Polarização dielétrica no SDCTIE GRACELI - SISTEMA DE DEZ DIMEN. FENOM. CATEGO. E TRANSI DE ESTADOS

AS TRANSIÇÕES DOS ESTADOS FÍSICOS, DE ENERGIA E FENOMÊNICOS DE GRACELI, COMO TAMBÉM OS ESTADOS QUÂNTICO, E ESTADOS DE GRACELI DE ESTRUTURAS ELETRÔNICAS VARIAM CONFORME O SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.

=

X

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL Do SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES ⇔ TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ estrutura eletrônica, spin, radioatividade, ABSORÇÕES E EMISSÕES INTERNA ⇔ Δ de temperatura e dinâmicas, transições de estados quântico Δ ENERGIAS, ⇔ Δ MASSA , ⇔ Δ CAMADAS ORBITAIS , ⇔ Δ FENÔMENOS , ⇔ Δ DINÂMICAS, ⇔ Δ VALÊNCIAS, ⇔ Δ BANDAS, Δ entropia e de entalpia, E OUTROS.

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

[EQUAÇÃO DE DIRAC].

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

+ FUNÇÃO TÉRMICA.

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

+ FUNÇÃO DE RADIOATIVIDADE

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

+ ENTROPIA REVERSÍVEL

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

ENERGIA DE PLANCK

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M......$

ΤDCG

X

Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
x
sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.[como, spins, posicionamento, afastamento, ESTRUTURA ELETRÔNICA, e outras já relacionadas]..
DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
x

sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia. [estados de transições de fases de estados de estruturas, quântico, fenomênico, de energias, e dimensional [sistema de estados de Graceli].

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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l

N l   El             tf l

P l   Ml           tfefel

Ta l   Rl

         Ll

D

A polarização dielétrica é o fenômeno de deslocamento reversível das nuvens eletrônicas nos átomos ou moléculas de um material isolante (seja um sólido, líquido ou gás) à exposição de um campo elétrico externo, no qual as nuvens eletrônicas (de carga negativa) são puxadas contra o campo elétrico e os núcleos (de carga positiva) são empurrados na direção deste por forças elétricas. No regime de campo elétrico externo forte, isto é, grande em comparação à energia de ligação do átomo ou molécula, é possível gerar ionização, e nesse caso a deformação passa a ser irreversível.^[1] A deformação das nuvens eletrônicas gerada pelo campo externo faz com que os átomos ou moléculas do meio dielétrico comportem-se como dipolos elétricos, cujo campo elétrico atua em oposição àquele externo.

Polarização[editar | editar código-fonte]

De um átomo[editar | editar código-fonte]

Representação esquemática da interação do campo elétrico com um átomo segundo o modelo dielétrico clássico.

Dado um átomo em um campo elétrico

{\mathbf {E} }_{\text{ext}}

, após o equilíbrio, forma-se o momento de dipolo

{\mathbf {p} }

no átomo polarizado, onde a constante de proporcionalidade

\alpha

é chamada de polarizabilidade atômica:

{\mathbf {p} }=\alpha {\mathbf {E} }_{\text{ext}}

O momento de dipolo clássico formado por duas cargas pontuais

+q

-q

(

q>0

) separadas por um vetor distância

\mathbf {d}

escreve-se como:

\mathbf {p} =q\mathbf {d}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Alguns valores para

{\frac {\alpha }{4\pi \varepsilon _{0}}}

em unidades de

10^{-30}{\text{ m}}^{3}

podem ser encontrados em.^[1] Para uma tabela detalhada de polarizabilidades, consultar a referência externa^[2]

De uma molécula[editar | editar código-fonte]

Diferentemente do que ocorre com átomos em que o campo elétrico induzido por polarização é sempre paralelo ao campo externo,

\mathbf {E} _{\text{ext}}=E_{x}{\hat {\mathbf {x} }}+E_{y}{\hat {\mathbf {y} }}+E_{z}{\hat {\mathbf {z} }}

, em materiais formados por moléculas poliatômicas, o momento de dipolo induzido,

\mathbf {p} =p_{x}{\hat {\mathbf {x} }}+p_{y}{\hat {\mathbf {y} }}+p_{z}{\hat {\mathbf {z} }}

, será dado de forma geral por uma equação tensorial

\mathbf {p} ={\boldsymbol {\alpha }}\cdot \mathbf {E}

p_{x}=\alpha _{xx}E_{x}+\alpha _{xy}E_{y}+\alpha _{xz}E_{z}

p_{y}=\alpha _{yx}E_{x}+\alpha _{yy}E_{y}+\alpha _{yz}E_{z}

p_{z}=\alpha _{zx}E_{x}+\alpha _{zy}E_{y}+\alpha _{zz}E_{z}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

onde

{\boldsymbol {\alpha }}

é o tensor de polarizabilidade.

{\boldsymbol {\alpha }}={\begin{bmatrix}\alpha _{xx}&\alpha _{xy}&\alpha _{xz}\\\alpha _{yx}&\alpha _{yy}&\alpha _{yz}\\\alpha _{zx}&\alpha _{zy}&\alpha _{zz}\end{bmatrix}}

Moléculas polares são aquelas que possuem momento de dipolo mesmo na ausência de campos elétricos externos. Tais moléculas, na presença deste um campo elétrico sofrem um torque

{\mathbf {N} }

dado por^[1]:

{\mathbf {N} }={\mathbf {p} }\times \mathbf {E}

[Expandir]Demonstração.

Cargas elétricas ligadas[editar | editar código-fonte]

Em um meio polarizado, verifica-se a formação de dipolos microscópicos que se afetam mutualmente de modo que o polo positivo de um atrai o polo negativo de outro e assim por diante. Como resultado, dizemos que se formam cargas elétricas ligadas tanto no volume do material como em sua superfície. Nessa situação, cada volume infinitesimal do material pode ser visto como um pequeno dipolo elétrico e é útil definir a chamada polarização

\mathbf {P}

como o momento de dipolo por unidade de volume. O termo ligada é utilizado para diferenciar essas cargas, presas aos seus respectivos átomos e moléculas num material isolante, das cargas ditas livres, capazes de se mover com facilidade pelo material. As densidades de carga superficial ligada

\mathbf {\sigma _{b}}

e a volumétrica ligada

\mathbf {\rho _{b}}

são dadas por^[1]:

\mathbf {\sigma _{b}} \equiv \mathbf {P} \cdot \mathbf {\hat {n}}

\mathbf {\rho _{b}} \equiv -\nabla \cdot \mathbf {P}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

onde

{\hat {\mathbf {n} }}

é a normal externa à superfície do material, isto é, um vetor unitário perpendicular à superfície do dielétrico.

[Expandir]Potencial eletrostático gerado por um meio polarizado ^[1]

Susceptibilidade elétrica[editar | editar código-fonte]

O conceito de susceptibilidade elétrica diz respeito a facilidade de polarização em um dado campo elétrico e é apresentada na seguinte relação de proporcionalidade para campos elétricos suficientemente baixos:

{\mathbf {P} }=\varepsilon _{0}\chi _{e}{\mathbf {E} }

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

onde

\varepsilon _{0}

é a permissividade elétrica no vácuo,

\chi _{e}

é susceptibilidade elétrica,

{\mathbf {E} }

é o campo elétrico total (incluindo o campo elétrico formado pelo material em resposta ao campo elétrico externo) e

{\mathbf {P} }

é o momento de dipolo por unidade de volume. Materiais que obedecem esta equação são chamados dielétricos lineares.

Sua equivalente em termos de deslocamento elétrico é dada por:

{\mathbf {D} }=\varepsilon {\mathbf {E} }

\varepsilon =\varepsilon _{0}(1+\chi _{e})

{\frac {\varepsilon }{\varepsilon _{0}}}=(1+\chi _{e})=\varepsilon _{r}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Onde

\varepsilon

é a permissividade do meio e

\varepsilon _{r}

a permissividade relativa.

Em geral, para dielétricos não lineares como cristais, é usada o tensor de susceptibilidade

{\mathbf {\chi } _{e}}

P_{x}=\varepsilon _{0}({\chi _{e}}_{xx}E_{x}+{\chi _{e}}_{xy}E_{y}+{\chi _{e}}_{xz}E_{z})

P_{y}=\varepsilon _{0}({\chi _{e}}_{yx}E_{x}+{\chi _{e}}_{yy}E_{y}+{\chi _{e}}_{yz}E_{z})

P_{z}=\varepsilon _{0}({\chi _{e}}_{zx}E_{x}+{\chi _{e}}_{zy}E_{y}+{\chi _{e}}_{zz}E_{z})

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

{\mathbf {\chi } _{e}}={\begin{bmatrix}{\chi _{e}}_{xx}&{\chi _{e}}_{xy}&{\chi _{e}}_{xz}\\{\chi _{e}}_{yx}&{\chi _{e}}_{yy}&{\chi _{e}}_{yz}\\{\chi _{e}}_{zx}&{\chi _{e}}_{zy}&{\chi _{e}}_{zz}\end{bmatrix}}

^[1]

Relação de Clausius-Mossoti[editar | editar código-fonte]

A fórmula de Clausius-Mossoti relaciona a constante dielétrica de um meio formado por átomos ou moléculas apolares com a polarizabilidade desses. A relação leva este nome em homenagem ao físico italiano Ottaviano-Fabrizio Mossotti, que escreveu em 1850 um livro ^[3] sobre a análise da relação entre as constante dielétricas de dois meios diferentes, e o físico alemão Rudolf Clausius, que obteve explicitamente a relação em 1879 ^[4] em termos dos índices de refração. A relação também pode ser escrita em termos da condutividade elétrica e é conhecida como fórmula de Maxwell e em termos da refração, conhecida como equação de Lorenz-Lorentz.

A equação de Clausius–Mossotti se aplica a dielétricos lineares e pode ser escrita na forma:^[5]

\left({\frac {\varepsilon -\varepsilon _{0}}{\varepsilon +2\varepsilon _{0}}}\right){\frac {M}{\rho }}={\frac {4\pi N_{A}\alpha }{3}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

onde

$\varepsilon$ é a constante dielétrica do meio
$\varepsilon _{0}$ é a permissividade elétrica do vácuo
$M$ é a massa molar da substância do meio
$\rho$ é sua densidade
$N_{A}$ é o Constante de Avogadro
$N$ é o número de átomos por unidade de volume
$\alpha$ é a polarizabilidade

[Expandir]Demonstração.

A grande contribuição dessa fórmula foi relacionar quantidades microscópicas a parâmetros macroscópicos, dando, na época, sustentação à hipótese atômica. Como exemplo, e relação de Clausius-Mossotti possibilitou estimar as dimensões atômicas.^[6]

Aplicação: determinação do raio molecular[editar | editar código-fonte]

Aplicando a relação de Clausius-Mossoti a moléculas neutras tomando

N

como o número de moléculas por unidade de volume e multiplicando o denominador e numerador do lado direito da equação pela massa

m

de uma molécula, temos:

{\frac {\varepsilon _{r}-1}{\varepsilon _{r}+2}}={\frac {4\pi N\alpha }{3}}={\frac {4\pi \rho }{3}}{\frac {\alpha }{m}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

onde

Nm=\rho

é a densidade do material. Além disso, para dielétricos gasosos muito diluidos podemos considerar:

\varepsilon _{r}\rightarrow 1

. Logo:

{\frac {\varepsilon _{r}-1}{\varepsilon _{r}+2}}={\frac {\varepsilon _{r}-1}{3}}

Então:

\varepsilon _{r}-1=4\pi \rho {\frac {\alpha }{m}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Tendo em vista que a polarização de uma molécula é aproximadamente proporcional a cubo do raio molecular

a^{3}

, uma relação para

{\frac {\alpha }{m}}

fornece o valor desse raio mediante a medida de massa da molécula.^[6]

Energia[editar | editar código-fonte]

Diferentemente da energia dada em uma simples configuração de cargas livres, a energia de um dielétrico envolve a interação entre as cargas opostas separadas por uma distância infinitesimal, ou seja, as cargas ligadas, de modo análogo a energia de uma mola que as mantém unidas. A energia contida em um dielétrico é dada pela integral do produto escalar do deslocamento elétrico pelo campo elétrico por todo o volume do dielétrico ^[1]:

W={\frac {1}{2}}\int \mathbf {D} \cdot \mathbf {E} d\tau

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

onde:

$W$ é a energia contida no dielétrico
$\mathbf {D}$ é o deslocamento elétrico
e $\mathbf {E}$ é o campo elétrico

Constante de permissividade do vácuo, historicamente denominada constante de permissividade do éter, é uma constante que mede a permissividade elétrica da substância que, segundo Maxwell, permeava todo o universo, chamada de éter. Segundo Maxwell, o éter era uma substância sólida elástica, na qual havia um mar de minúsculos vórtices líquidos. Na quarta de suas famosas equações aparecia a constante dielétrica, que é inversamente proporcional à permissividade, que media a elasticidade deste sólido.^[1]

A constante de permissividade do vácuo

\epsilon _{0}

pode ser representada pelas fórmulas:

\epsilon _{0}={\frac {1}{4\pi K}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Sendo

K

a constante eletrostática no vácuo:

K_{0}=8,9875\cdot 10^{9}\mathrm {Nm^{2}C^{-2}}

Utilizando a Lei de Coulomb:

\epsilon _{0}={\frac {|Q||q|}{4\pi Fd^{2}}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Sendo

Q

q

as intensidades das cargas,

F

o módulo da força de interação entre elas e

d

a distância entre as mesmas).

A constante tem como valor

\epsilon _{0}=8,854187817\cdot 10^{-12}\mathrm {C^{2}N^{-1}m^{-2}}

, conforme a recomendação do CODATA - 2006.^[2]^[3]

Essa constante também pode ser expressada da seguinte maneira :

\varepsilon _{0}={\frac {1}{\mu _{0}\cdot c^{2}}}\approx 8{,}854\,187\,82\times 10^{-12}\;{\rm {A^{2}\cdot s^{4}\cdot kg^{-1}\cdot m^{-3}}}

.
As equações de Maxwell fazem aparecer a velocidade de propagação das ondas eletromagnéticas.

c={\frac {1}{\sqrt {\varepsilon _{0}\cdot \mu _{0}}}}

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL Do SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

[EQUAÇÃO DE DIRAC].

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

+ FUNÇÃO TÉRMICA.

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

+ FUNÇÃO DE RADIOATIVIDADE

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

+ ENTROPIA REVERSÍVEL

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

ENERGIA DE PLANCK

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M......$

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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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Utilizando-se um capacitor de placas planas e paralelas pode-se obter essa constante experimentalmente através de medidas de forças de atração entre as duas placas, em função da tensão entre elas e em função da tensão aplicada nas mesmas ou através da fórmula:

\epsilon _{0}=d{\frac {C}{A}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

sendo d a distância entre as placas,

C

a capacitância e

A

a área das placas.

Pode-se obter a constante de permissividade através da Lei de Gauss. Esta lei define que o fluxo total que entra ou sai de uma região esférica do espaço mede diretamente a carga total que está dentro desta mesma região.

Sabe-se que:

\Phi =EA\cos \theta

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL Do SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

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+ FUNÇÃO TÉRMICA.

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b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

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FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

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sendo

E

o campo elétrico que passa por uma determinada área,

A

a área considerada e

\theta

o ângulo de inclinação das linhas de campo em relação a

A

E que

E={\frac {Kq}{r^{2}}}

, onde E é o campo elétrico para uma carga pontual q.

Substituindo-se temos:

\Phi ={\frac {KqA}{r^{2}}}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Considerando-se a área superficial da esfera

A = 4 \pi r^2

temos:

\Phi =4\pi Kq

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL Do SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

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N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

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T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

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FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

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Substituindo-se (1) na equação temos que:

\epsilon _{0}={\frac {q}{\Phi }}

x

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Que é o equivalente da lei de Gauss.

A constante de Permissividade Elétrica do Vácuo é uma conseqüência de

\epsilon _{0}\mu _{0}c^{2}=1

, em que c é a velocidade da luz no vácuo e μ0 é a permeabilidade magnética do vácuo cujo valor é

4\pi \cdot 10^{-7}

Essa equação se deve ao fato de a luz ser uma onda eletromagnética.

Potencial elétrico é a capacidade que um corpo energizado tem de realizar trabalho, ou seja, atrair ou repelir outras cargas elétricas. Com relação a um campo elétrico, interessa-nos a capacidade de realizar trabalho, associada ao campo em si, independentemente do valor da carga q colocada num ponto desse campo. Para medir essa capacidade, utiliza-se a grandeza potencial elétrico.

Para obter o potencial elétrico de um ponto, coloca-se nele uma carga de prova q e mede-se a energia potencial adquirida por ela. Essa energia potencial é proporcional ao valor de q. Portanto, o quociente entre a energia potencial e a carga é constante. Esse quociente chama-se potencial elétrico do ponto. Ele pode ser calculado pela expressão:

V={\frac {E_{p}}{q}}\,

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL Do SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

[EQUAÇÃO DE DIRAC].

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

+ FUNÇÃO TÉRMICA.

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

+ FUNÇÃO DE RADIOATIVIDADE

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

+ ENTROPIA REVERSÍVEL

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

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E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

ENERGIA DE PLANCK

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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l

N l   El             tf l

P l   Ml           tfefel

Ta l   Rl

         Ll

D

onde

$V\,$ é o potencial elétrico,
$E_{p}\,$ a energia potencial elétrica
$q\,$ a carga.

A unidade no SI é J/C = V (volt)

Portanto, quando se fala que o potencial elétrico de um ponto L é V_L = 10 V, entende-se que este ponto consegue dotar de 10J de energia cada unidade de carga de 1C. Se a carga elétrica for 3C por exemplo, ela será dotada de uma energia de 30J, obedecendo à proporção. Vale lembrar que é preciso adotar um referencial para tal potencial elétrico. Ele é uma região que se encontra muito distante da carga, teoricamente localizado no infinito.

quarta-feira, 23 de outubro de 2019

Polarização[editar | editar código-fonte]

De um átomo[editar | editar código-fonte]

De uma molécula[editar | editar código-fonte]

Cargas elétricas ligadas[editar | editar código-fonte]

Susceptibilidade elétrica[editar | editar código-fonte]

Relação de Clausius-Mossoti[editar | editar código-fonte]

Aplicação: determinação do raio molecular[editar | editar código-fonte]

Energia[editar | editar código-fonte]