БИЛЕТ №2
БИЛЕТ №1
Электричество и магнетизм
Электростатика
Между заряженными и намагниченными телами действуют силы, называемые электромагнитными. Природа электромагнитных сил обусловлена электрически заряженными частицами, входящими в состав всех тел материального мира. Опытным путем установлено, что электрические заряды обладают следующими свойствами.
◦ Заряды бывают двух видов: положительные и отрицательные. Одноименные заряды отталкиваются, разноименные – притягиваются.
◦ Алгебраическая сумма зарядов изолированной системы постоянна.
◦ Электрический заряд является релятивистским инвариантом.
◦ Наименьшим по абсолютной величине элементарным зарядом, равным 1,6·10-19 кулона (Кл) является отрицательный заряд электрона или равный ему по модулю положительный заряд протона.
Взаимодействие электрических зарядов описывает Закон Кулона: силы, с которыми два неподвижных точечных заряда Q и q действуют друг на друга в вакууме, пропорциональны произведению их величин и обратно пропорциональны квадрату расстояния между ними
, (1)
где 
= 8,85·10-12 Ф/м– электрическая постоянная; 
- единичный вектор в направлении 
(рис.1).
 |
Заряды порождают в окружающем пространстве электрическое поле, проявляющееся в том, что помещенный в любую точку пробный заряд испытывает действие силы. Поле характеризуется векторной величиной, называемой напряженностью.
Напряженностью электрического поля называется отношение силы, действующей на электрический заряд q, к величине этого заряда
. (2)
Направление вектора 
совпадает с направлением силы, действующей на положительный пробный заряд. Подставляя вектор из формулы (2) в формулу (1) (в дальнейшем подобную операцию мы будем для краткости обозначать так: (2)®(1)), получим выражение для напряженности поля точечного заряда Q:
. (3)
Это выражение называют законом Кулона в полевой форме. Размерность напряженности в СИ: [E]=[В/м] - вольт на метр; =[Н/Кл] - ньютон на кулон,– здесь и далее в квадратных скобках мы будем обозначать размерности величин. По известной напряженности в любой точке поля легко найти силу, действующую на точечный заряд q, помещенный в эту точку поля:
. (4)
Принцип суперпозиции: сила, с которой система из n зарядов, действует на заряд q, не включенный в эту систему, равна векторной сумме сил, с которыми действует каждый заряд системы на заряд q:
. (5)
Отсюда следует и аналогичное выражение и для напряженностей:
. (6)
Напряженность поля системы точечных зарядов равна векторной сумме напряженностей полей, которые создавал бы каждый из зарядов системы в отдельности.
Электростатические поля изображают графически с помощью силовых линий – кривых в пространстве, касательные к которым в каждой точке совпадают с вектором . Густота силовых линий выбирается так, чтобы количество линий, пронизывающих единицу поверхности, перпендикулярной силовым линиям, численно равнялось модулю вектора (рис.2).
Силовые линии начинаются на положительных зарядах и заканчиваются на отрицательных. Поле, во всех точках которого вектор имеет одинаковую величину и направление, называется однородным (рис.2(1)). В остальных примерах поля неоднородны.
Поток вектора напряженности электрического поля. Рассмотрим сначала поле точечного заряда q с напряженностью 
. Опишем из этого заряда сферу радиуса r и площадью 
. Величина напряженности измеряется числом силовых линий, проходящих через единицу поверхности сферы, Þ полное число линий, пересекающих сферу равно
,
и не зависит от r! Таким образом, произведение ES (в данном примере это и есть поток) определяется величиной порождающего поле заряда и связано простым соотношением с напряженностью. Здесь уместно сравнить поток вектора напряженности с потоком вектора скорости жидкости, вытекающей из центра сферы равномерно во всех направлениях со скоростью u. В этом случае произведение uS представляет собой объем жидкости, вытекающий через поверхность сферы наружу в единицу времени. Введем теперь понятие потока вектора строго.
Потоком вектора напряженности электрического поля через поверхность S называется величинаФЕ, равная
ФЕ = 
= 
, (7)
где En – проекция вектора на направление нормали 
(рис.3). Вектор 
имеет величину элементарной площади dS и направление, совпадающее с направлением нормали к этой площадке.
БИЛЕТ №2
Теорема Гаусса. Так называется выражение, связывающее поток ФЕ вектора через произвольную замкнутую поверхность S с зарядом внутри нее. Найдем это выражение. Опишем из точечного заряда q сферу радиуса r. В каждой точке сферы вектор направлен перпендикулярно её поверхности и по величине равен . Поэтому поток ФЕ через всю сферу равен
ФЕ = 
, Þ
ФЕ = 
. (8)
Окружим теперь заряд q поверхностью произвольной формы. Тогда поток dФЕ через элемент dS этой поверхности (рис.4) равен
= 
. Интегрирование в пределах полного телесного угла W=4p дает
, Þ
. (9)
Поток ФЕ равен заряду q внутри поверхности, деленному на eо. Если заряд q находится вне замкнутой поверхности, то ФЕ = 0. Действительно, пучок касательных, проведенных от заряда q (рис.5), делит замкнутую поверхность S на две части 
и 
. Потоки вектора через эти поверхности равны по величине, но имеют противоположные знаки, поэтому полный поток равен нулю. Действительно, поток через замкнутую поверхность можно представить в виде суммы потоков через поверхности и :
.
Минус появляется из-за противоположных знаков проекций нормалей (напомним: за положительное направление нормали принимается внешняя нормаль к замкнутой поверхности) для поверхностей и .
Пусть теперь внутри замкнутой поверхности находится n точечных зарядов. По принципу суперпозиции результирующая напряженность равна векторной сумме напряженностей, создаваемых каждым зарядом системы в отдельности, следовательно
,Þ
. (10)
Это теорема Гаусса: поток вектора напряженности электрического поля ФЕчерез любую замкнутую поверхность равен алгебраической сумме зарядов внутри этой поверхности, деленной на eо.
Чтобы обобщить теорему Гаусса для непрерывного распределения заряда в пространстве с объемной плотностью r= 
, с поверхностной плотностью s= 
, или по линии с линейной плотностью l= 
, нужно суммирование в (10) заменить интегрированием: для заряда, распределенного по объему 
;
по поверхности 
;
по прямой 
.
Теорема Гаусса используется для упрощенного вычисления напряженности в случаях, обладающих достаточно высокой симметрией. Для краткости будем называть гауссовой ту (воображаемую, а не заряженную!) замкнутую поверхность S, по которой ведется интегрирование при вычислении потока.
Поле бесконечной равномерно заряженной плоскости. Пусть эта плоскость равномерно заряжена с поверхностной плотностью s>0. Вектор должен быть везде направлен перпендикулярно плоскости от нее. В противном случае существовала бы составляющая напряженности вдоль плоскости, что привело бы к перемещению зарядов и противоречило бы предположению о равномерном распределении заряда по плоскости. Также ясно, что во всех точках, равноудаленных от плоскости величина вектора должна быть одинакова. Поэтому в качестве гауссовой поверхности логично выбрать прямой цилиндр, расположенный симметрично относительно заряженной плоскости, как это показано на рис. 6. Поток вектора через боковую поверхность цилиндра равен нулю, так как там векторы и взаимно перпендикулярны друг другу, Þ ( , )=0, Þ на всей боковой поверхности =0. Поэтому полный поток равен сумме потоков через два основания 2ЕDS, где DS – площадь каждого основания цилиндра (и сечения цилиндра плоскостью тоже). Внутри цилиндра оказался заряд sDS (показан более плотной штриховкой). По теореме Гаусса 2ЕDS=sDS/eо, Þ 
. (11)
Следовательно, напряженность не зависит от расстояния до плоскости, и с каждой стороны от плоскости поле одинаково во всех точках, т.е. однородно.
Поле двух заряженных плоскостей. Пусть две параллельные плоскости равномерно заряжены с поверхностными плотностями +s и -s (рис.7). Поле справа и слева от плоскостей равно нулю (Е= s/2eо- s/2eо = 0), а между ними (Е= s/2eо+s/2eо =s/eо), следовательно
Е= s/eо. (12)
Такое поле создается в плоском конденсаторе. Если плоскости заряжены одноименно, то поле между ними равно нулю, а снаружи описывается формулой (12). И, наконец, если модули не равны: |+s | ≠ |-s |, то поле будет внутри больше, чем снаружи, но нигде не будет нулевым.
Поле бесконечного равномерно заряженного по поверхности цилиндра и нити. Пусть поверхность бесконечно длинного цилиндра радиуса R заряжена равномерно, и на единицу его длины приходится заряд l>0. Гауссову поверхность нужно взять в виде цилиндра высоты h и радиуса r (изображен пунктиром на рис.8), коаксиального с заряженным. Поток вектора через боковую поверхность гауссова цилиндра равен E2prh, а через основания – нулю, так как там вектор нормали перпендикулярен . Внутрь гауссовой поверхности попадает тонированная часть заряженного цилиндра, поэтому заряд внутри равен lh, поэтому при r>R по теореме Гаусса имеем E2prh=lh/eо, Þ
, при r>R. (13)
Если R≠0, то при r® R, 
. При r<R заряд внутри гауссова цилиндра отсутствует, Þ E2prh=0, Þ внутри цилиндра напряженность E=0. При R®0, E®¥. Таким образом вблизи тонкого острия можно создавать поля исключительно высокой напряженности, из-за чего заряды начинают стекать с острия в окружающее пространство. Формула (13) подходит и для нити, заряженной с линейной плотностью l. В этом случае условие r>R выполняется всегда.
Поле равномерно заряженной сферы. Пусть сфера радиуса R равномерно заряжена (не нужно говорить «по поверхности» - сфера это есть поверхность шара) с поверхностной плотностью
s>0. Вследствие центральной симметрии вектор в любой точке должен быть направлен вдоль радиуса от центра, а его модуль может зависеть только от расстояния r от центра. В качестве гауссовой поверхности выберем сферу радиуса r>R (рис.9). По теореме Гаусса поток вектора через эту сферу равен E4pr2= 
, Þ вне сферы поле подобно полю точечного заряда:
, (14)
особенно если выразить s через полный заряд сферы q и её площадь 4pR2: s= q/4pR2, откуда получим . На самой заряженной поверхности Е=s/eо. При r<R заряда внутри гауссовой сферы нет, Þ внутри заряженной сферы напряженность Е=0.
Поле равномерно заряженного по объему шара. Пусть шар радиуса R равномерно заряжен с объемной плотностью ρ>0. Гауссову поверхность выберем так же, как для сферы (рис.9) При r>R, следуя теореме Гаусса, получаем E4pr2= 
(чтобы найти заряд внутри, мы умножили ρ на объем шара радиуса R). Отсюда получим напряженность снаружи и на поверхности шара:
(r≥R). (15)
При r<R заряд внутрь гауссовой сферы попадает часть заряда шара, поэтому E4pr2= 
, откуда напряженность внутри шара равна
(r<R). (16)
На рис. 10 представлены графики зависимости Е от r для равномерно заряженных плоскости (1), цилиндра (2), сферы (3) и шара (4).