Непротиворечивая электродинамика. Книга 1 - Николаев Г.В.
ISBN 5-89503-014-9
Скачать (прямая ссылка):
2. С учетом электромагнитных свойств физического вакуума реального околоземного пространства [64—71] установлена функциональная взаимосвязь напряженности электрического поля E(г) в точке наблюдения г, индуцируемого покоящимся в лабораторной системе на поверхности Земли зарядом е(г') с поверхностной плотностью о0(г) поляризационных зарядов вакуумной среды в этой же точке г, что находится в полном соответствии с физическим принципом близкодействия [70]:
Е0(г) = 4яо0(г)|, (1)
где
oo(r) = • (2)
Поляризационный заряд е0 = е вакуумной среды на поверхности сферы, окружающей заряд е и пересекающей точку наблюдения г, определяется из условия применимости к электрическому полю Е(г) покоящегося заряда е( г') теоремы Остроградского-Гаусса.
3. Определен закон электростатического взаимодействия заряда е2 с электрическим полем Ео1 (1) заряда е| (закон Кулона) в среде физического вакуума, отражающий физический принцип близкодействия:
Р = 4яоо1е2-|. (3)
4. Энергия WE электрического поля E0 (1) заряда е в реальном пространстве получает тривиальную интерпретацию как работа поляризации среды физического вакуума:
Е = 1 fE е dr = 1—. (4)
2 J ° ° 2 г0
Выражение (4) полностью эквивалентно известному выражению для энергии W'E электрического поля E заряда, записываемого в виде
; = ± JEMV = 1*1. (5)
V °
5. Энергия взаимодействия U электрических зарядов C1 и е2 определяется легко интерпретируемой с физической точки зрения работой поляризации среды физического вакуума в перекрестных электрических полях Е0| и E02:
U = I fE01e02dr, +1 fE02e01dr2 = ^2.. (6)
1 J L\ Г12
Выражение (6) эквивалентно известному выражению для энергии взаимодействия электрических полей Е( и E2 зарядов в| и е2:
U = ^-fEIE2dV + -LfE2EIdV=*J*i. (7) 8тс J » 8тс J г„
V V LZ
6. Найдена непротиворечивая система дифференциальных уравнений для электрического поля E0 (1) в точке наблюдения г, отражающая физический принцип близкодействия [70]:
rotEo(r) = 0, (8)
ШУЕ0(Г) = 4ТГРО(Г), (9)
E0(r) = -gradcp0(r), (10)
где р0(г) - плотность поляризационных зарядов вакуумной среды в точке наблюдения г, определяемая зависимостью
Pc = —Ц-= —• " (H)
Ро 47cR2dR dV V
Система уравнений (8)-(10) легко приводится к уравнению Пуассона, в решении которого уже не используется математический формализм штрихованных координат и 6-функции.
7. Основываясь на представлении реальности существования токов смещения jCM в среде физического вакуума около движущегося заряда
<|2>
установлена их функциональная взаимосвязь с индуцируемыми по принципу близкодействия этими токами магнитными полями Hj и Нц [10, 15, 16, 21, 22, 25, 26, 50, 72-78]
1 2JCM, 1 еУ
С r0 ~ С г2
1 2JCM± 1 еУ
Cx Cr2
где
H1=—-L= _япф, (13)
Je«, = /jcM||dS, (15)
( JCM JcMii + JcM I )'
JcM1 = fjcMldS . (16)
Поверхность S0 ограничивает аксиальный поток тока смещения J
(15). На её внешней поверхности отыскивается напряженность магнитного поля H1 (13). Поверхность S6 ограничивает радиальный поток тока смещения JCM± (16). На её внешней поверхности отыскивается
напряженность магнитного поля Нц (14).
8. Через однозначную.величину физического параметра векторного потенциала А движущегося заряда е (V « С):
eV
А = — (17)
Cr
устанавливается существование в пространстве около него двух типов магнитных полей - векторного H1 и скалярного Нц [22, 73]:
H1 = TOtA, (18)
Hn = -divA. (19)
При определении результирующего векторного магнитного поля H1 = rotA„ от отрезка линейного тока направление вектора поля H1
определяется положением точки наблюдения N справа или слева от направления тока в отрезке и не зависит от направления тока в нём в сторону к точке наблюдения N или от нее. При определении же результирующего скалярного магнитного поля Н|° = -div A0 от отрезка
линейного тока знак поля Щ наоборот не зависит от положения точки наблюдения справа или слева от направления тока в отрезке, но зато зависит от направления тока в нём в сторону к точке наблюдения N или от нее. Если при этом отрезок тока дополнительно меняет еще и свое направление на 90° по отношению к первоначальному, то знак у скалярного магнитного поля HJj1 меняется еще раз. С учетом этих особенностей результирующее скалярное магнитное поле H^ около любого замкнутого (например прямоугольного) контура равно нулю только в плоскостях, каждая из которых проходит через середину стороны прямоугольного контура и перпендикулярна ей. На углах же его результирующее скалярное магнитное поле Щ имеет максимальное
значение
Н,|макс = H111 + Н||2 + Н||3 + Н||4 * 0, (20)
обусловливая появление так называемых "угловых эффектов" динамического взаимодействия, например, с элементами других контуров с токами (см. описания опытов 4, 13, 20, 21, 25—28).
9. Найдена полная функциональная взаимосвязь напряженности электрического поля E0 движущегося заряда с двумя типами индуцируемых им магнитных полей:
Н±= ?1[VxE0], (21)
H11 = I(V-E0). (22)
10. Установлена функциональная взаимосвязь для полного магнитного взаимодействия произвольно движущихся зарядов е| и е2 [15]:
