运动电荷周围的位移电流

相对于观察者来说,电荷运动时要引起周围空间各点的电场发生变化,而变化的电场就是位移电流,因此,运动电荷的周围是有位移电流存在的。那么,空间里任一点位移电流密度的方向如何确定?大小如何确定?下面准备针对这两个问题谈一谈自己的一些看法。 一、位移电流密度的方向 设电荷q以速度υ向右运动,拿运动方向上任一点p来说,由于运动电荷q距p点愈来愈近,p.点的电位移在△t时间内由D1增至D2,增加了△D(△D=D2-D1),其增量△D的方向,与υ一致,向右。从位移电流密度的定义式jc=来看,位移电流密”“”’“““”““”””‘’ gi”’””””“…     

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…     

在匀强电场中电荷的运动

《大学物理》84年第六期发表了张福熹同志的“对运动电荷在匀强电场中的一点讨论”一文(以下简称张文,并将张文中的初速度v在本文中以v0表示).该文通过电磁场变换,并按F=ma一式进行推导得出“电荷q的运动轨道是抛物线”.这一结果显然错误的.因为电场力对电荷作功,则电荷q的能量必然增加,从而电荷q的质量增加.这样电荷q在z方向所受的力虽然是恒力,但由于质量增加不可能沿z方向是匀加速运动.另一方面电荷q在x方向虽不受力,但是由于质量增加,动量守恒,则沿x方向运动电荷q不可能是匀速运动,而是减速运动.所以运动电荷q的轨道不可能是抛物线.正…     

在似稳条件下磁场的计算

在电磁学教学中计算似稳态的磁场时,一般教科书都明确指出,仍可用毕奥-沙伐尔定律,即(1)使用这一公式时,只需考虑真实电流,如低频交流电路中的传导电流、低速(v《c)运动电荷的运流电流,而不需考虑位移电流所激发的磁场。这就带来了几个问题:1.在计算低速运动电荷的磁场中为什么绝口不谈电荷运动引起的位移电流产生的磁场;2.考虑存在位移电流的情况下,安培环路定理必须修改而代之全电流定理 在真空情况下,可写为在磁场结构具有良好对称性的情况下用全电流定理求出磁场B,这是否会与根据(1)式计算出的结果相矛盾?3.在低频交流电路的局部地区,…     

关于洛仑兹力公式的讨论

文[1]指出了对洛仑兹力公式中v存在三种理解:(1)电荷相对于磁场的速度;(2)载流导体中电荷相对于导体的速度;(3)电荷相对于观察者的速度,并通过具体例子说明了第(3)种理解才是正确的.本文拟由洛仑兹力公式形式的不变性,进一步说明v是相对于观察者的速度。进而指出公式中的E和B也是相对于观察者而言的. 设二个惯性系J和S’,S’相对于S沿X轴以u速度运动,如图一所示.在S系中运动电荷q的速度为v,则它在电磁场中受到的洛仑兹力为 如在S’系中来观察,我们要证明它受到的洛仑兹力与(1)式具有相同形式,即 f’=q’E’+q’v’×B’(2)式中各带撇的…     

由一道高考题引出的思考

【题目】(2011年高考福建理科综合卷第22题)如图1(a),在x>0的空间中存在沿y轴负方向的匀强电场和垂直于xOy平面向里的匀强磁场,电场强度大小为E,磁感应强度大小为B.一质量为m,电荷量为q(q>0)的粒子从坐标原点O处,以初速度v0沿x轴正方向射入,粒子的运动轨迹见图(a),不计粒子的重力.(1)求该粒子运动到y=h时的速度大小v;(2)现只改变入射粒子初速度的大小,发现初速度大小不同的粒子虽然运动轨迹(yx曲线)不     

也谈等速运动电荷周围的位移电流密度矢量

本文通过计算得到了以任意速度运动的电荷在周围空间产生的位移电流密度矢量的表达式，并且讨论了ｖ≤ｃ和ｖ～ｃ两种情况下位移电流密度矢量的分布．     

一题三解

电荷Q均匀分布在长为L的细棒上,选坐标如图所示。求区间(00,表示沿x轴正方向;当x<　时,E(x)<0,表示沿x轴负方向.显然,这是理所当然的. (1)式前一步方括弧内第一项,当。一。n寸,红十co,这是由于细棒,假设线密度人所致,细律意味着带电棒横截面为无穷小,电行面密度趋于无穷,当只计算从原点到*区间内电荷对J点场强贡献时,由于工处截面上电荷面密度趋于无穷,因而场强沿J轴正方向趋于无穷·方括弧内末项,当。”0肘,一巴一co,表示只计算从0…     

在普通物理教学中引入磁场的一个方法

一、缘起 在普通物理教学中,可以在狭义相对论的基础上,通过运动电荷之间的相互作用,从理论上引入磁场概念,目前见到这样做的教科书,一本是A.P.French的“SpecialRelativity(狭义相对论)”(1968)。它根据下述基本事实:静止的源电荷对另一电荷 (不管它以多大速度运动)的作用力都由库仑定律给出,并利用了狭义相对论坐标变换关系。它导出运动的源电荷对另一运动电荷的作用力,除了电场E的作用外,还有一种力可归之于另一种场,叫磁场。该磁场B可根据下述定义由电场E给出式中v是运动源电荷的速度,该书还在此基础上讨论了直线电流的磁场分布。由…     

物理下册期末测试样卷

一、填空题 1.一个带电体带有电荷量为1.6×10-19C的负电荷,是因为它____了_____个电子. 2.在真空中点电荷Q对另一点电荷q的作用力F=KQq/r2,q处的电场强度E=_______,这一电场是点电荷____产生的. 3.R1、R2、R3三只电阻的I-U图线,如图所示,比较这三只电阻阻值的大小是R1____     

位移电流不产生焦耳热

在普遍情况下,安培环路定律为 ∮LH·dl＝I传+I位 其中I传＝∫∫sj传·dS为传导电流,j传＝dI/dS; I位＝dΦD/dt＝∫∫S(e)D/(e)t·dS ＝∫∫sj位·dS为位移电流 从安培环路定律可看出,传导电流和位移电流都具有磁效应,但二者却有着极大的差别.首先是来源不同,传导电流来源于电荷在导体中的定向运动,位移电流来源于变化的电场;其次是存在范围不同,传导电流仅存在于导体中,位移电流存在于任何有电场变化的区域;再次是表现性质不同,传导电流产生的热效应满足焦耳定律,位移电流产生的热效应不满足焦耳定律.下面从两个方面入手重点分析讨论位移电流产生热效应,但不产生焦耳热.     

平面内均匀电场驱动的二维空间方点阵的相干激子波包

我们研究了平面内(x-y平面)均匀电场E(即,E=Exex+Eyey, ex和ey分别是沿x和y方向的单位矢量)驱动的光激发方量子点阵的电子--空穴对波包的演化行为,在时域内发现:如果电场的x分量和电场的y分量的比是一个有理数p/q(p和q是互质的整数),则此波包经历一个周期时间的呼吸模式,且它的周期是2πph/eExa,式中a是方点阵的晶格常数,h是普朗克常数,e是电子电荷.这个结果是对最近发表在Phys.Rev.Lett.86,3116(2001)上光谱结果的时域内的证明.     

静电屏蔽作用是不是“只对内而不对外”?

我们先来考虑一个有趣的问题。设有一球心为O的导体球壳,空间可分为导体本身、球壳外及球壳内三个区域。现在来分析两种情况下发生的问题: (1) 若在球壳外任意B点放一点电荷q,则球壳内任意A点的电场強度是否为零? (2) 若在球壳内任意的A点放一点电荷q,则球壳外任意的B点的电场強度是否为零?答     

由几率流密度的定义谈粒子数守恒的数学表达

在量子力学一维散射问题的教学过程中,要遇到几率流密度这一物理量.下面的推导是成立的: 设具有一定能量E的粒子,沿x轴正方向射向方势垒由波函数的统计诠释,粒子有一定的几率穿过势垒,也有一定的几率被反射回来.在E0其方向是沿0轴方向. 由此定义 — …     

多模准对称叠加态光场广义电场分量的高次振幅压缩

构造了由多模真空场|{0j}＞q和四个一般多模泛函相干态|{f(m)j(x,y,x)}＞q(m=1,2,3,4)这五个态任意线性叠加而成的五态叠加多模泛函量子叠加态光场|φ(5)(fj)＞q.利用多模压缩态理论,研究了态|φ(5)(fj)＞q的广义电场分量在其不等强度准对称叠加条件广义非线性不等幂次Nj次方振幅压缩特性.结果发现:①态|φ(5)(fj)＞q是一种普遍意义上的五态叠加多模泛函非经典光场;对于态|φ(5)(fj)＞q的不等强度准对称叠加情形,无论压缩次数Nj取偶数还是取奇数,在一定的条件下,态|φ(5)(fj)＞q的广义电场分量就可呈现出任意次不等幂次且周期性变化的广义非线性Nj次方振幅压缩效应;②态|φ(5)(fj)＞q的多模泛函相干态中各模经典振幅和经典相位等的空间任意分布特征以及经典强度和经典振幅的任意非对称空间分布特征将对其不等幂次振幅压缩效应的压缩结果及压缩程度等产生直接的影响.     

我们的答复

编辑部转来仇浩、张淳民的文稿 ,该文指出《新概念物理教程·力学》(下称原书 )中关于高速运动物体视觉形象中阴影问题的错误 ,为此我们对两位作者表示感谢 .原书的错误在于疏忽了如下情况 :K系 (观察者参考系 )中沿 - y方向的光线在K′系 (以速度v运动的球体的参考系 )转过了一定角度 ,是否与球面法线成锐角应以K′系中光线的这个方向为准 .用相对论速度变换公式不难求得角度 :(vx,vy,vz) =(0 ,-c,0 )→ (v′x,v′y,v′z) =(-v ,c 1- β2 ,0 )其中 β =v/c .由此得sin =β在K′系中与此光线相切的点A′ ,B′也从x′轴转过同一角度…     

追波

1追平面简谐机械波介质中的平面简谐机械波为ξ=Acosωt-xv(1)式中v为介质中的波速,波沿x轴正向传播.现沿x轴的正向以恒速u追波,因ξ是介质中的质点相对于其平衡位置的位移,故ξ不因参考系的不同而异.将伽利略变换x=x′+ut代入式(1),便得追波者所观测到的波ξ=Acosωt-x′+utv=Acosω1-vut-xv′(2)当u=v时,式(2)就变成了ξ=Acosωx′v(3)显然,追波者一旦追上了波,则他观测到的便是“只随空间振荡,不随时间振荡”的静止波了,且其波长与介质参考系中的波长相同.2追介质中的平面简谐电磁波由麦克斯韦方程组可以证明,电磁波中的E、B与传播速…     

均匀磁场中的转动导体和麦克斯韦方程组的协变性

对某文献中"形如E=±v×B的电场的非零散度与真实的电荷密度无本质关联"的观点提出商榷,指出它违反麦克斯韦方程组的协变性,而实际情形是电场的散度仍然为0.然后就原文举出的匀强磁场的例子,在匀速转动系中利用曲线坐标系和嘉当(Cartan)随动标架进行了相应的计算,结果表明麦克斯韦方程组的协变性并未被破坏.     

Cs(6D5/2)+H2→CsH[X1∑+(v,J)]+H转动分辨总截面的测量

利用泵浦-检测方法,在样品池条件下,研究了Cs(6D5/2)与H2反应碰撞传能过程.利用激光感应荧光(LIF)光谱技术,确定了CsH[X1∑+(v,J)]振转能级上的布居分布,转动态分布与热统计分布基本一致.Cs激发态原子密度由激光能量吸收得到.记录A1∑+(v',J+1)→X1∑+(v,J)的时间分辨荧光,从荧光强度的对数值给出的直线斜率确定(v',J+1)→(v,J)的自然辐射率,结合(v,J)→(v',J+1)吸收系数的测量,得到反应生成物CsH[x1∑+(v,J)]态的分子密度.由速率方程分析,给出反应截面σ(v,J),对J求和,得到σ(v)[10-16 cm2单位]分别为(0.64士0.19)(v=0)和(0.58士0.17)(v=1).     

电子束电偏转实验中亮斑的线度研究

从理论上研究了"电子束电偏转实验"中亮斑的形成原因及其线度的影响因素,推导出电子流偏转总量x、亮斑线度Δ的表达式,并进行了数值模拟.研究结果表明,亮斑是由射入偏转电场的锥形电子束(其锥角Δθ实为一很小的量)引起,而造成Δ随加速电压U_1、偏转电压U_x变化的原因是由于Δθ关于偏转电场中心轴(z轴)的不对称分布.Δ的大小还取决于Δθ的大小.