Непротиворечивая электродинамика. Книга 1 - Николаев Г.В.
ISBN 5-89503-014-9
Скачать (прямая ссылка):
18. Получена [73] полная система дифференциальных и интегральных уравнений для вихревого электрического поля Е:
E = -——=--^- (48)
С ot C2RSt
ускоренно движущегося заряда е в виде
rotA =-±^L, (49)
С St
1 SHM
divA =---5-, (50)
С St
IEdI = - — —I-H1ClS, (51)
J С St J
^EdS = Ii- fH,dV. (52)
J С St J "
S V
19. Установлена взаимосвязь вихревого электрического поля E (48) ускоренно движущегося заряда е с изменением полной энергии Wn (40) двух типов магнитных полей этого же заряда [15]:
V S 4neV2 А •
20. Установлено, что работа А в собственном вихревом электрическом поле E (48) ускоренного до скорости V заряДа е оказывается равной полной энергии WH (40) магнитных полей Hj и Нц этого заряда [15].
A = EeAx = ^-J(Hi +H2JdV. (54)
Из (54) следует, что при ускорении, например, электрона (позитрона) до скорости V работа А (54) ускорения заряда е затрачивается только на создание магнитных полей H L и Hj этого заряда электрона, а не на придание так называемой кинетической энергии массе т0 заряда электрона.
E =--~ — f(Hi + H2JdV. (53)
21. Полная работа A0 двух взаимодействующих ускоряемых до скоростей Vj=V2 = V зарядов е| и е2 в собственных вихревых электрических полях Е, и E2 оказывается равной полной собственной энергии WH (40) и полной энергии W (31), (32) взаимодействующих магнитных полей Н, и Нц этих зарядов [50]:
A0 = E1C1Ax1 + (Ё,е2Дх2 + E2C1Ax1 ) + Ё2е2Дх2 = = W° , (55)
что эквивалентно WH (28) и W? (30).
22. Установлена полная и симметричная система дифференциальных уравнений для вихревых электрических и вихревых магнитных полей и вихревых векторных потенциалов электромагнитного поля в физическом вакууме реального пространства [26, 75—77]:
CHvH1 =0, divE' =0, (56)
TOtH1 = , rot Ё = - , (57)
1 С St С St
- gradHj, = 0 , - gradE' = 0, (58)
= rot?', Ё1= rotG' , (59)
И',, = div?', E'=-divG', (60)
!•= , A1=-±*t (61)
с а 1 с at
Система уравнений (56)-(61) легко (без использования так называемых нормировок, калибровок) приводится к волновым уравнениям для вихревых векторных потенциалов ?' и G':
Л:^§..о. (62)
1631
Дифференцированием левых и правых частей уравнений (62), (63) с учетом (59), (60) получаем соответствующие волновые уравнения для
вихревых магнитных H1 и H' и вихревых электрических E', Е" полей
в физическом вакууме реального пространства:
?Hi=-L*2*= о, (64)
С Bt2
1II
дн
AE" =
ДЁ' =
С Bi2 1 Э2Ё с2 St2 1 S2E' с2 а2 = 0, = 0.
(65) (66) (67)
23. В рамках формализма векторного H1=TOtA и скалярного Нц = - divA магнитных полей установлена функциональная зависимость для бесконечного циклического процесса зарождения и распространения электромагнитной волны ускоренно движущегося заряда, отражающая физический принцип близкодействия и естественную причинно-следственную связь между разными по своей природе токами и разными по своей природе электрическими и магнитными полями и потенциалами:
0 = divH
4M)-|E(r.t)l0-^f)-(^(iCM + ic"M) = .
rotH,
•(—J" =
ДА
?jcM=-gradH||
A(r,t)
rotA = H1 - divA = H11
0:
J^SA C St
divH^
= E„
?р-И
О
4я аЁ„
С ?t
4^- А„ = rotH^
0 = -gradH«
rotA' = H1 - div?' = 0
(4^L = ДА) ^ А (Г, T):
(68)
4я
1 дА
С 5t
0 = divH';
= E
=> E
1 BE
4п St
L = TOtHl ) => L = AA") =э A"(r,t)
=> и т. д.
0 = -gradHfi'
Начиная с 3-го цикла, вихревые электрические E- и вихревые магнитные H-, H-поля оказываются уже полностью эквивалентными
вихревым электрическим E- и вихревым магнитным H-, H-полям предыдущего 2-го цикла электромагнитной волны, что отражает собой начало распространения циклической электромагнитной волны.
24. Бесконечная функциональная зависимость (68) для процесса зарождения и распространения электромагнитной волны представляет собой с физической точки зрения достаточно наглядную картину причинно-следственной связи разных по своей природе явлений электромагнетизма, однако с математической точки зрения является весьма громоздкой и неудобной для практического пользования. Для придания зависимости (68) законченного математического вида волнового уравнения (62) достаточно повторяющийся, начиная со второго цикла, бесконечный циклический процесс просто зациклить, для чего необходимо в систему дифференциальных уравнений, например 3-го цикла,
О = div Й-; , (69)
^U = POtHl, (70)
О =-gradHJ,' (71)
вместо отыскиваемых неизвестных магнитных полей H1 и Нц электромагнитного поля подставить известные уже значения этих полей H1 и Нц, найденные из решения системы уравнений предыдущего второго цикла, т.е.
С учетом
0 = divH^, (72) ~~L = rotHl. (73) О = -gradHj,. (74) _ 1 SE' 4л St (75) К"-±*. C St (76) H1 = rot A', (77) Hi1 = -djv?' (78)
ДА' -^2^- = 0. (79)
из зацикленной системы дифференциальных уравнений (72)-(74) без использования математического формализма нормировок и калибровок непосредственно устанавливаем
1 B2A'
С2 Bt
Таким образом, путем проведенного совершенствования уравнений электродинамики устранены основные серьезные противоречия и получены более или менее непротиворечивые с физической и математической точек зрения системы дифференциальных уравнений электростатики и электродинамики для двух типов магнитных полей. Казалось, можно было бы торжествовать! Однако дальнейшие исследования показывают, что новая "совершенная" электродинамика оказывается все же недостаточно совершенной. Прежде всего, допущение существования двух типов магнитных полей - векторного H1 и скалярного Нц, разрешая многочисленные трудности и противоречия в экспериментальных и теоретических вопросах современной электродинамики, в некоторых частных случаях вновь приводит к новым трудностям и противоречиям. Например, при установлении зависимости для магнитных полей H1 и Нц через токи смещения JCMl (15), JCM|| (16) принцип близкодействия используется лишь частично (токи смещения JCM1, JCM|| приходится определять через заданные поверхности S0 и S6). Более серьезные трудности обнаруживаются, например, при попытках отыскания энергии магнитного взаимодействия W между движущимися зарядами через их магнитные поля H1 и Нц, так как остается непонятной физическая сущность взаимодействия векторного H1 и скалярного Нц магнитных полей между собой. И, наконец, в рамках формализма двух типов магнитных полей возникает принципиальная трудность при попытках установить физическую взаимосвязь между энергией магнитных полей и работой поляризации физического вакуума так же, как в случае электростатики (4), (6). Обнаруженные трудности вынуждают искать пути дальнейшего совершенствования уравнений электродинамики. И такие пути совершенствования оказываются вполне возможными. От формализма двух типов магнитных полей -векторного H1 и скалярного Нц - можно перейти, например, к формализму одного полного векторного магнитного поля Hn (29). Новый формализм позволяет записать уравнения электродинамики уже в более простом и совершенном виде:
