Непротиворечивая электродинамика. Книга 1 - Николаев Г.В.
ISBN 5-89503-014-9
Скачать (прямая ссылка):
rotHn(r) = 0, (80)
divHn(r) = 4*Po(r), (81)
Hn(r) = -grad<p0(r), (82)
полностью эквивалентном уже записи уравнений электростатики (8)— (10), где p0(r) = -^-рс(г) и Ф0(г) = — Ф0(г) ? Получена соответствующая
полная система дифференциальных уравнений и для переменных вихревых электромагнитных полей в физическом вакууме и соответствующая функциональная циклическая зависимость для процесса зарождения и распространения электромагнитной волны. В решении более совершенной системы уравнений электродинамики (80)-(82) принцип близкодействия используется уже полностью. Не возникает трудностей в определении энергии магнитного взаимодействия W (31), (32) и полной энергии магнитных полей (28), (30). Однако по-прежнему не удается найти функциональную взаимосвязь между энергией магнитных полей W (28) и работой поляризации физического вакуума. Последнее обстоятельство вынуждает обратиться к еще одному формализму выражения магнитных свойств движущихся зарядов - к градиентным электрическим полям (35)-(38), для которых, в частности, можно еще записать
а(г) = VIV2 А 1 \
-- —^r-gradx ф0(г), (83) Ь(г) = VIV2 А 1 \
-- —?r-gradr ф0(г), (84) Х(г) VIV2 А' I \ (85) В(Г): VIV2 А' 1 \
= —?r-gradr ф0(г). (86) При группировке их в градиентные электрические поля E^ и E1 для параллельно и перпендикулярно движущихся зарядов в виде
Е*=(а + Ь) = -^-Е0, (87)
E*=(?+B) = --^-gradVo (88)
для полной энергии этих полей устанавливается уже непосредственная взаимосвязь с работой поляризации физического вакуума
WEV = Х- fE%01dr, +1( {E^e0A2 + JEIe0A1) + \ fE2XAz, (89)
что полностью эквивалентно энергиям (28), (30), A0 (54):
wLr ,W»,W;SA„. (90)
Таким образом, пути совершенствования привели нас, в конце концов, к тому, что устранены практически все серьезные противоречия в считавшемся "законченном здании" современной электродинамики, однако и на данном этапе вряд ли можно считать это "здание" электродинамики полностью законченным. Но наиболее удивительным результатом совершенствования оказался неожиданный вывод, что для непротиворечивого отражения физической сущности законов электромагнетизма необходимо полностью отказаться от любых понятий "магнитного поля" как некой самостоятельной физической сущности, так как градиентные электрические поля EJj7 и E^ по своей природе представляют собой не что иное, как деформированную часть электрического поля движущегося заряда. Логический анализ сложившейся в электродинамике ситуации вновь привел нас к выводу, что для определения сил взаимодействия движущихся в физическом вакууме реального пространства электрических зарядов вполне достаточно учесть деформацию электрических полей этих зарядов, обусловленную тривиальными эффектами запаздывающих потенциалов. Завершив весьма длительное кругосветное путешествие в необъятном океане классической электродинамики и благополучно миновав все его каверзные непредвиденные слуайности и опасные подводные рифы, мы, к нашему удивлению, вновь вернулись практически вплотную к тем исходным "примитивным", в рамках современной электродинамики, представлениям о законах электрического и магнитного взаимодействия, которые на заре развития начальных представлений об электромагнетизме стояли перед физиками того времени. Остается только удивляться прозорливости Ампера, который предупреждал, что если в электродинамике не отказаться от понятия "магнит", то в дальнейшем это грозит неимоверной путаницей в теории...
Следовательно, пути совершенствования привели нас к необходимости сделать, наконец, последний и наиболее ответственный шаг и полностью отказаться от формализма любых видов магнитных полей и их аналогов. Тем более, что из проведенного выше анализа просматриваются уже некоторые контуры новой электродинамики статических и динамических электрических полей. Например, если в уравнениях для полей Е0(8)—(10) и Hn (80)-(82) физического вакуума реального пространства объединить статическое электрическое поле E0 с векторным полным магнитным полем H11 в виде зависимости
Ед = Ео-Н„= E0(I-V/C), (91)
то система дифференциальных уравнений электростатики и электродинамики принимает компактный вид общей системы дифференциальных уравнений для динамического электрического поля Ед:
rot Ед = 0, (92)
агуЕд=4лР(.- , (93)
Ea=-grad<p0(l-X). (94)
Наиболее интересным в этой системе дифференциальных уравнений является тот факт, что статическое и динамическое состояния электрических полей E0 и Ед в этой системе определяются простым динамическим коэффициентом (1-v/c). В статическом состоянии (V = O) система уравнений (92)-(94) описывает обычные электрические поля покоящихся зарядов, в динамическом же (v*0) система уравнений (92)-(94) в полной мере определяет все поля (91) движущихся зарядов. Однако, с другой стороны, полученная форма записи для динамического электрического поля Ед (91) оказывается в значительной степени странной, так как простое умножение этого поля на покоящийся или движущийся электрический заряд не определяет силы взаимодействия этого заряда с динамическим электрическим полем Ед. Для определения сил взаимодействия динамического электрического поля Ед с покоящимся или движущимся электрическим зарядом оказываются необходимыми дополнительные формальные математические операции. Эти обстоятельства свидетельствуют возможно о том, что необходимо либо дальнейшее выяснение физической сущности динамического электрического поля Ед (91), либо поиски других путей для формального отражения записи динамического электрического поля движущихся зарядов. В качестве динамического электрического поля Ej движущегося заряда в аналогичном приближении можно рассмотреть, например, деформированное электрическое поле E (20):
