Žinių pagrindai

Srovė nusako krūvio kiekį, pereinantį per pasirinktą paviršių per laiko vienetą.

Elektrinis laukas nusako jėgą, tenkančią vienetiniam bandomajam krūviui.

Magnetinė jėga priklauso nuo krūvio judėjimo lauko atžvilgiu.

Tiesinei srovės ir įtampos priklausomybei reikia tinkamų sąlygų.

Keturios lauko lygtys sieja elektrinį ir magnetinį laukus su krūviu ir srove.

Elementariojo krūvio skaitinė vertė SI sistemoje yra tiksli.

Skaliarinis ir vektorinis potencialai aprašo elektrinį ir magnetinį laukus.

Tiesinė dviejų laidininkų sistema kaupia atskirtą krūvį.

Kintant srovei, kinta susietasis magnetinis srautas ir indukuotoji elektrovara.

Lauko energijos kitimo sparta yra susieta balanso lygtimi su į išorę nukreiptu energijos srautu ir krūviams perduodama galia.

Sutelktųjų parametrų grandinių modeliuose taikomas mazgų srovių ir kontūrų įtampų balansas.

Paprastoje rezistoriaus ir kondensatoriaus grandinėje procesai vyksta eksponentiškai ir turi būdingą laiko skalę.

Sinusoidinį atsaką lemia aktyvioji varža ir atstojamoji reaktyvioji varža.

Vakuumo elektrostatikoje taškinis krūvis q taške r′ sukuria E(r)=q(r−r′)/(4πε₀|r−r′|³).

Elektrostatinis potencialas vakuume tenkina lygtį ∇²φ=−ρ/ε₀; srityse be krūvių jis tenkina Laplaso lygtį.

Kai krūvis q yra taške r₀ už įžemintos laidžios sferos, kurios spindulys a, o centras – koordinačių pradžioje, atvaizdo krūvis q′=−qa/|r₀| taške r′=a²r₀/|r₀|² duoda potencialą išorėje q/(4πε₀|r−r₀|)+q′/(4πε₀|r−r′|).

Lokalizuoto krūvio pasiskirstymo išorėje potencialas išskleidžiamas atvirkštinio atstumo laipsniais.

Lokalizuotas stacionarus srovės pasiskirstymas vakuume sukuria B(r)=μ₀/(4π)∫J(r′)×(r−r′)/|r−r′|³d³r′.

Makroskopinė elektrinė poliarizacija P lemia surištojo tūrinio krūvio tankį ρ_b=−∇·P ir paviršinio krūvio tankį σ_b=P·n medžiagos riboje.

Įmagnetėjimas M sukuria surištąją tūrinę srovę J_b=∇×M ir paviršinę srovę K_b=M×n.

Nejudančioje terpių sandūroje, kurios vienetinis normalės vektorius n nukreiptas iš terpės 1 į terpę 2, n·(D₂−D₁)=σ_free, n·(B₂−B₁)=0, n×(E₂−E₁)=0 ir n×(H₂−H₁)=K_free.

Vienalyčiame nemagnetiniame izotropiniame dielektrike monochromatinei plokščiajai bangai galioja k²=ε_r(ω)ω²/c² ir B₀=k×E₀/ω.

Slopinamo surištojo elektrono osciliatoriaus modelis duoda ε_r(ω)=1+Ne²/[ε₀m(ω₀²−ω²−iγω)], kai taikoma exp(−iωt) konvencija.

Statmenojo kritimo į nuostolių neturinčių nemagnetinių dielektrikų skiriamąjį paviršių atveju elektrinio lauko amplitudės atspindžio koeficientas yra r=(n₁−n₂)/(n₁+n₂).

Nereliatyvistinis su pagreičiu judantis taškinis krūvis spinduliuoja bendrąją galią P=q²a²/(6πε₀c³).

Ties nuostolių neturinčių izotropinių nemagnetinių dielektrikų sandūra normalinių energijos srautų santykiai yra R_s=[(n₁cosθ_i−n₂cosθ_t)/(n₁cosθ_i+n₂cosθ_t)]² ir R_p=[(n₂cosθ_i−n₁cosθ_t)/(n₂cosθ_i+n₁cosθ_t)]², o T_s,p=1−R_s,p.

Vakuumo laukai E=−∇φ−∂_tA ir B=∇×A nekinta atliekant transformacijas A′=A+∇χ, φ′=φ−∂_tχ.

Taikant Kulono kalibruotę ∇·A=0, skaliarinis potencialas vakuume tenkina ∇²φ=−ρ/ε₀, o vektorinis potencialas – (∇²−c⁻²∂_t²)A=−μ₀J_T, kur J_T=J−ε₀∇∂_tφ ir ∇·J_T=0.

Šaltinių sukuriami Lorenco kalibruotės potencialai vakuume yra φ(r,t)=(1/(4πε₀))∫ρ(r′,t−R/c)d³r′/R ir A(r,t)=(μ₀/(4π))∫J(r′,t−R/c)d³r′/R, kur R=|r−r′|.

Diferencijuojant priežastinius potencialus gaunama E=(1/(4πε₀))∫([ρ]n/R²+[ρ̇]n/(cR)−[J̇]/(c²R))d³r′ ir B=(μ₀/(4π))∫([J]/R²+[J̇]/(cR))×n d³r′.