Непротиворечивая электродинамика. Книга 1 - Николаев Г.В.
ISBN 5-89503-014-9
Скачать (прямая ссылка):
F = I[V1XH12J + I(V1-H112), (23)
согласно которой магнитное взаимодействие параллельно движущихся зарядов е| и е2 определяется потенциальной частью зависимости (23):
F" = ^r(v>v,)r, <24>
между тем как магнитное взаимодействие перпендикулярно движущихся зарядов в| и е2 определяется непотенциальной частью зависимости (23):
ELe2 V (\Т
CV 1 O + ^V1(V2T), (25) F2^j = е1е2 V/Л/
CV У'"2 •O + ^(V1 г), (26) причем
F,x2 = -F21,. (27)
Зависимости (23)-(26), в противоположность формулам Лоренца и Ампера, не противоречат третьему закону механики, согласуются с экспериментальными наблюдениями и устанавливают существование неизвестного ранее явления продольного магнитного взаимодействия.
11. Согласно (13), (14), (18), (19), (21), (22),для полной энергии магнитных полей H1 и Нц движущихся зарядов е, и е2 можно записать
WH KdV+1- JHn H02CV + JL/H^dV. (28)
VV V
где
Hn=IH1Ir0+IH11Ix0, (29)
что полностью эквивалентно энергии WA , определяемой известной зависимостью через векторный потенциал А [13]:
WA = -^[A1C1V1 + (A1C2V2+AJe1V1) + A2e2V2]. (30)
Зависимости (23) и (28) легко устраняют известные в электродинамике многочисленные противоречия и парадоксы (см. теоретические противоречия 7-10, 12-16, 19).
12. Из (28)-(30) для полной энергии магнитного взаимодействия WH параллельно движущихся зарядов е| и е2 находим
WH - J- jHnHn2dV + i- jHnHn,dV, (31)
что эквивалентно энергии взаимодействия WA , определяемой известной зависимостью через векторный потенциал А [13]:
WA=^(A1C2V2 + A2C1V1). (32)
13. Сила FlI (24) магнитного взаимодействия параллельно движущихся зарядов C1 и е2 может быть определена так же^как
Fh=- * -c^vv^rsFil' (33)
что эквивалентно известной потенциальной зависимости (см. теоретические противоречия 12, 13, 14, 15)
FA = ^ = -CV(VV2^FII^V (34)
14. Установлено существование системы градиентных электрических полей произвольно движущегося заряда [16, 74J:
a = -^-gradx|A|, (35) b = --^-grad,JA|, (36) — V I, A = - —grad'x |А|, (37) B = -Xgrad',|A|, (38) определяющих полную силу F (23) магнитного взаимодействия между двумя произвольно движущимися зарядами е, и е2 как
F = е,<В - (а2 + Ь2)> + е.Х, - U.[ V1 х H11] + |(V, H,,,) - (39)
Из (35)-(38) непосредственно устанавливаем, что любые так называемые "магнитные" взаимодействия (в том числе через скалярное магнитное поле) представляют собой, в конечном счете, взаимодействие через градиентные электрические поля, которые отражают собой как бы учет запаздывающих потенциалов и деформации электрических полей движущихся зарядов. Однако зависимость (39) для взаимодействия движущихся электрических зарядов через градиентные электрические поля a, b, А, В рассматривается в традиционной в электродинамике схеме как дополнение к неизменному кулёновскому взаимодействию между этими же зарядами. Физический же смысл градиентных электрических полей (35)-(38) движущегося заряда заключается в том, что если их рассматривать совместно с кулоновским электрическим полем Ек этого же заряда, то результирующее электрическое поле E' движущегося заряда будет представлять собой не что иное, как обычное деформированное электрическое поле Е'=Едеф, обусловленное учетом тривиальных эффектов запаздывающих потенциалов.
15. Полная энергия магнитных полей H1 и Нц движущегося со скоростью V заряда е электрона оказывается равной [25]
w"=i ft"*+н»)dV s ^=Wk • (40)
Из (40) следует вывод, что масса электрона полностью электромагнитного происхождения и гравитационными свойствами электрон (позитрон) не обладает.
16. Установлена полная функция Лагранжа для двух взаимодействующих заряженных частиц:
ее ее VV е1ег(У|2 + уг) L = WK +WK -??&.+ cie2viv2 _ \ 2I =
к' Кз r rC2 2rC2 (4|)
= WK, + WK2 - WE(r) + WH(r, V) - WH(V),
с помощью которой для закона сохранения обобщенного импульса P находим
dP
— = 0. (42)
dt
Известная в электродинамике функция Лагранжа дополнена членом е1ег(^12 + V22)/2rC2, который отражает собой не учитывавшуюся ранее непотенциальную часть магнитного взаимодействия между движущимися зарядами и является функцией только от скорости движения зарядов.
17. Получена циклически замкнутая (отражающая физический принцип близкодействия) система дифференциальных уравнений для двух типов магнитных полей Hi и Нц движущегося в физическом вакууме заряда [22]:
divH:(r) = 0, (43)
rotH, (г) = J01(F) + ^ jc"M(r), (44)
- grad H„(r)= ^jCM(r), (45)
где
H1 (г) = rot А, (46)
Нц(г) = - div А. (47)
Система уравнений (43)-(47) легко (без использования так называемых дополнительных условий) приводится к уравнению Пуассона, решение которого находится уже без использования математического формализма штрихованных координат и 6-функции. В случае линейных отрезков тока решение уравнений (43)-(45) может быть легко найдено простым интегрированием правых и левых частей уравнений
по поверхностям S0 и S6 , ограничивающих соответственно аксиальные JCM|| (15) и радиальные JCM, (16) токи смещения.
В частном случае линейного бесконечного тока система уравнений (43)-(47) сводится к системе уравнений для одного векторного магнитного поля H1, аналогичной известной системе уравнений Максвелла.
