Coulomb törvénye

Az oldal jelenlegi verzióját még nem ellenőrizték tapasztalt közreműködők, és jelentősen eltérhet a 2022. március 24-én felülvizsgált verziótól ; az ellenőrzések 8 szerkesztést igényelnek . A száraz súrlódás törvényét lásd: Amonton–Coulomb törvény .

A Coulomb-törvény egy fizikai törvény , amely leírja két fixpontos elektromos töltés közötti kölcsönhatást vákuumban. Az erő , amellyel egy töltés egy töltésre hat , e törvény szerint ( SI -ben ) as $q_{1}$ $q_{2}$

{\vec {F}}_{12}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\cdot {\frac {q_{1}q_{2}({\ vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1})}{|{\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1}|^ {3}}}

ahol a töltések közötti távolság, , sugárvektoraik , és az elektromos állandó . Méretben ,. $|{\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1}|=r_{12}$ ${\vec {r}}_{1}$ ${\vec {r}}_{2}$ $\varepszilon_{0}$ $F_{12}=q_{1}q_{2}/(4\pi \varepsilon _{0}r_{12}^{2})$

A Coulomb-törvény egy pontszerű töltés elektromos mezőjének kiszámítására szolgáló képlet , valamint annak általánosítása a töltések tetszőleges térbeli eloszlására:

{\vec {E}}({\vec {r}}_{0})={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{V}{\ frac {({\vec {r}}_{0}-{\vec {r}})\rho ({\vec {r}})\,dV}{|{\vec {r}}_{0 }-{\vec {r}}|^{3}}}

Itt van annak a pontnak a sugárvektora, ahol a mezőt meghatároztuk, és a térfogatelem sugárvektora , amelynek töltése ( a töltéssűrűség ) hozzájárul a mezőhöz. ${\vec {r}}_{0}$ ${\vec {r))$ $dV$ $dq=\rho dV$ $\rho$

Coulomb-törvény a klasszikus elektrodinamikában

A törvény megalkotása és megfogalmazása

A törvényt Charles Coulomb fedezte fel 1785- ben . Miután számos kísérletet végzett fémgolyókkal, Coulomb a következő törvényi megfogalmazást adta:

Két ponttöltés kölcsönhatási erejének modulja vákuumban egyenesen arányos e töltések moduljainak szorzatával, és fordítottan arányos a köztük lévő távolság négyzetével .

Modern megfogalmazás [1] :

Két ponttöltés kölcsönhatási ereje vákuumban a töltéseket összekötő egyenes mentén irányul, arányos nagyságukkal és fordítottan arányos a köztük lévő távolság négyzetével. Vonzó erő, ha a töltések előjelei eltérőek, és taszító erő, ha ezek a jelek azonosak.

Vektoros formában, S. Coulomb megfogalmazásában, a törvény így van írva

{\vec {F}}_{12}=k\cdot {\frac {q_{1}\cdot q_{2}}{r_{12}^{2}}}\cdot {\frac { {\vec {r}}_{12}}{r_{12}}}

ahol az az erő, amellyel az 1. töltés hat a 2. töltésre; - a töltések nagysága (jellel); egy vektor, amely az 1. töltésről a 2. töltésre irányul, és a modulo egyenlő a töltések közötti távolsággal ( ); - arányossági együttható. $\vec{F}_{12}$ $q_1, q_2$ $\vec{r}_{12}$ $r_{12}$ $k$

Alkalmazási feltételek

Ahhoz, hogy a törvény igaz legyen, a következőkre van szükség:

ponttöltések, vagyis a töltött testek közötti távolságnak sokkal nagyobbnak kell lennie, mint azok mérete. Itt két fenntartás van: a) létezik a Coulomb-törvény általánosítása véges méretű testek esetére; b) igazolható, hogy két térfogati eloszlású, gömbszimmetrikus, nem metsző térbeli eloszlású töltés kölcsönhatási ereje megegyezik a gömbszimmetria középpontjaiban elhelyezkedő két egyenértékű ponttöltés kölcsönhatási erejével;
mozdulatlanságukat. Ellenkező esetben további hatások lépnek életbe: a mozgó töltés mágneses tere és a megfelelő további Lorentz-erő , amely egy másik mozgó töltésre hat;
töltések elrendezése vákuumban .

Egyes helyzetekben, kiigazításokkal a törvény a közegben lévő töltések kölcsönhatásaira és a mozgó töltésekre is alkalmazható [2] . Általános esetben azonban inhomogén dielektrikumok jelenlétében ez nem alkalmazható, mivel a töltésen kívül a töltést a polarizáció során keletkezett kötött töltések is befolyásolják . $q_{1}$ $q_{2}$

Kifejezések különböző mértékegységrendszerekben

A CGSE-ben a töltés mértékegységét úgy választják meg, hogy az együttható eggyel egyenlő legyen. $k$

A Nemzetközi Mértékegységrendszerben (SI) az egyik alapegység az elektromos áram erősségének mértékegysége - amper , a töltés mértékegysége - coulomb pedig ennek származéka. Az amperértéket úgy határozzuk meg, hogy k \ u003d c 2 10 -7 H / m \u003d 8,9875517873681764⋅10 9 N m 2 / C 2 (vagy F -1 m). SI-ben a k együttható a következőképpen van felírva:

k={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}

ahol ≈ 8,85418781762⋅10 −12 F/m az elektromos állandó . $\varepszilon_{0}$

Egy végtelen homogén izotróp dielektromos anyaggal töltött közeg esetén a közeg ε dielektromos állandója hozzáadódik a Coulomb-törvény formula nevezőjéhez . Akkor

k={\frac {1}{\varepsilon }}\,\,

( CGSE -ben ) ( SI -ben ).

\quad k={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}\varepsilon }}\,\,

Coulomb-törvény és Maxwell-egyenletek

A Coulomb-törvény és a vákuumban lévő elektromos mezők szuperpozíciójának elve teljesen egyenértékű a Maxwell - féle elektrosztatikai egyenletekkel ( - töltéssűrűség , - elektromos elmozdulásvektor ) és ( - elektromos térerősség ). Vagyis a Coulomb-törvény és az elektromos terekre vonatkozó szuperpozíciós elv akkor és csak akkor teljesül, ha a Maxwell-féle elektrosztatikai egyenletek teljesülnek, és fordítva, a Maxwell-féle elektrosztatikai egyenletek teljesülnek, ha a Coulomb-törvény és az elektromos terekre vonatkozó szuperpozíciós elv teljesül. teljesült [3] . $\mathrm {div} {\vec {D}}=\rho$ $\rho$ ${\vec {D}}$ $\mathrm {rot} {\vec {E}}=0$ ${\vec {E}}$

Történelmileg a Coulomb-törvény egyike volt azoknak az empirikus törvényeknek, amelyek a Maxwell-egyenlet megfogalmazásának előfeltételeként szolgáltak. Az elektromágnesesség doktrínájának modern bemutatásával azonban ezt a törvényt (és mondjuk az Ampère-törvényt is) gyakran a Maxwell-egyenletek következményeként pozícionálják, amelyek alapvető axiómák státuszát kapják .

A Coulomb-törvény levezetése Maxwell-egyenletekből

A Maxwell -egyenlet a Gauss-tétel segítségével integrálhatóvá redukálható $\mathrm {div} {\vec {D}}=\rho$

\oint \limits _{\mathbf {S} }{\vec {D}}\cdot d{\vec {s}}=Q

ahol a teljes töltés azon a zárt felületen belül , amelyen az integrációt végrehajtják. Ha a "teljes" töltés egy ponttöltésből áll , akkor a teret homogén dielektrikummal töltik ki, vagyis a felület egy gömb, amelynek középpontja a töltés helyén van, akkor a szimmetria miatt a töltéstér bármely pontján a gömb felülete azonos nagyságú lesz, és a középponttól elfelé vagy a középpont felé irányul. Ekkor az integrál egyenlőnek bizonyul , ahol a gömb sugarát jelöli, tehát . Ha egy másik ponttöltést helyezünk egy gömb felületére , akkor erő hat rá . Mivel a mező egy tetszőleges töltésre ható erő és ennek a töltésnek az értékéhez viszonyított aránya ( ), a Coulomb-törvény kifejezéséhez jutunk . $K$ $S$ $q_{1}$ ${\vec {D}}=\varepsilon _{0}\varepsilon {\vec {E}}$ $q_{1}$ $D\cdot S=\varepsilon _{0}\varepsilon E\cdot 4\pi l^{2}$ $l$ $E=q_{1}/(4\pi \varepsilon _{0}\varepsilon l^{2})$ $q_{2}$ $E=F/q_{2}$ $F=q_{1}q_{2}/(4\pi \varepsilon _{0}\varepsilon l^{2})$

Általánosítás a töltéselosztás esetére

Ha a töltést nem ponttöltés , hanem térben eloszló sűrűségű (C / m 3 ) töltés befolyásolja, akkor az a terület, ahol , mentálisan felosztható kis (a határban - végtelenül kicsi) térfogatelemekre, ill . minden ilyen elem ponttöltésnek tekinthető . A szuperpozíció elve szerint az ilyen elemekből származó töltésre ható összerőt integrálóként határozhatjuk meg felettük: $q_{2}$ $q_{1}$ $\rho _{1}({\vec {r)))$ $\rho _{1}\neq 0$ $dV_{1}$ $\rho _{1}({\vec {r}}_{1})\,dV_{1}$ $q_{2}$

{\vec {F}}_{12}={\frac {q_{2}}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{V_{1}}{\frac {( {\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1})\,\rho _{1}({\vec {r}}_{1})dV_{1}} {|{\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1}|^{3}}}

ahol a sugárvektor a töltés helyzetét, a sugárvektor pedig az elem helyzetét adja meg . Ha egy pontvektornál rögzített volt, akkor most az elemek összes pozícióján végigfut. ${\vec {r}}_{2}$ $q_{2}$ ${\vec {r}}_{1}$ $dV$ $q_{1}$ ${\vec {r}}_{1}$

Ha nem csak a töltés, hanem a töltés is eloszlik, akkor az integráció mind az első, mind a második töltés elemei között megtörténik, azaz $q_{1}$ $q_{2}$

{\vec {F}}_{12}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int _{V_{2}}\int _{V_{1} }{\frac {({\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1})\,\rho _{1}({\vec {r}}_{1} )dV_{1}\,\rho _{2}({\vec {r}}_{2})dV_{2}}{|{\vec {r}}_{2}-{\vec {r }}_{1}|^{3}}}

Coulomb törvénye és az elektromos tér számítása

Két töltés kölcsönhatása úgy értelmezhető, mint az egyik töltés kölcsönhatása egy másik töltés által létrehozott elektromos térrel . Ez világosabbá válik, ha megfelelően átrendezzük az erőkifejezésben szereplő tényezőket:

{\vec {F}}_{12}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\cdot {\frac {q_{1}q_{2}({\ vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1})}{|{\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1}|^ {3}}}=q_{2}\cdot \left[{\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\cdot {\frac {q_{1}({\vec {r} }_{2}-{\vec {r}}_{1})}{|{\vec {r}}_{2}-{\vec {r}}_{1}|^{3}} }\right]=q_{2}\cdot E_{1}({\vec {r}}_{2})

Így valójában a Coulomb-törvény lesz a mező kiszámításának alapja. Csakúgy, mint az erő figyelembevételénél, az utolsó egyenlőséget is általánosíthatjuk a töltéseloszlás esetére.

Az elosztott töltés által létrehozott pontban a mező ( ) és az elektromos potenciál meghatározásához integrálást hajtunk végre: ${\vec {E}}$ $=-{\rm {{grad}\,\varphi ))$ $\varphi$ ${\vec {r}}_{0}$

{\vec {E}}({\vec {r}}_{0})={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int {\frac {({ \vec {r}}_{0}-{\vec {r}})\,dq({\vec {r}})}{|{\vec {r}}_{0}-{\vec { r}}|^{3}}},\qquad \varphi ({\vec {r}}_{0})={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\int { \frac {dq({\vec {r}})}{|{\vec {r}}_{0}-{\vec {r}}|}}

ahol a töltést általában így írják le (és ekkor az integrációt térfogat felett hajtják végre), de számos feladatban megadható így (ha a töltés felületi, [ ] = C/m 2 , területinterpoláció) vagy így (lineáris töltés [ ] = C/m, vonalintegrál). $dq$ $\rho ({\vec {r)))dV$ $\sigma ({\vec {r)))dS$ $\sigma$ $\lambda ({\vec {r)))dl$ $\lambda$

Ha a teljes teret egy homogén dielektrikummal töltjük ki, amelynek permittivitása van , akkor a képletek érvényben maradnak, ha helyettesítjük őket . Más esetekben, ritka kivételektől eltekintve, a képletek nem alkalmazhatók, mivel figyelembe kell venni a polarizáció során keletkező kötött töltéseket ( , hol az idegen sűrűsége, és kötött töltést) és ezeket a töltéseket. nem ismertek előre. $\varepsilon$ $\varepszilon_{0}$ $\varepsilon _{0}\varepsilon$ ${\displaystyle \rho =\rho _{f}+\rho _{b))$ ${\displaystyle \rho _{f))$ ${\displaystyle \rho _{b))$

Analógiák a klasszikus fizika más területein

A Coulomb-törvény formailag teljesen analóg az egyetemes gravitáció törvényével . Ebben az esetben a gravitációs tömegek funkcióját különböző előjelű elektromos töltések [4] látják el .

A Coulomb-törvény magnetosztatikus analógjai az Ampère-törvény (a kölcsönhatási erők megállapítása szempontjából) és a Biot-Savart-Laplace-törvény (a térszámítás szempontjából).

A törvény felfedezéséről és történeti jelentőségéről

Az elektromosan töltött testek kölcsönhatási törvényének kísérleti vizsgálatára először javasolta [5] GV Rikhman 1752-1753-ban. Erre a célra az általa tervezett "indikátoros" elektrométert kívánta használni. Ennek a tervnek a megvalósítását tragikus halála akadályozta meg.

1759-ben F. Epinus , a Szentpétervári Tudományos Akadémia fizikaprofesszora , aki Richmann székét a halála után foglalta el, először javasolta [6] , hogy a töltéseknek a távolság négyzetével fordított arányban kell kölcsönhatásba lépniük. 1760-ban egy rövid jelentés [7] jelent meg arról, hogy D. Bernoulli egy általa tervezett elektrométer segítségével másodfokú törvényt állított fel Bázelben. 1767-ben Priestley a History of Electricity című művében [8] megjegyezte, hogy Franklin tapasztalata, amely felfedezte az elektromos mező hiányát egy töltött fémgolyóban, azt jelentheti, hogy „az elektromos vonzás ereje ugyanazoknak a törvényeknek engedelmeskedik, mint a gravitációs erő. és ezért a töltések közötti távolság négyzetétől függ” [9] . A skót fizikus , John Robison azt állította (1822), hogy 1769-ben felfedezte, hogy az azonos elektromos töltésű golyók a távolság négyzetével fordítottan arányos erővel taszítják el, és így megelőlegezte a Coulomb-törvény felfedezését (1785) [10] .

Körülbelül 11 évvel Coulomb előtt, 1771-ben G. Cavendish kísérletileg felfedezte a töltések kölcsönhatásának törvényét , de az eredményt nem publikálták, és sokáig (több mint 100 évig) ismeretlen maradt. A Cavendish-kéziratokat csak 1874 -ben adta át J. Maxwellnek Cavendish egyik leszármazottja a Cavendish Laboratory ünnepélyes megnyitóján, és 1879 -ben adták ki [11] .

Coulomb maga is foglalkozott a szálak csavarodásának tanulmányozásával, és feltalálta a torziós egyensúlyt . Felfedezte törvényét, felhasználva a töltött golyók kölcsönhatási erejének mérésére.

A Coulomb-törvény az első nyitott kvantitatív és matematikailag megfogalmazott alaptörvény az elektromágneses jelenségekre. Az elektromágnesesség modern tudománya a Coulomb-törvény felfedezésével kezdődött [12] .

Coulomb törvénye a kvantummechanikában

A kvantummechanikában a Coulomb-törvény nem az erő fogalmának segítségével fogalmazódik meg , mint a klasszikus mechanikában , hanem a Coulomb-kölcsönhatás potenciális energiájának fogalma segítségével. Abban az esetben, ha a kvantummechanikában vizsgált rendszer elektromosan töltött részecskéket tartalmaz , a Coulomb-kölcsönhatás potenciális energiáját kifejező tagokat hozzáadjuk a rendszer Hamilton-operátorához , ahogy azt a klasszikus mechanikában számolják [13] . Ez az állítás nem következik a kvantummechanika többi axiómájából, hanem a kísérleti adatok általánosításával kaptuk.

Így egy Z nukleáris töltésű atom Hamilton-operátora a következőképpen alakul:

H=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\sum _{j}\nabla _{j}^{2}-Ze^{2}\sum _{j}{ \frac {1}{r_{j}}}+\sum _{i>j}{\frac {e^{2}}{r_{ij}}}.

Itt m az elektron tömege, e a töltése, a j -edik elektron sugárvektorának abszolút értéke és . Az első tag az elektronok kinetikus energiáját, a második tag az elektronok és az atommag közötti Coulomb-kölcsönhatás potenciális energiáját, a harmadik tag pedig az elektronok kölcsönös taszításának potenciális Coulomb-energiáját fejezi ki. Az első és második tag összegzése az összes Z elektronon történik. A harmadik tagban az összegzés minden elektronpáron átmegy, és minden pár egyszer fordul elő [14] . $r_{j}$ $\vec r_j$ $r_{ij}=|\vec r_{i} - \vec r_{j}|$

Coulomb törvénye a kvantumelektrodinamika szemszögéből

A kvantumelektrodinamika szerint a töltött részecskék elektromágneses kölcsönhatása virtuális fotonok cseréjével valósul meg a részecskék között. Az időre és energiára vonatkozó bizonytalansági elv lehetővé teszi a virtuális fotonok létezését a kibocsátásuk és az abszorpciójuk pillanatai között. Minél kisebb a távolság a töltött részecskék között, annál kevesebb időre van szüksége a virtuális fotonoknak, hogy leküzdjék ezt a távolságot, és ennek következtében a bizonytalansági elv annál nagyobb energiát enged meg a virtuális fotonoknak. A töltések közötti kis távolságoknál a bizonytalansági elv lehetővé teszi a hosszú és a rövid hullámhosszú fotonok cseréjét is, nagy távolságok esetén pedig csak a hosszú hullámhosszú fotonok vesznek részt a cserében. Így a kvantumelektrodinamika segítségével levezethető a Coulomb-törvény [15] [16] .

A Coulomb-törvény pontossági foka

A Coulomb-törvény kísérletileg megállapított tény. Érvényességét egyre precízebb kísérletek többször is megerősítették. Az ilyen kísérletek egyik iránya annak ellenőrzése, hogy a törvényben szereplő r kitevő eltér-e a 2-től. Ennek a különbségnek a keresésére azt a tényt használjuk, hogy ha a kitevő pontosan egyenlő kettővel, akkor az üregben nincs mező. a vezető [ magyarázza meg ] , legyen az üreg vagy vezető alakja [17] .

Az ilyen kísérleteket először Cavendish hajtotta végre, majd Maxwell megismételte javított formában, miután megkapta a kitevő maximális különbségének értékét kettős hatványban [18] . ${\frac {1}{21600}}$

Az Egyesült Államokban 1971 -ben E. R. Williams, D. E. Voller és G. A. Hill által végzett kísérletek azt mutatták, hogy a Coulomb-törvényben a kitevő 2-es [19] . $(3,1 \pm 2,7) \x 10^{-16}$

W. Yu. Lamb és R. Rutherford 1947-ben a hidrogénenergia-szintek relatív elrendeződésének mérését használta a Coulomb-törvény pontosságának tesztelésére atomon belüli távolságokban . Megállapítást nyert, hogy 10–8 cm-es nagyságrendű atomi távolságoknál a Coulomb-törvény kitevője legfeljebb 10–9-el tér el a 2-től [ 20] [21] .

A Coulomb-törvényben szereplő együttható 15⋅10 −6 -ig állandó marad [21] . $k$

A törvény korrekciói a kvantumelektrodinamikában

Kis távolságokon ( a Compton- elektron hullámhosszának nagyságrendjében ):

\lambda _{e}={\frac {\hbar }{m_{e}c}}\kb. 3{,}86\cdot 10^{-13}

m [22] ,

hol az elektron tömege , a Planck-állandó , a fénysebesség ) a kvantumelektrodinamika nemlineáris hatásai jelentőssé válnak: a virtuális fotonok cseréjét szuperponálja a virtuális elektron - pozitron (valamint a müon - antimuon és a taon) keletkezése - antitaon ) párok, és a szűrés hatása is csökken (lásd . renormalizáció ). Mindkét hatás exponenciálisan csökkenő sorrendű tagok megjelenéséhez vezet a töltések kölcsönhatási potenciális energiájának kifejezésében , és ennek eredményeként a kölcsönhatási erő növekedéséhez képest a Coulomb-törvény által számítotthoz képest. $nekem$ $\hbar$ $c$ $e^{-2r/\lambda_e}$

Például a ponttöltés potenciáljának kifejezése a CGS rendszerben , figyelembe véve az elsőrendű sugárzási korrekciókat, a következő alakot ölti : [23] : $K$

\Phi(r) = \frac{Q}{r}\cdot\left(1+ \frac{\alpha}{4\sqrt{\pi}}\frac{e^{-2r/\lambda_e}}{ (r/\lambda_e)^{3/2}}\jobbra),

ahol az elektron Compton hullámhossza, a finomszerkezeti állandó és . $\lambda_e$ $\alpha ={\frac {e^{2}}{\hbar c}}$ $r\gg\lambda_e$

10-18 m nagyságrendű távolságoknál , ahol a W-bozon tömege van, elektrogyenge hatások lépnek életbe . $\lambda _{W}={\frac {\hbar }{m_{w}c}}\sim$ $m_w$

Erős külső elektromágneses mezőkben, amelyek a vákuumletörési mező jelentős hányadát teszik ki ( 10 18 V/m vagy 10 9 T nagyságrendűek, ilyen terek figyelhetők meg, például bizonyos típusú neutroncsillagok , nevezetesen a magnetárok közelében ). , A Coulomb-törvényt is megsértik a cserefotonok Delbrück-szórása a külső tér fotonjain és egyéb, bonyolultabb nemlineáris hatások. Ez a jelenség nemcsak mikro-, hanem makroskálán is csökkenti a Coulomb-erőt, különösen erős mágneses térben a Coulomb-potenciál nem a távolsággal fordítottan arányosan, hanem exponenciálisan esik [24] . ${\frac {m_{e}c^{2}}{e\lambda _{e}}}\sim$ ${\frac {m_{e}c}{e\lambda _{e))}\sim$

Coulomb-törvény és vákuumpolarizáció

A vákuumpolarizáció jelensége a kvantumelektrodinamikában virtuális elektron-pozitron párok kialakulása . Az elektron-pozitron párok felhője védi az elektron elektromos töltését . Az árnyékolás az elektrontól való távolság növekedésével növekszik , ennek következtében az elektron effektív elektromos töltése a távolság csökkenő függvénye [25] . Az elektromos töltésű elektron által létrehozott effektív potenciál a forma függésével írható le . Az effektív töltés a távolságtól függ a logaritmikus törvény szerint: $e_e$ $e_e=e_e(r)$ $e$ $e_e(r)/r$ $e_e(r)$ $r$

\frac{e_e(r)}{e}=1+\frac{2\alpha}{3\pi}\ln\frac{r_e}{r}+\pontok,

ahol

\alpha ={\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}\hbar c}}\kb. 7,3\cdot 10^{-3}

a finomszerkezet állandó ;

r_{e}={\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}c^{2}m_{e}}}\kb. 2,8\cdot 10^{-13}

cm a klasszikus elektronsugár [26] [27] . Yuling hatás

A vákuumban keletkező ponttöltések elektrosztatikus potenciáljának a Coulomb-törvény értékétől való eltérésének jelenségét Yuling-effektusként ismerjük, amely először számította ki a Coulomb-törvénytől való eltéréseket a hidrogénatom esetében. A Yuling-effektus 27 MHz -es Lamb-eltolást ad [28] [29] .

Coulomb törvénye és a szupernehéz atommagok

Erős elektromágneses térben szupernehéz töltésű atommagok közelében a vákuum átrendeződése következik be, hasonlóan a szokásos fázisátalakuláshoz . Ez a Coulomb-törvény [30] korrekciójához vezet . $Z > 170$

Lásd még

Jegyzetek

↑ Sivukhin D.V. A fizika általános kurzusa . — M .: Fizmatlit ; MIPT Kiadó , 2004. - III. évf. Elektromosság. - S. 17. - 656 p. — ISBN 5-9221-0227-3 . (Orosz)
↑ Landau L. D., Lifshitz E. M. Field theory. - 8. kiadás, sztereotip. — M .: Fizmatlit , 2001 . - P. 132. - ("Elméleti fizika", II. kötet). — ISBN 5-9221-0056-4 .
↑ R. Feynman , R. Layton, M. Sands, The Feynman Lectures in Physics , vol. 5, Villamosság és mágnesesség, ford. angolból, szerk. Ya. A. Smorodinsky, szerk. 3, M., Editorial URSS, 2004, ISBN 5-354-00703-8 (Elektromosság és mágnesesség), ISBN 5-354-00698-8 (Teljes munka), ch. 4 „Elektrosztatika”, 1. o. „Statika”, 1. o. 70-71;
↑ Landsberg G.S. Alapfokú fizikatankönyv. kötet II. elektromosság és mágnesesség. - M .: Nauka , 1964. - Példányszám 100 000 példány. - S. 33.
↑ Novy Comm. Acad. Sc. Manó. Petropolitanae, v. IV, 1758, p. 301.
↑ Aepinus F.T.W. Az elektromosság és mágnesesség elmélete . - L. : AN SSSR, 1951. - 564 p. - ( A tudomány klasszikusai ). - 3000 példányban. (Orosz)
↑ Abel Socin (1760) Acta Helvetica , vol. 4, 224-225 oldal .
↑ J. Priestley. Az elektromosság története és jelen állapota eredeti kísérletekkel. London, 1767, p. 732.
↑ Whittaker E. Az éter és az elektromosság elméletének története . - Izhevsk: Kutatóközpont "Szabályos és kaotikus dinamika", 2001. - P. 76. - 512 p. — ISBN 5-93972-070-6 . (Orosz)
↑ John Robison , A System of Mechanical Philosophy (London, Anglia: John Murray, 1822), vol. 4. A 68. oldalon Robison azt állítja, hogy 1769-ben publikálta méréseit az azonos töltésű gömbök között ható erőről, és leírja az e terület kutatásának történetét is, megjegyezve Aepinus, Cavendish és Coulomb nevét. A 73. oldalon archiválva : 2016. december 1. a Wayback Machine -nél a szerző azt írja, hogy az erő x −2,06 -ként változik .
↑ „Filonovich S.R. Cavendish, Coulomb és az elektrosztatika . - M . : Tudás, 1988. - S. 48. (Orosz)
↑ Spiridonov O.P. Univerzális fizikai állandók.- M .: Oktatás.- 1984.- p. 52-53;
↑ Landau L. D. , Lifshitz E. M. Kvantummechanika (nem relativisztikus elmélet). - M. , 2002. - S. 74. - (" Elméleti fizika ", III. kötet).
↑ Bethe H. Kvantummechanika. — Per. angolból, szerk. V. L. Bonch-Bruevich. - M .: Mir, 1965. - S. 11.
↑ Peierls R. E. A természet törvényei. per. angolról. szerk. prof. Khalatnikova I. M. , Fizikai és matematikai irodalom állami kiadója, M., 1959, lövöldözős galéria. 20 000 példány, 339 oldal, Ch. 9 „Elektronok nagy sebességnél”, o. „Erők nagy sebességnél. Egyéb nehézségek, p. 263
↑ Okun L. B. ... z Elemi bevezetés az elemi részecskefizikába Archív másolat 2010. november 25-én a Wayback Machine -nél , M., Nauka, 1985, Quantum Library , 2. sz. 45. o., „Virtuális részecskék”, 45. o. 57. $\alpha \beta \gamma$
↑ R. Feynman , R. Layton, M. Sands, The Feynman Lectures in Physics , vol. 5, Villamosság és mágnesesség, ford. angolból, szerk. Ya. A. Smorodinsky, szerk. 3, M., Editorial URSS, 2004, ISBN 5-354-00703-8 (Elektromosság és mágnesesség), ISBN 5-354-00698-8 (Teljes munka), ch. 5. „A Gauss-törvény alkalmazásai”, 10. o. „Mező a vezető üregében”, p. 106-108;
↑ Kalashnikov S. G. , Electricity, M., GITTL, 1956, ch. III „Potenciális különbség”, 34. o. „A Coulomb-törvény pontos ellenőrzése”, p. 68-69; "Kiegészítések", 1. "Cavendish és Maxwell kísérleteinek elmélete", p. 642-645;
↑ ER Williams, JE Faller, HA Hill "A Coulomb-törvény új kísérleti tesztje: A foton nyugalmi tömegének laboratóriumi felső határa", Phys. Fordulat. Lett. 26, 721-724 (1971);
↑ W. E. Lamb , R. C. Retherford. A hidrogénatom finom szerkezete mikrohullámú módszerrel // Fizikai áttekintés . - 1947. - 1. évf. 72 , sz. 3 . - P. 241-243 .
↑ 1 2 R. Feynman , R. Layton, M. Sands, The Feynman Lectures in Physics , vol. 5, Villamosság és mágnesesség, ford. angolból, szerk. Ya. A. Smorodinsky, szerk. 3, M., Editorial URSS, 2004, ISBN 5-354-00703-8 (Elektromosság és mágnesesség), ISBN 5-354-00698-8 (Teljes munka), ch. 5. „A Gauss-törvény alkalmazásai”, 8. o. „Pont-e a Coulomb-törvény?”, 8. o. 103.;
↑ CODATA archiválva : 2012. február 11. a Wayback Machine -nél (a Tudományos és Technológiai Adatok Bizottsága)
↑ Beresztetszkij V. B. , Lifshits E. M. , Pitajevszkij L. P. Kvantumelektrodinamika. - 3. kiadás, átdolgozott. - M .: Tudomány , 1989. - S. 565-567. — 720 s. - (" Elméleti fizika ", IV. kötet). — ISBN 5-02-014422-3 .
↑ Neda Sadooghi. A QED módosított Coulomb- potenciálja erős mágneses térben .
↑ Okun L. B. Elemi részecskék fizikája. Szerk. 3., M.: "Editorial URSS", 2005, ISBN 5-354-01085-3 , LBC 22.382 22.315 22.3®, ch. 2 „Gravitáció. Elektrodinamika”, „Vákuumpolarizáció”, p. 26-27;
↑ "A mikrovilág fizikája", ch. szerk. D. V. Shirkov , M., "Soviet Encyclopedia", 1980, 528 p., ill., 530.1 (03), F50, art. "Hatékony töltés", szerk. Művészet. D. V. Shirkov , 496. o.;
↑ Yavorsky B. M. "Fizika kézikönyve mérnökök és egyetemi hallgatók számára" / B. M. Yavorsky, A. A. Detlaf, A. K. Lebedev, 8. kiadás, átdolgozva. és javítva, M .: Kiadó Onyx LLC, Publishing House Mir and Education LLC, 2006, 1056 oldal: illusztrációk, ISBN 5-488-00330-4 (OOO Publishing House Onyx), ISBN 5-94666 -260-0 (World ) and Education Publishing House LLC), ISBN 985-13-5975-0 (Harvest LLC), UDC 530(035) BBK 22.3, Ya22, "Függelékek", "Alapvető fizikai állandók", o. 1008;
↑ Uehling E.A. , Phys. Fordulat. 48, 55 (1935)
↑ Schweber S., Bethe G. , Hoffman F. Mezonok és mezők. 1. kötet Margók Ch. 5 A Dirac-egyenlet tulajdonságai 2. o. Negatív energiájú állapotok p. 56, ch. 21 Renormalization, Sec. 5 Vákuumpolarizáció s 336
↑ Migdal A. B. Vákuumpolarizáció erős mezőben és pionkondenzáció // Uspekhi fizicheskikh nauk Vol. 123- c. 3. - 1977. november - p. 369-403;

Irodalom

Filonovich S. R. A klasszikus jog sorsa . - M . : Nauka , 1990. - 240 p., ISBN 5-02-014087-2 ( Quantum Library , 79. szám), kb. 70500 példányban

Linkek

Coulomb törvénye (videóóra, 10. osztályos program)