Последняя тайна бога (И. Мисюченко). И. Мисюченко Последняя тайна
 Скачать 6.4 Mb.
|
|
§ 1.3. Механическое движение поля. Два сорта движений. Скорость движения поля Сейчас мы вынуждены будем несколько забежать вперёд, в область электричества и магнетизма, поскольку будем изучать, как именно двигаются поля. Для этого необходимы такие конкретные поля, которыми мы умели бы управлять. А все такие поля имеют электрическую природу. Мы надеемся, что основные, общепринятые представления об электричестве и магнетизме у читателя уже имеются, в противном случае можно обратиться к главам 2 и 3. Определение базовых понятий Вряд ли у кого-то вызовет сомнения тот факт, например, что поле постоянного магнита перемещается в пространстве вместе с самим магнитом. Это представляется тривиальным. Однако, вообразите себе, что мы не имеем возможности наблюдать магнит (источник поля), но создаваемое им поле доступно для изучения наблюдателю. Каким образом наблюдатель может установить, что поле совершило подобное «механическое» перемещение и куда именно оно переместилось? Предположим, для конкретности, что речь идёт о магнитном поле, и отвлечёмся на время от всех споров физиков о его реальности. В таком случае, поле полностью определяется вектором его индукции B r во всех точках пространства. Величина B r введена в физике как силовая характеристика магнитного поля, определяющая силу, с которой действует поле на пробный магнит достаточно малых размеров. Однако интуитивно понятно, что если мы имеем дело с механическим перемещением источника поля из точки 1 A в точку 2 A , то нет никакой необходимости изучать поле во всём пространстве, ведь очевидно, что происшедшее изменение в пространственном распределении вектора B r в некотором смысле однообразно. Для дальнейших рассуждений предположим, что мы имеем дело с магнитным диполем и его полем, и будем считать перемещение магнита малым, по И. Мисюченко Последняя тайна Бога 37 сравнению с характерным расстоянием от него до наблюдателя. Рассмотрим простейший случай, когда магнит переместится строго по линии, соединяющей его с наблюдателем на расстояние r Δ . При этом наблюдатель зафиксирует изменение вектора индукции поля B r в точке наблюдения O (рис.1.1). Наблюдатель располагает часами, линейкой и магнитометром, пользуясь которыми, он получает величину вектора B r в последовательные моменты времени. Очевидно, что при перемещении магнита, как показано на рис. 1.1, наблюдатель зафиксирует рост модуля B r при сохранении его направления в пространстве, причём рост этот будет для него функцией времени. Таким образом, мы в точности знаем, что магнит (а вместе с ним и его поле) переместился на расстояние r Δ за время t Δ . В то же время наш наблюдатель в точке O зафиксировал изменение модуля вектора магнитной индукции на величину B r Δ за время t Δ . Зададимся вопросом, где же наблюдатель теперь обнаружит тот вектор 1 B r , который он измерил в первый момент от начала движения магнита? Подвигав магнитометр туда-сюда, он обнаружит его в положении ' O на расстоянии B r r r r Δ + Рис.1.1. К вопросу об определении скорости движения поля. При этом наблюдатель имеет полное право сделать выводы о величине средней скорости перемещения источника поля. В частности, определить скорость как: (1.42) t r v B B Δ Δ = , [м/с] где B rr Δ – расстояние от точки наблюдения O до точки, где «оказалось» изначальное поле 1 B r . Определенная таким образом скорость оказывается равной механической скорости перемещения вещественного тела – магнита. На этом определении (1.42) нами был создан простой физический прибор – измеритель средней скорости движения поля (см. приложение П5). Прибор содержит два холловских датчика магнитного поля, разнесённых в пространстве, и микропроцессор для оцифровки показаний датчика и вычисления скорости. Сначала фиксируется значение напряжённости поля на первом датчике. Расстояние между датчиками известно. Прибор сравнивает показания на втором датчике с запомненной величиной поля на первом до тех пор, пока они не сравняются. Расстояние между датчиками делится на затраченное время. Получаем среднюю скорость движения поля. Показания прибора в точности совпадают с величиной заданной скорости движения магнита (источника поля) при равномерном движении последнего. И. Мисюченко Последняя тайна Бога 38 Введём определение : мгновенной скоростью движения поляB r в точке O в момент 0 t называется предел отношения: (1.43) t r v B t B Δ Δ = > − Δ 0 lim [м/с]. где B r Δ определено как расстояние в момент времени t t Δ + 0 от точки наблюдения O до точки ' O , в которой обнаружен вектор B r , в точности равный тому, который был в точке наблюдения O в момент 0 t . Можно показать, что введённая таким образом новая физическая величина «мгновенная скорость движения поля в точке» в случае нерелятивистского механического перемещения будет численно равна классической механической скорости перемещения точечного источника поля. В случае изменяющегося во времени поля эта простая связь нарушится. Указанное нарушение с неизбежностью можно было ожидать из того простого факта, что поле в современной физике определено (дословно) как «материальная физическая система, имеющая неограниченное число степеней свободы». Именно неограниченность степеней свободы и отличает поле от вещества, по мнению большинства современных физиков. Поэтому, вводя понятие механической скорости для новой физической субстанции (поля), следовало ожидать, что оно будет иметь отличия от соответствующего понятия, введенного ранее для вещества. Теперь определим неподвижное в лабораторной системе отсчёта поле, в том смысле, что определенная по (1.43) скорость B v для каждой точки этого поля тождественно равна нулю, при том условии, что она измерялась неподвижным в той же системе наблюдателем. Отсюда с очевидностью следует, что для движущегося в лабораторной системе наблюдателя измеренная им в собственной системе скорость B v всюду окажется равна его собственной скорости v относительно неподвижной лабораторной системы отсчёта. Так проявляется в случае полей механический принцип относительности: если наблюдатель движется относительно тела с некоторой скоростью, то и тело движется относительно наблюдателя с той же по модулю и обратной по направлению скоростью. Выглядит вполне естественно, не так ли?! Назовём стационарным такое поле, для которого существует инерциальная система отсчёта, в которой оно неподвижно. Для строгости следует отметить, что не всякое постоянное во времени поле будет являться стационарным (например, поле вращающегося вокруг своей оси цилиндрического магнита), но это тема для отдельного рассмотрения. Движение переменных полей Кроме достаточно очевидных движений поля как целого (т.е. стационарных движений полей), которые, как мы выяснили только что, повторяют движения своего источника, существуют и менее очевидные. Это движения одних фрагментов поля относительно других его же фрагментов. Такого рода движения возникают, в частности, в случае изменения «силы» (интенсивности) источника поля во времени. В наличии указанных движений легко убедиться, вооружившись определением (1.43) и исследовав, например, поле бесконечно длинного провода с изменяющимся во времени током (рис. 1.2.). И. Мисюченко Последняя тайна Бога 39 Рис. 1.2 . Движение магнитного поля переменного тока, протекающего в прямом проводе. Рассмотрим участок прямолинейного бесконечного тока, изображенный на рисунке, и создаваемое им поле B r в плоскости, перпендикулярной току. Как известно [2], поле такого тока на расстоянии rr от него определяется по формуле: (1.44) r I B ⋅ = π μ 2 0 [Тл], притом силовые линии такого поля представляют собой концентрические окружности в указанной плоскости, а направление векторов B r определяется по правилу буравчика. Теперь увеличим силу 1 I протекающего тока, например, вдвое за время t Δ равное, например, одной секунде. Тогда поле 2 B r тока 2 I равного 1 2 I всюду примет значение равное 1 2B r , согласно [3]. Зададимся всё тем же вопросом, на каком расстоянии 2 r мы обнаружим такое поле, что его векторная величина в точности равна 1 B r ? Безусловно, из (1.44) с очевидностью следует, что это расстояние 2 r равно 1 2 r . Таким образом, мы можем сказать, что поле 1 B r , за которым мы наблюдали, за время t Δ в результате изменения тока в источнике поля переместилось на расстояние равное 1 1 1 2 r r r r = − = . Обратившись к определению (1.42), мы немедленно определим среднюю скорость движения поля в данной точке как: (1.45) t r v B Δ = [м/с] И. Мисюченко Последняя тайна Бога 40 Перейдя к малым приращениям величин, согласно определению (1.43) и используя описанную выше «процедуру поиска» нового положения поля понимаем, что поле должно переместиться на такое расстояние dr , чтобы, согласно формуле (1.44), отношение dB B + к расстоянию dr r + не изменилось бы и осталось равным отношению B к r : (1.46) r B dr r dB B = + + , раскрывая скобки и упрощая, получим: (1.47) B dB r dr = Разделив обе части равенства на интервал времени dt , получим: (1.48) B dt dB r dt dr 1 1 = , поскольку (1.43) определяет скорость B v как предел отношения приращений равный dt dr / , можем записать: (1.49) B B r v B & = [м/с], где B& - производная поля B по времени, определённая для точки r . Причём направлена эта скорость радиально в сторону увеличения расстояния, если приращение dB положительно и в обратную сторону, если оно отрицательно. Казалось бы, получен хороший результат – определена скорость движения поля в точке для простого случая переменных во времени полей. Однако мы здесь лишь наметили путь верного решения проблемы, но допустили существенную ошибку. Мы как бы забыли о неограниченности числа степеней свободы поля и при рассмотрении задачи не выходили за рамки плоскости, обозначенной на рис. 1.2. Реальное же поле ничего не знало, о воображаемых нами плоскостях и двигалось не только из центра провода O в точке пересечения его с этой плоскостью, но и от всех остальных точек провода, лежащих уже отнюдь не на расстоянии r от той точки, для которой решалась задача. При этом, очевидно, что результат может весьма отличаться от столь грубого приближения (1.49). К счастью, похожая задача уже более ста лет решена в классической физике, и мы можем просто воспользоваться готовым методом. Так как, согласно принципу суперпозиции [4], поле B в любой точке создаётся всеми бесконечно малыми элементами dl бесконечного тока I , то, следуя методике Био- Савара-Лапласа [4], мы должны рассмотреть бесконечную совокупность бесконечно малых элементов тока и просуммировать явления, создаваемые ими в интересующей нас точке пространства. Разумеется, если оные явления также подчиняются принципу суперпозиции и их в принципе можно суммировать. При этом мы увидим бесконечное число бесконечно слабых полей, движущихся в вышеуказанном нами смысле сквозь выбранную точку пространства в различных, вообще говоря, направлениях и с различными скоростями. Таким образом, мы не только постулировали бесконечное число степеней свободы поля, но и реально ими воспользуемся на уровне физической теории для решения поставленной физической И. Мисюченко Последняя тайна Бога 41 задачи. Чтобы показать, как такое использование осуществимо на практике, мы вначале укажем физическое средство, коим можно измерить и оценить суммарный эффект, производимый движениями фрагментов поля сквозь точку пространства. По нашему мнению, таковым средством является элементарный заряд, в качестве пробного тела помещённый в изучаемую точку. Движение поля относительно заряда порождает, в принципе, те же явления, что и движение заряда относительно поля, с той лишь количественной разницей, которая определяется более сложным характером движения нестационарных полей. Известно, что на заряд, движущийся относительно магнитного поля, действует сила Лоренца [4]. В силу принципа относительности следует, что и поле, движущееся относительно заряда, произведёт силу Лоренца. Мы же утверждаем, что и малый фрагмент поля, движущийся относительно заряда, порождает ровно ту же силу Лоренца. Множество фрагментов порождают множество сил, однако силы, в отличие от скоростей, вполне подчиняются принципу суперпозиции, и можно ожидать, что пробный заряд послужит «интегратором» этих сил и укажет нам их равнодействующую. Проверим это! Скорость движения поля бесконечного провода с током Из обобщения трудов Био и Савара, сделанного Лапласом [1, с.205], следует, что для проводника с током I r , элемент l d r которого создаёт в некоторой точке A (рис. 1.3) индукцию магнитного поля B d r справедливо: (1.50) 3 0 4 ] , [ r r l d I B d ⋅ = π μμ r r r , где l d r – вектор, по модулю равный длине dl элемента проводника и совпадающий по направлению с током I , rr – радиус-вектор, проведенный в точку A поля, r – модуль этого радиус-вектора. И. Мисюченко Последняя тайна Бога 42 Рис. 1.3. К выводу выражения для скорости движения поля элемента тока l Id r Соответственно, модуль dB определяется выражением: (1.51) ( ) 2 0 4 sin r Idl dB ⋅ = π α μμ , где α - угол между векторами l d r и rr . Теперь, зная вид зависимости поля B d r от расстояния (квадратичная зависимость), вычислим скорость движения поля элемента l d r в точке A аналогично (11.46 - 11.49): (1.52) ( ) 2 2 2 r dB dr r B d dB = + + Уравнение (1.52) отражает тот факт, что для того, чтобы найти, на каком расстоянии оказалось поле после того, как оно увеличилось, нам надо, чтобы квадрат расстояния увеличился на столько же, насколько поле. Тогда, раскрывая скобки и упрощая, пренебрегая членами второго порядка малости по dr (т.е. 2 dr ), получаем: (1.53) dB B d r dr 2 2 = Делим обе части равенства на dt , переносим r в правую часть и имеем: И. Мисюченко Последняя тайна Бога 43 (1.54) dB B d r dt dr v B & ⋅ ⋅ = = 2 1 , где dB dt d B d = & производная индукции магнитного поля элемента тока в точке A . Напомним, что символ d перед символом B в данном случае говорит нам не о том, что это приращение поля, а о том, что это просто поле малого элемента с током. Сравните (1.54) и (1.49). Выражение для скорости движения поля малого элемента с током лишь вдвое отличается от выражения для скорости движения поля бесконечного тока, полученного нами, исходя из весьма грубых приближений. Итак, более точный расчет привёл нас к выражению (1.54) для скорости движения поля малого элемента l d r при изменении тока I , протекающего сквозь него. При определении полного магнитного поля прямого тока в физике принято интегрировать поля всех элементов l d r в точке A . Это возможно, потому что B r – силовая характеристика, и она подчиняется принципу суперпозиции. Мы не можем поступить так со скоростями полей элементов тока, ибо это скорости разных объектов. Зато мы можем поступить так с силами, действующими на пробный заряд, помещенный в точку A . Как мы уже говорили выше, природа этих сил Лоренцева, поэтому будем пользоваться выражением для силы Лоренца, как если бы элементы с током были бы неподвижны, а заряд двигался бы с теми скоростями относительно каждого элемента, какие мы им приписали выражением (1.54). Здесь мы, пользуясь принципом относительности, вывели для поля свойство локальной стационарности, заключающееся в том, что для бесконечно малого элемента нестационарного поля можно считать его стационарным, но движущимся в лабораторной системе отсчёта. Итак, известно выражение для силы Лоренца [1]: (1.55) [ ] q B v F L ⋅ ⊗ = r r r , где vr -скорость движения заряда относительно поля, B r – индукция поля, q -заряд. В силу принципа относительности движущееся относительно неподвижного заряда поле породит ту же силу Лоренца. Разница только в том, что знак скорости следует взять противоположным. Тогда используя (1.54) и полагая B v v r r − = , из (1.54) и (1.55) получим: (1.56) [ ] q B d r q B d dB B d r q B d dB B d r F d L ⋅ ⊗ − = ⋅ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ ⊗ − = ⋅ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ ⊗ ⋅ ⋅ − = r & r & r r r & r r 2 1 2 1 2 1 Вот такие «элементарные» силы Лоренца мы уже вправе проинтегрировать по всем элементам l d r . Для простоты изложения рассмотрим прямолинейный бесконечный проводник с током. Воспользуемся вспомогательным рис. 1.4, на котором изобразим ту же ситуацию, что на рис. 1.3, но в плоскости, проходящей через проводник и точку A . И. Мисюченко Последняя тайна Бога 44 Рис. 1.4 . К выводу интегральной силы Лоренца, действующей на заряд q в переменном магнитном поле прямого бесконечного провода с током. Итак, в произвольной точке A , удалённой от проводника с током I r на расстояние R r векторы B d r от всех элементов тока имеют одинаковое направление, перпендикулярное плоскости чертежа («к нам»). В качестве постоянной интегрирования выберем угол α (угол между векторами l d r и rr ), выразив через него все остальные величины. Из геометрии рис. 1.4 следует, что: (1.57) ( ) ( ) α α α sin , sin rd dl R r = = . Радиус дуги CD вследствие малости dl равен r , поэтому угол FDC можно считать прямым. Сила же Лоренца L F d r направлена перпендикулярно как радиус вектору rr , так и полю B r . Скорость B vr направлена вдоль радиус-вектора rr , как и было ранее показано. Используя (1.51) и учитывая, что производная по напряжённости фрагмента поля ( ) ( ) 2 0 2 0 4 sin 4 sin r dl I r Idl dt d B dt d B d ⋅ = ⋅ = = π α μμ π α μμ & & , получим, что сила L F d r , создаваемая одним элементом проводника, равна с учётом (1.57): (1.58) [ ] ( ) ( ) π α μμ π α α α μ μ 4 2 1 4 sin sin 2 1 2 1 0 2 0 d dt dI q r rd I qr q B d r F d L = ⋅ ⋅ ⋅ = ⋅ ⊗ = & &r r r И. Мисюченко Последняя тайна Бога 45 Весьма занимательный результат! Так как сила Лоренца, создаваемая элементом тока, действующая на пробный заряд, оказалась не зависящей впрямую от расстояния. Хотя и зависящей от малого угла α d . Рассмотрим теперь силы Лоренца, создаваемые всеми элементами dl (рис. 1.5). Учитывая симметричность провода относительно плоскости перпендикулярной проводу и проходящей через точку, A видим, что при сложении «элементарных» сил Лоренца не равный нулю вклад дадут только проекции ∏ L F d r на прямую, проходящую через точку A и параллельную току I r . Верхняя часть тока такая же, как и нижняя, соответственно, левые силы Лоренца на рис.1.5 равны соответствующим правым. Рис. 1.5 Возможные направления «элементарных» сил Лоренца в точке A Интегрируя все возможные элементарные силы, создаваемые всеми элементами dl , запишем: (1.59) ( ) ( ) dt dI q dt dI q d dt dI q dF F LII L π μμ π π μμ α π α μμ π α 4 ) cos( ) 0 cos( 4 2 1 sin 4 2 1 0 0 0 0 = − ⋅ = = = ∫ ∫ [н]. Итак, мы получили выражение для силы, действующей на элементарный пробный заряд, помещенный в произвольную точку A ,со стороны магнитного поля бесконечного прямого провода с изменяющимся во времени током. Естественно было бы, разделив эту силу на величину пробного заряда, получить ещё и выражение для напряжённости «поля сторонних сил некулоновской природы», как принято выражаться в физической литературе: (1.60) dt dI q F E L стор ⋅ = = π μ μ 4 0 [Гн·А/м/с]=[В/м]. И. Мисюченко Последняя тайна Бога 46 Таким образом, можно сделать вывод, утверждающий, что тонкий бесконечный провод с изменяющимся во времени током dt dI / порождает в окружающем пространстве то, что можно было бы назвать полем сторонних сил электрической природы, которое действует на пробный заряд независимо от расстояния, на которое он удалён от тока. Эта сила пропорциональна величине производной тока по времени и направлена противоположно и параллельно току. Сила эта порождена движением магнитного поля B r , в каковое оно приходит под действием своего источника, чья интенсивность изменяется во времени. На самом деле эта сила - просто совокупность действия всех сил Лоренца элементарных токов на пробный заряд. Читатель может самостоятельно получить результат, например, для кругового витка с током. Сколь серьёзные и фундаментальные последствия возникают из только что полученного результата, мы увидим несколько позже, когда подробно будем изучать явления индукции и самоиндукции. Пока же, обобщая материал данного параграфа, укажем, что, для бесконечного прямого провода с током, несмотря на разнообразие скоростей и величин элементарных полей, действующую с их стороны на заряд силу можно записать в интегральном виде: (1.61) [ ] [ ] B r q q B v F B B &r r r r r ⊗ = ⋅ ⊗ = 2 [н]. или же, в виде напряженности электрического поля: (1.62) [ ] [ ] B r B v E B B &r r r r r ⊗ = ⊗ = 2 1 [в/м], где: (1.63) B B r v B & r r ⋅ = 2 1 [м/c], можно условно назвать «средней» скоростью движения поля в точке. Разумеется, можно определить не только скорости движения поля в каждой точке пространства, но и ускорения. Поскольку движущееся относительно пробного заряда магнитное поле порождает силу, то это эквивалентно действию на заряд некоего электрического поля. Эквивалентная напряжённость электрического поля может быть исчислена по (1.62), если известна индукция магнитного поля, скорость её изменения и расстояние до источника. Зададимся ещё одним механическим вопросом: коль нам известна скорость движения поля, то нельзя ли получить и закон движения? То есть можем ли мы, зная поле в источнике и скорость его изменения получить местонахождения интересующего нас фрагмента поля в любой момент времени? Уравнение движения поля Для того чтобы получить закон движения поля ) (t r , мы можем проинтегрировать (1.63) по времени: (1.64) ∫ ∫ ∫ ⋅ ⋅ = ⋅ ⋅ = = t t t B t r B t r dB t r dt B B t r dt t r v t r 0 0 0 ) , ( ) , ( ) ( 2 1 ) ( 2 1 ) , ( ) ( & И. Мисюченко Последняя тайна Бога 47 То, что мы получили - это уравнение движения поля (фрагмента поля) в интегральной форме. Началом движения поля полагается момент времени 0 = t . Для того, чтобы получить из него закон движения поля, необходимо задаться конкретной зависимостью ) , ( t r B . Подставив его в (1.64), получим ) (t r . Анализируя скорость движения поля (1.63), легко заметить, что она растёт с расстоянием и с ростом производной поля по времени. То есть поле нестационарного источника, если уж движется, то всегда движется с ускорением! Как будто им движут некие реактивные силы. К тому же скорость тем выше, чем слабее поле. Ситуация такая, как если бы более сильное поле (при той же скорости его изменения) было бы тяжелее разогнать. Позднее мы покажем, что это не только впечатление. Давайте представим на секундочку, что ток в нашем проводе меняется по гармоническому закону с частотой f . Тогда и поле ) , ( t r B меняется с той же частотой. Тогда отношение действующих значений производной его напряжённости к самой напряжённости будет f π 2 . Тогда скорость будет соответствовать выражению: (1.65) fr fr B B r v B π π = = ⋅ ⋅ = 2 2 1 2 1 & Теперь подумаем, а на каком расстоянии от провода скорость движения поля достигнет скорости света? Подставив в (1.65) скорость света, получим: (1.66) π λ π π = = ⇒ = f c r fr c c c То есть скорость движения магнитного поля прямого переменного тока очень быстро достигает скорости света, примерно за треть длины волны соответствующей частоты. Поскольку обычные электромагнитные взаимодействия действительно передаются не быстрее скорости света (опытный факт), то становится понятно (на феноменологическом уровне), как именно происходит излучение электромагнитных «волн». Ток в проводе меняется с определённой частотой, поле вокруг провода приходит в движение. Оно движется тем быстрее, чем дальше от провода и выше частота. Когда ток в проводе растёт по величине, поле «убегает» от провода. Когда ток уменьшается, поле «возвращается» к проводу. Пока скорость движения поля много меньше скорости света, то процессы убегания и возвращения поля взаимно обратимы. Когда скорость приближается к световой, то поле не успевает полностью вернуться, как уже снова надо убегать. Уже на расстоянии трети длины волны, достигнув скорости света, оно перестаёт взаимодействовать с проводом, «отрывается» от него и становится автономным. Такое «оторвавшееся» поле называют электромагнитной волной. Однако уже по механизму образования, который только что забрезжил перед нашим мысленным взором, электромагнитная волна не очень-то похожа на гармонические волны, какими мы их знаем. Уж скорее на регулярную последовательность порывов ветра. Позднее, подробно изучая электромагнитные волны, мы покажем, что наши подозрения, родившиеся на данном этапе, подтверждаются. Есть ещё одна интересная подробность движения поля, которую мы можем выяснить из анализа выражения (1.63). Дело в том, что отношение производной гармонически меняющегося поля к его напряжённости вблизи нулевого значения напряжённости поля стремится к бесконечности. Здесь проявляется незавершенность нашей теории движения поля, а именно то, что мы пока никак не учитывали, что на скорость поля есть «естественное» ограничение – скорость света. Мгновенная скорость движения поля гармонического тока периодически достигает скорости света на любом, сколь угодно малом, расстоянии от провода. Но величина поля при этом оказывается тоже И. Мисюченко Последняя тайна Бога 48 малой. Из этого мы можем заключить, что излучать в той или иной степени будет любой провод с переменным током при любой длине провода и любой частоте. Разница будет лишь в «интенсивности» излучения. И это утверждение также согласуется с экспериментальными фактами. Итак, применив кинематику к понятию поля (на примере магнитного поля), мы выяснили, что, во-первых, поле движется вместе со своим источником. И это движение одинаково для всех его частей. Ранее мы уже назвали такое движение стационарным. Мы применили принцип относительности, заявив, что это движение столь же относительно, как и любое механическое движение. То есть если поле движется относительно заряда, то эта ситуация ничем не отличается от той, когда заряд движется относительно поля. Во- вторых, поле движется, когда интенсивность источника поля изменяется. В этом случае поле движется ускоренно, и притом различные его части движутся по-разному. Однако для малого фрагмента поля мгновенное движение можно считать стационарным. Мы выяснили, что для каждого конкретного источника можно установить закон движения поля в каждой точке пространства в каждый момент времени. Выяснили содержание понятия «скорость движения поля» и получили выражение скорости для конкретного случая малого элемента тока. Мы установили также, что при движениях как первого, так и второго рода поле способно производить специфические силовые воздействия на заряды. В случае с магнитным полем эта действующая на заряды сила есть сила Лоренца. Поскольку через одну точку пространства одновременно могут двигаться различные (порождённые различными элементарными источниками) фрагменты поля с различными скоростями, то полную силу, действующую на заряд, следует определять путём интегрирования всех элементарных сил. Здесь мы применили как принцип относительности, так и принцип суперпозиции сил. В результате мы неожиданно близко подошли к объяснению явления электромагнитной индукции, лежащего в основе всей электродинамики. И даже коснулись возможности «отрыва», обособления поля от источника, то есть электромагнитного излучения. |