hrw25

g
x+
radicalbig
x
2
+d
2
parenrightbig
bracketrightBig
L
0
=
=
τ
4D4ε
0
bracketleftBig
ln
parenleftbig
L+
radicalbig
L
2
+d
2
parenrightbig
− lnd
bracketrightBig
.
Protože platí lnA− lnB = ln(A/B),je
ϕ =
τ
4D4ε
0
ln
parenleftBigg
L+
√
L
2
+d
2
d
parenrightBigg
. (25.35)
Protože argument funkce logaritmus je větší než 1, je
logaritmus kladný, a potenciál ϕ je také kladný, jak bylo
možné očekávat.
Rovnoměrně nabitý disk
V čl. 23.7 jsme počítali velikost intenzity elektrického pole
v bodech na ose nevodivého disku o poloměru R,který
je rovnoměrně nabit nábojem s plošnou hustotou σ. Nyní
odvodíme výraz pro potenciál ϕ(z) elektrického pole v li-
bovolném bodě na ose tohoto disku.
Nejprve uvažujme plošný element tvaru nekonečně
tenkého mezikruží poloměru R
prime
a radiální šířky dR
prime
(obr. 25.14). Náboj na něm má velikost
dQ=σ(2D4R
prime
)(dR
prime
),
kde (2D4R
prime
)(dR
prime
) je obsah mezikruží. Všechny body tohoto
mezikruží jsou ve stejné vzdálenosti r od bodu P na ose
652 KAPITOLA 25 ELEKTRICKÝ POTENCIÁL
disku, a proto příspěvek náboje na tomto mezikruží k cel-
kové hodnotě elektrického potenciálu v bodě P můžeme
vyjádřit vztahem
dϕ =
1
4D4ε
0
dQ
r
=
1
4D4ε
0
σ(2D4R
prime
)(dR
prime
)
radicalbig
z
2
+R
prime
2
. (25.36)
Potenciál elektrického pole buzeného v bodě P všemi
náboji na disku vypočítáme integrací příspěvků od všech
proužků mezikruží s poloměry od R
prime
= 0doR
prime
=R:
ϕ =
integraldisplay
dϕ =
σ
2ε
0
integraldisplay
R
0
R
prime
dR
prime
radicalbig
z
2
+R
prime
2
=
=
σ
2ε
0
parenleftbig
radicalbig
z
2
+R
2
−z
parenrightbig
. (25.37)
Povšimněme si, že proměnnou ve druhém integrálu rov-
nice (25.37) je R
prime
, a nikoli vzdálenost z, která zůstává
konstantní v průběhu integrace přes plochu disku. (Pozna-
menejme, že při výpočtu integrálu jsme předpokládali, že
zgreaterdblequal 0.)
P
R
R
prime
dR
prime
r z
Obr.25.14 Nevodivý disk poloměru R je na horní ploše rovno-
měrně nabit elektrickým nábojem s plošnou hustotou náboje σ.
Hledáme potenciál ϕ elektrického pole v bodě P na ose disku.
PŘÍKLAD25.6
Potenciálve středu rovnoměrně nabitého kruhového disku
o poloměru R = 3,5cmjeϕ
0
= 550 V.
(a) Jak velký je celkový náboj Q na disku?
ŘEŠENÍ: Ve středu disku je z = 0, a proto se rov. (25.37)
redukuje na
ϕ
0
=
σR
2ε
0
,
z čehož plyne
σ =
2ε
0
ϕ
0
R
. (25.38)
Protože σ je plošná hustota náboje, je celkový náboj na
disku σD4R
2
. Použijeme-li rov. (25.38), dostaneme
Q=σD4R
2
= 2D4ε
0
Rϕ
0
=
= 2D4(8,85·10
−12
C
2
·N
−1
·m
−2
)(0,035 m)(550 V)=
= 1,1·10
−9
C = 1,1nC. (Odpovědquoteright)
Při úpravě jednotek ve výsledku jsme použili rov. (25.9), tj.
1V= 1J·C
−1
= 1N·m·C
−1
.
(b) Jaký potenciálje na ose disku ve vzdálenosti z = 5,0R
od disku?
ŘEŠENÍ: Podle rov. (25.37) je
ϕ =
σ
2ε
0
parenleftbig
radicalbig
(5,0R)
2
+R
2
− 5,0R
parenrightbig
.
Dosazením za σ z rov. (25.38) dostaneme
ϕ =
ϕ
0
R
parenleftbig
radicalbig
26R
2
− 5,0R
parenrightbig
=ϕ
0
parenleftbig√
26 − 5,0
parenrightbig
=
=(550 V)(0,099)= 54 V. (Odpovědquoteright)
25.9 VÝPOČET INTENZITY
ZE ZADANÉHO POTENCIÁLU
V čl. 25.4 jsme se seznámili s tím, jak určit elektrický po-
tenciál, jestliže známe intenzitu elektrického pole v každém
bodě trajektorie spojující tento bod s referenčním bodem.
V tomto článku budeme postupovat obráceně, tj. budeme
hledat intenzitu elektrického pole pomocí známého poten-
ciálu. Jak naznačuje obr. 25.3, grafické řešení tohoto pro-
blému je snadné: je-li znám potenciálϕ všude v okolí nábo-
jů, lze sestrojit ekvipotenciální plochy. Elektrické siločáry,
které vždy protínají ekvipotenciální plochy kolmo, pak na-
značují průběh vektoru intenzity E. Nyní najdeme k této
grafické metodě její matematický ekvivalent.
s
P
Q
0
E
θ
ds
+
dvě
ekvipotenciální
plochy
Obr.25.15 Testovací náboj Q
0
se posune o ds od jedné ekvi-
potenciální plochy ke druhé. Vektor posunutí ds svírá úhel θ se
směrem vektoru intenzity elektrického pole E.
25.9 VÝPOČET INTENZITY ZE ZADANÉHO POTENCIÁLU 653
Na obr. 25.15 je zachycen příčný řez soustavou ekvipo-
tenciálních ploch. Potenciálový rozdíl mezi každou dvojicí
sousedních ploch je dϕ. Na obr. 25.15 je znázorněno, že
vektor intenzity E v libovolném bodě P je kolmý k ekvi-
potenciální ploše, která bodem P prochází.
Předpokládejme, že kladný testovací náboj Q
0
se po-
sune o ds od jedné ekvipotenciální plochy k ploše sousední.
Podle rov. (25.7) práce vykonaná elektrickým polem při
posunutí testovacího náboje je −Q
0
dϕ. Podle rov. (25.16)
a obr. 25.15 práce vykonaná elektrickým polem může být
vyjádřena také skalárním součinem Q
0
E· ds.Proto
−dϕ = E · ds. (25.39)
Vyjádříme-li skalární součin E · ds výrazem Ecosθ ds,
dostaneme z rov. (25.39)
−dϕ =Ecosθ ds.
Protože Ecosθ je složka vektoru E ve směru posunutí ds,
lze tuto rovnici vyjádřit ve tvaru
E
s
=−
dϕ
ds
. (25.40)
Rov. (25.40), která je v podstatě obráceným vztahem
k rovnici (25.18), vyjadřuje:
Složka intenzity pole E v libovolném směru je rovna
poklesu potenciálu v tomto směru (tj. záporně vzatému
přírůstku) připadajícímu na jednotkovou vzdálenost.
Za směr s zvolíme postupně osy x, y a z. Dostaneme
tak příslušné tři složky intenzity elektrického pole:
E
x
=−
∂ϕ
∂x
,E
y
=−
∂ϕ
∂y
,E
z
=−
∂ϕ
∂z
; (25.41)
vektor E elektrické intenzity pak můžeme vyjádřit vekto-
rovým vztahem
E =E
x
i +E
y
j +E
z
k =
=−
parenleftbigg
∂ϕ
∂x
i +
∂ϕ
∂y
j +
∂ϕ
∂z
k
parenrightbigg
=−gradϕ.
Známe-li tedy funkci ϕ = ϕ(x,y,z)ve všech bodech
pole, pak lze určit složky E
x
, E
y
, E
z
(a tím také vektor
intenzity E) v libovolném bodě pomocí uvedených parciál-
ních derivací.
Máme tedy dva způsoby jak určit E pro dané rozložení
nábojů. V prvním z nich určíme přímo vektor E tak, jak
bylo ukázáno v kap. 23. Ve druhém z nich nejprve určíme
(skalární) potenciálϕ(x,y,z)a intenzitu elektrického pole
určíme z rov. (25.41). Druhý způsob bývá zpravidla snazší.
V homogenním elektrickém poli (kde E je vektor kon-
stantní co do velikosti i co do směru), můžeme použít i ko-
nečná posunutí Delta1s a rov. (25.40) má tvar:
E
s
=−
Delta1ϕ
Delta1s
.
Volíme-li Delta1s kolmo k ekvipotenciální ploše ve směru po-
klesu potenciálu ϕ,jeDelta1ϕ < 0 a dostáváme
E =−
Delta1ϕ
Delta1s
(25.42)
pro velikost vektoru E. Složka intenzity ve směru rovno-
běžném s ekvipotenciální plochou je vždy nulová.
K
ONTROLA 6: Na obrázku jsou tři dvojice rovnoběž-
ných desek stejně vzdálených. Každá deska má určitý
elektrický potenciál. Elektrické pole mezi deskami je
homogenní a vektor intenzity E je kolmý k deskám.
(a) Seřadquoterightte dvojice těchto desek sestupně podle veli-
kosti intenzity elektrického pole mezi deskami. (b) Ve
které dvojici desek směřuje vektor intenzity elektric-
kého pole vpravo? (c) Co se stane, umístíme-li elektron
doprostřed mezi třetí dvojice desek: zůstane na místě?
Bude se pohybovat konstantní rychlostí vpravo, nebo
vlevo? Bude se pohybovat zrychleně vpravo, nebo vle-
vo?
(1)
−50V +150V
(2)
−20V +200V
(3)
−200V −400V
PŘÍKLAD25.7
Elektrický potenciál v libovolném bodě na ose nabitého disku
je určen rov. (25.37)
ϕ =
σ
2ε
0
parenleftbig
radicalbig
z
2
+R
2
−z
parenrightbig
.
Vyjděte z tohoto výrazu a odvodquoterightte vztah pro intenzitu elek-
trického pole v libovolném bodě na ose disku.
ŘEŠENÍ: Vektor intenzity elektrického pole musí ležet v ose
disku, protože rozložení náboje na disku je prostorově syme-
trické. Zvolíme-li směr s tak, aby splýval s osou z, pak podle
654 KAPITOLA 25 ELEKTRICKÝ POTENCIÁL
rov. (25.40) dostaneme
E
z
=−
∂ϕ
∂z
=−
σ
2ε
0
d
dz
parenleftbig
radicalbig
z
2
+R
2
−z
parenrightbig
=
=
σ
2ε
0
parenleftbigg
1 −
z
√
z
2
+R
2
parenrightbigg
. (Odpovědquoteright)
Toto je stejný výraz jako výraz odvozený v čl. 23.7 inte-
grací s použitím Coulombova zákona.
25.10 ELEKTRICKÁ POTENCIÁLNÍ
ENERGIE SOUSTAVY
BODOVÝCH NÁBOJŮ
V čl. 25.1 jsme se zabývali potenciální energií testovacího
náboje jako funkcí jeho polohy ve vnějším elektrickém poli.
Předpokládali jsme, že náboje, které elektrické pole vyvo-
lávají, mají pevné polohy, neovlivněné přítomností testo-
vacího náboje. V tomto článku vyšetříme jinou situaci; na-
jdeme vztah pro konfigurační potenciální energii soustavy
nábojů v poli vytvořeném těmito náboji.
Uvedquoterightme jednoduchý příklad. Jestliže k sobě přiblížíme
dvě nabitá tělesa s náboji stejného znaménka, pak práce,
kterou přitom musíme vykonat (tj. vynaložit na překonání
odpudivých elektrických sil),se přemění v potenciální ener-
gii soustavy dvou nabitých těles (za předpokladu, že se
jejich kinetická energie nemění). Jestliže poté tělesa uvol-
níme, začnou se pohybovat a nahromaděnou elektrickou
potenciální energii můžeme získat zpět jako kinetickou
energii nabitých těles (vzdalujících se od sebe).
Elektrickou potenciální energii soustavy elektrických
nábojů zaujímajících určité polohy, tedy energii určité kon-
figurace nábojů, definujeme takto:
Potenciální energie soustavy nábojů je rovna práciW
ext
,
kterou musela vykonat vnější síla proti silám pole při
sestavování této konfigurace nábojů, tj. při přemístění
každého náboje „z nekonečna“ do jeho polohy v dané
konfiguraci.
Přitom předpokládáme, že náboje jsou ve výchozí
i v koncové poloze v klidu. Formulací „náboje v neko-
nečnu“ myslíme, stejně jako v čl. 25.1, náboje umístěné tak
daleko od sebe, abychom jejich vzájemné působení mohli
v dané úloze zanedbat.
Obr. 25.16 znázorňuje dva bodové náboje Q
1
a Q
2
,ve
vzdálenosti r. Představme si, že ve snaze najít elektrickou
potenciální energii tohoto systému dvou nábojů uskuteč-
níme následující proces. Předpokládejme, že oba náboje
jsou nejprve nekonečně vzdálené a v klidu. Přeneseme-li
náboj Q
1
z nekonečna do jeho koncové polohy, nekonáme
práci, protože nemusíme překonávat žádnou elektrostatic-
kou sílu. Vezmeme-li však další náboj Q
2
a přeneseme-li
ho do daného místa, práci již konáme, protože přítomnost
náboje Q
1
se projevuje elektrostatickou silou působící na
náboj Q
2
během jeho přemístquoterightování.
r
Q
1
Q
2
++
Obr.25.16 Dva náboje držené v neměnné vzdálenosti r.Jakáje
elektrická potenciální energie této konfigurace?
Práci při tomto procesu námi vykonanou (tj. vnější
silou) určíme podle rov. (25.8) a (25.12). Označíme-li pře-
nášený náboj jakoQ
2
, bude tato práce rovnaQ
2
ϕ, kdeϕ je
potenciál elektrického pole vyvolaného nábojem Q
1
v bo-
dě, do kterého bylnáboj Q
2
přemístěn. Podle rov. (25.26)
má tento potenciálhodnotu
ϕ =
1
4D4ε
0
Q
1
r
.
Dvojice bodových elektrických nábojů má tedy elektrickou
potenciální energii
E
p
=
1
4D4ε
0
Q
1
Q
2
r
. (25.43)
Mají-li oba náboje stejná znaménka, pak při jejich vzájem-
ném přibližování se překonává odpudivá síla mezi nimi pů-
sobící a práce námi vykonaná je kladná. Potenciální energie
systému je pak kladná, což je zřejmé i z rov. (25.43), a vzá-
jemným přibližováním obou nábojů se zvyšuje. Mají-li ná-
boje opačná znaménka, musíme vykonat stejně velkou, ale
zápornou práci proti vzájemné přitažlivé síle působící mezi
náboji. Potenciální energie takového systému dvou nábojů
se jejich vzájemným přibližováním snižuje. V př. 25.8 je
naznačeno, jak tento postup výpočtu rozšířit na soustavu
libovolného počtu nábojů.
PŘÍKLAD25.8
Obr. 25.17 ukazuje tři náboje držené v pevných polohách
silami, které na obrázku nejsou znázorněné. Jaká je elektrická
potenciální energie této soustavy nábojů? Je dána vzdálenost
d = 12 cm a náboje Q
1
=+Q, Q
2
=−4Q, Q
3
=+2Q,
kde Q= 150 nC.
ŘEŠENÍ: Představme si,že soustavu tří nábojů na obr. 25.17
teprve sestavujeme. Dejme tomu, že na začátku je již na svém
místě jeden z nábojů, řekněme Q
1
, a ostatní dva jsou ještě
v nekonečnu. Nyní přeneseme další náboj, třeba Q
2
,zne-
konečna na jeho místo v soustavě. Dosadíme-li d místo r
25.10 ELEKTRICKÁ POTENCIÁLNÍ ENERGIE SOUSTAVY BODOVÝCH NÁBOJŮ 655
do rov. (25.43), dostaneme potenciální energii E
p,12
dvojice
nábojů Q
1
a Q
2
E
p,12
=
1
4D4ε
0
Q
1
Q
2
d
.
Nakonec přemístíme třetí (poslední) náboj Q
3
z neko-
nečna na jeho místo v soustavě.Práce,kterou musíme vykonat
v tomto posledním kroku, je rovna součtu dvou prací: práce
W
ext,13
, kterou musíme vykonat, abychom náboj Q
3
přiblí-
žili z nekonečna k náboji Q
1
, a práceW
ext,23
, kterou musíme
vykonat, abychom náboj Q
3
současně přiblížili k náboji Q
2
.
Práce, kterou vykonáme při přemístění náboje Q
3
,jetedy
W
ext,13
+W
ext,23
=E
p,13
+E
p,23
=
=
1
4D4ε
0
Q
1
Q
3
d
+
1
4D4ε
0
Q
2
Q
3
d
.
Celková elektrická potenciální energie soustavy tří nábojů
je rovna součtu potenciálních energií tří dvojic nábojů, které
lze z nábojů vytvořit. Tento součet (který je nezávislý na
pořadí nábojů ve dvojicích) je roven
E
p
=E
p,12
+E
p,13
+E
p,23
=
=
1
4D4ε
0
parenleftbigg
Q(−4Q)
d
+
Q(2Q)
d
+
(−4Q)(2Q)
d
parenrightbigg
=
=−
1
4D4ε
0
10Q
2
d
=
=−
(8,99·10
9
·N·m
2
·C
−2
)·10·(150·10
−9
·C)
2
(0,12 m)
=
=−1,7·10
−2
J. (Odpovědquoteright)
Energie je záporná, tzn., že je záporná i celková práce vyna-
ložená na přemístění těchto tří nábojů z nekonečna do poloh
podle obr. 25.17. A obráceně, abychom úplně rozrušili tuto
strukturu a vzdálili náboje od sebe do nekonečna, musíme
vykonat práci 17 mJ, ta je rovna vazební energii soustavy.
d
dd
Q
1
Q
2
Q
3
++
Obr.25.17 Příklad 25.8. Tři náboje jsou umístěny ve vrcholech
rovnostranného trojúhelníka. Jaká je jejich potenciální energie?
PŘÍKLAD25.9
Částice α (která se skládá ze dvou protonů a dvou neutronů)
letí z velké dálky k atomu zlata, prolétá jeho elektronovým
obalem a míří přímo na jeho jádro,které je tvořeno 79 protony
a 118 neutrony. Zpomaluje se, až se zastaví ve vzdálenosti
r = 9,23 fm od středu atomového jádra* a pak se vrací
zpět po původní dráze (obr. 25.18). Jaká byla její počáteční
kinetická energie E
k
? (Protože jádro atomu zlata je mnohem
hmotnější než α-částice, můžeme předpokládat, že poloha
jádra se při této interakci prakticky nezmění.) Uvažujte pouze
elektrickou interakci, vliv silné jaderné interakce vzhledem
k uvedené vzdálenosti zanedbejte.
r
α-částice
jádro
atomu zlata
Obr.25.18 Příklad 25.9. Částice α, pohybující se přímo na střed
jádra atomu zlata, se zastavila v okamžiku, kdy se její kinetická
energie celá přeměnila v elektrickou potenciální energii.
ŘEŠENÍ: Během celého procesu se zachovává mechanická
energie systému α-částice + atom zlata. Pokud je α-částice
vně atomu, je elektrická potenciální energie systému nulová,
protože atom má stejný počet elektronů jako protonů, a je
tedy navenek elektricky neutrální, nevytváří vnější elektrické
pole. Jakmile však α-částice pronikne elektronovým obalem
atomu, působí již jen odpudivá elektrostatická síla, zpočátku
slabá, ale rychle se zesilující se zmenšující se vzdáleností
středů částice a jádra atomu. Je vyvolána odpuzováním pro-
tonů α-částice protony atomového jádra. (Neutrony, které
jsou elektricky neutrální, k této odpudivé síle nepřispívají
a jejich silnou interakci lze vzhledem k uvedené vzdálenosti
zanedbat. Elektrony, nyní vně oblasti výskytu α-částice, pů-
sobí jako homogenně nabitá kulová vrstva, jejíž pole uvnitř
je nulové.)
Vlivem odpudivé síly se α-částice zpomaluje a její kine-
tická energie se přeměňuje v elektrickou potenciální energii
celého systému. Tato přeměna je ukončena v okamžiku, kdy
rychlost α-částice klesne na nulu. Ze zákona zachování me-
chanické energie plyne, že počáteční kinetická energie E
k
částice α se musí rovnat elektrické potenciální energii E
p
systému v okamžiku, kdy se α-částice zastaví:
E
k
=E
p
, (25.44)
kde E
p
je dáno rov. (25.43). Dosazením Q
1
= 2e, Q
2
= 79e
(kde e je elementární náboj, jehož velikost je 1,60·10
−19
C)
* Můžeme také říci, že se v této vzdálenosti částice odrazila od jádra.
656 KAPITOLA 25 ELEKTRICKÝ POTENCIÁL
a r = 9,23 fm dostaneme
E
k
=
1
4D4ε
0
(2e)(79e)
(9,23 fm)
=
=
(8,99·10
9
N·m
2
·C
−2
)(158)(1,60·10
−19
C)
2
(9,23·10
−15
m)
=
= 3,94·10
−12
J = 24,6MeV. (Odpovědquoteright)
K
ONTROLA 7: Zaměňme v př. 25.9 částici α jedním
protonem se stejnou kinetickou energií. Odrazí se tento
proton od jádra ve stejné vzdálenosti jako α-částice
(tj. 9,23 fm od jádra atomu zlata), dále od něho, nebo
blíž k němu?
25.11 POTENCIÁL NABITÉHO VODIČE
V čl. 24.6 jsme došli k závěru, že ve všech vnitřních bodech
izolovaného vodiče je E = 0. Pomocí Gaussova zákona
elektrostatiky jsme dokázali, že volný náboj je rozložen
na jeho vnějším povrchu. (To platí i v případě, že vodič
má uvnitř prázdnou dutinu.) Z toho, že E = 0 ve všech
vnitřních bodech vodiče, odvodíme další poznatek:
Volný náboj na izolovaném vodiči se samovolně rozpro-
stře po vnějším povrchu vodiče tak, že všechny body
vodiče — a je jedno zda na povrchu nebo uvnitř — mají
stejný potenciál. To platí bez ohledu na to, zda vodič má
či nemá dutinu.
Důkaz vyplývá přímo z rov. (25.18), tj. ze vztahu
ϕ
f
−ϕ
i
=−
integraldisplay
f
i
E · ds.
Jelikož E = 0 ve všech bodech ve vodiči, vyplývá odtud, že
ϕ
f
=ϕ
i
pro všechny možné dvojice bodů (i) a (f) vodiče.
Obr. 25.19a ukazuje závislost potenciálu na vzdále-
nosti r od středu izolované kulové vodivé plochy o po-
loměru 1,0 m mající náboj 1,0D1C. V bodech vně koule
můžeme potenciál ϕ(r) vypočítat z rov. (25.26), protože
vzhledem k nim se celkový náboj projevuje jako bodový,
umístěný ve středu koule. Tato rovnice platí i pro body na
povrchu koule. Nyní vsuňme malý testovací náboj malým
otvorem dovnitř koule. Přitom nekonáme práci, protože na
testovací náboj uvnitř vodivé koule elektrická síla nepůso-
bí. Potenciálve všech bodech uvnitř koule má tedy stejnou
hodnotu jako v bodech na povrchu, jak ukazuje obr. 25.19a.
Obr. 25.19b ukazuje průběh závislosti velikosti elek-
trické intenzity E téže nabité koule na vzdálenosti r od
(a)(b)
r (m)
ϕ
(kV)
01234
0
4
8
12
r (m)
E
(kV
/
m)
01234
0
4
8
12
Obr.25.19 (a) Průběh potenciálu ϕ(r) nabité kulové plochy.
(b) Průběh velikosti intenzity elektrického pole E(r)stejné ku-
lové plochy. Na povrchu koule je intenzita nespojitá.
jejího středu. Všimněme si, že uvnitř koule platí E = 0.
Křivku na obr. 25.19b lze odvodit derivováním funkce
z obr. 25.19a podle r, viz rov. (25.40). Naopak křivka
na obr. 25.19a může být odvozena integrováním funkce
z obr. 25.19b přes proměnnou r podle rov. (25.19).
Na povrchu vodičů, které nejsou kulově symetrické,
se náboj nerozdělí rovnoměrně. Hustota náboje roste se
zakřivením, takže na hrotech a hranách může hustota ná-
boje — a tím i intenzita vnějšího elektrického pole, která je
jí úměrná — dosahovat velmi vysokých hodnot. Vzduch se
může kolem takových hrotů ionizovat a vytvořit koronový
výboj; ten mohou vidět při blížících se letních bouřkách
např. hráči golfu na koncích golfových holí, horolezci na
koncích svých cepínů a na skalních útesech, turisté např.
na koncích větví keřů. Takové koronové výboje, vypadající
jako zježené vlasy, jsou často předzvěstí úderu blesku. Za
takových okolností je rozumné schovat se v dutině nějakého
vodivého předmětu, kde je intenzita elektrického pole za-
ručeně nulová. Auto se svou kovovou karoserií (obr. 25.20)
je k tomu téměř ideální (pokud nejde o auto se skládací
střechou).
Je-li izolovaný vodič vložen do vnějšího elektrického
pole (obr. 25.21), pak bude ve všech jeho bodech stejný
potenciál bez ohledu na to, zda vodič je či není nabit. Volné
vodivostní elektrony se totiž rozdělí po povrchu vodiče ta-