarqet elektrikenë të cilën reagimet dhe ndikimet janë të lidhura jolinearisht.

Metoda e thjeshtë e përsëritjes

1. Ekuacioni origjinal jolinear i qarkut elektrik, ku është ndryshorja e kërkuar, paraqitet si.

2. Llogaritja kryhet sipas algoritmit Ku

Hapi i përsëritjes. Varësitë lineare

Këtu është gabimi i specifikuar

Rregulli i parë i Kirchhoff:

shuma algjebrike e forcave të rrymave që konvergojnë në nyje është e barabartë me zero

rregulli i dytë i Kirchhoff:

në çdo lak të thjeshtë të mbyllur, të zgjedhur në mënyrë arbitrare në një qark elektrik të degëzuar, shuma algjebrike e produkteve të fuqive aktuale dhe rezistencave të seksioneve përkatëse është e barabartë me shumën algjebrike të EMF të disponueshme në qark

21. Rryma në vakum. Fenomenet e emisioneve dhe zbatimet e tyre teknike.

Vakumi është një gjendje e gazit në një enë në të cilën molekulat fluturojnë nga një mur i enës në tjetrin, duke mos u përplasur kurrë me njëra-tjetrën.

Një izolues vakumi, rryma në të mund të lindë vetëm për shkak të futjes artificiale të grimcave të ngarkuara, për këtë ata përdorin emetimin (emetimin) e elektroneve nga substancat. Emetimi termionik ndodh në llambat vakum me katoda të nxehta, dhe emisioni fotoelektronik ndodh në një fotodiodë.

Emisioni termionik është emetimi i elektroneve nga metalet e nxehta. Përqendrimi i elektroneve të lira në metale është mjaft i lartë, prandaj, edhe në temperatura mesatare, për shkak të shpërndarjes së elektroneve mbi shpejtësitë (energjitë), disa elektrone kanë energji të mjaftueshme për të kapërcyer pengesën e mundshme në kufirin e metaleve. Me një rritje të temperaturës, numri i elektroneve, energjia kinetike e lëvizjes termike e të cilave është më e madhe se funksioni i punës, rritet dhe fenomeni i emisionit termionik bëhet i dukshëm.

Fenomeni i emisionit termionik përdoret në pajisjet në të cilat është e nevojshme të merret një rrjedhë e elektroneve në një vakum, për shembull, në llambat elektronike, tubat me rreze X, mikroskopët elektronikë, etj. Llambat elektronike përdoren gjerësisht në inxhinierinë elektrike dhe radio, automatizimin dhe telemekanikën për korrigjimin e rrymave alternative, sinjale elektrike dhe rryma alternative, gjenerimi i lëkundjeve elektromagnetike, etj. Në varësi të qëllimit, elektroda shtesë të kontrollit përdoren në llambat.

Emetimi i fotoelektronit - Ky është emetimi i elektroneve nga metali nën ndikimin e dritës, si dhe rrezatimi elektromagnetik me valë të shkurtër (për shembull, rrezet X). Rregullsitë kryesore të këtij fenomeni do të analizohen kur merrni parasysh efektin fotoelektrik.

Emetimi sekondar i elektronit - Ky është emetimi i elektroneve nga sipërfaqja e metaleve, gjysmëpërçuesve ose dielektrikëve kur bombardohet me një tra elektron. Rrjedha sekondare e elektroneve përbëhet nga elektronet e pasqyruara nga sipërfaqja (elektronet e pasqyruara në mënyrë elastike dhe inelastike), dhe elektronet dytësorë "me të vërtetë" - elektronet e rrëzuara nga një metal, gjysmëpërçues ose dielektrik nga elektronet primare.

Dukuria e emetimit të elektronit sekondar përdoret në tubat e fotom shumëzuesit.

Emetim autoelektronik është emetimi i elektroneve nga sipërfaqja e metaleve nën ndikimin e një fushe të fortë elektrike të jashtme. Këto fenomene mund të vërehen në tubin e evakuar.

22. Rryma në gazra. Përçueshmëria e pavarur dhe jo e pavarur e gazrave. I - V karakteristikë e rrymës në gazra. Llojet e shkarkimeve dhe aplikimet e tyre teknike.

Në kushte normale, gazrat janë dielektrikë, sepse përbëhen nga atome dhe molekula neutrale, dhe ato nuk kanë ngarkesa të mjaftueshme falas. Për ta bërë një gaz përçues, është e nevojshme në një mënyrë ose në një tjetër të futet në të ose të krijojë në të transportues të ngarkesës falas - grimca të ngarkuara. Në këtë rast, dy raste janë të mundshme: ose këto grimca të ngarkuara krijohen nga veprimi i ndonjë faktori të jashtëm ose futen në gaz nga jashtë, ose ato krijohen në gaz nga veprimi i vetë fushës elektrike që ekziston midis elektrodave. Në rastin e parë, përçueshmëria e gazit quhet jo e vetë-qëndrueshme, në të dytën - e pavarur.

Karakteristikë volt-amper (VAC) ) është një grafik i varësisë së rrymës përmes një pajisje me dy terminale në tensionin në këtë pajisje me dy terminale. Karakteristika e tensionit të rrymës përshkruan sjelljen e një pajisje me dy pole në një rrymë konstante.

Shkarkimi i shkëlqimit vërehen në presione të reduktuara të gazit. Përdoret për spërkatjen katodike të metaleve.

Shkarkimi i shkëndijës shpesh e parë në natyrë është rrufeja. Parimi i funksionimit të një voltmetër shkëndijë është një pajisje për matjen e tensioneve shumë të larta.

Shkarkimi i harkut mund të vërehet në kushtet e mëposhtme: nëse, pas ndezjes së shkarkimit të shkëndijës, rezistenca e qarkut zvogëlohet gradualisht, atëherë rryma në shkëndijë do të rritet. Harku elektrik është një burim i fuqishëm drite dhe përdoret gjerësisht në projeksione, drita të dritave dhe instalime të tjera të ndriçimit. Për shkak të temperaturës së lartë, harku përdoret gjerësisht për saldimin dhe prerjen e metaleve. Temperatura e lartë e harkut përdoret gjithashtu në ndërtimin e furrave me hark elektrik, të cilat luajnë një rol të rëndësishëm në elektrometallurgjinë moderne.

Shkarkimi i kurorës vërejtur në presione relativisht të larta të gazit (për shembull, në presion atmosferik) në një fushë elektrike ashpër johogjene. Përdoret në inxhinieri për pajisjen e precipituesve elektrostatik të destinuar për pastrimin e gazrave industriale nga papastërtitë e ngurta dhe të lëngëta.

23. Fusha magnetike. Induksioni magnetik. Ndërveprimi magnetik i rrymave.

Një fushë magnetike - një fushë force që vepron në ngarkesat elektrike në lëvizje dhe mbi trupat me një moment magnetik, pavarësisht nga gjendja e lëvizjes së tyre, përbërësi magnetik i fushës elektromagnetike.

Induksioni magnetik - sasia vektoriale, e cila është forca karakteristike e fushës magnetike (veprimi i saj mbi grimcat e ngarkuara) në një pikë të caktuar në hapësirë. Përcakton me çfarë force fusha magnetike vepron në një ngarkesë që lëviz me shpejtësi.

Ne do të ngarkojmë një kondensator të sheshtë duke transferuar pjesë të vogla të ngarkesës dq nga një pllakë në tjetrën (Fig. 4.12.) Në mënyrë që të transferohet ngarkesa dq midis pllakave me një ndryshim të mundshëm (j 1 - j 2) është e nevojshme të kryhet punë

dA \u003d (j 1 - j 2) dq (4.11)

Duke marrë parasysh që kjo vepër mund të shkruhet kështu

Në mënyrë që t'i jepet një ngarkesë kondensatorit fillimisht të pa ngarkuar Pyetje, puna duhet të bëhet

Kjo punë është e barabartë me energjinë e një kondensatori të ngarkuar

(4.12)

Këtu është voltazhi nëpër kondensator, i barabartë me ndryshimin e mundshëm në pllakat e tij.

Le të vazhdojmë transformimet e ekuacionit (4.12).

Kujtojnë se kapaciteti i një kondensatori të sheshtë

dhe voltazhi lidhet me fuqinë e fushës elektrike

U = E ∙ d

Duke përdorur këto marrëdhënie, ne shkruajmë energjinë e një kondensatori të ngarkuar në formën e mëposhtme

Këto dy shprehje për energjinë e një kondensatori

të çojë në pyetjen themelore të mëposhtme: ku ndodhet energjia në kondensator? Ku është "lokalizuar"?

Nëse shoqërohet me ngarkesa elektrike, atëherë ajo është e vendosur në pllakat e kondensatorit. Nëse kjo është energjia e fushës elektrike, atëherë ajo zë hapësirën midis pllakave, vëllimi i së cilës është i barabartë me vëllimin e kondensatorit V = S ∙ d.

Për t'iu përgjigjur kësaj pyetjeje, do të ishte e nevojshme të hiqet ngarkesa nga pllakat, ndërsa largoheni nga fusha. Atëherë mund të shihej: energjia mbeti - do të thotë që është e lidhur me fushën, ajo u zhduk - do të thotë se ajo ishte vendosur së bashku me ngarkesën në pllaka.

Por problemi është se kur akuzat hiqen, fusha e tyre elektrostatike gjithashtu zhduket. Prandaj, çështja e lokalizimit të energjisë brenda elektrostatikësnuk mund të zgjidhet.

Në elektrodinamikën ndryshoret elektrike dhe fushat magnetike, siç e dini, mund të ekzistojë pa ngarkesa elektrike... Për më tepër, fusha të tilla kanë energji, e cila është provë eksperimentale e drejtpërdrejtë se kjo energji shoqërohet me fusha elektrike dhe lokalizohet në vëllimin e zënë nga fusha. Tani shprehja e fundit e energjisë së një kondensatori të ngarkuar bëhet më e qartë:

Energjia e një kondensatori lidhet me fushën e tij elektrike dhe për këtë arsye është proporcionale me vëllimin e kondensatorit ( V), domethënë vëllimi i fushës.

Raporti është vlera mesatare e energjisë për njësi të vëllimit të fushës.

Kjo karakteristikë e ngopjes me energji të fushës quhet "Dendësia e energjisë pjesa më e madhe".

Zakonisht kjo karakteristikë ka një pikë, karakter lokal. Një vëllim elementar zgjidhet rreth një pike të caktuar dV dhe llogarit dendësinë e energjisë duke ndarë energjinë e kësaj zone dW nga vëllimi i tij

Dendësia e energjisë vëllimore në një pikë të caktuar të fushës elektrike është proporcionale me katrorin e forcës së fushës në atë pikë. Dendësia e energjisë vëllimore matet, natyrisht, në J / m 3:

Duke ditur se si ndryshon dendësia e energjisë në hapësirë, është e mundur të llogaritet energjia e përqendruar në vëllim V, fushe elektrike:

Top përçues me rreze R mbart karikim Pyetje... Sa është energjia e fushës elektrike të kësaj topi?

Fusha brenda një topi të ngarkuar mungon, dhe jashtë topit ajo përkon me fushën e një ngarkese pikë:

, r ³ R

Dendësia e energjisë vëllimore e një fushe të tillë

Le të llogarisim energjinë e përqendruar në një shtresë sferike me trashësi dr (fig. 4.13.)