Физические основы теории нетеплового действия электродинамических полей в матери-альных средах (стр. 3 из 5)

Таким образом, согласно соотношению (10), электрический заряд

создает поле электрического векторного потенциала , размерность которого есть линейная плотность электрического заряда. В итоге имеем первую фундаментальную корпускулярно-полевую пару с единицами измерения в системе СИ Кулон Кулон/метр.

Здесь и далее обсуждаются именно размерности физических величин, а использование в рассуждениях конкретной системы единиц их измерения не принципиально.

Корпускулярно-полевые представления подтверждаются и соотношением (3d) функциональной связи магнитной напряженности

и электрического вектор-потенциала с размерностью линейной плотности электрического тока, измеряемого в СИ Ампер/метр. Следовательно, это соотношение представляет собой полевой аналог полного тока: токов проводимости и смещения , величина (сила тока) которого имеет единицу измерения Ампер.

Перейдем теперь к полю магнитного векторного потенциала

, для чего рассмотрим интегральную форму соотношения (3а):

. (11)

Интегральные величины в (11) определяют магнитный поток

, имеющий размерность удельного (на единицу заряда) момента импульса, с единицей измерения в системе СИ Вебер=(Джоуль∙секунда)/Кулон. При этом размерность самого вектор-потенциала может быть двоякой: либо импульс на единицу заряда, либо альтернативная ей линейная плотность момента импульса на единицу заряда. Конечно, формально математически обе эти размерности вектора тождественны, но как физические величины это различные понятия.

Однако обратим внимание на то, что циркуляционные векторы

и в электродинамике Максвелла ([11] п. 12 и 14) имеют размерность линейной плотности физической величины, а потоковые векторы , и – ее поверхностной плотности. В частности, размерность вектора магнитной индукции равна поверхностной плотности момента импульса на единицу заряда, в системе СИ - Тесла. Экспериментально это ярко и наглядно иллюстрируется эффектом Эйнштейна-де Гааза, когда в среде при ее однородном намагничивании возникает коллинеарный вектору механический вращающий момент, обусловленный упорядочением собственных моментов количества движения (спинов) электронов в атомах вещества среды. Поэтому, согласно соотношению (3а), вихревое поле магнитного вектор-потенциала однозначно имеет размерность линейной плотности момента импульса на единицу заряда.

Как видим, магнитному потоку

, то есть по физически оправданной аналогии с (10) “магнитному заряду” , сопоставляется его полевой эквивалент – поле магнитного векторного потенциала . В итоге имеем вторую фундаментальную корпускулярно-полевую пару , измеряемую в системе СИ (Джоуль∙секунда)/Кулон (Джоуль∙секунда)/(Кулон∙метр).

Соответственно, из соотношения (3c) размерность вихревого поля электрической напряженности

равна линейной плотности момента силы на единицу заряда, что никак не опровергает известное, а лишь вскрывает физический смысл этой физической величины, единица измерения которой в системе СИ – это Вольт/метр. Следовательно, соотношение (3c) есть полевой аналог уравнения динамики вращательного движения твердого тела в механике, что адекватно рассмотренным корпускулярно-полевым представлениям.

Итак, анализ исходных соотношений (3) позволил прояснить физический смысл ЭМ векторного потенциала как полевого эквивалента локальных основных параметров микрочастицы: заряда q и спина s. Таким образом, электрический заряд

, кратный заряду электрона создает электрическое поле с компонентами напряженности и вектор-потенциала , а “магнитный заряд” – удельный (на единицу заряда) кинетический момент , кратный кванту магнитного потока – магнитное поле с компонентами напряженности и вектор-потенциала . Например, для электрона имеем из (10) и (11) конкретные выражения для компонент поля ЭМ векторного потенциала: и . При этом микрочастица (совокупно, и макрообъект) обладает чисто электрической и магнитной энергиями, ЭМ энергией и моментом ЭМ импульса, условия реализации которых описываются соотношениями (7), (8), (2) и (9), соответственно.

Электродинамические аспекты теории нетеплового действия электрического тока в металлах.

В настоящее время установлено [13], что, как это ни парадоксально, металлы - это уникальная среда для изучения электродинамики нетепловых процессов. Лидером таких исследований является Троицкий [2-4], результаты работ которого, в частности, по ЭПЭ, как и его последователей у нас и за рубежом, нашли практическое применение в разнообразных технологиях обработки металлических материалов. Ниже на основе анализа следствий из представленных выше систем полевых уравнений обсуждаются электродинамические аспекты нетеплового действия постоянного электрического тока в металлах.

Начнем с традиционных уравнений ЭМ поля (1) для однородной проводящей среды в асимптотике металлов (

). В стационарном приближении система указанных уравнений будет иметь вид:

(a) rot

, (b) div , (c) rot , (d) div . (12)

Видно, что электрическая компонента ЭМ поля в проводнике при электропроводности потенциальна (12a), в объеме проводник локально электронейтрален (12b), а наличие тока порождает вихревую магнитную компоненту поля (12c).

Однако энергетически уравнения Максвелла способны описать лишь диссипативную составляющую физически сложного процесса электрической проводимости среды с помощью закона сохранения ЭМ энергии:

- div

. (13)

Важно отметить, что перенос в пространстве потока ЭМ энергии принципиально реализуется посредством обеих компонент ЭМ поля в виде потокового вектора Пойнтинга

. Этот поток, поступая извне в данную точку проводника (левая часть соотношения (13)), обеспечивает в нем электрический ток, что сопровождается выделением тепла, определяемого законом Джоуля-Ленца (правая часть (13)). Наиболее последовательно данный вопрос исследован (вплоть до построения картины “силовых” линий вектора Пойнтинга у поверхности проводника с током) в пособии по электродинамике Зоммерфельда [14].