Часть III Электрическое поле. Электростатика. Взаимодействие электрических зарядов. Напряженность электрического поля. Теорема Гаусса.

Раздел электричества, который занимается физикой неподвижных зарядов, называется электростатикой. Известно, что в природе существуют два рода электрических зарядов – положительные и отрицательные. Установлено, что заряды одинакового рода отталкиваются друг от друга, а разного рода притягиваются. На основании ряда экспериментов (опыт Р. Милликена, А.Ф. Иоффе и др.) показано, что в природе все электрические заряды состоят из дискретных зарядов, и равны по модулю 1,610^-19 Кл. Этот заряд по величине равен заряду электрона. Наименьшей устойчивой частице, обладающей таким же по величине, но положительным зарядом является протон. Масса электрона и протона соответственно равна: 9,110^-31кг и 1,6710^-27кг. Обобщением большого количества опытных данных был установленный фундаментальный закон природы, закон сохранения заряда: в изолированной системе алгебраическая сумма зарядов, т.е. положительных и отрицательных остаётся постоянной. Изолированной или замкнутой системой называется система, не обменивающаяся зарядами с внешними телами.

Закон Кулона

Основной закон взаимодействия неподвижных зарядов установлен Кулоном экспериментально. До формулировки закона Кулона введём понятие точечного заряда (аналогично понятию материальной точки в кинематике), заряда, находящегося на теле, линейные размеры которого пренебрежно малы по сравнению с расстоянием до других заряженных тел, с которыми этот заряд взаимодействует. Причина этого введения, станет понятной чуть позже. По закону Кулона, сила взаимодействия между двумя точечными зарядами, находящимися в вакууме, пропорциональна величинам этих зарядов q₁ и q₂ и обратно пропорциональна квадрату расстояния r между ними

, (12.1)

где k – коэффициент пропорциональности, зависящий от выбора системы единиц. Силы, действующие между зарядами, направлены по прямой, соединяющей заряды, т.е. являются центральными. Для одноимённых зарядов (q₁ >0 и q₂ >0 или q₁ < 0 и q₂ < 0) сила F > 0 и для разноимённых - F < 0. В векторной форме закон Кулона записывается так:

, (12.2)

где - сила, действующая на заряд 2 со стороны заряда 1, - радиус- вектор, направленный от заряда 1 к заряду 2, . Таким образом, уравнение (12.2) кроме всего выражает, что одноимённые заряды отталкиваются, а разноимённые притягиваются. Если взаимодействующие заряды находятся не в вакууме, а в какой- либо среде, то закон Кулона записывается в виде:

, (12.3)

где  - безразмерная величина, характеризующая электрические свойства среды и называется диэлектрической проницаемостью среды. Для вакуума  = 1. Из сравнения формул (12.1 и 12.3) следует, что  показывает во сколько раз сила взаимодействия между двумя зарядами в данной среде отличается от силы их взаимодействия в вакууме. Коэффициент  в системе СИ равен:

, (12.4)

где ₀ = 8,8510^-12 Кл²/(Нм²) или Ф/м и называется электрической постоянной. С учётом (12.3) и (12.4) закон Кулона можно записать:

. (12.5)

Напряжённость электростатического поля

Согласно современным представлениям, взаимодействие между зарядами осуществляется через поле. Всякий заряд создаёт вокруг себя поле, которое обнаруживается тем, что на любой «пробный заряд», помещённый в это поле, оказывается силовое воздействие. Заряд, применяемый для обнаружения поля, назван пробным для того, чтобы подчеркнуть, что он сам по себе мал, и своим присутствием не искажает то поле, в которое он внесён (вследствие возможного перераспределения создающих поле зарядов). Таким образом,

, (12.6)

где F – сила, действующая со стороны поля на пробный заряд. Используя закон Кулона (12.1), можно записать:

(12.7)

или скалярно:

. (12.8)

Если поле создаётся не одним зарядом, а системой точечных неподвижных зарядов, то напряжённость поля равна векторной сумме напряжённостей полей, которые создавали бы каждый из этих зарядов в отдельности:

, (12.9)

где r_i – расстояние между зарядом q_i и интересующей нас точкой поля. Сформулированное положение называют принципом суперпозиции электрических полей. Из него вытекает, что напряжённость поля любой системы зарядов можно вычислить, представив её как совокупность точечных зарядов, вклад каждого из которых можно определить по формуле (12.2).

Теорема Гаусса

Пусть мы имеем элементарную площадку

 dS,нормаль к которой в месте расположения

dS площадки, составляет с вектором угол 

(рис. 12.1). Элементарным потоком dФ

Рис.12.1 Электрический сквозь площадку dS называют величину

Поток dФ = E · dS · cos = E_n dS = · ,

где E_n - проекция вектора на направление нормали к площадке, - вектор, модуль которого равен dS, а направление совпадает с нормалью . Для произвольной поверхности S поток вектора сквозь неё можно записать:

. (12.10)

Следует отметить, что в случае замкнутых поверхностей за положительное направление нормали берётся внешняя нормаль, т.е. направленная наружу поверхности.

Рассмотрим поле точечного заряда q ( рис.12.2).

Проведём вокруг этого заряда произвольную замкнутую поверхность и найдём поток вектора сквозь площадку

.

Подставим значение Е для точечного заряда, тогда последнюю формулу можно записать

Рис.12.2. следующим образом

, (12.11)

где - телесный угол, опирающийся на элемент поверхности dS с вершиной в точке расположения заряда q. Проинтегрируем выражение (12.11) по всему телесному углу, получим и заменим левую часть по (12.10):

.

Если заряд охватывает поверхность любой формы, то угол  может принимать значения больше   2 , а значит, cos и могут принимать значения, как больше нуля, так и меньше нуля. Отсюда следует, что если заряд расположен вне замкнутой поверхности, то поток вектора через неё равен нулю. В случае, когда поле создаётся системой точечных зарядов q₁, q₂ q_n, в соответствии с принципом суперпозиции (12.9) , имеем

.

Каждый интеграл в правой части равен q_i /_о, если заряд q_i находится внутри замкнутой поверхности. Поэтому в правой части предыдущего уравнения мы должны записать алгебраическую сумму зарядов q_i, находящихся внутри поверхности S. Таким образом, окончательно можно записать:

. (12.12)

Данное уравнение математически выражает теорему Гаусса. Её можно сформулировать так: поток вектора напряжённости электростатического поля в вакууме сквозь произвольную замкнутую поверхность равен алгебраической сумме зарядов, заключённых внутри данной поверхности, делённой на ₀. Если заряды распределены непрерывно с объёмной плотностью , то суммарный заряд, находящийся внутри замкнутой поверхности, охватывающий объём V,

. (12.13)

Используя формулу (12.13), теорему Гаусса для электрического поля можно записать в виде:

. (12.14)

Литература:

Осн. 4 [24-38], 4 [14-25].

Доп. 12 [108-127].

Контрольные вопросы:

1. Запишите закон Кулона.

2. Дайте определение напряжённости электрического поля.

3. Сформулируйте теорему Гаусса для электрического поля.

Лекция 13

Свойства электростатических полей

1. Работа, совершаемая при перемещении заряда в электростатическом поле.

Пусть, в поле заряда q помещается заряд q₀, который под действием сил поля заряда начнёт перемещаться (рис.13.1).

Элементарная работа, совершаемая при этом, будет равна:

поскольку

и ли:

. (13.1)

Из (13.1) следует, что работа по перемещению заряда в электростатическом поле не зависит от формы пути перехода, а зависит от

Рис.13.1 Работа электрического поля

положения начальной и конечной точек перемещения, т.е. электростатическое поле точечного заряда является потенциальным, а электростатические силы - консервативными. В случае, когда заряд q₀ перемещается в поле системы зарядов, то на движущийся заряд по принципу суперпозиций действует сила и работа равнодействующей силы равна алгебраической сумме работ соответствующих сил:

, (13.2)

где r_i1 и r_i2 расстояния от заряда q_i до начальной и конечной точки перемещение заряда q₀. Из формулы (13.1) также следует, что работа, совершаемая при перемещении заряда в электростатическом поле по замкнутому пути, равна нулю, т.е. . Если перемещённый заряд принять за единицу, то (13.2) можно записать:

или . (13.3)

Этот интеграл называется циркуляцией вектора напряжённости вдоль замкнутого контура.

Из теоремы о циркуляции вектора можно сделать несколько важных выводов:

1) Линии напряжённости поля не могут быть замкнутыми.

Действительно, если это не так и линия вектора замкнута, то, взяв циркуляцию вдоль этой линии, мы придём к противоречию с теорией (13.3).

2) Существование электростатического поля вида, показанного на рис. 13.2 невозможно.

Рис.13.2 Невозможно существование таких замкнутых линий электростатического поля

В самом деле, если применить к этому полю теорему о циркуляции вектора по замкнутому контуру, показанному на рис. 13.2 пунктиром, то она была бы отлична от нуля, что противоречит теореме.

2. Потенциал электростатического поля.

Запишем формулу (12.1) следующим образом:

, (13.4)

откуда, вспоминая, что работа консервативных сил равна убыли потенциальной энергии можно прийти к следующему выражению для потенциальной энергии заряда q₀ в поле заряда q:

. (13.5)

Значение константы С в выражении (13.5) выбирается так, чтобы при удалении заряда q₀ в бесконечность потенциальная энергия обращалась в нуль. При таком условии потенциальная энергия заряда q_0, находящегося в поле заряда q на расстоянии r от него, равна q₀

. (13.6)

С другой стороны, последнюю формулу можно считать выражением энергии заряда q, находящегося в поле заряда q₀. Таким образом, энергия, выражаемая формулой (13.6) является взаимной энергией зарядов q и q_{0 .} Из формулы (13.6) следует, что отношение W/q₀ для данной точки поля не зависит от величины заряда q₀. Поэтому это отношение может служить энергетической характеристикой электростатического поля, которая называется потенциалом поля

. (13.7)

Из (13.7) следует, что потенциал какой-либо точки поля численно равняется потенциальной энергии единичного, положительного заряда, помещённого в эту точку поля. Из выражений (13.6) и (13.7) следует, что потенциал поля точечного заряда q равен:

[В]. (13.8)

Работу по перемещению заряда из одной точки в другую (13.4) с учётом формулы (13.8) можно записать в виде:

, (13.9)

т.е. работа по перемещению заряда в электрическом поле равна произведению величины заряда на разность потенциалов в начальной и конечной точках перемещения. Если поле создаётся не одним зарядом, а системой зарядов q₁, q₂, …q_n, то с учётом формулы (13.2) для потенциальной энергии заряда q₀ в поле системы зарядов получим:

, (13.10)

из которого уже следует, что:

. (13.11)

Сопоставляя формулы (13.8) и (13.11) можно сделать вывод, что потенциал поля системы зарядов равен алгебраической сумме потенциалов, создаваемых каждым из зарядов в отдельности.

Здесь вспомним, что вторая характеристика электростатического поля -напряжённость - в случае, когда поле создаётся системой зарядов, определялась как векторная сумма напряжённостей отдельных зарядов. Если заряды, образующие систему, распределены по объёму с объёмной плотностью , то выражение (13.11) можно записать в следующем виде:

, (13.12)

причём интегрирование производится по всему пространству, где содержатся заряды. Если заряды расположены на какой-либо поверхности S, то:

, (13.13)

где - поверхностная плотность заряда, dS - элемент поверхности S.

3. Связь между потенциалом  и напряжённостью электрического поля

Найдём связь между двумя характеристиками электростатического поля - напряжённостью и потенциалом.

Работа по перемещению заряда q₀ вдоль оси х на dx равна dA=q₀ E_х dx. С другой стороны, та же работа равна dА=q₀ d. Приравняв правые стороны этих выражений, получим:

. (13.14)

Рассуждая аналогично, для осей y и z можно вектор записать так:

, (13.15)

где - единичные векторы, направленные соответственно вдоль осей х, у, z. Вспомнив определение градиента, последнее уравнение можно записать:

или  , (13.16)

т.е. напряжённость поля равна антиградиенту потенциала. Графически электростатические поля можно изобразить не только с помощью силовых линий, но и с помощью, так называемых эквипотенциальных поверхностей. Эквипотенциальными поверхностями называются поверхности, на которых все точки имеют одинаковые потенциалы. Если поле, например, создаётся точечным зарядом, то согласно формуле эквипотенциальны поверхности представляют собой концентрические сферы (рис.13.3). Раньше мы видели, что силовые линии точечного заряда направлены по радиусам, т.е. тогда эквипотенциальные поверхности и силовые линии взаимно ортогональны.

На рисунке силовые линии проведены пунктиром. Изменение густоты (частоты) эквипотенциальных поверхностей соответствует изменению значения потенциала. Чем дальше от заряда, тем реже эквипотенциальные поверхности. Зная направление эквипотенциальных поверхностей, можно построить силовые линии и наоборот.

Р ис.13.3 Эквипотенциальные поверхности

Литература:

Осн. 4 [45-69], 5 [27-41].

Доп. 12 [132-144].

Контрольные вопросы:

1. По какой формуле можно рассчитать работу при перемещении заряда в электростатическом поле?

2. Как графически изобразить наличие электрического поля, создаваемого заряженными телами?

3.Связь силовой и энергетической характеристик электрического поля?

4. Дайте определение эквипотенциальных поверхностей.

проводники в электрическом поле

Если проводнику сообщить некоторый заряд или его поместить во внешнее электростатическое поле, то в обоих случаях на заряды проводника будет действовать электростатическое поле, и они будут перемещаться внутри проводника. Этот процесс будет происходить до тех пор, пока внутри проводника поле не будет равно нулю. При этом, естественно, потенциал внутри проводника должен быть постоянным (=const). Далее, напряжённость на поверхности проводника в каждой точке должна быть направлена по нормали. В противном случае касательные составляющие привели бы заряды, находящиеся на поверхности в движение, и равновесие зарядов было бы нарушено.

Применив теорему Гаусса, можно определить напряжённость поля непосредственно у поверхности проводника. Пусть на поверхности проводника, показанного на рис.13.4 поверхностная плотность заряда р авна .

Рис.13.4 Напряжённость эл. поля на поверхности проводника

Проведём замкнутый цилиндр, ось которого совпадает по направлению с вектором . Одно основание цилиндра находится внутри проводника, а другое - вне. Ясно, что потоки через боковую поверхность и через основание, находящееся внутри проводника, будут равны нулю. Поэтому где Е_n – проекция вектора на внешнюю нормаль, S - площадь сечения цилиндра,  - поверхностная плотность заряда. Из последнего равенства получаем:

, (13.17)

где  - диэлектрическая проницаемость среды, окружающей проводник. Если в электрическое поле внесём незаряженный проводник (рис.13.5),

а) б)

Рис.13.5 Линии напряжённости а) в первоначальный момент помещения

проводника в электрическое поле, б) установившееся конечное состояние.

то внутри проводника будет происходить процесс разделения свободных зарядов (электронов, ионов) так, что на одном конце проводника будет избыток положительных зарядов, на другом - отрицательных. Создаваемое этими зарядами поле будет направлено против внешнего поля. Данный процесс будет происходить до тех пор, пока поле внутри проводника не станет равным нулю, при этом линии напряжённости на поверхности проводника будут ортогональны к поверхности. На рис. (13.5а) показаны линии напряжённости в первоначальный момент помещения проводника в электрическое поле, а в (13.5б) установившееся конечное состояние. Появившиеся на поверхности заряды называются индуцированными зарядами, а само явление перераспределения зарядов в проводнике под действием поля называется явлением электростатической индукции.

Наличие полости внутри проводника не влияет на окончательное распределение зарядов на поверхности. Это положение используется для электростатической защиты различных тел, например, электроизмерительных приборов, от влияния внешних электростатических полей. Обычно для этого используют металлическую сетку.

Расположение зарядов, сообщённых проводнику на поверхности проводника, может быть использовано для накопления большого количества зарядов (обоих знаков) в проводниках и для создания между противоположно заряженными проводниками большей разности потенциалов (в несколько миллионов вольт). Эта идея использована Ван-де-Графом для создания электростатического генератора.

Электрическая ёмкость. Электроёмкость уединённого проводника

Рассмотрим проводник, удалённый от других проводников, тел и зарядов,

в связи с чем его можно рассматривать как уединённый проводник. Из опыта следует, что между зарядом и потенциалом существует зависимость

q = С.

Величину

(13.18)

называют электроёмкостью или просто ёмкостью уединённого проводника. Эта величина численно равна заряду, сообщение которого проводнику повышает его потенциал на единицу. Ёмкость зависит от формы и размеров проводника и не зависит от материала, агрегатного состояния и от размеров полостей внутри проводника. Ёмкость также не зависит от заряда и потенциала проводника. Последнее утверждение не противоречит формуле (13.18). Её следует читать так, что потенциал проводника пропорционален его заряду и обратно пропорционален ёмкости. Попробуем найти ёмкость уединённого проводника, имеющего форму шара радиусом R. Для этого определим потенциал шара, воспользовавшись формулой, связывающей и :

. (13.19)

Если полученный результат подставить в формулу (13.18), то для С получим:

.

За единицу ёмкости в системе СИ принимают ёмкость такого проводника, потенциал которого изменяется на 1В при сообщении ему заряда 1Кл. Эта единица называется фарадом (Ф). Фарад - очень большая единица. Если Землю рассматривать как проводящий шар радиусом 6400 км, то ёмкость её равняется примерно 700^-6Ф. Поэтому на практике чаще приходится встречаться с ёмкостями мкФ = ^-6Ф и пФ = ^-12Ф.

Взаимная ёмкость. Конденсаторы

Если к уединённому проводнику приближать другие проводники, то ёмкость первого проводника будет увеличиваться. Это связано с тем, что на приближающихся проводниках поле данного проводника будет вызывать перераспределение зарядов. Например, положительно заряженный проводник на приближающемся проводнике вызывает такое перераспределение, что индуцированные отрицательные заряды оказываются ближе к проводнику, чем положительные. Поэтому потенциал проводника, который определяется суммой потенциала собственных зарядов и зарядов, индуцированных на других телах, уменьшится. Следовательно, его ёмкость по (13.19) увеличится. Таким образом, можно создать систему проводников, которая будет обладать ёмкостью, значительно большей, чем ёмкость уединённого проводника. Наибольший практический интерес представляет система проводников, близко расположенных друг к другу и заряженных одинаковыми по величине, но противоположными по знаку зарядами. Такую систему называют конденсатором, а проводники – его обкладками. Ёмкость конденсатора определяется:

, (13.20)

где ₁ - ₂ –разность потенциалов между обкладками, q – заряд, расположенный на положительно заряженной обкладке конденсатора. Разность потенциалов иногда называют напряжением и обозначают буквой U. Поэтому формулу (13.20) можно записать:

. (13.21)

По форме обкладок конденсаторы бывают плоские, цилиндрические и сферические. Определим ёмкость плоского конденсатора. Пусть площадь обкладки S а заряд на ней q. Напряжённость поля между обкладками, как мы ранее определили

. (13.22)

Исходя из формулы (13.16), разность потенциалов между обкладками

, (13.23)

отсюда для ёмкости конденсатора получаем:

, (13.24)

где d – расcтояние между обкладками;  - диэлектрическая проницаемость среды, заполняющий зазор между обкладками. Нетрудно получить для ёмкости цилиндрического конденсатора формулу:

, (13.25)

где - длина конденсатора, R₁ и R₂ – радиусы внутренней и наружной цилиндрических обкладок. Ёмкость сферического конденсатора определяется формулой:

, (13.26)

где R₁ и R₂ – радиусы внутренней и наружной обкладок. Отметим, что формулы (13.25) и (13.26) при малом зазоре между обкладками переходят в (13.24)

Лекция 14.

Диэлектрики. Поляризованность. Электрическое смещение. Энергия электростатического поля. Объемная плотность энергии электростатического поля.

В идеальном диэлектрике нет свободных зарядов, способных под действием электрического поля перемещаться через весь диэлектрик. Атомы и молекулы диэлектрика содержат равные количества положительных и отрицательных микроскопических зарядов и в целом электрически нейтральны.

Электрические поля, определяющие взаимодействие микроскопических зарядов, имеют внутри атомов величину порядка 10¹¹В/м, что во много раз превышает величину максимально достижимых на практике макроскопических полей (10⁷ В/м). Этим объясняется высокая устойчивость атомов и молекул во внешних электрических полях и относительно слабое воздействие этих полей на стационарное распределение зарядов внутри атома, которое зависит от конкретного строения тела. В зависимости от строения можно разделить все диэлектрические вещества на три большие группы.

К первой группе принадлежат диэлектрики, у которых «центры тяжести» положительных и отрицательных зарядов совпадают. Таковы например, парафин, бензол и ряд других углеводородов, газообразный водород и азот. Молекулы таких диэлектриков в отсутствие внешнего электрического поля не обладают дипольным моментом. Во внешнем поле" центры тяжести" положительных и отрицательных зарядов молекул смещаются в противоположные стороны на некоторое расстояние , малое по сравнению с размерами молекул (рис. x1.б).

Каждая молекула при этом приобретает дипольный электрический момент:

, (14.1)

величина которого в первом приближении прямо пропорциональна приложенному полю . При снятии внешнего поля молекулы возвращаются в первоначальное положение и дипольный момент обращается в нуль. Подобные диполи называются «упругими».

Р ис. 14.1. Первый тип диэлектриков с упругими диполями

а) вне эл. поля, б) при внесении в эл. поле

Вторую группу диэлектриков составляют такие вещества, как вода, нитробензол и др., молекулы которых имеют асимметричное строение. При этом «центры тяжести» положительных и отрицательных зарядов молекул не совпадают друг с другом, и молекула представляет собой «жёсткий» диполь даже в отсутствие внешнего поля. Численная величина дипольного момента таких полярных молекул обычно имеет порядок:

=10^-19Кл·10^-10м=10^-29 Клм.

При отсутствии внешнего поля ( =0) дипольные моменты отдельных молекул вследствие теплового движения в каждый данный момент времени ориентированы в пространстве хаотично. Среднее значение проекции вектора на любое направление при этом тождественно равно нулю (р_х=0) и диэлектрик в целом не обладает дипольным моментом.

При помещении такого диэлектрика в однородное внешнее поле на каждый жёсткий диполь будут действовать электрические силы, стремящиеся повернуть его вдоль поля. Вращательный момент возникающей пары сил (рис.13.3) будет равен:

М _вр = Fh = qE sin = pEsin ( ^ ). (14.2)

Рис. 14.2 Вращательный момент

С другой стороны, хаотическое тепловое движение препятствует ориентации диполей по полю и вновь располагает жёсткие диполи под самыми различными углами  к направлению поля. В результате этих противоположных воздействий среднее значение проекции дипольного момента молекулы на направление поля р_Е = р· станет не равным нулю. Величина р_E будет в первом приближении прямо пропорциональна напряжённости поля и обратно пропорциональна абсолютной температуре Т. Весь диэлектрик в целом будет обладать дипольным моментом, направленным вдоль внешнего поля. К третьей группе относятся кристаллические диэлектрики, имеющие, ионное строение (хлористый натрий, хлористый калий и др.). При внесении их в электрическое поле происходит некоторое небольшое смещение положительных ионов кристаллической решётки по полю, а отрицательных - против поля. Такой диэлектрик будет обладать дипольным моментом, направленным вдоль внешнего поля, пропорциональный величине последнего.

Поляризованность

Обычно в отсутствие внешнего электрического поля дипольные моменты молекул диэлектрика либо равны нулю (неполярные молекулы), либо распределены по направлениям в пространстве хаотическим образом (полярные молекулы). В обоих случаях суммарный дипольный момент диэлектрика равен нулю. Под действием внешнего поля диэлектрик поляризуется. Это означает, что результирующий дипольный момент диэлектрика становится отличным от нуля, и весь объём диэлектрика приобретает электрический момент. Поляризация приводит к уменьшению напряжённости поля, создаваемого внешними зарядами в диэлектрике.

Если сила взаимодействия между зарядами в вакууме равна ₀, а в диэлектрической среде , то согласно закону Кулона = ₀ / , следовательно, напряжённость поля в диэлектрике = ₀ /. Значение величины  зависит не только от строения и свойств молекул, но и определяет способность диэлектрика поляризоваться во внешнем электрическом поле. В качестве величины, характеризующей степень поляризации диэлектрика, надо взять дипольный момент единицы объёма , выделить бесконечно малый объём V , найти сумму моментов заключённых в этом объёме молекул и взять отношение:

. (14.3)

Векторная величина, определяемая формулой (14.3) называется поляризованностью диэлектрика. Вектор направлен вдоль электрического поля , в котором находится диэлектрик. В соответствие с опытом можно принять, что величина вектора поляризации пропорциональная величине напряжённости поля, т.е.  . У изотропных диэлектриков любого типа поляризованность связана с напряжённостью поля в той же точке простым соотношением:

= æ·₀ , (14.4)

где æ - не зависящая от величина, называемая электрической восприимчивостью диэлектрика. Она характеризует способность среды к поляризации и зависит от его строения. Размерности и одинаковы, поэтому æ - безразмерная величина. Для диэлектриков, построенных из неполярных молекул формула (14.4), имеет следующий вид:

= n · ₀ ·  , (14.5)

где n - число молекул в единице объёма ,  - поляризуемость молекулы. Вводя обозначение æ = n, придём к формуле (14.4).