大學物理靜電場總結范文

大學物理靜電場總結范文第1篇

帶電粒子 (質量為m、電量為q) 以速度v0垂直于場強方向飛入勻強電場 (兩極板電壓為U偏、兩極板距離為d2、兩極板長度為l) 時, 受到恒定的與初速度方向成90°角的電場力作用而做類平拋運動, 應用運動的合成與分解知識可求得兩個核心物理量:

離開電場時的偏移量:

$y=\frac{1}{2}at{}^2=\frac{1}{2}\cdot \frac{qU{}_{\text{偏}}}{md{}_2}\cdot (\frac{l}{v{}_0}){}^2=\frac{qU{}_{\text{偏}}l{}^2}{2d{}_{2}mv{}_0^2}①$

離開電場時的偏轉角:

$\tan \theta =\frac{v{}_{\perp }}{v{}_0}=\frac{at}{v{}_0}=\frac{\frac{qU{}_{\text{偏}}}{md{}_2}\cdot \frac{l}{v{}_0}}{v{}_0}=\frac{qU{}_{\text{偏}}l}{d{}_{2}mv{}_0^2}②$

由①②兩式可得:$\tan \theta =\frac{y}{l/2}$

結論1:粒子從偏轉電場中射出時, 就好像是從極板間的l/2處沿直線射出似的.

二、帶電粒子在勻強電場中先加速后偏轉

帶電粒子從靜止開始先經過加速電場 (兩極板電壓為U加、兩極板距離為d1) 加速, 又進入偏轉電場射出.設進入偏轉電場的初速度為v0, 則

qU加$=\frac{1}{2}mv{}_0^2③$

由①③可得:$y=\frac{U{}_{\text{偏}}l{}^2}{4d{}_{2}U{}_{\text{加}}}④$

由②③可得:$\tan \theta =\frac{U{}_{\text{偏}}l}{2d{}_{2}U{}_{\text{加}}}⑤$

由④⑤可知:y、θ與粒子的電量和質量無關.

結論2:不同電量的同性帶電粒子, 若經同一電場加速后, 又進入同一偏轉電場, 則它們的運動軌跡必重合.

帶電粒子在加速電場中運動時間

$t{}_1=\frac{d{}_1}{v{}_0/2}⑥$

聯立③⑥兩式解得:$t{}_1=d{}_1\sqrt{\frac{2m}{qU{}_{\text{加}}}}$

帶電粒子在偏轉電場中運動時間

$t{}_2=\sqrt{\frac{2y}{a{}_2}}⑦$

其中$a{}_2=\frac{qU{}_{\text{偏}}}{md{}_2}⑧$

聯立④⑦⑧解得:$t{}_2=l\sqrt{\frac{m}{2qU{}_{\text{加}}}}$

帶電粒子穿越兩電場總時間$t=t{}_1+t{}_2=(2d+l)\sqrt{\frac{m}{2qU{}_{\text{加}}}}\propto \sqrt{\frac{m}{q}}$

結論3:不同電量的同性帶電粒子, 若經同一電場加速后, 又進入同一偏轉電場, 則它們穿越兩電場總時間與偏轉電場無關, 與粒子的比荷有關.

設帶電粒子穿越兩電場后速度大小為vt, 由動能定理可得:

qU加$+qE{}_{2}y=\frac{1}{2}mv{}_t^2$

解得:$v{}_t=\sqrt{\frac{2q(U{}_{\text{加}}+E{}_{2}y)}{m}}\propto \sqrt{\frac{q}{m}}$ (不同粒子偏移量y相同)

結論4:不同電量的同性帶電粒子, 若經同一電場加速后, 又進入同一偏轉電場, 則它們穿越兩電場后速度與粒子的比荷有關.

在解題中若能熟練掌握并靈活利用這些結論, 常常會收到意想不到的效果.

三、結論的應用

例1 靜止的一價、二價銅離子經同一電場加速, 再進入同一偏轉電場后打在熒光屏上.不計離子重力, 以下說法中正確的是 ( )

(A) 一價離子到達屏上的速度比二價離子大

(B) 從進入加速電場開始計時, 二價離子到達屏上所用的時間較長

(C) 在經過加速電場時, 一價離子所受的電場力沖量小

(D) 兩種離子打到屏上的位置相同

解析:由結論4可知, 選項 (A) 錯;

由結論3可知, 選項 (B) 錯;

由結論2可知, 選項 (D) 正確;

對于選項 (C) , 由動量定理可得:電場力沖量${\rm I}=mv=\sqrt{2mE{}_k}$, 而Ek=qU加, 則${\rm I}=\sqrt{2mqU{}_{\text{加}}}$, 由此可見, 一價離子所受的電場力沖量小.選項 (C) 正確.

答案: (C) 、 (D) .

例2 有一種電子儀器叫示波器, 可以用來觀察電信號隨時間變化的情況.示波器的核心部件是示波管, 它由電子槍、偏轉極板和熒光屏組成, 管內抽成真空, 如圖1所示是示波管的工作原理圖.

(1) 設燈絲產生的熱電子由陰極飛出時的初速度忽略不計, 電子槍間的加速電壓為U0.豎直偏轉電極板YY′和水平偏轉極板XX′長都為l, YY′和XX′兩極板間的距離均為d. YY′和XX′緊密相連, 不計它們間的間隙.水平偏轉極板XX′右端到熒光屏的距離為D.如果在偏轉極板XX′不加上電壓, 偏轉極板YY′上也不加電壓, 電子將打到熒光屏上中點O (即坐標軸的坐標原點) .如果在偏轉極板XX′上不加電壓, 只在偏轉極板YY′上加一電壓Uy (正值) , 電子將打到熒光屏上y軸上正方向某一點, 求光點的y坐標值.

(2) 如果在偏轉極板YY′上不加電壓, 只在偏轉極板XX′上加一電壓Ux (正值) , 電子將打到熒光屏上x軸上正方向某一點, 求光點的x坐標值.

解析: (1) 設電子從電子槍打出時的速度為v0, 根據動能定理得:

$eU{}_0=\frac{1}{2}mv{}_0^2$

電子進入偏轉電場后做類平拋運動, 離開偏轉電場時的速度方向:

$\begin{array}{l}\tan \theta =\frac{v{}_{\perp }}{v{}_0}=\frac{at}{v{}_0}=\frac{\frac{eU{}_y}{md}\cdot \frac{l}{v{}_0}}{v{}_0}\\ =\frac{eU{}_{y}l}{dmv{}_0^2}=\frac{U{}_{y}l}{2dU{}_0}\end{array}$

離開電場時好像從極板中點沿末速度方向射出一樣, 所以

$y=(D+l+\frac{l}{2})\cdot \tan \theta =(D+\frac{3l}{2})\frac{U{}_{y}l}{2dU{}_0}$

(2) 同理可得:

$x=(D+\frac{l}{2})\cdot \tan \theta =(D+\frac{l}{2})\frac{U{}_{x}l}{2dU{}_0}$

大學物理靜電場總結范文第2篇

1 用電場強度的疊加原理解帶電體的電場

均勻帶電細導線，其形狀是典型函數曲線或者是簡單曲線的組合體，使用電場強度的疊加原理解其電場是簡單可行的。而不規則的帶電曲線，尤其是不能分解為多個簡單曲線的組合體，這樣的帶電導線的電場用此法就不可行。

下面用實例加以說明：

1.1 均勻帶電圓環，中軸線上一點的電場強度帶電量是Q庫侖，半徑是R，場點P到圓心O的間距是a。

用庫侖定律的微分形式，將帶電環分割為無限多份，進行積分，可得帶電圓環中軸線上任一點的電場強度，與電量成正比，與距離與正比，與半徑、距離平方和的二分之三次方成反比。

解：將圓環分割成無限多份，每一份的帶電量為dq，圓周長l=2πR，單位長度的電量λ=Q/l, dq=λdl，該點電荷到P點的距離是 (R2+a2) 1/2，在P點產生的電場強度為，由于電荷分布的對稱性，除了沿軸線方向的電場強度分量外，其它方向的分量均相互抵消;在軸線方向的分量是。

則圓環在P點產生的合電場強度為

1.2 均勻帶電球殼的電場分布

將球殼分解為無限多個圓環，每個圓環在中軸線上產生電場強度可用上例的結論，球殼產生的電場求法是：用庫侖定律的微分形式，將帶電球殼分割為無限多份，利用帶電圓環的中軸線上一點的電場強度表達式進行積分，可得帶電球殼中軸線上任一點的電場強度，與電量成正比，與距離平方反比;球殼內的電場強度為零。

解：

上式是球殼外面的情況，即x≥R

如果在球殼的內部，即x

2 用電場強度的疊加原理解帶電體電場的局限性

2.1 不能用初等函數表示的曲線形狀帶電導線

如果帶電導線的形狀是不能用初等函數表示，則將導線分割成無限多段后，每一小段電荷元不能用同一函數式表示，用積分式求解合電場就不能實現。

2.2 形狀不能用幾個規則形狀組合的導體

如果帶電導體的形狀是一個不規則的形體，也不能分割成幾個規則形體的組合體，則就不能用幾個規則帶電體的電場進行求合電場。

這類問題雖然不能用為為庫侖定律、電場強度的疊加原理求出電場強度的準確分布，但是用理論計算的方法求解還是有辦法的。辦法是：近似計算的方法。根據帶電體的形狀，可以分解為幾段，把每一段看成一個點，應用庫侖定律分別求解每一段產生的電場強度，再進行求所有點的矢量和。為了逼近準確值，可以進一步將分解的段數增加，進一步計算，再次求所有點的矢量和。依次進行下去，分得份數越多，求出的結果與真實值越接近，直到滿足生產要求為止。

這種方法的運算量可想而知，應該是十分巨大的。降低工作量的方法是運用運算速度最快的計算機，方法是：將帶電體的形狀用繪圖設備，制作成按一定比例大小的圖形，輸入到計算機中。用屏幕定位工具，將圖形分解成多段，并將每段的位置轉換成坐標值，作為己知數據。再用可用于計算的編程軟件編制計算公式，并將結果分解成分量式，用循環函數命令將多段數據分別代入到公式中運算，再分別求分量和，最后求總和。只要在將圖形分解時，份數越多，計算結果越逼近真實值，運算量越大。但是，對于計算機而言，這不是一個問題，因為計算機的優勢就是具有高速的計算能力。所以，如果想得到符合工作要求的結果，利用計算機幫助求解，將是十分容易實現的事情。這種方法的難點是必須會用以上有關應用軟件，用好軟件就象用好計算器一樣，使工作變得更加輕松。

3 用高斯定理解帶電體的電場

3.1 無限長均勻帶電導線產生的電場

由于無限長均勻帶電導線的電荷是軸對稱分布，因此電場的分布也是軸對稱分布的，選擇一個軸線與導線重合的圓筒閉合面，將導線包圍起來，則圓筒側面上各點的電場強度是相等的，而且方向號圓筒面處處垂直;圓筒底面上各點的電場強度的方向處處與底面垂直。用高斯定理求解導線周圍任一點的電場強度的積分容易實現，從而電場強度可求。

3.2 無限長均勻帶電圓柱筒

由于無限長均勻帶電圓柱筒的電荷是軸對稱分布，因此電場的分布也是軸對稱分布的，選擇一個軸線與圓柱筒軸線重合的圓筒閉合面，將導線包圍起來，則圓筒側面上各點的電場強度是相等的，而且方向號圓筒面處處垂直;圓筒底面上各點的電場強度的方向處處與底面垂直。用高斯定理求解圓柱筒內外任一點的電場強度的積分容易實現，從而電場強度可求。

3.3 均勻帶電介質球體

均勻帶電介質球體的電荷是球對稱分布，因此電場的分布也是球對稱分布的，選擇一個與介質球同心的球面，則球面上各點的電場強度大小相等，電場強度的方向處處與球面垂直。因為從距球心相同距離上的各點上看，周圍電荷是完全相同的，所以電場強度的大小是相等的，而方向是以球心為起點的射線，選高斯面為球殼，球心為該面的中心，應用高斯定理的積分，可變為非積分形式，可求得：此時電場分布與電荷集中在球心里一樣的。

解：用求解的具體步驟如下：

因為從距球心為γ的各點上看，周圍電荷是完全相同的，所以電場強度的大小是相等的，而方向是以球心為起點的射線，選高斯面s=4πr2，球心為該面的中心，當γ>R, R為球的半徑，則S包圍的電荷為Q球面上總電量。

由于，與同向，設Q>0，則:

又在s=4πr2上各點的E相同。上式

此時電場分布與電荷集中在球心里一樣的。

3.4 無限大平面導體

無限大均勻帶電平面導體，電荷是面對稱分布的，因此電場的分布也是面對稱分布的，選擇一個與平面垂直的圓柱體，圓柱體的上下底面與平面平行;兩底面上各點的電場強度大小相等，方向與底面垂直，側面各點的電場強度方向處處與側面垂直。用高斯定理求解平面附近任一點的電場強度的積分容易實現，從而電場強度可求。

3.5 無限大帶等量異種電荷的平行導體板

這種帶電體產生的電場是勻強電場，所以用高斯定理求解電場強度更容易實現，方法與無限大平面的電場方法相同。

4 高斯定理的局限性

4.1 一段帶電導線

由于帶電導線是一段，電荷分布不具有對稱性，自然電場強度的分布也不具有空間對稱性，因此電場強度的面積分就比較困難，由高斯定理求解電場強度就不能實現。

4.2 半圓環帶電導體

帶電半圓環導線上電荷分布不具有對稱性，電場強度的分布也不具有對稱性，電場強度的面積分就比較難求，由高斯定理求解電場強度就不能實現。

4.3 半球形帶電導體

帶電半球形導體上電荷分布不具有對稱性，電場強度的分布也不具有對稱性，電場強度的面積分就比較困難，由高斯定理求解電場強度就不能實現。

5 用電勢的梯度解帶電體的電場

5.1 一段帶電導線

由于帶電導線的電勢是電荷空間分布的線積分，較容易求解，所以再求電場強度時，用電勢梯度的負值也就是求電勢函數的導數就能夠求解。

5.2 均勻帶電圓盤

由于帶電圓盤的電勢是電荷空間分布的線積分，較容易求解，所以再求電場強度時，用電勢梯度的負值也就是求電勢函數的導數就能夠求解。

5.3 均勻帶電半球體

由于帶電半球體的電勢是電荷空間分布的線積分，較容易求解，所以再求電場強度時，用電勢梯度的負值也就是求電勢函數的導數就能夠求解。

6 電勢梯度的局限性

6.1 非初等函數形狀的帶電導線

如果帶電導體的電勢分布不能用初等函數表示出來，那自然也無法用電勢梯度的負值來求解電場強度。

6.2 不能用多個規則形狀組合為一體的帶電導體

如果帶電導體的形狀不能用幾個規則體組合而成，那么導體的外形就不能用初等函數表示，因此求解導體的電勢分布自然就難以作到，求解電場強度也就不能實現了。

7 用場強儀測量帶電體的電場

不論是什么形狀的帶電導體，也不論其形狀的大小，用靜電測試儀均可以測量。

目前業界主要在使用的是靜電電場計，DC-feedback靜電電壓表、AC-feedback靜電電壓表這三種。

為了方便理解測量儀器的工作原理和性能，我們先從取樣原理(即對被測物表面靜電壓的感應原理)來分析，取樣原理是應用了Ke lvin振動電容感應探頭。假設探頭與被測表面如同一平板電容，在這種結構中由于探頭的正弦振動就感應產生一個電子流I，這種電流會與被測表面的電壓值成一定比例，這個電流I會通過相位感應解調電路被放大和解調而處理成為一個電壓信號Vp，這個電壓信號直接與電流I的值成一定比例。靜電電壓表與靜電電場計就是利用這種方式來取樣到被測表面的靜電壓信號，但它們區別就在于如何去處理那個Vp信號。用這個VP信號在電壓表中反映出來，就是物體表面附近的電場強度值。

如果物體表面的電荷量隨時間變化迅速，那就需要測量瞬間電場的儀器，并且能記錄瞬間值，并進行存儲.因此測量頻率或響應速率問題也是十分重要的。因為物體表面帶的靜電是隨時間變化而變化的。若儀器本身的測量頻率不夠，就不能實時或正確反映物體表面帶靜電量。特別是像分離式產生靜電，這種靜電產生和變化的速度是很快的，若沒有高頻的靜電電壓表是無法抓取到分離時的尖峰帶電量的。

8 場強儀的使用范圍

如果某一空間的電場是變化的，并非是帶電體附近的電場，那么使用靜電場測量儀就不能測量出來。

在電平表的輸入端，連接一個天線，用來接收空間的變化電場，在天線上感應出電壓，就可以測量變化的電場了.這就是變化電場的測量儀器 (場強儀和頻譜儀) 的工作原理。

電平表(或電壓表)它量度的電壓值是在儀表的輸入端口，而場強儀所量度的電壓(或叫電勢)是天線在空中某一點感應的電壓。嚴格來說，場強儀是由電平表和天線組成。

從原理上來說頻譜儀、電平表、場強儀(主機)基本原理方框是一樣的。頻譜儀本身就是測量頻譜范圍內的信號電平，如果用“零跨導”則就是一個選頻電平表。如果加上標準測試天線在頻譜儀上不就是可測量場強了嗎!比較好的頻譜儀，它可以將天線系數存在機內，使用時直接顯示場強數值μV/m。

用頻譜儀加上測試天線可以測量場強，當頻譜儀可以存天線系數的，那么可以直接顯示μV/m單位場強。如果不可存天線系數頻譜儀，則需要用理論公式，代入天線系數進行計算。如果用沒有天線系數的一般接收信號用的天線，那么只能在空間測量場強的強弱，而不能得出場強μV/m量值，即只能作定性測試分析，不可作定量測試分析。

大學物理靜電場總結范文第3篇

格林函數法:

引入格林函數G (r, r0) , 表示位于r0點的單位強度的正點源在r點產生的場, 即G (r, r0) 應滿足方程:

現在我們利用格林公式導出泊松方程的積分表達式。以G (r, r0) 乘 (1) , u (r) 乘 (2) , 相減, 然后在區域T中求積分, 得

應用格林公式將上式左邊的體積分化為面積分。但是, 注意到在r=r0點, ?G具有函數的奇異性, 格林公式不適用。解決的辦法是先從區域T中挖去包含r0, 半徑為ε的小球Kε, 對剩下的體積, 格林公式成立,

將 (4) 代入挖去Kε的 (3) , 并注意r≠r0, 故δ (r-r0) =0, 于是

即得泊松方程的基本積分公式:

1) 對于第一邊值問題, u在邊界∑上的值為已知的函數φ (M) , 令G滿足齊次的第一類邊值條件G|∑=0, 得

2) 對于第二邊值問題, 不符合現實物理意義, 需要使用推廣格林函數, 這里暫不介紹了。

3) 對于第三邊值問題。令v滿足齊次的第三邊值條件

最后利用格林函數具有對稱性G (r, r0) =G (r0, r) 得:第一邊值問題解的積分表達式:

第三邊值問題解的積分表達式:

2 格林函數法求解靜電場實際應用

首先對使用格林函數法解決靜電場問題進行一個總結

由題設邊界條件判斷是哪一類邊值問題, 然后根據邊界面的形狀決定取哪—個格林函數。選定格林函數后, 求出它的具體函數形式以及它在邊界面上的函數值或法向微商代入積分計算。格林函數的選法有時不止一種, 但關鍵是要把格林公式中含有未知量部分的積分變為零。

有了以上理論基礎, 我們來嘗試解決幾個實際問題。

2.1 常見區域的格林函數

1) 無界空間的格林函數

在r 0點上一個單位點電荷在無界空間激發的電勢為

因此, 無界空間的格林函數為

2) 上半空間的格林函數

由鏡像法已知上半空間格林函數為

3) 球外空間的格林函數

以球心O為坐標原點, 球空間的半徑為R0設電荷所在點P’的直角坐標為 (x’, y’, z’) , 球坐標為 (R’, θ’, Φ’) , 場點P的直角坐標為 (x, y, z) , 球坐標為 (R, θ, Φ) . (為避免混淆, 這里符號與上文有少許不一致) 。同樣有鏡像法得:

其中:α為R與R’的夾角cosα=cosθcosθ'+sinθsinθ'cos (φ-φ')

2.2 無窮大導體板上有一半球形凸起 (半徑為R0) , Z軸過球心并與板面垂直, Z軸上z=2R0處有點電荷q

解: (1) 采用球坐標 (r, θ, Φ) , 見圖5。X處q1=1的點電荷和像電荷2, 3, 4共同產生。像電荷q2=-R0/R, b2=R02/R;像電荷q3=-q1=-1, b3=R;像電荷q4=R0/R, b0=R02/R;

其中α是矢徑x與x’的夾角, α’是矢徑x0與x’的夾角, 所以本題的格林函數為

由于r1和r3, r2和r4滿足對稱性, 所以G也滿足x, x’的對稱性。

(2) 由于區域內只有一個點電荷, 本題是泊松方程第一邊值問題, 且Φ|S=0

所以:

摘要：格林函數又稱點源影響函數, 是數學物理中的一個重要的概念。格林函數代表一個點源在一定的邊界條件和初始條件下產生的場。知道了點源的場, 就可以用疊加的方法計算出任意源所產生的場。由于積分與坐標系無關, 人們可以采用不同坐標系, 應用多種數理方法建立格林函數, 因而使格林函數的計算獲得了廣泛的應用。應用格林函數處理電磁場工程問題, 在某些場合可以使解的表達式更加簡潔, 處理方法更加巧妙。

關鍵詞：格林函數,靜電場,問題探討

參考文獻

[1]J.D.Jackson.Classical Electrodynamics[M].高等教育出版社, 2004, 4.

[2]郭碩鴻.電動力學.3版[M].高等教育出版社, 2008, 6.

[3]符果行.電磁場中的格林函數法[M].高等教育出版社, 1993, 7.

大學物理靜電場總結范文第4篇

關鍵詞：綠豆芽,高壓靜電場,酸處理,感官品質,大腸菌群,細菌總數

鮮切菜(fresh cut vegetables)又稱最小加工蔬菜,是指新鮮蔬菜原料經挑選整理、浸泡清洗、去皮切分、保鮮殺菌以及包裝貯藏等處理而制成可直接烹調或食用的新型蔬菜制品。目前在廣州、深圳、上海等城市的一些超級市場已有上市,深受消費者歡迎[1,2,3,4]。

鮮切菜在保鮮過程中容易受褐變、溫度、微生物的影響,其中,最易發生且最常見的生理生化反應是褐變。它主要是由于切割果蔬破壞了蔬菜細胞膜的結構,影響膜透性,導致隔離的化合物(主要是酚類物質)流出,與空氣中的氧氣接觸,在多酚氧化酶的作用下氧化所致[5],或在脂肪氧化酶的催化氧化下,導致大量具有難聞氣味的醛和酮類物質產生[6]。在高溫、高濕、低氧、低鹽、高p H值等條件下,一些致病菌包括沙門氏菌等極可能生長并產生毒素[7]。筆者在研究高壓靜電場處理對鮮切豆芽品質的影響,同時檢測高壓靜電場處理相對于酸處理對豆芽品質的影響程度,為高壓靜電場處理鮮切豆芽的品質評價提供依據。

1 材料與方法

1.1 供試材料

原料:新鮮綠豆芽(早市提供);藥品:抗壞血酸,檸檬酸,氯化鈣;包裝材料:普通市售包裝袋;衛生檢測材料[6]:平板計數瓊脂,月桂基硫酸鹽胰蛋白胨(LST)肉湯,煌綠乳糖膽鹽(BGLB)肉湯,75%乙醇,磷酸鹽緩沖稀釋液。

1.2 供試儀器

恒溫培養箱36℃,恒溫水浴鍋45℃,組織搗碎機,振蕩器。10m L和1m L移液管,直徑為90mm的平皿,容量為500m L和150m L的三角瓶,小燒杯,剪刀,天平(精確到0.1g),直徑為5mm左右的玻璃珠。

1.3 試驗方法

1.3.1 試驗設計。

把原料分別經電場處理、酸處理和未處理(CK)進行對比試驗。具體的工藝流程如下:(1)原料選擇。挑選鮮嫩飽滿、未失水、無機械損傷、健康結實的豆芽。(2)清洗。用自來水清洗干凈。(3)切分。將長度相當的豆芽擺放整齊,用刀切除兩端。(4)浸泡。將切分好的豆芽立即投入1.0%檸檬酸、0.25%抗壞血酸、0.2%氯化鈣的混合溶液浸泡15~20min,抑制豆芽褐變。(5)瀝水。浸泡后的豆芽要瀝干水分,冷風吹干。(6)處理。分為電場處理和酸處理。電場處理是將瀝干水分的豆芽在強度分別為100,150,200k V/m的電場下處理20min;酸處理是將瀝干水分的豆芽分別經濃度分別為0.2%,0.4%,0.6%的抗壞血酸和檸檬酸的混合液浸泡10min,再瀝干水分。(7)裝袋。將處理過的豆芽以等量裝入包裝袋中,每個樣品處理10小袋,并做好標記。(8)冷藏。模擬超市條件,3~7℃下冷藏。(9)檢測。包括感官檢測和微生物檢測,分別包括原料菜的質量和衛生狀況。感官檢測包括色澤、形態、氣味、手感、組織狀態;微生物檢測包括細菌總數(平板計數法SN 0168-92)和大腸菌群數(三管法SN 0169-92)[7]。每隔3d進行1次微生物檢測,同時記錄1次感官狀態,直至對照組出現粘腐。

1.3.2 感官質量評定。

試驗過程中,感官評價員固定為1個人,以減少評價誤差。試驗采用評分制,評分標準為無褐變10分,輕微褐變8分,中度褐變6分,嚴重褐變4分和粘腐2分。

1.3.3 微生物檢測。

檢測項目為細菌總數(平板計數法SN0168-92)和大腸菌群數(三管法SN 0169-92)。

2 結果與分析

2.1 不同處理方式對鮮切豆芽感官品質的影響

在豆芽鮮切加工過程中,增加殺菌工序,以期減少或抑制微生物的生長與繁殖。不同殺菌方式的比較結果見表1。從表1可以看出,鮮切豆芽經過電場和酸處理后,其褐變程度均低于對照組;而在利用電場處理的鮮切豆芽中,電場強度為150k V/m時,豆芽褐變程度均低于其他處理;利用酸處理的鮮切豆芽隨著酸濃度的增加,其褐變程度逐漸降低。由此可見,合理的電場強度及適宜的酸濃度可以有效抑制酶的活力,防止褐變,從而達到有效的保鮮效果。

2.2 不同處理方式對鮮切豆芽衛生狀況的影響

檢測鮮切菜時所采用的平板記數法和三管法,能比較正確地反映出鮮切菜污染的細菌總數和大腸菌群數,從而幫助判斷鮮切豆芽衛生狀況和新鮮度。

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由圖1可知,鮮切豆芽貯藏期間,細菌和大腸菌群增長很快,而且電場處理的鮮切豆芽,細菌總數和大腸菌群數明顯少于其他處理方式?？梢婋妶鲇忻黠@的殺菌作用,能夠有效抑制微生物的生長,起到較好的保鮮作用。

由圖2可知,鮮切豆芽貯藏期間,細菌和大腸菌群增長很快,而且酸處理的鮮切豆芽,細菌總數和大腸菌群數明顯少于其他處理方式?？梢娝嵊忻黠@的殺菌作用,能夠有效抑制微生物的生長,起到較好的保鮮作用。

3 結論

在豆芽的鮮切加工過程中,引入電場處理對鮮切豆芽的質量產生積極的影響。電場強度為150k V/m的處理方式能較好地抑制鮮切豆芽褐變,同時抑制微生物的生長,較好地保持了豆芽的品質。酸處理對鮮切豆芽的質量產生積極的影響。隨著酸濃度的增加鮮切豆芽的褐變逐漸降低,同時抑制微生物的生長,較好地保持了豆芽的品質。相對于酸處理,高壓靜電場處理是一種物理過程,無殘留余毒,不會造成二次環境污染,具有很大的優勢和研究潛力。

參考文獻

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大學物理靜電場總結范文第5篇

隨著國家積極推進節能減排的發展戰略, 電除塵器作為燃煤電廠重要的環保設備之一, 日益受到重視。高壓靜電除塵器主要由高壓靜電場本體和供電電源控制器兩部分構成。高壓靜電場本體常見結構有線板式與線管式, 圖1給出了工業現場常見的線板式除塵本體的結構。電場本體中間為電暈極, 連接負高壓輸出。靜電場本體兩側為陽極板 (收塵極) , 陽極板接大地。380V工頻電源經過高壓變壓器與高壓整流電路與靜電場本體電暈極相連, 在本體電暈極和收塵極間產生高壓靜電場。荷電粉塵經過高壓靜電場時會被吸附到陽極板, 最后通過振打擊落從而達到除塵效果。

高壓靜電場主電路的控制依據主要取決于電暈極與收塵極之間的電壓, 工業上稱該電壓信號為二次電壓信號。由于高壓靜電場具有典型的非線性特性, 其內部存在著氣流場、粒子流場和靜電場等多場耦合[1,2], 這導致對高壓靜電場采樣信號反饋與分析的難度也相應加大。為了深入研究靜電場的微觀工作機理, 建模是一種常見的研究手段。有不少學者將更多的研究精力放在了電場內部荷電流場的仿真[3], 從粒子微觀運動中得到電場宏觀時間下V -A統計特性, 但該研究方法缺乏從控制器的角度對信號微觀特性進行分析。近年來, 也有學者采用對高壓靜電場進行電氣模型簡化[4,5], 建立起高壓靜電場等效電路模型。但過去的分析更多將模型歸類為線性系統, 而忽略了靜電場本體在工作過程中的非線性特征。本論文將充分結合高壓靜電場本體的非線性電氣特性, 提出了高壓靜電場主電路三階段數值模型的建模方法, 最后通過對模型離散化處理后實現在動態數值仿真。

2 高壓靜電場主電路數值模型

嚴格意義來說, 高壓靜電場的模型的精確表達并不容易。高壓靜電場的本體特性受多種因素影響, 其中包括溫度、粉塵物理化學特性、時間等, 若將本體內的荷電粉塵多相流對本體電氣特性的反作用也考慮在內, 這將使本體的研究工作變得更加復雜。針對高壓靜電場的等效電氣模型國際國內都早有研究。早在1975年M c L ean, K J. .曾提出了將線板本體等效為一極性電容[6], 本體工作過程可以等效為高壓阻容充電和阻容放電過程。隨著人們對高壓靜電場研究的深入, 發現電場主回路中電場不能簡單的等效為一電容與電阻的串聯, 而應該將主回路分布電感也考慮進去[7], 因此電場本體等效為一電容與大阻值電阻并聯, 該模型一直被本研究領域所接受并使用至今, 如圖2所示。圖中的L主要由主回路分布電感, R為電路阻尼電阻, RL為電場本體等效放電電阻, C為電場本體等效電容。

將高壓靜電場視為線性電路系統, 根據基爾霍夫電壓回路電壓定律, 列出圖2 (b) 電路的微分方程:

由式 (1) 可以得到主回路高壓側的輸入電壓與輸出電壓之間的關系, 見式 (2) 。

在主回路中, 高壓變壓器的工頻輸入連接了雙向可控硅, 從而在高壓變壓器輸出側產生雙向高壓脈沖 (30kV -90kV ) 。為了方便工程數值計算, 這里引入開關函數ε (t) , 設工頻周期的一半為單一工作周期TS, 可控硅觸發角為α , 則靜電場本體輸入電壓Ui (t ) 如式 (3) 所示。

另一方面, 式 (2) 中的RL并非理想的電阻常量。該電場等效電阻屬于非線性器件, 有兩種狀態:正常電暈放電時的高阻態 (RL>106Ω) 與火花放電時的小阻值狀態 (RL<104Ω) 。因為輸入信號Ui (t ) 與系統元件RL具有等效非線性, 且電場本體火花放電點存在極高的隨機性, 所以直接求解方程 (2) 的時域通解相當困難[8]。

為了得到任意輸入信號下高壓側的輸出電壓響應, 根據原系統具備分段線性特點, 這里對電路進行三階段模型分解 (圖3) :第一階段為電場充電 (A-B ) 階段, 圖2電路中RL阻值較大, 可假想為斷路狀態, 從而形成了L R C二階電容充電回路;第二階段為電場電暈放電 (B -C) 階段, 電暈放電時受整流橋的反向截止作用, 圖2處于輸入開路, 靜電場構成了RLC放電電路;第三階段為電場火花放電 (D-E ) 階段, 靜電場仍然構成了RLC放電電路, 但由于此時空氣被電離擊穿, 其中RL阻值較小, 電壓下降非常迅速。三階段系統傳遞函數如式 (4) 所示, 根據輸入信號Ui (t ) 與系統傳遞函數G (s ) , 使用反拉氏變換可以得到系統輸出響應如式 (5) 所示。

綜合上面分析, 可以得到式 (4) 、 (5) 所示高壓靜電場主回路數值模型:對于正常無火花工作狀態, 主要由2個階段構成:電場充電g1與電場放電g2;對于火花放電的工作周期內, 主要有3階段構成:電場放電g2、電場充電g1、火花放電g3。

3 Duhamel積分法實現電場信號離散化

在工業控制中, 若確定線性定常系統、環節或元件的傳遞函數, 可以直接求解其時域響應。但是, 對于高壓靜電場的輸入信號的非線性, 以及系統元件自身存在著非線性, 直接對信號及其響應進行拉氏變換和反拉氏變換是相當復雜的。為了計算得到高壓靜電場二次電壓的時域信號, 使用解析法直接求解方程 (4) 是相當困難的。Duh am el積分即疊加積分, 是求解非線性微分方程的有效手段。這里利用該方法求解高壓靜電場的分段線性模型, 即采用Duh am el積分法求解任意輸入信號下高壓靜電場二次電壓的輸出波形。

Duh amel積分法假設:如果激勵f (t) 是t=0時接入的任意信號, 即t<0時f (t) =0, 那么f (t) 可近似地看作是每隔Δ時間接入一個階躍信號。

例如:在t= 0, 接入f (0 ) ε (t) ;

在t= Δ, 接入;即任意信號f (t) 可分解為一系列階躍函數之和, 即

在任意信號f (t) 的作用下, 電路的零狀態響應可看作是一系列幅度和延時都不同的階躍響應之和。

由式 (4) 可以得到在分段傳遞模型下系統的分段階躍響應, 其中電場二階L R C充電階段的階躍響應:

對于過阻尼電場而言, 電暈放電階段和火花放電階段的階躍響應表達是一致的, 不同的在于RL處于兩種截然不同的阻值狀態:

對于等效電路為二階欠阻尼狀態時, 放電電路的階躍響應則為:

用Duh am el積分法可以得到高壓靜電場輸入電壓信號離散化模型:

4 使用Matlab進行二次電壓信號仿真

使用M atlab2011b基于式 (6) 建立高壓靜電場二次電壓信號的仿真程序。仿真程序模擬脈沖串觸發可控硅。初始觸發角設置為120°, 從0時刻開始高壓靜電場導通角逐步打開, 高壓變壓器變比為1:250。模擬電場本體參數:線板間距11cm , 放電極間距12cm , 陽極板高度2米, 長度4米, 共設立10對陽極板。仿真過程實現電場充電過程的模擬, 并設置隨機火花點 (50± 2kV ) 模擬火花放電狀態下二次電壓的欠過阻尼震蕩, 從而實現了對高壓靜電場的電場充電、電暈放電和火花放電的三階段仿真。仿真結果如圖4所示。仿真結果與圖3實驗電場的輸出波形吻合。

5 模型精度分析

本文第1節分析可知, 高壓靜電場的工作過程主要有三種不同的狀態, 分別是:電暈放電、靜電場充電和火花放電。由工頻電源供電的高壓靜電場其工作周期以10m s為基本時間單元, 而正常供電升壓和火花放電兩種不同的情況下均包含電暈放電過程, 所以驗證本文高壓靜電場二次電壓仿真模型的精度可從正常供電升壓周期和火花放電控制周期兩種情況對比分析。其中, 靜電場結構參數如本文第3節給出, 極板等效電容經驗公式見參考文獻[6]。

5.1 正常供電升壓下模型仿真輸出與實驗電場輸出的對比分析

當高壓靜電場開始工作后, 靜電場電源控制器通過逐步減小工作周期內可控硅的觸發角 (加大導通角) 來實現靜電場電壓上升過程。圖5 (a) 所示, 當觸發角達到131°時, 控制器以過零信號為起點的10m s控制周期中7.2m s時發出觸發脈沖串。此時可控硅導通, 高壓變壓器開始向靜電場供電升壓。由于DS P采樣電路的輸入電壓范圍為0-3V , 為了方便信號對比分析這里將模型仿真輸出信號按照控制器內部AD轉換電路的變比轉換到相同的幅值范圍與實驗電場輸出信號進行對比。統計參數如表1所示, 當觸發角為131°時, 模型仿真輸出的平均電壓與實驗電場平均電壓偏差僅為0.82%, 而有效電壓偏差僅為0.21%。從信號的時域特征角度分析, 實驗電場采樣信號與模型仿真輸出信號形態一致, 能正確反映出電場二次電壓信號的微觀時域特征。圖5 (b) 給出了兩種信號在10m s周期內的實時偏差。最大偏差發生在加壓充電開始前和電暈放電末尾。主要原因是實際電場為“極板+空氣”結構, 模型將該結構等效為常值電容與常值電阻并聯 (本文圖2b) , 但實際上隨著電暈放電空氣中離子濃度也發生變化, 等效電容的容值和空氣電阻的阻值都會存在一定的變化。從而導致了模型的輸出與實際輸出的偏差。

5.2 模型模擬火花放電與實驗電場火花放電對比分析

當高壓靜電場極間電壓超過臨界值時, 電場會發生瞬間擊穿現象, 電場進入火花放電狀態。由于空氣擊穿后如同極間短路, 靜電場極間電壓產生突降。當觸發角為104°時, 實驗電場電壓上升并達到了臨界電壓發生火花放電, 實驗電場輸出電壓信號的波形如圖6 (a) 所示。采用模型模擬觸發角為104°, 并設置臨界電壓為47kV 。仿真結果如圖6所示兩種信號形態基本一致。此時統計參數如表1所示, 模型仿真輸出的平均電壓與實驗電場平均電壓偏差僅為0.59%, 而有效電壓偏差為5.9%。偏差主要發生在火花放電后電壓瞬間下落過程的后期。偏差局部略大主要與實驗電場結構特點有關。受非理想阻容放電電路的影響, 在放電后期極間空氣電阻得到恢復, 極間電容未能完全放電, 導致極間電壓沒有下降到0電位。但在實際帶粉塵負荷的靜電場中, 由于粉塵氣流的存在, 極間電壓會隨之迅速下降趨近于0電位。故模型仍然適用。

6 結束語

高壓靜電場中輸入回路中雙向可控硅及高壓整流橋的工作特性決定了輸入信號為非連續脈沖信號。而主回路電場本體往往具有電暈放電和火花放電兩種常見的工作狀態, 本體電路具有明顯的非線性。為了深入的分析高壓靜電場二次側電壓信號的時域特性, 本文建立了一種電場非線性系統數值模型。在M atlab中采用Duh am el疊加積分方法將系統輸出信號進行數字離散化。仿真實驗結果正確反映了高壓靜電場二次信號的時域微觀特性, 本論文方法具有一定的科學性和準確性。通過本論文所建立的數值模型為研究高壓靜電場閉環控制策略和多級優化控制提供了可靠的模型基礎。

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