Скалярно-векторный потенциал и функция Лагранжа заряда
Ф.Ф. Менде | |
Дата рождения: |
02.07.1939 г. |
---|---|
Гражданство: | |
Учёная степень: | |
Сайт: |
http://fmnauka.narod.ru/ http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0 |
Скалярно-векторный потенциал и функция Лагранжа заряда
Содержание
Введение
В механике под функцией Лагранжа частицы понимают разницу между её кинетической и потенциальной энергией
Принцип наименьшего действия и Лагранжев формализм может быть распространён и на движущийся заряд. Дадим по этому поводу выдержку из хорошо известного курса по теоретической физике [1]:
Последняя фраза вызывает недоумение, из неё следует, что описание свойств заряда, движущегося в электромагнитном поле не может быть описано в рамках Лагранжева формализма т.к. она не является разностью кинетической и потенциальной энергии заряда, а следовательно к нему не может быть применён принцип наименьшего действия.
Ниже будет показано, что такое утверждение ошибочно.
Законны магнитоэлектрической индукции в классической электродинамике
Основная задача законов индукции заключается в выяснении причин появления в пространстве электрических полей, а, следовательно, и сил действующих на заряд, в данной точке пространства, в данной ИСО. Это главная задача индукции, т.к. только электрические поля, генерируемые тем или иным способом, оказывают силовые воздействия на заряд. Такие поля могут возникать при изменении расположения других зарядов вокруг заданной точки пространства. Если вокруг рассматриваемой точки имеется какая-то статическая конфигурация зарядов, то напряженность электрического поля в этой точке будет определяться соотношением
скалярный потенциал, определяемый данной конфигурацией по принципу суперпозиций. Если изменить расположение зарядов, то этой новой конфигурации будут соответствовать и другие значения скалярного потенциала, а следовательно, и другие значения напряженности электрического поля. Но такое перемещение зарядов в пространстве в обязательном порядке сопряжено с их ускорением и последующим замедлением. Ускорение или замедление зарядов также может приводить к возникновению в окружающем пространстве электрических полей индукции.
Основным законом индукции в классической электродинамике является закон Фарадея, который записывается следующим образом:
(1.1)
где - вектор магнитной индукции,
а - магнитная проницаемость среды.
Из этого закона следует, что циркуляция вектора электрического поля равна изменению потока магнитной индукции через площадку, которую охватывает данный контур. Сразу подчеркнём то обстоятельство, что рассматриваемый закон представляет процессы взаимной индукции, т.к. для получения циркуляции вектора берётся стороннее магнитное поле, сформированное сторонним источником. Этот закон является интегральным и не даёт локальной связи между магнитным и электрическим полем. Из соотношения (1.1) получают первое уравнение Максвелла
(1.2)
Сразу укажем на терминологическую ошибку. Закон Фарадея следует называть не законом электромагнитной индукции, как это делается сейчас в существующей литературе, а законом магнитоэлектрической индукции, т.к. изменение магнитных полей приводит к возникновению электрических полей, а не наоборот.
Введём векторный потенциал магнитного поля , удовлетворяющий равенству , где контур интегрирования совпадает с контуром интегрирования в соотношении (1.1), а вектор определен на всех его участках, тогда . (1.3)
Путём введения вектор обеспечивается локальную связь между этим вектором и электрическим полем, а также между пространственными производными этого вектора и магнитным полем. Следовательно, зная производные вектора по времени и по координатам, можно определить индуцируемые электрические и магнитные поля.
Введенный таким образом вектор , связан с магнитным полем соотношением:
(1.4)
Таким образом, вектор является более универсальным понятием, чем вектор магнитного поля, поскольку даёт возможность определять как магнитные, так и электрические поля.
Если имеется прямой проводник с током, то вокруг него образуется поле векторного потенциала, в этом случае и, следовательно, в окрестностях такого проводника возникает также и магнитное поле, которое изменяется при изменении тока в проводнике. Отрезок провода длиной , по которому протекает ток , генерирует в дальней зоне (имеется в виду, что расстояние значительно больше длины отрезка) векторный потенциал .
Это соотношение может быть переписано и по-другому:
где - заряд, приходящийся на единицу длины проводника, по которому протекает ток.
Отметим то обстоятельство, что векторный потенциал убывает, как , и по этому же закону, в соответствии с соотношением (1.3), убывают и индуцируемые электрические поля. Магнитные же поля, поскольку , убывают, как , и при больших расстояниях ими можно пренебречь. Таким образом, на больших расстояниях закон индукции продолжает работать, однако, индуцируемые электрические поля уже полностью зависят только от векторного потенциала и, что очень важно, убывают они уже не по закону , как в случае скалярного потенциала, а как , что характерно для излучающих систем.
До сих пор решение вопроса о возникновении электрических полей в движущихся системах можно было осуществлять двумя путями. Первый - заключался в вычислении силы Лоренца, действующей на движущиеся заряды, второй путь заключался в измерении изменения магнитного потока через исследуемый контур. Оба метода давали одинаковый результат. Это было непонятно [2]. В связи с непониманием физической природы такого положения дел и начали считать, что униполярный генератор является исключением из правила потока [2]. Рассмотрим эту ситуацию подробнее.
Для того чтобы ответить на поставленный вопрос, следует несколько изменить соотношение (1.3), заменив в нём частную производную на полную:
(1.5)
Штрих около вектора означает, что это поле определяется в движущейся системе координат, в то время как вектор определен в неподвижной системе. Таким образом, предполагается, что векторный потенциал может иметь, как локальную, так и конвекционную производную, т.е. может меняться, как за счет изменения локального времени, так и за счет движения в пространственно меняющемся поле этого потенциала. Соотношение (1.5) можно переписать следующим образом:
где - скорость штрихованной системы.
Следовательно, дополнительная сила, действующая на заряд в движущейся системе, запишется
Эта сила зависит только от пространственных производных векторного потенциала и скорости штрихованной системы.
Заряд, движущийся в поле векторного потенциала со скоростью , обладает также потенциальной энергией [2] . Поэтому должна существовать еще одна сила, действующая на заряд в движущейся ИСО, а именно: . Таким образом, величина играет такую же роль, что и скалярный потенциал , градиент которого дает электрическое поле. Следовательно, суммарная сила, которая действует на заряд, движущийся в поле векторного потенциала, может иметь три составляющие и запишется как
Первая из составляющих этой силы действует на неподвижный заряд, когда векторный потенциал имеет локальную производную по времени. Вторая составляющая также определяет изменения векторного потенциала во времени, но они связаны уже с движением заряда в пространственно меняющемся поле этого потенциала. Совсем иная природа у силы, которая определяется последним слагаемым соотношения (1.6). Она связана с тем, что заряд, двигающийся в поле векторного потенциала, обладает потенциальной энергией, градиент которой и дает силу. Из соотношения (1.6) следует
(1.7)
Это и есть полный закон взаимной индукции. Он определяет все электрические поля, которые могут возникать в заданной точке пространства, причем эта точка может быть как неподвижной, так и движущейся. Этот единый закон включает в себя и закон Фарадея, и ту часть силы Лоренца, которая связана с движением заряда в магнитном поле. Этот закон без всяких исключений дает ответ на все вопросы, касающиеся взаимной магнитоэлектрической индукции. Показательно, что, если взять ротор от обеих частей равенства (1.7), пытаясь получить первое уравнение Максвелла, то сразу будет потеряна существенная часть информации, т.к. ротор от градиента тождественно равен нулю.
Если выделить те силы, которые связаны с движением заряда в поле векторного потенциала, и учесть, что , то из (1.6) получим
(1.8)
Учитывая (1.4), запишем:
(1.9)
или
(1.10)
Окончательно:
(1.11)
Может показаться, что соотношение (1.11) представляет силу Лоренца, однако, это не так. В этом соотношении и поле , и поле являются индуцированными, первое связано с локальной производной векторного потенциала по времени, второе же обязано движению заряда в пространственно меняющемся поле этого потенциала. Чтобы получить полную силу, действующую на заряд, необходимо для случая, когда система не является электронейтральной, к правой части соотношения (1.11) добавить слагаемое :
где - скалярный потенциал, создаваемый в точке наблюдения нескомпенсированными зарядами. Теперь соотношение (1.7) можно переписать следующим образом:
(1.12)
или, собрав первые два члена в полную производную векторного потенциала по времени, и, внеся под знак градиента два последних члена правой части соотношения (1.12), получим:
(1.13)
Если обе части соотношения (1.13) умножить на величину заряда, то можно получить полную силу, действующую на заряд. От силы Лоренца она будет отличаться силой . Из соотношения (1.13) видно, что величина играет роль обобщенного скалярного потенциала. Если взять ротор от обеих частей соотношения (15.13) и учесть, что , то получим:
Если в данном соотношении заменить полную производную на частную, т.е. считать, что поля определяются только в заданной инерциальной системе, то получим первое уравнение Максвелла.
Ранее сила Лоренца рассматривалась как фундаментальный опытный факт, не связанный с законом индукции. Расчетным путем получить последнее слагаемое правой части соотношения (1.11) можно было только в рамках СТО. В данном случае все слагаемые соотношение (1.11) получены из закона индукции в рамках преобразований Галилея. Причем соотношение (1.11) это и есть полный закон взаимной индукции, если его записать в терминах векторного потенциала. Это есть как раз то правило, которое дает возможность, зная поля в одной ИСО, вычислять поля в другой инерциальной системе, и этого правила до сих пор не было в классической электродинамике. Структуру сил, действующих на движущийся заряд, легко понять на примере, когда заряд движется между двумя параллельными плоскостями, по которым протекает ток (рис. 1).
Выберем оси координат таким образом, чтобы ось была направлена нормально к плоскостям, а ось параллельна им. Тогда для случая, когда расстояние между пластинами значительно меньше их размеров (в данном случае на рисунке это соотношение не соблюдено), магнитное
Рис. 1. Силы, действующие на заряд, движущийся в поле векторного потенциала.
поле между ними будет равно удельному току , протекающему по пластинам. Если положить, что векторный потенциал на нижней пластине равен нулю, то его – компонента, отсчитываемая от нижней пластины, будет возрастать по закону .
Если электрон двигается в направлении оси вблизи нижней пластины со скоростью , то сила , действующая на заряд, определяется последним слагаемым соотношения (1.6) и равна .
(1.14) Направлена эта сила от нижней пластины к верхней.
Если заряд двигается вдоль оси от нижней пластины к верхней со скоростью , то для нахождения силы следует использовать уже второе слагаемое правой части соотношения (1.6). Эта сила по абсолютной величине опять равна силе, определяемой соотношением (1.14), и направлена в сторону противоположную оси . При любых других направлениях движения суммарная сила будет векторной суммой двух сил, представляемых последними слагаемыми соотношения (1.6). Суммарная же величина этой силы по-прежнему будет определяться соотношением (1.11), а сама сила всегда будет нормальной к направлению движения заряда. Ранее наличие такой силы рассматривалось как действие силы Лоренца, природа которой была неизвестна и вводилась как некая экспериментальная аксиома. Теперь понятно, что она является следствием совместного действия двух сил, различных по своей природе, физический смысл которых теперь определён. Однако в данном случае возникает один существенный вопрос. С точки зрения третьего закона Ньютона, если на заряд действует сила, то должна быть и равнодейстующая ей сила и место приложение такой силы должно быть известно. Концепция магнитного поля ответа на этот вопрос не даёт, поскольку и магнитное поле, и векторный потенциал выступают в качестве самостоятельной субстанции, с которой и происходит такое взаимодействие.
Понимание структуры сил дает возможность посмотреть на уже известные явления с другой точки зрения. Например, с чем связано существование сил, которые растягивают петлю с током? В данном случае это обстоятельство может интерпретироваться не как действие силы Лоренца, а с энергетической точки зрения. Ток, текущий по элементу кольцевого витка находится в поле векторного потенциала, создаваемого остальными элементами этого витка, а, следовательно, имеет запас потенциальной энергии. Сила, действующая на такой элемент, обусловлена наличием у него градиента потенциальной энергии, и пропорциональна градиенту скалярного произведения величины тока на векторный потенциал в данной точке. Таким образом, можно объяснить и происхождение пондеромоторных сил. Если ток разбить на отдельные токовые нити, то все они будут по отдельности создавать поле векторного потенциала. Суммарное поле будет действовать на каждую нить в отдельности, и в соответствии с последним слагаемым правой части соотношения (1.6) это будет приводить к взаимному их притяжению.
Следует подчеркнуть, что в соотношении (1.8) и (1.9) все поля имеют индукционное происхождение, и они связаны то ли с локальной производной векторного потенциала, то ли с движением заряда в пространственно меняющемся поле этого потенциала. Если поля во времени не изменяются, то в правой части соотношений (1.8) и (1.9) остаются только последние слагаемые, и они объясняют работу всех существующих электрогенераторов с движущимися механическими частями, в том числе и работу униполярного генератора. Соотношение (1.7) дает возможность физически объяснить все составляющие напряженности электрического поля, возникающего в неподвижной и движущейся ИСО. В случае униполярного генератора в формировании силы, действующей на заряд, принимают участие два последних слагаемых правой части равенства (1.7), внося одинаковые вклады. Теперь ясно, что представление закона индукции в терминах векторного потенциала это и есть тот „основополагающий принцип”, об отсутствии котрого говорится в работе [2].
При рассмотрении действия магнитного поля на движущийся заряд уже отмечалась его посредническая роль и отсутствие закона прямого действия между движущимися зарядами. Введения векторного потенциала также не дает ответа на этот вопрос, этот потенциал по-прежнему играет посредническую роль и не отвечает на вопрос о конкретном месте приложения сил.
Ниже будет показано, что соотношения, полученные путем феноменологического введения магнитного векторного потенциала, могут быть получены и непосредственно из закона Фарадея. Сам Фарадей при проведении своих опытов установил, что в контуре индуцируется ток, когда в соседнем контуре включается или выключается постоянный ток, или соседний контур с постоянным током движется относительно первого контура. Поэтому в общем виде закон Фарадея следует записать следующим образом:
(1.15)
Данная запись закона указывает на то, что при записи циркуляции вектора в движущейся (штрихованной) системе координат, около и следует ставить штрихи, указывающие на тот, что поток определён в одной ИСО, а поля в другой. Если же циркуляция определяется только в заданной ИСО, то штрихи около и отсутствуют, но при этом справа в выражении (1.15) должна стоять частная производная по времени.
Полная производная по времени в соотношении (1.15) означает независимость конечного результата появления э.д.с. в контуре от способа изменения потока. Поток может изменяться как за счет локальной производной магнитного потока по времени, так и за счет того, что ИСО, в которой измеряется циркуляция , движется в пространственно меняющемся поле . Величину магнитного потока в соотношении (1.15) вычисляем при помощи выражения:
(1.16)
где магнитная индукция определена в неподвижной системе координат, а элемент определен в движущейся системе.
Учитывая (1.15), из (1.16) получаем:
(1.17)
В данном случае контурный интеграл берется по контуру , охватывающему площадку. Сразу отметим, что все дальнейшее изложение будет вестись в предположении справедливости преобразований Галилея, т.е. и . Поскольку , из (1.17) получаем соотношение
(1.18)
Из соотношения (1.18) следует, что при движении в магнитном поле возникает дополнительное электрическое поле, определяемое последним слагаемым этого соотношения. Заметим, что данное соотношение получено не путем введения силы Лоренца аксиоматическим способом или из ковариантных преобразований Лоренца, а непосредственно из закона Фарадея, причем в рамках преобразований Галилея. Таким образом, сила Лоренца является прямым следствием закона магнитоэлектрической индукции. Из закона Ампера можно получить соотношение:
Тогда соотношение (1.17) для индуцируемых полей можно переписать
и далее
(1.19)
Снова получено соотношение (1.7), но получено оно непосредственно из закона Фарадея. Рассмотрение законов индукции с точки зрения магнитного векторного потенциала и полная его запись впервые продемонстрирована в работах [3-7]. Правда, и этот путь пока не проливает свет на физическую природу происхождения силы Лоренца, так как истинные физические причины возникновения и магнитного поля и векторного потенциала нам все равно пока не ясны.
Законы электромагнитной индукции в классической электродинамике
Закон Фарадея показывает, каким образом изменение магнитных полей приводит к появлению электрических полей. Однако возникает вопрос о том, приводит ли изменение электрических полей к возникновению каких-либо других полей и, в частности, магнитных? Ответ на этот вопрос дал Максвелл, введя ток смещения в свое второе уравнение. В случае отсутствия токов проводимости второе уравнение Максвелла выглядит следующим образом:
От этого соотношения нетрудно перейти к выражению
(2.1)
где поток электрической индукции.
Однако для полного описания процессов взаимной электрической индукции соотношения (1.1) недостаточно. Как и в случае закона Фарадея, следует учесть то обстоятельство, что поток электрической индукции может меняться не только за счет локальной производной электрического поля по времени, но и за счет того, что контур, вдоль которого производится интегрирование, может двигаться в пространственно меняющемся электрическом поле. Это означает, что в соотношении (1.1), как и в случае закона Фарадея, следует заменить частную производную на полную. Обозначая штрихами поля и элементы контура в движущейся ИСО, получим:
и далее
(2.2)
Для электронейтральной среды , поэтому последний член правой части в этом выражении будет отсутствовать. Для этого случая соотношение (2.2) будет иметь вид:
(2.3)
Если в этом соотношении перейти от интегрирования по контуру к интегрированию по поверхности, то получим:
(2.4)
Если, исходя из этого соотношения, записать поля в данной инерциальной системе, то штрих около и второй член правой части исчезнут, и получим ток смещения, введенный Максвеллом. Но Максвелл ввел этот параметр, не прибегая к закону электромагнитной индукции (2.2). Если свой закон магнитоэлектрической индукции Фарадей вывел на основании экспериментов с магнитными полями, то эксперименты по установлению справедливости соотношения (2.2) в то время провести было невозможно, т.к. для проведения такого эксперимента не хватало чувствительности существующих измерительных приборов.
Для случая постоянных электрических полей из (2.3) получаем:
(2.5)
Для вихревых электрических полей можно выразить электрическое поле через ротор электрического векторного потенциала, положив
(2.6)
Но введение такого соотношения является, по сути дела, признанием существования магнитных токов. Полемика о наличии таких токов и о возможности существования магнитных монополей в научной литературе ведется давно. Единой точки зрения по этому вопросу пока нет. Но наличие магнитных токов очень легко понять из такого примера. Предположим, что в нашем распоряжении имеется длинный стержень, выполненный из магнитного материала. Если на одном конец стержня разместить соленоид и ввести в него ток, то такой конец стержня намагнитится. Но намагниченность, возникшая на конце стержня, не сразу появиться на другом его конце. Волна намагниченности будет распространяться вдоль стержня с какой-то скоростью, зависящей от кинетических свойств самого процесса намагничивания. Таким образом, сам магнитный стержень, в данном случае, подобно проводнику электрического тока, является проводником магнитного потока, который, как и ток проводимости, может распространяться с конечной скоростью.
Соотношение (2.4) с учетом (2.6) запишется:
Далее можно повторить все те процедуры, которые уже проводились с магнитным векторным потенциалом, и записать следующие соотношения:
Конечно, рассмотрение данного вопроса можно было бы, как и в случае закона магнитоэлектрической индукции, начать с введения вектора, но этот путь специально пройден традиционным способом, начиная с интегрального закона, чтобы показать идентичность процессов для двух различных законов, и логическую последовательность введения электрического векторного потенциалов.
Динамические потенциалы и поля движущихся зарядов
Тот путь, который продемонстрирован в предыдущих двух разделах, касающийся введения полных производных полей, пройден в значительной части ещё Герцем. Правда, Герц не вводил понятие векторных потенциалов, а оперировал только полями, но это не умаляет его заслуг. Герц ошибался лишь в том, что считал электрические и магнитные поля инвариантами скорости.
Находясь в заданной ИСО, нас интересуют те поля, которые создаются в ней неподвижными и движущимися зарядами, а также электромагнитными волнами, которые генерируются неподвижными и движущимися источниками таких волн. Поля, которые создаются в данной ИСО движущимися зарядами и движущимися источниками электромагнитных волн, будем называть динамическими. Примером динамического поля может служить магнитное поле, которое возникает вокруг движущихся зарядов.
Как уже отмечалось, в классической электродинамике отсутствуют правила преобразования электрических и магнитных полей при переходе из одной инерциальной системы в другую. Этот недостаток устраняет СТО, основой которой являются ковариантные преобразования Лоренца.
В данном разделе будет сделана попытка найти именно физически обоснованные пути получения преобразований полей при переходе из одной ИСО в другую, а также выяснить какие динамические потенциалы и поля могут генерировать движущиеся заряды. Первый шаг, продемонстрированный в работах [2-7], был сделан в этом направлении путём введения симметричных законов магнитоэлектрической и электромагнитной индукции. Эти законы, как показано в предыдущих разделах записываются следующим образом:
(3.1)
или
(3.2)
Для постоянных полей эти соотношения имеют вид:
(3.3)
В соотношениях (3.1-3.3), предполагающих справедливость преобразований Галилея, штрихованные и не штрихованные величины представляют поля и элементы в движущейся и неподвижной ИСО соответственно. Следует заметить, что преобразования (3.3) ранее можно было получить только из преобразований Лоренца.
Соотношения (3.1–3.3), представляющие законы индукции, не дают информации о том, каким образом возникли поля в исходной неподвижной ИСО. Они описывают только закономерности распространения и преобразования полей в случае движения по отношению к уже существующим полям.
Соотношения (3.3) свидетельствуют о том, что в случае относительного движения систем отсчета, между полями и существует перекрестная связь, т.е. движение в полях приводит к появлению полей и наоборот. Из этих соотношений вытекают дополнительные следствия, которые впервые были рассмотрены в работе [4]. Электрическое поле за пределами заряженного длинного стержня, на единицу длины которого приходится заряд , убывает по закону , где - расстояние от центральной оси стержня до точки наблюдения.
Если параллельно оси стержня в поле начать двигать со скоростью другую ИСО, то в ней появится дополнительное магнитное поле . Если теперь по отношению к уже движущейся ИСО начать двигать третью систему отсчета со скоростью , то уже за счет движения в поле появится добавка к электрическому полю . Данный процесс можно продолжать и далее, в результате чего может быть получен ряд, дающий величину электрического поля в движущейся ИСО при достижении скорости , когда , а . В конечном итоге в движущейся ИСО величина динамического электрического поля окажется больше, чем в исходной и определиться соотношением:
Если речь идет об электрическом поле одиночного заряда , то его электрическое поле будет определяться соотношением:
где - нормальная составляющая скорости заряда к вектору, соединяющему движущийся заряд и точку наблюдения.
Выражение для скалярного потенциала, создаваемого движущимся зарядом, для этого случая запишется следующим образом [4-7]: ,
(3.4)
где - скалярный потенциал неподвижного заряда.
Потенциал может быть назван скалярно-векторным, т.к. он зависит не только от абсолютной величины заряда, но и от скорости и направления его движения по отношению к точке наблюдения. Максимальное значение этот потенциал имеет в направлении нормальном к движению самого заряда. Более того, если скорость заряда меняется, что связано с его ускорением, то могут быть вычислены и электрические поля, индуцируемые ускоряемым зарядом.
О структуре функции Лагранжа для неподвижного и движущегося заряда
Теперь мы можем перейти к рассмотрении вопроса о функции Лагранжа с точки зрения скалярно-векторного потенциала.
Функцию Лагранжа для нерелятивистского заряда принято записывать следующим образом [1]:
где и - масса заряда и его величина, - скорость заряда, - скалярный потенциал поля, в котором движется заряд, - векторный потенциал магнитного поля, в котором движется заряд.
В свою очередь, скалярный потенциал в заданной точке определяется всеми окружающими его зарядами и определяется соотношением:
В первом разделе было показано, что величина играет роль обобщённого скалярного потенциала по отношению к движущемуся заряду. Такое определение данного параметра следует и из соотношения (1.13). Таким образом, утверждение о том, что функция Лагранжа в электромагнитном поле не может быть представлена в виде разности кинетической и потенциальной энергии, высказанное в работе [1], неверно.
В данной работе продемонстрирован новый подход к понятию скалярного потенциала, который создаёт движущийся заряд и показано, что этот потенциал без учёта запаздывания зависит от скорости следующим образом:
Если данную точку пространства окружает какое-то количество движущихся зарядов, то для нахождения скалярного потенциала в заданной точке необходимо произвести суммирование их потенциалов:
Ранее было показано, что такое определение скалярного потенциала движущегося заряда исключает необходимость использования понятия векторный потенциал.
С учётом этого обстоятельства лагранжиан для заряда , находящегося в окружении неподвижных и движущихся сторонних зарядов можно записать следующим образом:
(4.1)
В том случае, если заряд движется относительно системы отсчёта со скоростью , то его лагранжиан, как и ранее, определяется соотношением (4.1) с той лишь разницей, что в качестве скоростей берутся относительные скорости зарядов по отношению к заряду и добавляется член, определяющий кинетическую энергию самого заряда .
Это соотношение даёт принципиально новую трактовку функции Лагранжа и указывает на то, что она может быть записана на основе знания скалярно-векторного потенциала зарядов, окружающих заданный заряд.
Литература
- 1. Левич В. Г., Курс теоретической физики. М: Физматгиз, 1962. – 696 с.
- 2. Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М. Фейнмановские лекции по физике. М: Мир, 1977.
- 3. Менде Ф. Ф. К вопросу об уточнении уравнений элетромагнитной индукции. - Харьков, депонирована в ВИНИТИ, №774-В88 Деп., 1988.-32с.
- 4. Менде Ф. Ф. Существуют ли ошибки в современной физике. Харьков, Константа, 2003.- 72 с.
- 5. Mende F. F. On refinement of certain laws of classical electrodynamics, arXiv, physics/0402084.
- 6. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-5.
- 7. Менде Ф. Ф. Великие заблуждения и ошибки физиков XIX-XX столетий. Революция в современной физике.. Харьков, НТМТ, 2010, – 176 с. ISBN 978-617-578-010-7.