Elektrodynamika
Część 3
Pola elektryczne w materii
Ryszard Tanaś
Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Spis treści
4
Pola elektryczne w materii
3
4.1
Polaryzacja elektryczna
. . . .
3
4.2
Pole ciała spolaryzowanego
. . . .
9
4.3
Pole indukcji elektrycznej
. . . .
19
4 Pola elektryczne w materii
4.1 Polaryzacja elektryczna
4.1.2 Indukowany moment dipolowy
Co się dzieje z atomem jeśli umieścimy go w polu elektrycznym
E
?
Przykład:
Przyjmijmy, że atom to punktowe jądro (+q) otoczone chmurą ładunku w kształcie jednorodnie naładowanej kuli o promieniu a i całkowitym ładunku −q. Obliczyć polaryzowalność atomową dla takiego modelu.
a +q
Przykład:
Przyjmijmy, że atom to punktowe jądro (+q) otoczone chmurą ładunku w kształcie jednorodnie naładowanej kuli o promieniu a i całkowitym ładunku −q. Obliczyć polaryzowalność atomową dla takiego modelu.
a +q −q E d +q −q
E
= E
e=
1
4π
0qd
a
3,
pole przesuniętych ładunków
równoważy pole zewnętrzne
Przykład:
Przyjmijmy, że atom to punktowe jądro (+q) otoczone chmurą ładunku w kształcie jednorodnie naładowanej kuli o promieniu a i całkowitym ładunku −q. Obliczyć polaryzowalność atomową dla takiego modelu.
a +q −q E d +q −q
E
= E
e=
1
4π
0qd
a
3,
pole przesuniętych ładunków
równoważy pole zewnętrzne
O
O C
O O C
p
= α
⊥E
⊥+ αk
E
k,
cząsteczka anizotropowa
α
⊥= 2 · 10
−40 hCN2miα
k= 4.5 · 10
−40 hCN2miO O C
p
= α
⊥E
⊥+ αk
E
k,
cząsteczka anizotropowa
α
⊥= 2 · 10
−40 hCN2miα
k= 4.5 · 10
−40 hCN2mip
x= α
xxE
x+ α
xyE
y+ α
xzE
zp
y= α
yxE
x+ α
yyE
y+ α
yzE
zp
z= α
zxE
x+ α
zyE
y+ α
zzE
z ,
α
ijwspółrzędne
tensora
polaryzowalności
4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p E −q F− O +q F+ dcząsteczka polarna
4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p E −q F− O +q F+ d4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p E −q F− O +q F+ dcząsteczka polarna
F
+= qE = −F
−siły się równoważą
4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p E −q F− O +q F+ dcząsteczka polarna
F
+= qE = −F
−siły się równoważą
N
= (r
+× F
+) + (r
−× F
−)
=
(d/2) × (qE)
+
4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p E −q F− O +q F+ dcząsteczka polarna
F
+= qE = −F
−siły się równoważą
N
= (r
+× F
+) + (r
−× F
−)
=
(d/2) × (qE)
+
(−d/2) × (−qE)
= qd × E
moment siły
4.1.3 Zmiana orientacji momentów dipolowych cząsteczek
polarnych
H+ H+ O− 105◦ p E −q F− O +q F+ dcząsteczka polarna
F
+= qE = −F
−siły się równoważą
N
= (r
+× F
+) + (r
−× F
−)
=
(d/2) × (qE)
+
(−d/2) × (−qE)
= qd × E
moment siły
N
= p × E
F
= F
++ F
−= q(E
+− E
−) = q(δE)
pole niejednorodne
F
= F
++ F
−= q(E
+− E
−) = q(δE)
pole niejednorodne
δE
= (d · ∇)E
F
= F
++ F
−= q(E
+− E
−) = q(δE)
pole niejednorodne
δE
= (d · ∇)E
F
= (p · ∇)E
siła działająca na dipol w polu niejednorodnym
F
= F
++ F
−= q(E
+− E
−) = q(δE)
pole niejednorodne
δE
= (d · ∇)E
F
= (p · ∇)E
siła działająca na dipol w polu niejednorodnym
U
= −p · E
energia dipola w polu
U
=
1
4π
01
r
3p
1· p
2− 3(p
1· ˆr)(p
2· ˆr)
energia oddziaływania
dwóch dipoli
4.1.4 Polaryzacja elektryczna
4.1.4 Polaryzacja elektryczna
Co się dzieje z dielektrykiem umieszczonym w polu?
Materiał zostaje
spolaryzowany
.
4.1.4 Polaryzacja elektryczna
Co się dzieje z dielektrykiem umieszczonym w polu?
Materiał zostaje
spolaryzowany
.
4.1.4 Polaryzacja elektryczna
Co się dzieje z dielektrykiem umieszczonym w polu?
Materiał zostaje
spolaryzowany
.
P
≡
moment dipolowy na jednostkę objętości
4.2 Pole ciała spolaryzowanego
4.2.1 Ładunki związane
Jakie pole wytwarza spolaryzowane ciało?
P p
4.2 Pole ciała spolaryzowanego
4.2.1 Ładunki związane
Jakie pole wytwarza spolaryzowane ciało?
P p R
V
(r) =
1
4π
0ˆ
R
· p
4.2 Pole ciała spolaryzowanego
4.2.1 Ładunki związane
Jakie pole wytwarza spolaryzowane ciało?
P p R
V
(r) =
1
4π
0ˆ
R
· p
R
2dla pojedynczego dipola
V
(r) =
1
4π
0 Z Vˆ
R
· P (r
0)
R
2dτ
0dla objętości
V
∇0 1 R = Rˆ R2
∇0 1 R = Rˆ R2 V (r) = 1 4π0 Z V P · ∇0 1 R dτ0, korzystamy z ∇ · (fA) = f(∇ · A) + A · (∇f)
∇0 1 R = Rˆ R2 V (r) = 1 4π0 Z V P · ∇0 1 R dτ0, korzystamy z ∇ · (fA) = f(∇ · A) + A · (∇f) V (r) = 1 4π0 Z V ∇0 · P R dτ0 − Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0
∇0 1 R = Rˆ R2 V (r) = 1 4π0 Z V P · ∇0 1 R dτ0, korzystamy z ∇ · (fA) = f(∇ · A) + A · (∇f) V (r) = 1 4π0 Z V ∇0 · P R dτ0 − Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0 V (r) = 1 4π0 I S 1 RP · ˆnda0 − 1 4π0 Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0
∇0 1 R = Rˆ R2 V (r) = 1 4π0 Z V P · ∇0 1 R dτ0, korzystamy z ∇ · (fA) = f(∇ · A) + A · (∇f) V (r) = 1 4π0 Z V ∇0 · P R dτ0 − Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0 V (r) = 1 4π0 I S 1 RP · ˆnda0 − 1 4π0 Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0
∇0 1 R = Rˆ R2 V (r) = 1 4π0 Z V P · ∇0 1 R dτ0, korzystamy z ∇ · (fA) = f(∇ · A) + A · (∇f) V (r) = 1 4π0 Z V ∇0 · P R dτ0 − Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0 V (r) = 1 4π0 I S 1 RP · ˆnda0 − 1 4π0 Z V 1 R(∇0 · P ) dτ0
σzw ≡ P · ˆn gęstość powierzchniowa ładunków związanych
V
(r) =
1
4π
0 I Sσ
zwR
da
0+
1
4π
0 Z Vρ
zwR
dτ
0V
(r) =
1
4π
0 I Sσ
zwR
da
0+
1
4π
0 Z Vρ
zwR
dτ
0 Przykład:Znaleźć natężenie pola elektrycznego wytwarzanego przez jednorodnie spolaryzowaną kulę o promieniu R.
ˆn
P
R θ
V
(r) =
1
4π
0 I Sσ
zwR
da
0+
1
4π
0 Z Vρ
zwR
dτ
0 Przykład:Znaleźć natężenie pola elektrycznego wytwarzanego przez jednorodnie spolaryzowaną kulę o promieniu R.
ˆn P R θ z
σ
zw= P · ˆ
n
= P cos θ
Szukamy pola wytworzonego przez rozkład powierzchniowy
ładunku
P
cos θ
. To już obliczyliśmy!
V
(r, θ) =
P 30r
cos θ
dla
r
≤ R
P 30 R3 r2cos θ
dla
r
≥ R
V
(r, θ) =
P 30r
cos θ
dla
r
≤ R
P 30 R3 r2cos θ
dla
r
≥ R
E
= −∇V = −
P
3
0ˆ
z
= −
1
3
0V
(r, θ) =
P 30r
cos θ
dla
r
≤ R
P 30 R3 r2cos θ
dla
r
≥ R
E
= −∇V = −
P
3
0ˆ
z
= −
1
3
0P
dla
r < R,
pole jednorodne
V
=
1
4π
0p
· ˆr
r
2dla
r
≥ R,
potencjał od dipola
V
(r, θ) =
P 30r
cos θ
dla
r
≤ R
P 30 R3 r2cos θ
dla
r
≥ R
E
= −∇V = −
P
3
0ˆ
z
= −
1
3
0P
dla
r < R,
pole jednorodne
V
=
1
4π
0p
· ˆr
r
2dla
r
≥ R,
potencjał od dipola
umieszczonego w środku kuli
p
=
4
3
πR
3V
(r, θ) =
P 30r
cos θ
dla
r
≤ R
P 30 R3 r2cos θ
dla
r
≥ R
E
= −∇V = −
P
3
0ˆ
z
= −
1
3
0P
dla
r < R,
pole jednorodne
V
=
1
4π
0p
· ˆr
r
2dla
r
≥ R,
potencjał od dipola
umieszczonego w środku kuli
p
=
4
3
πR
3P ,
wartość dipola
E
(r, θ) =
1
4π
0p
4.2.2 Fizyczna interpretacja ładunków związanych
4.2.2 Fizyczna interpretacja ładunków związanych
− +− +− +− +− +− + −= +Spolaryzowany walec
A −q +q = d4.2.2 Fizyczna interpretacja ładunków związanych
− +− +− +− +− +− + −= +Spolaryzowany walec
A −q +q = dP
(Ad) = (P A)d = qd
moment dipolowy wycinka
σ
zw=
q
− + − + − + − + − + − + − + − +
polaryzacja niejednorodna
Z Vρ
zwdτ = −
I SP
· da = −
Z V(∇ · P ) dτ
− + − + − + − + − + − + − + − +
polaryzacja niejednorodna
Z Vρ
zwdτ = −
I SP
· da = −
Z V(∇ · P ) dτ
ρ
zw= −∇ · P
4.2.3 Pole w dielektryku
R r
chcemy obliczyć
pole makroskopowe
w punkcie
r
; rozważmy kulę o
promieniu
R
wokół punktu
r
4.2.3 Pole w dielektryku
R r
chcemy obliczyć
pole makroskopowe
w punkcie
r
; rozważmy kulę o
promieniu
R
wokół punktu
r
E
= E
zew+ E
wew4.2.3 Pole w dielektryku
R r
chcemy obliczyć
pole makroskopowe
w punkcie
r
; rozważmy kulę o
promieniu
R
wokół punktu
r
E
= E
zew+ E
wewE
wew=?.
jakie jest pole od ładunków wewnątrz kuli?
E
śred= −
1
4π
0p
R
3uśrednione
pole od ładunków znajdujących
się wewnątrz kuli o promieniu
R
;
p
jest
R R
q r
dτ
obliczamy średnie pole od ładunku
q
umieszczonego w punkcie
r
Eśred = 4 1 3πR3 Z E dτ = 4 1 3πR3 Z 1 4π0 q R2 Rˆ dτR R
q r
dτ
obliczamy średnie pole od ładunku
q
umieszczonego w punkcie
r
Eśred = 4 1 3πR3 Z E dτ = 4 1 3πR3 Z 1 4π0 q R2 Rˆ dτ Eρ = 1 4π0 Z ρ R2 Rˆ dτpole w punkcie r od równomiernie
R R
q r
dτ
obliczamy średnie pole od ładunku
q
umieszczonego w punkcie
r
Eśred = 4 1 3πR3 Z E dτ = 4 1 3πR3 Z 1 4π0 q R2 Rˆ dτ Eρ = 1 4π0 Z ρ R2 Rˆ dτpole w punkcie r od równomiernie
naładowanej kuli, które łatwo policzyć
Eśred = Eρ jeśli ρ = − 4 q
R R
q r
dτ
obliczamy średnie pole od ładunku
q
umieszczonego w punkcie
r
Eśred = 4 1 3πR3 Z E dτ = 4 1 3πR3 Z 1 4π0 q R2 Rˆ dτ Eρ = 1 4π0 Z ρ R2 Rˆ dτpole w punkcie r od równomiernie
naładowanej kuli, które łatwo policzyć
Eśred = Eρ jeśli ρ = − 4 q 3πR3 Eρ = 1 30 ρr = − 1 4π0 qr R3 = − 1 4π0 p R3
R R
q r
dτ
obliczamy średnie pole od ładunku
q
umieszczonego w punkcie
r
Eśred = 4 1 3πR3 Z E dτ = 4 1 3πR3 Z 1 4π0 q R2 Rˆ dτ Eρ = 1 4π0 Z ρ R2 Rˆ dτpole w punkcie r od równomiernie
naładowanej kuli, które łatwo policzyć
Eśred = Eρ jeśli ρ = − 4 q 3πR3 Eρ = 1 30 ρr = − 1 4π0 qr R3 = − 1 4π0 p R3 Ewew = Eśred = − 1 4π0 p R3
uśrednione pole od ładunków
Vzew = 1 4π0 Z na zewnątrz kuli ˆ R · P (r0) R2 dτ 0 potencjał od ładunków zewnętrznych
Vzew = 1 4π0 Z na zewnątrz kuli ˆ R · P (r0) R2 dτ 0 potencjał od ładunków zewnętrznych Ewew = − 1 4π0 p R3 , p = 4 3πR 3 P
Vzew = 1 4π0 Z na zewnątrz kuli ˆ R · P (r0) R2 dτ 0 potencjał od ładunków zewnętrznych Ewew = − 1 4π0 p R3 , p = 4 3πR 3 P Ewew = − 1 30 P
Vzew = 1 4π0 Z na zewnątrz kuli ˆ R · P (r0) R2 dτ 0 potencjał od ładunków zewnętrznych Ewew = − 1 4π0 p R3 , p = 4 3πR 3 P Ewew = − 1 30 P
Uśrednione po dowolnej kuli pole pochodzące od ładunków wewnątrz kuli jest takie samo jak pole w środku jednorodnie spolaryzowanej kuli
Vzew = 1 4π0 Z na zewnątrz kuli ˆ R · P (r0) R2 dτ 0 potencjał od ładunków zewnętrznych Ewew = − 1 4π0 p R3 , p = 4 3πR 3 P Ewew = − 1 30 P
Uśrednione po dowolnej kuli pole pochodzące od ładunków wewnątrz kuli jest takie samo jak pole w środku jednorodnie spolaryzowanej kuli Potencjał pola makroskopowego:
V (r) = 1
4π0
Z ˆ
R · P (r0)
R2 dτ
0 całka obejmuje całą objętość dielektryka
4.3 Pole indukcji elektrycznej
4.3.1 Prawo Gaussa w obecności dielektryka
4.3 Pole indukcji elektrycznej
4.3.1 Prawo Gaussa w obecności dielektryka
ρ
= ρ
zw+ ρ
swgęstość ładunków związanych i swobodnych
4.3 Pole indukcji elektrycznej
4.3.1 Prawo Gaussa w obecności dielektryka
ρ
= ρ
zw+ ρ
swgęstość ładunków związanych i swobodnych
0
∇ · E = ρ = ρ
zw+ ρ
sw= −∇ · P + ρ
swprawo Gaussa
4.3 Pole indukcji elektrycznej
4.3.1 Prawo Gaussa w obecności dielektryka
ρ
= ρ
zw+ ρ
swgęstość ładunków związanych i swobodnych
0
∇ · E = ρ = ρ
zw+ ρ
sw= −∇ · P + ρ
swprawo Gaussa
∇ · (
0E
+ P ) = ρ
sw4.3 Pole indukcji elektrycznej
4.3.1 Prawo Gaussa w obecności dielektryka
ρ
= ρ
zw+ ρ
swgęstość ładunków związanych i swobodnych
0
∇ · E = ρ = ρ
zw+ ρ
sw= −∇ · P + ρ
swprawo Gaussa
∇ · (
0E
+ P ) = ρ
swD
≡
0E
+ P
wektor indukcji elektrycznej
∇ · D = ρ
swprawo Gaussa
4.3 Pole indukcji elektrycznej
4.3.1 Prawo Gaussa w obecności dielektryka
ρ
= ρ
zw+ ρ
swgęstość ładunków związanych i swobodnych
0
∇ · E = ρ = ρ
zw+ ρ
sw= −∇ · P + ρ
swprawo Gaussa
∇ · (
0E
+ P ) = ρ
swD
≡
0E
+ P
wektor indukcji elektrycznej
∇ · D = ρ
swprawo Gaussa
I
Przykład:
Długi prosty drut, naładowany jednorodnie z gęstością liniową λ, otoczony jest gumową izolacją. Promień warstwy izolacji wynosi a. Znaleźć indukcję elektryczną w tym układzie.
s
a λ
L
Przykład:
Długi prosty drut, naładowany jednorodnie z gęstością liniową λ, otoczony jest gumową izolacją. Promień warstwy izolacji wynosi a. Znaleźć indukcję elektryczną w tym układzie.
s a λ L D(2πsL) = λL z prawa Gaussa D = λ
Przykład:
Długi prosty drut, naładowany jednorodnie z gęstością liniową λ, otoczony jest gumową izolacją. Promień warstwy izolacji wynosi a. Znaleźć indukcję elektryczną w tym układzie.
s a λ L D(2πsL) = λL z prawa Gaussa D = λ
2πs ˆs, wzór słuszny wewnątrz i na zewnątrz izolacji E = 1
0 D =
λ
2π0s
Przykład:
Długi prosty drut, naładowany jednorodnie z gęstością liniową λ, otoczony jest gumową izolacją. Promień warstwy izolacji wynosi a. Znaleźć indukcję elektryczną w tym układzie.
s a λ L D(2πsL) = λL z prawa Gaussa D = λ
2πs ˆs, wzór słuszny wewnątrz i na zewnątrz izolacji E = 1
0 D =
λ
2π0s
ˆs dla s > a (P = 0)
4.3.2 Zwodnicze podobieństwo
D
(r) 6=
1
4π
Z
R
ˆ
R
2ρ
sw(r
4.3.2 Zwodnicze podobieństwo
D
(r) 6=
1
4π
Z
R
ˆ
R
2ρ
sw(r
0
) dτ
0,
dla
D
nie ma „prawa Coulomba”
∇ × D =
0(∇ × E) + (∇ × P ) = ∇ × P
Do wyznaczenia pola wektorowego nie wystarczy znajomość
dywergencji. Trzeba jeszcze znać rotację.
4.3.2 Zwodnicze podobieństwo
D
(r) 6=
1
4π
Z
R
ˆ
R
2ρ
sw(r
0
) dτ
0,
dla
D
nie ma „prawa Coulomba”
∇ × D =
0(∇ × E) + (∇ × P ) = ∇ × P
Do wyznaczenia pola wektorowego nie wystarczy znajomość
dywergencji. Trzeba jeszcze znać rotację.
∇ × D 6= 0,
D
nie jest gradientem skalara,
D
nie ma potencjału!
4.3.3 Warunki brzegowe
I
4.3.3 Warunki brzegowe
I
D
· da = Q
sw wew4.3.3 Warunki brzegowe
I
D
· da = Q
sw wewD
nad⊥− D
pod⊥= σ
swskok składowej prostopadłej
4.3.3 Warunki brzegowe
I
D
· da = Q
sw wewD
nad⊥− D
pod⊥= σ
swskok składowej prostopadłej
D
nadk− D
podk= P
nadk− P
podk,
skok składowej równoległej
W obecności dielektyka te warunki są często bardziej użyteczne
niż warunki dla pola.
E
nad⊥− E
pod⊥=
1
0
σ
4.4 Dielektryki liniowe
4.4.1 Podatność elektryczna i przenikalność elektryczna
4.4 Dielektryki liniowe
4.4.1 Podatność elektryczna i przenikalność elektryczna
P
=
0χ
eE
dla niezbyt silnych pól
4.4 Dielektryki liniowe
4.4.1 Podatność elektryczna i przenikalność elektryczna
P
=
0χ
eE
dla niezbyt silnych pól
χ
ejest
podatnością elektryczną
ośrodka
D
=
0E
+ P =
0E
+
0χ
eE
=
0(1 + χ
e)E,
w ośrodkach
4.4 Dielektryki liniowe
4.4.1 Podatność elektryczna i przenikalność elektryczna
P
=
0χ
eE
dla niezbyt silnych pól
χ
ejest
podatnością elektryczną
ośrodka
D
=
0E
+ P =
0E
+
0χ
eE
=
0(1 + χ
e)E,
w ośrodkach
liniowych
4.4 Dielektryki liniowe
4.4.1 Podatność elektryczna i przenikalność elektryczna
P
=
0χ
eE
dla niezbyt silnych pól
χ
ejest
podatnością elektryczną
ośrodka
D
=
0E
+ P =
0E
+
0χ
eE
=
0(1 + χ
e)E,
w ośrodkach
liniowych
D
= E, D
jest proporcjonalne do
E
r
≡ 1 + χ
e=
r
≡ 1 + χ
e=
0
,
względna przenikalność elektryczna
Przykład:
Metalowa kula o promieniu a naładowana została ładunkiem Q. Kula otoczona jest powłoką z dielektryka o przenikalności elektrycznej ; promień powłoki wynosi b. Znaleźć różnicę potencjałów między
środkiem kuli i punktem w nieskończoności.
a Q b
D
=
Q
E
= P = D = 0,
wewnątrz metalowej kuli
E
=
Q 4πr2ˆr
dla
a < r < b
Q 4π0r2ˆr
dla
r > b
E
= P = D = 0,
wewnątrz metalowej kuli
E
=
Q 4πr2ˆr
dla
a < r < b
Q 4π0r2ˆr
dla
r > b
V = − 0 Z ∞ E · dlE
= P = D = 0,
wewnątrz metalowej kuli
E
=
Q 4πr2ˆr
dla
a < r < b
Q 4π0r2ˆr
dla
r > b
V = − 0 Z ∞ E · dl = − b Z ∞ Q 4π0r2 dr − a Z b Q 4πr2 dr − 0 Z a (0) drE
= P = D = 0,
wewnątrz metalowej kuli
E
=
Q 4πr2ˆr
dla
a < r < b
Q 4π0r2ˆr
dla
r > b
V = − 0 Z ∞ E · dl = − b Z ∞ Q 4π0r2 dr − a Z b Q 4πr2 dr − 0 Z a (0) dr = Q 4π 1 0b + 1 a − 1 bE
= P = D = 0,
wewnątrz metalowej kuli
E
=
Q 4πr2ˆr
dla
a < r < b
Q 4π0r2ˆr
dla
r > b
V = − 0 Z ∞ E · dl = − b Z ∞ Q 4π0r2 dr − a Z b Q 4πr2 dr − 0 Z a (0) dr = Q 4π 1 0b + 1 a − 1 bNie musieliśmy obliczać polaryzacji ani gęstości ładunków związanych! Chociaż w tym przypadku nie jest to trudne.
P = 0χeE = 0χeQ 4πr2 ˆr
P = 0χeE = 0χeQ 4πr2 ˆr
P = 0χeE = 0χeQ 4πr2 ˆr ρzw = −∇ · P = 0 σzw = P · ˆn = 0χeQ 4πb2 na powierzchni zewnętrznej −0χeQ
4πa2 na powierzchni wewnętrznej
Znak minus wynika z tego, że wektor nˆ jest skierowany na zewnątrz dielektryka (+ ˆr dla r = b i − ˆr dla r = a).
P = 0 P 6= 0 próżnia dielektryk H
P
· dl 6= 0, ∇ × P 6= 0,
P = 0 P 6= 0 próżnia dielektryk H
P
· dl 6= 0, ∇ × P 6= 0,
0
χ
eróżne po obu stronach
Także dla dielektryków liniowych podobieństwo
D
i
E
jest
zwodnicze.
P = 0 P 6= 0 próżnia dielektryk H
P
· dl 6= 0, ∇ × P 6= 0,
0
χ
eróżne po obu stronach
Także dla dielektryków liniowych podobieństwo
D
i
E
jest
zwodnicze.
Chyba, że przestrzeń jest całkowicie wypełniona jednorodnym
dielektrykiem.
P = 0 P 6= 0 próżnia dielektryk H
P
· dl 6= 0, ∇ × P 6= 0,
0
χ
eróżne po obu stronach
Także dla dielektryków liniowych podobieństwo
D
i
E
jest
zwodnicze.
Chyba, że przestrzeń jest całkowicie wypełniona jednorodnym
dielektrykiem.
P = 0 P 6= 0 próżnia dielektryk H
P
· dl 6= 0, ∇ × P 6= 0,
0
χ
eróżne po obu stronach
Także dla dielektryków liniowych podobieństwo
D
i
E
jest
zwodnicze.
Chyba, że przestrzeń jest całkowicie wypełniona jednorodnym
dielektrykiem.
∇ · D = ρ
sw,
∇ × D = 0,
znając
ρ
swmożna obliczyć
D
D
=
0E
próżni,
E
próżnijest natężeniem pola elektrycznego jakie
P = 0 P 6= 0 próżnia dielektryk H
P
· dl 6= 0, ∇ × P 6= 0,
0
χ
eróżne po obu stronach
Także dla dielektryków liniowych podobieństwo
D
i
E
jest
zwodnicze.
Chyba, że przestrzeń jest całkowicie wypełniona jednorodnym
dielektrykiem.
∇ · D = ρ
sw,
∇ × D = 0,
znając
ρ
swmożna obliczyć
D
D
=
0E
próżni,
E
próżnijest natężeniem pola elektrycznego jakie
dany rozkład ładunków wytworzyłby w próżni
E
=
1
D
=
1
− + − + − + − + − + − + − + − + q
ładunek swobodny q umieszczony w dużym kawałku dielektryka jest
− + − + − + − + − + − + − + − + q
ładunek swobodny q umieszczony w dużym kawałku dielektryka jest
ekranowany przez ładunki związane
E
=
1
4π
1
− + − + − + − + − + − + − + − + q
ładunek swobodny q umieszczony w dużym kawałku dielektryka jest
ekranowany przez ładunki związane
E
=
1
4π
1
r
2ˆr,
we wzorze występuje
a nie
0
P
x=
0χ
exxE
x+ χexy
E
y+ χexz
E
zP
y=
0χ
eyxE
x+ χeyy
E
y+ χeyz
E
zP
z=
0χ
ezxE
x+ χezy
E
y+ χezz
E
zdla kryształów
tensor
podatności elektrycznej
4.4.2 Zagadnienia brzegowe w obecności dielektryków
liniowych
ρ
zw= −∇ · P = −∇ ·
0
χ
eD
!
= −
0
χ
e0
(1 + χ
e)
∇ · D = −
χ
e1 + χ
e !ρ
swW jednorodnym dielektryku liniowym gęstość ładunku związanego
ρ
zwjest proporcjonalna do gęstości ładunku swobodnego
ρ
sw.
4.4.2 Zagadnienia brzegowe w obecności dielektryków
liniowych
ρ
zw= −∇ · P = −∇ ·
0
χ
eD
!
= −
0
χ
e0
(1 + χ
e)
∇ · D = −
χ
e1 + χ
e !ρ
swW jednorodnym dielektryku liniowym gęstość ładunku związanego
ρ
zwjest proporcjonalna do gęstości ładunku swobodnego
ρ
sw.
Jeśli w dielektryku nie ma ładunków swobodnych ρsw = 0, to
4.4.2 Zagadnienia brzegowe w obecności dielektryków
liniowych
ρ
zw= −∇ · P = −∇ ·
0
χ
eD
!
= −
0
χ
e0
(1 + χ
e)
∇ · D = −
χ
e1 + χ
e !ρ
swW jednorodnym dielektryku liniowym gęstość ładunku związanego
ρ
zwjest proporcjonalna do gęstości ładunku swobodnego
ρ
sw.
Jeśli w dielektryku nie ma ładunków swobodnych ρsw = 0, to
nieznikająca gęstość ładunku może wystąpić jedynie na powierzchni.
nad
∂V
nad∂n
−
pod∂V
podnad
∂V
nad∂n
−
pod∂V
pod∂n
= −σ
sw,
w języku potencjału
V
nad= V
pod,
potencjał jest ciągły
Przykład:
Kula wykonana z jednorodnego dielektryka liniowego została umieszczona w jednorodnym zewnętrznym polu elektrycznym o
natężeniu E0. Znaleźć natężenie pola elektrycznego wewnątrz i na zewnątrz kuli.
E
Należy rozwiązać równanie Laplace’a przy następujących warunkach brzegowych:
(i) Vwew = Vzew gdy r = R
(ii) ∂Vwew
∂r = 0
∂Vzew
∂r gdy r = R (nie ma ładunków swobodnych) (iii) Vzew → −E0r cos θ gdy r R
Należy rozwiązać równanie Laplace’a przy następujących warunkach brzegowych:
(i) Vwew = Vzew gdy r = R
(ii) ∂Vwew
∂r = 0
∂Vzew
∂r gdy r = R (nie ma ładunków swobodnych) (iii) Vzew → −E0r cos θ gdy r R
Vwew(r, θ) =
∞
X
l=0
Należy rozwiązać równanie Laplace’a przy następujących warunkach brzegowych:
(i) Vwew = Vzew gdy r = R
(ii) ∂Vwew
∂r = 0
∂Vzew
∂r gdy r = R (nie ma ładunków swobodnych) (iii) Vzew → −E0r cos θ gdy r R
Vwew(r, θ) =
∞
X
l=0
AlrlPl(cos θ)
Vzew(r, θ) = −E0r cos θ +
∞
X
l=0
Bl
∞
X
l=0
AlRlPl(cos θ) = −E0R cos θ +
∞
X
l=0
Bl
∞
X
l=0
AlRlPl(cos θ) = −E0R cos θ +
∞ X l=0 Bl Rl+1 Pl(cos θ), (i) AlRl = Bl Rl+1 dla l 6= 1 A1R = −E0R + B1 R2 dla l = 1
∞
X
l=0
AlRlPl(cos θ) = −E0R cos θ +
∞ X l=0 Bl Rl+1 Pl(cos θ), (i) AlRl = Bl Rl+1 dla l 6= 1 A1R = −E0R + B1 R2 dla l = 1 r ∞ X l=0
lAlRl−1Pl(cos θ) = −E0 cos θ −
∞
X
l=0
(l + 1)Bl
∞
X
l=0
AlRlPl(cos θ) = −E0R cos θ +
∞ X l=0 Bl Rl+1 Pl(cos θ), (i) AlRl = Bl Rl+1 dla l 6= 1 A1R = −E0R + B1 R2 dla l = 1 r ∞ X l=0
lAlRl−1Pl(cos θ) = −E0 cos θ −
∞ X l=0 (l + 1)Bl Rl+2 Pl(cos θ), (ii) rlAl = −(l+1)Bl Rl+2 , dla l 6= 1 rA1 = −E0 − 2B1 R3 , dla l = 1
∞
X
l=0
AlRlPl(cos θ) = −E0R cos θ +
∞ X l=0 Bl Rl+1 Pl(cos θ), (i) AlRl = Bl Rl+1 dla l 6= 1 A1R = −E0R + B1 R2 dla l = 1 r ∞ X l=0
lAlRl−1Pl(cos θ) = −E0 cos θ −
∞ X l=0 (l + 1)Bl Rl+2 Pl(cos θ), (ii) rlAl = −(l+1)Bl Rl+2 , dla l 6= 1 rA1 = −E0 − 2B1 R3 , dla l = 1 Al = Bl = 0 dla l 6= 1 A1 = − 3 r+2E0, B1 = r−1 r+2R 3E 0, dla l = 1
Vwew(r, θ) = − 3E0
r + 2r cos θ = −
3E0
Vwew(r, θ) = − 3E0
r + 2r cos θ = −
3E0
r + 2z
Ewew = 3
Vwew(r, θ) = − 3E0
r + 2r cos θ = −
3E0
r + 2z
Ewew = 3
r + 2E0, pole wewnątrz kuli jest jednorodne Vzew(r, θ) = −E0r cos θ + r − 1
r + 2
R3
Vwew(r, θ) = − 3E0
r + 2r cos θ = −
3E0
r + 2z
Ewew = 3
r + 2E0, pole wewnątrz kuli jest jednorodne Vzew(r, θ) = −E0r cos θ + r − 1
r + 2 R3 r2 E0 cos θ Ezew = E0 + 1 4π0 p
Vwew(r, θ) = − 3E0
r + 2r cos θ = −
3E0
r + 2z
Ewew = 3
r + 2E0, pole wewnątrz kuli jest jednorodne Vzew(r, θ) = −E0r cos θ + r − 1
r + 2 R3 r2 E0 cos θ Ezew = E0 + 1 4π0 p
r3 (2 cos θ ˆr + sin θ ˆθ), pole E0 plus pole dipola p = 4π0 r − 1
r + 2R
3
4.4.3 Energia w układach z dielektrykami
W
=
0
2
Z
4.4.3 Energia w układach z dielektrykami
W
=
0
2
Z
E
2dτ,
energia zmagazynowana w polu
W
=
0
2
Zr
E
2dτ =
1
2
ZD
· E dτ,
w układach z
dielektrykami
4.4.3 Energia w układach z dielektrykami
W
=
0
2
Z
E
2dτ,
energia zmagazynowana w polu
W
=
0
2
Zr
E
2dτ =
1
2
ZD
· E dτ,
w układach z
dielektrykami
δW = Z (δρsw)V dτ, do dielektryka wprowadzamy ładunki swobodne4.4.3 Energia w układach z dielektrykami
W
=
0
2
Z
E
2dτ,
energia zmagazynowana w polu
W
=
0
2
Zr
E
2dτ =
1
2
ZD
· E dτ,
w układach z
dielektrykami
δW = Z (δρsw)V dτ, do dielektryka wprowadzamy ładunki swobodne ∇ · D = ρsw ⇒ δρsw = ∇ · (δD)4.4.3 Energia w układach z dielektrykami
W
=
0
2
Z
E
2dτ,
energia zmagazynowana w polu
W
=
0
2
Zr
E
2dτ =
1
2
ZD
· E dτ,
w układach z
dielektrykami
δW = Z (δρsw)V dτ, do dielektryka wprowadzamy ładunki swobodne ∇ · D = ρsw ⇒ δρsw = ∇ · (δD) δW = Z [∇ · (δD)]V dτ4.4.3 Energia w układach z dielektrykami
W
=
0
2
Z
E
2dτ,
energia zmagazynowana w polu
W
=
0
2
Zr
E
2dτ =
1
2
ZD
· E dτ,
w układach z
dielektrykami
δW = Z (δρsw)V dτ, do dielektryka wprowadzamy ładunki swobodne ∇ · D = ρsw ⇒ δρsw = ∇ · (δD) δW = Z [∇ · (δD)]V dτ ∇ · [(δD)V ] = [∇ · (δD)]V + δD · (∇V )δW =
Z
δW = Z ∇ · [(δD)V ] dτ + Z (δD) · E dτ Z ∇ · [(δD)V ] dτ = Z S (δD)V · da = 0 całkujemy po całej przestrzeni
δW = Z ∇ · [(δD)V ] dτ + Z (δD) · E dτ Z ∇ · [(δD)V ] dτ = Z S (δD)V · da = 0 całkujemy po całej przestrzeni δW = Z (δD) · E dτ
δW = Z ∇ · [(δD)V ] dτ + Z (δD) · E dτ Z ∇ · [(δD)V ] dτ = Z S (δD)V · da = 0 całkujemy po całej przestrzeni δW = Z (δD) · E dτ
δW = Z ∇ · [(δD)V ] dτ + Z (δD) · E dτ Z ∇ · [(δD)V ] dτ = Z S (δD)V · da = 0 całkujemy po całej przestrzeni δW = Z (δD) · E dτ
D = E, dla dielektryków liniowych
1
2δ(D · E) = 1
2δ(E
δW = Z ∇ · [(δD)V ] dτ + Z (δD) · E dτ Z ∇ · [(δD)V ] dτ = Z S (δD)V · da = 0 całkujemy po całej przestrzeni δW = Z (δD) · E dτ
D = E, dla dielektryków liniowych
1 2δ(D · E) = 1 2δ(E 2) = (δE) · E = (δD) · E δW = δ 1 2 Z D · E dτ
W
=
1
2
Z
W
=
1
2
Z
D
· E dτ
W
=
1
2
Z
D
· E dτ
Energia układu to praca konieczna do utworzenia danego układu.
Dwa sposoby „tworzenia układu”:
(i) Wprowadzamy małymi porcjami ładunki swobodne i związane i umieszczamy je w ich położeniach
W = Wsw + Wzw
(ii) Wprowadzamy małymi porcjami ładunki swobodne pozwalając dielektrykowi dostosować się do ich obecności