Условия на границе раздела двух диэлектриков для векторов (4 видео)

Поле в диэлектрике. Условия на границе двух диэлектриков

Изучим поведение векторов напряженности Е и электрического смещения D электростатического поля на границе раздела двух однородных изотропных диэлектрических сред 1 (?),/),) и 2 (E₂,D₂). Рассмотрим окрестность произвольной точки А, лежащей на поверхности раздела этих сред. Пусть е, и с₂ — диэлектрические проницаемости первой и второй сред. Будем использовать теорему о циркуляции вектора Е (12.16) и теорему Гаусса для вектора (13.14).

Проведем в точке А на границе раздела сред единичные векторы, направленные по касательной к поверхности (т) раздела и по нормали (п) к ней, направленной из первой среды во вторую.

Построим вблизи точки А замкнутый прямоугольный контур L, две стороны которого параллельны границе раздела сред и равны А/, а две другие равны АИ (рис. 13.3, а). При любом значении АИ должна выполняться теорема о циркуляции вектора Е (12.16):

Перейдем к пределу при Ah —> 0:

В этом случае значения интеграла j E dI вдоль боковых сторон (АИ) прямоугольного контура L тоже стремятся к нулю. Верхняя и нижняя стороны контура неограниченно приближаются к поверхности раздела сред. При обходе контура L по часовой стрелке с учетом выражения (13.16) получаем, что

Рис. 13.3. К получению условий на границе двух диэлектриков: а — для тангенциальных компонент векторов Ё и D, б — для нормальных компонент векторов

где проекции вектора Ё взяты на направление обхода контура, показанное стрелками на рис. 13.3, а. Учтем, что в проекции на вектор т выполняется E_W=

E_U. Таким образом, первое граничное условие для напряженности поля

т.е. тангенциальная составляющая вектора Ё напряженности поля не изменяется при переходе из одной среды в другую через поверхность раздела.

Согласно формулам (13.12а) и (13.17), имеем и получаем первое граничное условие для электрического смещения:

т.е. тангенциальная составляющая вектора D претерпевает на границе раздела диэлектриков разрыв.

Определим вторую пару условий. Выберем вокруг точки А небольшой участок поверхности раздела сред площадью AS. Построим цилиндрическую замкнутую поверхность S, охватывающую этот участок границы раздела сред 1 и 2. Пусть образующие цилиндра длиной Аh параллельны вектору п нормали к поверхности раздела, а основания цилиндра перпендикулярны п (рис. 13.3, б).

В теореме Гаусса (13.14) для вектора D

где q — суммарный сторонний заряд, находящийся внутри замкнутой поверхности S, т.е. в объеме цилиндра. Перейдем к пределу при А/г —> 0 :

В общем случае при наличии поверхностных сторонних зарядов на границе раздела lim q = oAS, где о — поверхностная плотность сто-

роннего заряда на границе раздела. Тогда должно выполняться равенство

Получаем граничное условие для вектора D в виде

Если на поверхности раздела сред нет поверхностных сторонних зарядов, то Пт

Рис. 13.4. Преломление линий напряженности на границе двух диэлектриков (е₂ > е,)

В частности, если первая среда — вакуум, то ?| = 1 и Е_2п — Е_1п/е₂. Это условие важно для практического применения в решении задач.

Преломление линий векторов Е и D. Полученные выше условия для составляющих векторов Е и D на границе раздела двух диэлектриков означают, что линии данных векторов на этой границе преломляются (рис. 13.4). Найдем соотношение между углами а, и а₂, образуемыми линиями напряженности с перпендикуляром к поверхности раздела сред в точке А. Если сторонних зарядов на границе раздела нет, то по формулам (13.17) и (13.21) получаем

Из рис. 13.4 следует, что углы а_< и а₂ удовлетворяют условиям

Тогда закон преломления линий напряженности электростатического поля

на поверхности раздела двух диэлектрических сред при условии отсутствия на этой поверхности сторонних зарядов в соответствии с уравнением (13.21) запишется так:

Условие на границе проводник — диэлектрик. Если на рис. 13.3, б, среда I — проводник, а среда 2 — диэлектрик, то D_ln — D_n, a D_ln — 0, так как внутри проводника Е — 0. Из формулы (13.19) следует, что

где И — внешняя по отношению к проводнику нормаль.

Связанный заряд у поверхности проводника. Можно доказать, что если к заряженному участку поверхности проводника прилегает однородный диэлектрик (объемная плотность связанных зарядов р’ = 0), то на границе диэлектрика с проводником будут связанные заряды с поверхностной плотностью о’:

где о — поверхностная плотность стороннего заряда на проводнике. При этом знаки связанного и стороннего зарядов будут противоположны.

Сегнетоэлектрики. Сегнетоэлектриками называются кристаллические диэлектрики, обладающие в определенном диапазоне температур спонтанной поляризацией, которая существенно изменяется под влиянием внешних воздействий. Они используются в конденсаторах большой емкости при малых размерах. Примеры: сегнетова соль NaKC₄H₄0₆ 4Н₂0, титанат бария ВаТЮ₃.

Домены — это области сегнетоэлектриков с различными направлениями поляризации. Доменная структура отражает особенности развития фазового перехода в реальном сегнетоэлектрике. Температура, выше которой исчезают сегнетоэлектрические свойства и вещество ведет себя как изотропный диэлектрик, называют тонкой Кюри Т_с . В некотором температурном интервале у сегнетоэлектриков ?

10 000 . Например, у сегнето- вой соли Т_с — 258 —296 К, спонтанная поляризация p_s — 2,6 нКл/м 2 , ?-200; у титаната бария Г_С=391К, спонтанная поляризация p_s = 158 нКл/м 2 , ?-3000.

Рис. 13.5. Диэлектрический гистерезис в сегнетоэлект-

Для сегнетоэлектриков связь между вектором напряженности внешнего электрического поля Е и вектором поляризации Р нелинейная и наблюдается явление диэлектрического гистерезиса — сохранения остаточной поляризованности Р_0СТ при снятии внешнего поля (рис. 13.5). Поляризация образца исчезает полностью лишь под действием электрического поля противоположного направления, напряженность которого Е =

Е_С. Величина Е_с называется коэрцитивной силой.

Пьезоэлектрики — это кристаллические диэлектрики, в которых при сжатии или растяжении возникает электрическая поляризация — прямой пьезоэффект. Обратный пьезоэффект — появление механической деформации под действием электрического поля.

Содержание

Условия на границе раздела двух диэлектриков.
Условия на границе раздела двух диэлектриков для векторов
Теорема Гаусса для вектора P
Вектор D
Условия на границе двух диэлектриков
Поле внутри однородного изотропного диэлектрика
💥 Видео

Видео:граница раздела двух диэлектриков 2Скачать

Условия на границе раздела двух диэлектриков.

На границе раздела двух диэлектриков с различными диэлектрическими проницаемостями выполняются два следующих условия:

1) равны тангенциальные составляющие напряженности поля:

2) равны нормальные составляющие электрической индукции:

Индекс 1 относится к первому диэлектрику, индекс 2 — ко второму.

Первое условие вытекает из того, что в потенциальном поле fyEdl = 0 по любому замкнутому контуру; второе представляет следствие теоремы Гаусса.

Докажем справедливость первого условия. С этой целью выделим плоский замкнутый контур mnpqm (рис. 19.11) и составим вдоль него циркуляцию вектора напряженности электрического поля. Верхняя сторона контура расположена в диэлектрике с диэлектрической проницаемостью е₂, нижняя — в диэлектрике с е,. Длину стороны тп, равную длине стороны pq, обозначим dl. Контур возьмем так, что размеры пр и qm будут бесконечно малы по сравнению с dl. Поэтому составляющими интеграла dl вдоль вертикальных сторон в силу их малости пренебрежем. Составляющая §Ё dl на пути тп равна Ё₂ dl₂ = E_2l dl, по пути pq равна Ё dl_x = -Е_и dl. Знак минус появился потому, что элемент длины на пути pq и касательная составляющая вектора Ё_х направлены в противоположные стороны (cosl80° = -1). Таким образом, §Ё dl = E_2ldl-E_u dl = 0 или Е_и=Е_2г

Убедимся в справедливости второго условия. С этой целью на границе раздела двух сред выделим очень малых размеров параллелепипед (рис. 19.12). Внутри выделенного объема есть связанные заряды и нет свободных (случай наличия свободных зарядов на границе раздела рассмотрим отдельно), поэтому ?/3 dS = 0.

Поток вектора D:

т. e. при наличии на границе раздела двух сред свободных зарядов нормальная составляющая вектора D скачком изменяется на значение плотности свободных зарядов на границе раздела.

Из § 19.3 известно, что потенциалу придается смысл работы при переносе единичного заряда. При переходе через границу, отделяющую один диэлектрик от другого, например, при переходе от точки п к точке р на рис. 19.11, нормальная составляющая напряженности является величиной конечной, а длина пути стремится к нулю. Произведение их равно нулю.

Поэтому при переходе через границу раздела двух диэлектриков потенциал не претерпевает скачков.

Видео:Лекция 4-2. Условия на границе раздела двух диэлектриковСкачать

Условия на границе раздела двух диэлектриков для векторов

Диэлектрики — это вещества, которые практически не проводят электрический ток. Поведение диэлектриков в электрическом поле определяется их внутренним строением. Как известно, мельчайшей частицей вещества, сохраняющей его химические свойства, является молекула. Молекулы состоят из атомов, в состав которых входят положительно заряженные ядра и отрицательно заряженные электроны. В целом молекулы нейтральны. Согласно теории ковалентных связей устойчивость молекул достигается путем образования одной или нескольких пар электронов, которые становятся общими для соединяющихся атомов, т. е. входят одновременно в состав оболочек двух атомов.

Для каждого рода зарядов — положительных (ядер) и отрицательных (электронов) — можно найти такую точку, которая будет являться как бы их «электрическим центром тяжести». Эти точки называются полюсами молекулы. Если в молекуле электрические центры тяжести положительных и отрицательных зарядов совпадут, то молекула будет неполярной . Но если молекула построена несимметрично, например состоит из двух разнородных атомов, то общая пара электронов может быть в большей или меньшей степени смещена в сторону одного из атомов. Очевидно, что в этом случае, вследствие неравномерного распределения положительных и отрицательных зарядов внутри молекулы, их электрические центры тяжести не совпадут и получится молекула, называемая полярной .

Для описания макроскопических электрических свойств диэлектриков достаточно ограничиться представлением о том, что в них отсутствуют свободные носители заряда, и при помещении диэлектрика в электрическое поле в материале возбуждается множество микроскопических диполей. В случае неполярных молекул это происходит путем смещения в пределах молекул их положительных зарядов в направлении внешнего поля и отрицательных в противоположном направлении (рис. 5.1).

Приобретаемый молекулой дипольный момент пропорционален напряженности поля, в котором находится молекула. В системе СИ он записывается, как

Условия на границе раздела двух диэлектриков для векторов

(5.1)

где коэффициент пропорциональности &#946 называется поляризуемостью молекулы.

Для вещества, состоящего из полярных молекул, под действием момента сил (3.9) происходит преимущественное выстраивание молекул в направлении внешнего поля. В обоих случаях (неполярных и полярных молекул) в результате появляется дипольный момент и у всего объема диэлектрика. Средний дипольный момент, индуцированный полем в единице объема, называется поляризованностью диэлектрика:

(5.2)

где суммирование производится по всем молекулам, находящимся в объеме &#916 V, а дипольный момент p каждой молекулы определяется суммированием по всем заряженным частицам, входящим в молекулу:

(5.3)

где e_i — заряд каждой частицы, а l_i — ее смещение под действием электрического поля.

Домножив и разделив правую часть (5.2) на число молекул &#916 N, находящихся в объеме &#916 V, получим еще одно выражение для поляризованности:

(5.4)

где n = &#916 N / &#916 V — концентрация молекул, а — средний диполный момент молекулы.

Вообще говоря, P меняется в диэлектрике от точки к точке, но для широкого класса веществ в каждой точке P

E. Существуют вещества, обладающие поляризованностью и в отсутствие внешнего поля, однако здесь они не рассматриваются.

Поскольку в целом молекулы нейтральны, то именно дипольный момент и определяет электрическое поле, создаваемое самим материалом, когда его помещают во внешнее поле. В силу принципа суперпозиции поле внутри диэлектрика есть сумма внешнего поля и поля от всех диполей, индуцированных в диэлектрике:

(5.5)

где E₀ — напряженность поля сторонних зарядов, а E’ — связанных зарядов. Связанными зарядами называются нескомпенсированные заряды, появляющиеся в результате поляризации молекул диэлектрика, тогда как сторонними — свободные заряды, находящиеся в диэлектрике или вне его. E₀ и E’ представляют собой макрополя, т.е. усредненные по некоторому малому объему микрополя, создаваемые сторонними и связанными зарядами, соответственно.

Так как каждая молекула поляризуется под воздействием как поля сторонних зарядов, так и поля, создаваемого всеми другими поляризованными молекулами, то поляризованность диэлектрика пропорциональна напряженности именно суммарного поля (5.5):

(5.6)

где греческой буквой «каппа» обозначена, так называемая, диэлектрическая восприимчивость. Для изотропных диэлектриков &#954 — просто коэффициент, и векторы P и E в этом случае совпадают по направлению. В общем случае это не так. Заметим, что пропорциональность поляризованности напряженности поля имеет место для широкого класса диэлектриков, однако существуют вещества (сегнетоэлектрики) для которых зависимость P от E имеет гораздо более сложный характер, чем (5.6). Здесь они не рассматриваются.

При поляризации однородного диэлектрика (см. рис. 5.1) смещения зарядов внутри любого выбранного слоя внутри диэлектрика происходят таким образом, что количество связанного заряда, покидающего слой, равно заряду, входящему в него. Таким образом объемный заряд внутри диэлектрика не образуется. В поверхностных же слоях образуется связанный поверхностный заряд . В случае же неоднородного диэлектрика в каждый слой, мысленно выделенный внутри материала, с одной стороны входит больше заряда, чем выходит с другой, и связанный заряд образуется не только на поверхности, но и в объеме диэлектрика, как это показано на рис. 5.2.

Теорема Гаусса для вектора P

Выделим внутри диэлектрика некоторый объем V, ограниченный поверхностью S. Подсчитаем, сколько заряда проходит через элемент dS воображаемой поверхности, когда материал поляризуется. При появлении электрического поля положительные заряды молекул сместятся на некоторое расстояние вдоль поля, а отрицательные — в противоположном направлении. При этом каждая молекула приобретет дипольный момент, определяемый соотношением (5.3), причем вектор смещения будет направлен вдоль поля, а средняя длина вектора смещения l для диполей, находящихся в прилегающем к dS слою, будет согласно (5.4) связана с поляризацией этого слоя соотношением

(5.7)

Элемент поверхности dS пересечет все те диполи, центры которых расположены в прилегающем к нему слое толщины l | cos α| , где &#945 — угол между нормалью к dS и направлением вектора поляризованности (рис. 5.3). Объем этого слоя равен l | cos α| dS, а число пересекаемых элементом dS диполей равно n l | cos α| dS.

Следовательно, для выбранного элемента поверхности соответствующая абсолютная величина нескомпенсированного заряда внутри объема V равна

(5.8)

При этом, если cos &#945 > 0, то снаружи от элемента dS находятся положительные заряды, а внутри — отрицательные, а если cos &#945 Тогда поток вектора P через поверхность S, ограничивающую объем V, связан с полным связанным зарядом q‘ в объеме соотношением

(5.9)

Последнее соотношение представляет собой теорему Гаусса для вектора P .

Преобразуем левую часть выражения (5.9) по теореме Остроградского-Гаусса, а связанный заряд q’ представим, как

(5.10)

где &#961 ‘ — объемная плотность связанного заряда.

Тогда будем иметь

(5.11)

откуда с учетом произвольности выбранного объема V получим теорему Гаусса для вектора поляризованности в дифференциальной форме:

(5.12)

Выясним, в каких случаях объемная плотность связанных зарядов отлична от нуля. Выразим P в (5.12) через E согласно (5.6)

&#961 ‘ = – ∇(κ&#949_o E) = – &#949_o∇(&#954 E) = – &#949_o( E ∇&#954 + κ∇ E)

(5.13)

В теореме Гаусса для вектора E, записанной в дифференциальной форме (2.17), в правой части стоит объемная плотность заряда, включающая в случае диэлектрика как плотность сторонних, так и связанных зарядов

∇ E=( &#961 + &#961 ‘)/ &#949_o

(5.14)

Заменяя в (5.13) ∇E согласно (5.14) получим

&#961 ‘ = – &#949_o E ∇&#954 – κ&#961 – κ&#961 ‘

(5.15)

&#961 ‘ = – (&#949_o E ∇&#954 + κ&#961 )/(1+ &#954)

(5.16)

Из последнего выражения видно, что объемная плотность связанного заряда в диэлектрике отлична от нуля в двух случаях: (1) когда диэлектрик поляризуется неоднородно ( &#954 есть функция координаты) и/или (2) в диэлектрике присутствует сторонний заряд ( &#961 отлично от нуля). При однородной поляризации и отсутствии стороннего заряда внутри диэлектрика равенство нулю связанного объемного заряда легко усматривается из рис. 5.1.

Рассмотрим границу раздела двух однородных изотропных диэлектриков 1 и 2 (рис. 5.4). Выделим мысленно на границе раздела цилиндр с площадью основания &#916 S с образующей, перпендикулярной границе раздела. Выберем произвольно направление нормали n к границе, как показано на рисунке. Пусть площадка &#916 S, вырезаемая цилиндром на границе, столь мала, что ее можно считать плоской, а поляризованность каждого из диэлектриков в ее пределах постоянной.

Найдем поток Ф вектора P через поверхность цилиндра. Поток через нижнее основание цилиндра равен P₁· &#916 S cos (P₁, n₁), а через верхнее P₂· &#916 S cos (P₂, n₂), где индексами 1 и 2 обозначены величины, относящиеся соответственно к внутренней и внешней по отношению к нормали n сторонам границы раздела. Поток через боковую поверхность цилиндра обозначим Ф’. Тогда будем иметь

(5.17)

Направление нормали n₂ совпадает с направлением нормали n, а направление нормали n₁ прямо противоположно. Следовательно

P₁· &#916 S cos (P₁, n₁) = —P_1n ;

P₂· &#916 S cos (P₂, n₂)=P_2n,

где P_1nи P_2n — проекции вектров P₁и P₂ на нормаль n. Таким образом

Будем теперь уменьшать высоту цилиндра, не изменяя при этом его основания. Поток Ф’ через безгранично уменьшающуюся боковую поверхность будет стремиться к нулю, так что общий поток через поверхность цилиндра сведется в пределе к потоку через его основания:

Для однородных диэлектриков объемный связанный заряд, как было показано выше, равен нулю. Стало быть внутри цилиндра окажется заряд, расположенный на границе раздела на элементе поверхности &#916 S. Этот заряд равен &#916 S · &#963 ‘, где &#963 ‘ — поверхностная плотность связанного заряда на границе раздела диэлектриков. На основании теоремы Гаусса для вектора P запишем

(P_2n — P_1n) = — &#963 ‘

(5.18)

Иными словами, на границе раздела нормальная составляющая вектора P испытывает разрыв, величина которого зависит от &#963 ‘. В частности, если среда 2 вакуум, то P_2n = 0 и

P_n = &#963 ‘

(5.19)

где P_nпроекция вектора P на внешнюю нормаль к поверхности данного диэлектрика.

Вектор D

В случае диэлектрика теорема Гаусса для вектора E запишется как

(5.20)

где q и q‘ — находящиеся внутри поверхности S полные сторонний и связанный заряды, соответственно. Поскольку связанный заряд в диэлектрике индуцируется под воздействием искомого поля E, то применение теоремы Гаусса в виде (5.20) для определения напряженности поля становится практически невозможным. Для преодоления указанной трудности вводится вспомогательный вектор D. Логика определения этого вектора вытекает из следующих соображений. Выразим связанный заряд в (5.20) согласно (5.9)

(5.21)

(5.22)

Как видно из (5.22) если ввести вспомогательный вектор в виде D = &#949 ₀E + P , то его поток будет определяться только сторонним зарядом, распределение которого предполагается известным. Тогда для вектора D теорема Гаусса имеет вид

(5.23)

Пользуясь теми же соображениями, что и при переходе от интегральной формы теоремы Гаусса для вектора P к дифференциальной, запишем теорему Гаусса для вектора D в дифференциальной форме

(5.24)

Для изотропного диэлектрика P = κ&#949 ₀E. Тогда

(5.25)

(5.26)

где обозначено &#949 = 1+ &#954 — диэлектрическая проницаемость вещества. Для всех диэлектриков &#949 > 0. Для вакуума &#949 = 1.

Условия на границе двух диэлектриков

Рассмотрим поведение векторов E и D на границе раздела однородных изотропных диэлектриков.

Для установления связи между тангенциальными составляющими вектора E по обе стороны границы воспользуемся теоремой о циркуляции вектора E. Выберем контур небольшой длины l, как показано на рис. 5.5 и в предположении, что векторы E₁ и E₂ с обеих сторон границы постоянны в пределах контура, запишем на основании этой теоремы

E₂ _&#964 + E₁ _&#964 _‘ + C’ = 0

(5.27)

где проекции вектора E взяты в непосредственной близости от границы раздела на направление обхода контура, указанное на рисунке стрелками, а C’ — вклад в циркуляцию от перпендикулярных к границе сторон контура. В пределе при стремящейся к нулю высоте контура этим вкладом можно пренебречь и тогда

E₂ _&#964 + E₁ _&#964 _‘ = 0

(5.28)

Если внутри диэлектрика 1 проекцию вектора E взять не на орт &#964 ‘, а на общий орт &#964 , то так как E₁ _&#964 _‘ = -E₁ _&#964 , то получим

E₂ _&#964 — E₁ _&#964 = 0

(5.29)

E₂ _&#964 = E₁ _&#964

(5.30)

Иными словами, тангенциальная составляющая вектора E одинакова по обе стороны границы раздела.

Заменив согласно (5.26) проекции вектора E проекциями вектора D, деленными на &#949_o&#949 , получим

(5.31)

(5.32)

Обратимся теперь к нормальной составляющей вектора D. Воспользуемся для этого теоремой Гаусса для этого вектора. Выбирая поверхность интегрирования как показано на рис. 5.4 и следуя тем же рассуждениям, которые привели к выражению (5.18), получим

D_2n — D_1n= &#963

(5.33)

Из этого соотношения следует, что при наличии на границе раздела стороннего заряда с поверхностной плотностью &#963 нормальная составляющая вектора D терпит разрыв. При отсутствии стороннего заряда на границе

D_1n = D_2n

(5.34)

Нормальные составляющие вектора E с разных сторон границы раздела относятся тогда на основании (5.26) , как

(5.35)

Как следует из полученных соотношений (5.30) и (5.35) нормальная и тангенциальная составляющие вектора E на границе раздела ведут себя по разному. В результате линии вектора E испытывают преломление (рис. 5.6). Найдем соотношение между углами &#945 ₁ и &#945 ₂ для случая, когда сторонних зарядов на границе раздела нет. Как видно из рисунка

(5.36)

Отсюда на основании (5.30) и (5.35) получаем

(5.37)

Если на среда 1 — проводник, а 2 — диэлектрик, то из соотношения (5.33) следует, что

где n — внешняя к проводнику нормаль. Действительно, т.к. в проводнике E=0, то и P=0. Тогда, так как D = &#949 ₀E + P, то и D_1n =0.

Если к заряженному проводнику прилегает однородный диэлектрик, то на границах диэлектрика выступают связанные поверхностные заряды. Найдем их поверхностную плотность &#963 ‘. Следуя рассуждениям, которые привели к выводу соотношения (4.1), в данном случае получим для нормальной составляющей вектора E

(5.38)

(5.39)

С учетом (5.39) из (5.38) получим

(5.40)

Поле внутри однородного изотропного диэлектрика

Если однородный и изотропный диэлектрик полностью заполняет объем, ограниченный эквипотенциальными поверхностями поля сторонних зарядов, то напряженность поля внутри диэлектрика в &#949 раз меньше, чем напряженность поля сторонних зарядов.

Продемонстрируем справедливость приведенного утверждения на примере плоского конденсатора. П редположим, что пространство между обкладками плоского конденсатора заполнено однородным и изотропным диэлектриком. Тогда на поверхности диэлектрика, прилегающей к пластине с положительным зарядом, появится индуцированный связанный отрицательный заряд, а на противоположной поверхности диэлектрика – индуцированный связанный положительный заряд. Этот связанный заряд &#963 ‘ является источником электрического поля с напряженностью

(5.41)

причем, согласно ( 5.19), &#963 ‘ = P_n, где P_n – нормальная составляющая вектора поляризованности.

В результате, в силу принципа суперпозиции поле внутри диэлектрика окажется векторной суммой полей, создаваемых сторонним зарядом, находящимся на обкладках конденсатора, и поверхностным связанным зарядом:

причем векторы E₀ и E‘ коллинеарны и направлены навстречу друг другу. Поэтому модуль вектора напряженности будет равен

(5.42)

Так как диэлектрик предполагается однородным и изотропным, то поляризованность диэлектрика пропорциональна напряженности поля:

Поскольку диэлектрик полностью заполняет объем, ограниченный эквипотенциальными поверхностями поля сторонних зарядов, то вектор E на границе между проводящей обкладкой конденсатора и прилегающим к ней диэлектриком перпендикулярен границе, т.е.

Тогда, с учетом того, что &#963 ‘ = P_n получается