法拉第定律和安培定律

本文提出:在初级课程中,讲授由法拉第定律所给出的静止电路中感生电动势的起源时,如果把重点放在随时间变化的磁场所生的感生电场的几何学上,而不放在此电场沿一闭合途径的线积分上,或沿此途径的电动势上,对初学的学生可能更清楚些。如果把法拉第定律写成∮E·ds=-φ,而不写成(?)=-φ的形式,则该定律就可以有与安培定律∮B·ds==μ_0I相同的形式,而两个定律都简单地变成麦克斯韦方程curlE=-B,curlH=J D的积分形式。能够清楚地了解随时间变化的磁场所生的感生电场的本性是重要的,这一点就是对初级的学生也似乎不须要再着重指出,但是在很多     

计算感生电动势的角度法

局限于圆柱形空间、方向平行于圆柱轴线的均匀磁场随时间均匀变化时，在周围空间激发感生电场。处于该电场中的有限长直导线上产生的感生电动势可由简捷方法求出。本文根据电动势的定义导出计算直导线上感生电动势的角度法。     

介绍一道电磁感应的练习题

电磁学中关于涡旋电场的练习题不多较典型的习题可见哈里德、瑞斯尼克《物理学》二卷一分册(287页)的一题. 磁感应强度为B的均匀磁场,充满在半径为R的圆柱形体积内(见图1).有一金属棒l,放在磁场中,设B以速度变化,求证由变化的磁场所产生的并作用在棒的两端的电动势由 教学中选用该题的目的在于让学生掌握:(1)由于对称性以及高斯定理对涡旋电场仍有效,E旋·sd=0本例中局限于圆柱体内的变化磁场所激发的涡旋电场的电力线,是在与轴线垂直的平面内,是一些与圆柱体同心的圆周.方向可由楞次定律来确定.并且,同一圆周上各点涡旋电场的大小均相等.…     

电场边值关系的演示

一、电分质分界面上电场的变化由于电场中电介质的极化,使得电介质界面处电场发生变化。电场在介质界面处的边值关系为 D_(1n)=D_(2n) E_(1t)=E_(2t) D_(1t)/ε_1=D_(2t)/ε_2 ε_1E_(1n)=ε_2E_(2n) (1) 很容易由(1)式及E=D/ε导出     

每期一题(工科大学物理试题选登)

一球形电容器的内外金属球壳间充满介电常数为ε的电介质.设该电容器外球壳的半径b 和使用时的最大工作电压 U_0已给定.请设计内球壳的半径使得内外球壳间加上电压 U_0时,内球壳表面附近的电场强度为最小,并计算这时该电容器贮存的电场能量. 每期一题本期解答解法一:设电容器内球壳的半径为 R,内外球壳间加上电压 U_0。时内球壳带有电量Q.根据高斯定理可得内外球壳间任一点处的场强大小为露:一旦一 (R。这表明,内球壳的半径R:÷时,内球壳表面附近处的场强西。最小。这时该电容器的电容为4疆s知c。;ib。4sreb贮存的电场能为-矽。=÷CUp 2srebU;解法二;设电容器内球壳的半径为也内外球壳间加上电压Un时,内外球壳分别带有电量g和一Q.根据球形电容器电容公式得 : ·9:CUo=百4JrebRUo内球壳表面附近处的场强大小为。9En=≥警=丽U丽ob￡ 8 K‘拶一K,欲使童。为最小,令舞=。,解得。,R:旦2并在R=乓一处有—dZE—n>oZ dRz这表明,内球壳的半径R=.冬时,内球壳表面附近处的场强En最小.这时该电容器的电容为4vreb三’’c=—b_!b。4:ceb‘ 2贮存的电场能为 ,形。=妻CU:=2~ebU:     

对运动电荷在匀强电场中的一点讨论

讨论一电荷沿x轴以初速υ垂直射入一匀强电场E0中(图一中的z方向).取电场E0为s’(x’,y’,z’t’)静止坐标系,观察者站在电荷q(s系)上看,s’系相对于s系以速度(-υ)运动,这时观察者将观测到原来的电场E0不再是E0.由电磁场的变换公式,在o’与o重合,即t=0时刻,在s系测得的电磁场为:式中　但在s’系看:把(2)式中的各分量代入(1)的变换式中变得s系中电磁场的分量这样站在s系看电行q的运动方程应是:但同时电场E0以速度-υ向左匀速运动,它的运动方程为 x=-υt. 于是电荷q相对于E0的等效运动方程是 解之得电荷的轨道方程:是一抛物线,轨道向x轴上…     

法拉第定律和安培定律

本文提出:在初级课程中,讲授由法拉第定律所给出的静止电路中感生电动势的起源时,如果把重点放在随时间变化的磁场所生的感生电场的几何学上,而不放在此电场沿一闭合途径的线积分上,或沿此途径的电动势上,对初学的学生可能更清楚些。如果把法拉第定律写成∮E·ds=-Φ,而不写成(?)=-Φ的形式,则该定律就可以有与安培定律∮B·ds=     

37BiScO_3-63PbTiO_3铁电陶瓷的极化翻转行为研究

在正弦电场E=E0sin(2πft)加载下,通过改变电场E0(5—55kV/cm)和频率f(0.1—100Hz),测量了37BiScO3-63PbTiO3铁电陶瓷材料的电滞回线.数据拟合结果表明:在低电场和高电场阶段,剩余极化强度Pr的对数和矫顽场强Ec的对数都与电场强度E0的对数存在线性关系,而介于高电场与低电场之间则无线性关系存在,这种三阶段行为有别于现有的两阶段行为.这可归结于铁电陶瓷在不同的电场作用下铁电极化机理的不同.     

再论静电场中场强与等位面曲率的关系

文献[1]已对静电场中场强的量值与等位面曲率的关系作过研究,并对所得到的微分方程的近似解作了初步的讨论.本文进一步研究了这个问题的近似解,并对其应用作了更具体的说明. 一、静电场中场强与等位面曲 率的关系式的近似解 已知静电场中等位面曲率与场强沿电力线方向的变化率之间的关系式为 dE/dn 2H(n)E=0.(1)在条件E｜n=0=E0下求解,可得到沿电力线场强量值的大小.其中,E是沿电力线通过等位面S的交点处场强的大小,而E0是在参考等位面S0上的电力线出发点的电场量值,如图1所示.H是等位面S在计算量值E处的平均曲率.(1)式的一般解是 我们…     

感生电场作用下的电流变化问题的思考与分析

“电磁感应”一章的第5节内容有这么一句话,“英国物理学家麦克斯韦认为,磁场变化时会在空间激发一种电场,这种电场与静电场不同,它不是由电荷产生的,我们把它叫做感生电场.如果此刻空间存在闭合导体,导体中的自由电荷就会在感生电场的作用下定向运动,形成电流.”这句话引出了自己的一个思考,感生电场是闭合的,电荷是不是就不断地加速下去了呢,一圈又一圈,直至光速?当时很随意的一个想法,后来随着思考的深入有了更进一步的认识,下面就这个问题做一些展开.     

任意形状磁场区域感生电动势的研究

讨论任意形状磁场区域所产生的感生电动势的计算方法.首先讨论有限长直导线的情况.然后以圆形、矩形和三角形磁场区域为例来计算,结果表明不同形状的磁场区域对相同长度直导线所产生的感生电动势也不相同.其次研究了磁场对无限长直导线所产生的感生电动势.证明了磁场对无限长直导线所产生的感生电动势仅仅依赖磁场区域的面积大小而与磁场区域的具体形状和导线到磁场的距离等因素无关.     

非线性正常导体-绝缘体无规网络渡越指数的研究

考虑在渗流阈值附近弱非线性正常导体与绝缘体所构成的无规网络在任意d维空间的非线性渡越行为.系统由正常导体浓度为p,且满足弱非线性电流密度(J)电场(E)关系:J=σ1E+χ1|E|βE和浓度为1-p的绝缘体(σ2=0)构成.在略高于正常导体渗流阈值pc时,复合系统的有效响应可表示为〈J〉=σe〈E〉+χe|〈E〉|β〈E〉,当线性响应与非线性响应两者可相互比较时,此时的电流密度和电场强度被分别称为渡越电流密度|Jc|和渡越电场|Ec|,且发现略高于渗流阈值pc时具有幂指数关系:|Ec|～(p-pc)M(β 关键词：     

静电场一章物理量符号的确定

我们先看一例题 ,一个电子在一匀强电场中的点 A受到 8× 10 -1 3 N的电场力作用 ,问该电场的场强是多少 ?如果电子在电场力的作用下沿电场力方向运动到 1cm远的点 B,问它的电势能有多大的变化 ?A、 B两点的电压是多少 ?题解需列出以下等式 :E=F/q=8× 10 -1 3 /1.6× 10 -1 9=     

在周期场中类氢原子的1s,2s,2p基态的能级

取1/Z/(me~2)为长度单位,Z~2(me~4/~2)为能量单位,则类氢原子的波函数ψ(r)满足 -1/2ψ-1/rψ=Eψ。 (1)在周期场中,采用Wigner-Seitz近似,以等体积原子球代替原子多面体,则在半径r_0处基态ψ满足边界条件(由ψ的周期性质和对称性质得到) (ψ/r)_r_0=0,对1s,2s; (2) (ψ)_r_0=0,对2p。(3) 根据严格的合流超几何函数的波函数,利用Slater的表和库伦波函数表,可以得到能量与原子球半径r_0的数值关系(见表1)。     

铁-邻菲咯啉配合物的循环伏安-光谱电化学研究

以循环伏安及循环伏安-光谱电化学方法研究了铁-邻菲咯啉配合物的电化学行为,Fe2 与邻菲咯啉生成1∶3配合物,给出一对受扩散控制的可逆氧化还原峰。自由Fe2 在-0.24V电位处,给出了一表面控制的不可逆还原峰。由氧化过程中的光谱电化学数据获得式电位为E0=0.875V(vs.Ag/AgCl)和电子转移数为n=1.0。由还原过程的循环伏安-光谱电化学数据发现,[Fe(phen)3]3 的电化学还原过程为产物弱吸附的自加速过程,获得裸电极上的标准速率常数为k0=1.14×10-3cm/s,电子转移系数为α=0.189。Langmuir吸附常数β=0.059(±0.007),吸附表面上的电子转移系数为αa=0.313,反应速率常数为k0a=1.24(±0.17)×10-3(cm/s),式电位为:0.11±0.01V(SD=0.184)。     

在感生电场中电势是否无意义?

在1982年第10期发表徐信洪《在感生电场中电势是无意义的》一文后不久,本刊陆续收到十几封信和稿件①,对该文进行了热烈的评论。限于篇幅,难以一一刊载,特将来稿综述如下。 首先,有作者指出,“该文题目的含义是对的”,(4)(5)“感生电场是非保守场,不能引入电势概念,这无疑是正确的”。(6)来稿大多数对此不表示异议,(5)(7)(9)(10)(13)但对徐文给感生电场下的定义,以及认为“有的书籍编入了一些有概念错误的习题和例题”,提出了不同的看法。 徐文认为感生电场分两种情形,第一种是由于导体在磁场中切割磁感应线,而在导体中产生的。来稿指出,(3)…     

用功能观点分析带电体的运动

带电体在电场中运动,用功能的观点来解,会使问题简捷明了.根据题目的具体情况常用动能定理和能量守恒定律.能量守恒常可用以下形式表达. (1)E初=E末;(2)△E增=△E减;(3)△E增+△E减=0.下面通过例题来说明其应用.例1:如图1,一个质量为m,带电量为     

电位移矢量仅与自由电荷有关吗?

一九八二年出版的《研究生入学物理试题汇解》一书第267页上写道:“由电介质中的高斯定理 D·ds=∑q可知,D仅与自由电荷的分布有关.用D来描写电介质中的电场时,可以不必考察束缚电荷的分布”.我认为这种提法并不恰当,例如均匀电场E0中放一中性介质球,球表面的束缚电荷产生的场E′是不均匀的,因而总场 E=E0 E′也不均匀,如图1所示.在球外的真空中,D=ε0E≠ε0E0,可见D不仅与激发E0的自由电荷的分布有关,而且也可能与束缚电荷的分布有关.原因是高斯定理只反映矢量场的一个侧面,单靠它不能把矢量场的分布完全确定下来.为了确定电位移矢量…     

导体回路中感应电动势是如何分布的

1问题的提出 在某高中物理复习资料中有这样两道题． 【题目1】如图1所示，边长为L的正方形导线框ABCD垂直磁场放置，一半处于磁场中．E、F为AB、CD两边的中点，且E、F处于磁场的边界处，导线框每边电阻均为R，已知磁场正以△B/△t=k（k为一常量）均匀变化，试确定导线框上E、F两点之间的电势差．     

金属玻璃(Fe_(1-x)Co_x)_(78)Si_(10)B_(12)的感生各向异性

本文研究了金属玻璃(Fe_(1-x)CO_x)_(78)Si_(10)B_(12)的磁化感生各向异性、应变感生各向异性随成分和温度的变化。磁化感生各向异性常数K_(um)为正值,x=0.7时为最大;不可逆的应变感生各向异性常数K_(usi)为正值,x=0.5时为最大;可逆的应变感生各向异性常数K_(usr)除了x>0.975区均为负值,在x=0.7时为最大;感生各向异性常数在温度变化时与M_s~α成正比,α在3.4和7.5之间随成分和退火工艺而变化。用短程有序模型解释了部分实验结果。