Физические основы теории нетеплового действия электродинамических полей в матери-альных средах (стр. 1 из 5)
Физические основы теории нетеплового действия электродинамических полей в материальных средах
В.В. Сидоренков, МГТУ им. Н.Э. Баумана
Введение.
Приоритет прямого доказательства нетеплового действия электромагнитных (ЭМ) полей на физико-механические свойства материалов принадлежит Вертгейму [1], где по удлинению проволочных образцов различных металлов при постоянной внешней механической нагрузке в условиях пропускания электрического тока либо только при термическом воздействии для одной и той же температуры образца определялись соответственно модули упругости G1 и G2 исследуемого материала. Наличие разности ΔG = |G1 – G2| служило доказательством дополнительного нетеплового действия электрического тока на величину модуля упругости металла. Однако в то время этот эффект не был актуален, а потому не востребован, и лишь спустя 125 лет указанное явление было переоткрыто Троицким [2]. Теперь феномен нетеплового действия ЭМ полей на свойства материальных сред не только всесторонне изучается, но и нашел успешное применение в технологиях обработки металлов и других материалов [3, 4].
Тем не менее, надо признать, что при значительных успехах в приложениях научное развитие этого направления исследований всегда сдерживалось концептуально, поскольку строгой электродинамической теории, последовательно описывающей нетепловое действие ЭМ полей на материальные среды, попросту не существовало. Объективность такого заявления иллюстрирует, в частности, многолетняя дискуссия в научной печати о природе электропластического эффекта (ЭПЭ) в металлах (например, в [3, 4]). Парадокс в том, что одни аргументированно на основе анализа уравнений ЭМ поля показывают, что ЭПЭ электродинамически обусловлен проявлением квадратичных по току закона Джоуля-Ленца и пинч-эффекта, а другие достоверно в многочисленных экспериментах убеждаются в нетепловой (линейной по току) природе ЭПЭ.
Основы электродинамики нетепловых процессов в материальных средах.
Попытаемся разобраться в этой далеко непростой ситуации, для чего рассмотрим систему электродинамических уравнений Максвелла - уравнения ЭМ поля:
(a)
, (b) 
, (c) 
, (d) 
. (1) Здесь компоненты ЭМ поля векторы электрической 
и магнитной 
напряженности связаны с соответствующими векторами индукции 
и 
и плотности электрического тока 
посредством материальных соотношений: 
, 
, 
,описывающих отклик среды на воздействие ЭМ поля;
- объемная плотность стороннего электрического заряда, 
и 
- электрическая и магнитная постоянные, 
, 
и 
- удельная электрическая проводимость, относительные диэлектрическая и магнитная проницаемость среды, соответственно.Фундаментальным следствием данных уравнений является тот факт, что описываемое ими поле распространяется в пространстве в виде ЭМ волн, переносящих поток ЭМ энергии
, аналитическая формулировка закона сохранения которой также следует из этих уравнений: 
. (2)Видно, что в данной точке среды диссипативные процессы электропроводности и изменения электрической и магнитной энергий порождаются потоком извне вектора Пойнтинга ЭМ энергии
, и наоборот.Однако, согласно уравнениям системы (1), в принципе невозможны электродинамические потоки, переносящие только электрическую либо магнитную энергии, хотя процессы соответствующей поляризации сред существуют раздельно и энергетически независимы. Поэтому продолжим обсуждение уравнений (1) с целью их модификации для поля ЭМ векторного потенциала, поскольку новые уравнения позволят последовательно описать процессы нетеплового действия электродинамических полей в материальных средах: электрическую и магнитную поляризацию среды, передачу ей момента ЭМ импульса.
Сами исходные соотношения первичной взаимосвязи компонент ЭМ поля и поля ЭМ векторного потенциала с электрической
и магнитной 
компонентами получим непосредственно из уравнений (1):(a)
, (b) 
, (c) 
, (d) 
. (3)Здесь соотношение (3a) вводится с помощью уравнения (1d), так как дивергенция ротора произвольного векторного поля тождественно равна нулю. Аналогично (3b) следует из уравнения (1b) при
= 0, справедливого для сред с локальной электронейтральностью. Далее подстановка (3a) в (1а) дает (3c), а подстановка (3b) в (1c) с учетом закона Ома электропроводности приводит к (3d), где 
- постоянная времени релаксации электрического заряда в среде за счет ее электропроводности. Как представляется в [5, 6], исходные соотношения (3) фундаментальны и перспективны с точки зрения физической интерпретации поля ЭМ векторного потенциала, выяснения его роли и места в явлениях электромагнетизма. Покажем это.Главное фундаментальное следствие соотношений (3) состоит в том, что подстановки (3c) в (3b) и (3d) в (3a) приводят к системе электродинамических уравнений поля ЭМ векторного потенциала с электрической
и магнитной компонентами, структурно полностью аналогичной системе уравнений (1):(a) rot
, (b) div 
, (4)(c) rot
, (d) div 
.Чисто вихревой характер компонент поля векторного потенциала обеспечивается условием калибровки посредством дивергентных уравнений (4b) и (4d), которые также представляют собой для уравнений (4a) и (4c) начальные условия в математической задаче Коши, что делает систему (4) замкнутой.
Подстановки соотношения (3с) в продифференцированное по времени (
) соотношение (3a) и аналогично (3d) в (3b) дают систему электродинамических уравнений ЭМ поля (1) при = 0, где уравнения (1d) и (1b) получаются взятием дивергенции от (3a) и (3b). Уравнения (1а) и (1с) можно также получить, если взять ротор от (3с) и (3d) при подстановке в них (3а) и (3b).Применение операции ротора к (3c) и подстановка в него (3a) с учетом (3d) преобразует систему (3) в другую систему теперь уже уравнений электрического поля с компонентами напряженности
и вектор-потенциала :(a) rot
, (b) div 
, (5)(c) rot
, (d) div 
.Соответственно взятие ротора от соотношения (3d) и подстановка в него (3b) с учетом (3c) снова преобразует систему соотношений (3) в еще одну систему уравнений классической электродинамики систему уравнений магнитного поля с компонентами напряженности
и векторного потенциала :(a) rot
, (b) div 
, (6)