Ричард Фейнман - 5. Электричество и магнетизм

§ 7. Поле заряженного шара

Одной из самых трудных задач, которую пришлось нам ре­шать, когда мы изучали теорию гравитационного притяжения, было доказать, что сила, создаваемая твердым шаром на его поверхности, такая же, как если бы все вещество шара было сконцентрировано в его центре. Много лет Ньютон не решался обнародовать свою теорию тяготения, так как не был уверен в правильности этой теоремы. Мы доказали ее в вып. 1, гл. 13, взяв интеграл для потенциала и вычислив силу тяготения по градиенту. Теперь эту теорему мы можем доказать очень просто. Но на этот раз мы докажем не совсем ее, а сходную теорему для однородно заряженного электричеством шара. (Поскольку за­коны электростатики и тяготения совпадают, то то же доказа­тельство может быть проведено и для поля тяготения.)

Зададим вопрос: каково электрическое поле Е в точке Р где-то снаружи сферы, наполненной однородно распределенным зарядом? Так как здесь нет «выделенного» направления, то закон­но допустить, что Е всюду направлено прямо от центра сферы. Рассмотрим воображаемую сферическую поверхность, концент­рическую со сферой зарядов и проходящую через точку Р (фиг. 4.11). Для этой сферы поток наружу равен

Ф иг . 4.11. Применение закона Гаусса для определения поля одно­родно заряженного шара.

1 — распределение заряда r ; 2 — гаус­сово поверхность S.

Закон Гаусса утверждает, что этот поток равен суммарному за­ряду сферы Q (деленному на e 0):

или

(4.39)

а это как раз та формула, которая получилась бы для точеч­ного заряда Q . Мы решили проблему Ньютона проще, без ин­теграла. Конечно, это кажущаяся простота; вам пришлось зат­ратить какое-то время на то, чтобы разобраться в законе Гаус­са, и вы можете думать, что на самом деле время нисколько не сэкономлено. Но когда вам придется часто применять эту тео­рему, то она практически окупится. Все дело в привычке.

§ 8. Линии поля; эквипотенциальные поверхности

Теперь мы собираемся дать геометрическое описание электро­статического поля. Два закона электростатики: один — о пропор­циональности потока и внутреннего заряда и другой — о том, что электрическое поле есть градиент потенциала, могут также быть изображены геометрически. Мы проиллюстрируем это дву­мя примерами.

Первый пример: возьмем поле точечного заряда. Проведем линии в направлении поля, которые повсюду касательны к век­торам поля (фиг. 4.12). Их называют линиями поля. Линии поля всюду показывают направление электрического вектора. Но, кроме этого, мы хотим изобразить и абсолютную величину векто­ра. Можно ввести такое правило: пусть напряженность электри­ческого поля представляется «плотностью» линий. Под этим мы подразумеваем число линий на единицу площади, перпенди­кулярной линиям. С помощью этих двух правил мы можем на­чертить картину электрического поля. Для точечного заряда плотность линий должна убывать как 1/r 2. Но площадь сфери­ческой поверхности, перпендикулярной к линиям на всех радиу­сах r , возрастает как r 2, так что если мы сохраним всюду, на всех расстояниях от центра, одно и то же число линий, то их плот­ность останется пропорциональной величине поля.

Фиг. 4.12. Линии поля и эквипотенциальные поверхности для положительного точечного заряда.

Фиг. 4.13. Линии поля и эквипотенциальные поверхности для двух равных , но »разноименных точечных зарядов.

Мы можем гарантировать неизменность числа линий на всех расстояниях, если обеспечим непрерывность линий, т. е. если уж линия вышла из заряда, то она никогда не кончится. На языке линий поля за­кон Гаусса утверждает, что линии могут начинаться только в плюс-зарядах и кончаться только в минус-зарядах. А число линий, покидающих заряд q, должно быть равно q/e 0.

Сходную геометрическую картину можно отыскать и для потенциала j. Проще всего изображать его, рисуя поверхности, на которых j постоянно. Их называют эквипотенциальными, т. е. поверхностями одинакового потенциала. Какова геомет­рическая связь эквипотенциальных поверхностей и линий поля? Электрическое поле является градиентом потенциала. Градиент направлен по самому быстрому изменению потенциала, поэтому он перпендикулярен к эквипотенциальной поверхности. Если бы Е небыло перпендикулярно к поверхности, у него су­ществовала бы составляющая вдоль поверхности и потенциал изменялся бы вдоль поверхности и тогда нельзя было бы считать ее эквипотенциальной. Эквипотенциальные поверхности долж­ны поэтому непременно всюду проходить поперек линий элект­рического поля.

У отдельно взятого точечного заряда эквипотенциальные поверхности — это сферы с зарядом в центре. На фиг. 4.12 показано пересечение этих сфер с плоскостью, проведенной че­рез заряд.

В качестве второго примера рассмотрим поле близ двух одинаковых зарядов, одного положительного, а другого отри­цательного. Это поле получить легко. Это суперпозиция (нало­жение) полей каждого из зарядов. Значит, мы можем взять две картинки, похожие на фиг. 4.12, и наложить их... нет, это невозможно! Тогда получились бы пересекающиеся линии поля, а этого быть не может, потому что Е не может иметь в одной точке двух направлений. Неудобство картины линий поля теперь становится очевидным. С помощью геометрических рассуждений невозможно в простой форме проанализировать, куда пойдут новые линии. Из двух независимых картин нельзя получить их сочетание. Принцип наложения, столь простой и глубокий прин­цип теории электрических полей, в картине полевых линий не имеет простого соответствия.

Картина полевых линий все же имеет свою область приме­нимости, так что мы можем все же захотеть начертить эту кар­тину для пары равных (и противоположных) зарядов. Если мы вычислим поля из уравнения (4.13), а потенциалы из (4.23), то сумеем начертить и линии поля и эквипотенциалы.

Фиг. 4.13 демонстрирует этот результат. Но сперва пришлось решить за­дачу аналитически!