Николаев Г. В.
Современная электродинамика
и причины ее парадоксальности.
Перспективы построения непротиворечивой электродинамики.

Классическая электродинамика - наука достаточно стройная и, на первый взгляд, казалось бы, действительно завершенная. Ну что нового можно сказать, например, о покоящемся электрическом заряде и его электрическом поле или о движущемся электрическом заряде и его электрическом и магнитном полях? Разве можно сказать что-то новое, например, о законе Кулона или о законе магнитного взаимодействия движущихся зарядов, не говоря уже об описании электрических, магнитных и электромагнитных полей известными уравнениями Максвелла. По представлению некоторых авторов [8] Максвелл "свел воедино все законы электричества и магнетизма и создал законченную и I прекрасную теорию". И в то же время в этой самой "законченной и прекрасной теории" остается почему-то столь много нерешенных проблем и серьезных противоречий, что вполне обоснованно возникают сомнения относительно полной завершенности известной классической теории электромагнетизма. Даже в электростатике остается неясной, например, физика взаимосвязи заряда и индуцируемого им электрического поля, неясна природа самого электрического поля. В простейшем законе Кулона передача действия от одного заряда к другому основывается на, в общем, не приемлемом с физической точки зрения принципе дальнодействия, использование которого представляет собой яркий и особенно наглядный пример того, что классические представления в электростатике и в электродинамике базируются на сомнительных допущениях, которые были введены в физику, конечно же, не потому, что в этом вопросе все было ясно.

Аналогичные выводы можно сделать и относительно самих известных уравнений электростатики, в которых дифференциальная характеристика электрического поля Е(r) в точке наблюдения r сопоставляется почему-то с плотностью реальных зарядов q(r'), находящихся заведомо не в точке наблюдения r. То есть, помимо несоответствия математическому смыслу дифференциального уравнения для точки, основная сущность уравнений электростатики также отражает собой принцип дальнодействия. Все это вынуждает при решении уравнений электростатики использовать разного рода дополнительные чисто формальные математические приемы и подстановки, абстрактные математические допущения, такие как штрихованные координаты, 6-функция, и др.

Еще более интересные нерешенные проблемы обнаруживаются в классической электродинамике, если к ней, вопреки многочисленным наставлениям, отнестись более критически. Прежде всего, как и в электростатике, в электродинамике магнитные поля в пространстве около движущихся зарядов (или элементов тока) определяются, опять же, по принципу дальнодействия через токи переноса. При этом укоренившиеся в современной электродинамике представления о допустимости использования нефизического принципа дальнодействия отражают собой только кажущееся благополучие в теории электромагнетизма. В действительности же именно по причине повсеместного использования принципа дальнодействия в электродинамике обнаруживаются серьезные трудности и противоречия, прежде всего, в известных математических методах описания законов электромагнетизма. И удивительным при этом является то, что убедиться в этом совсем нетрудно, достаточно в уравнении Максвелла для магнитного поля, например, от элемента тока определить пространственную производную rotH левой части уравнения и результаты сопоставить с правой частью этого же уравнения. При этом обнаруживается, что дифференциальная характеристика rotH(r) в левой части уравнения, как этого и следовало ожидать, сопоставляется только с точкой наблюдения r, между тем как фигурирующая в правой части уравнения (1) плотность тока переноса j_n(r') относится заведомо не к этой же точке наблюдения r. Другими словами, если задаться заведомо известным значением напряженности магнитного поля Н(r) в точке наблюдения r, то из дифференцирования левой части уравнения (1) легко установить, что действительная запись правой части этого уравнения должна иметь вид

как и в (1), определяет собой вектор плотности обычного тока смещения в точке наблюдения r.

Между тем как второй член справа в записи (2) определяет собой уже не вектор плотности тока переноса j_n(r') в точке r' нахождения токового элемента, как это представлено в (1), а вектор плотности обратного тока смещения jⁿ_CM(i0, опять же, в точке наблюдения r. Из (2) видно, что корректная запись дифференциального уравнения для точки наблюдения r, в свою очередь, в полной мере отражает собой и физический принцип близкодействия, т.е. магнитное поле Н(r) в точке наблюдения r определяется только токами смещения j_CM(r) и jⁿ_CM(r) в этой же точке. Отличия в записи второго члена в уравнениях (1) и (2) кажутся незначительными, однако в действительности эти отличия как раз и определяют существенную ограниченность и противоречивость известной записи уравнения (1). Например, если написать корректную с математической точки зрения запись дифференциального уравнения (1) для точки наблюдения r, находящейся заведомо вне объема элемента тока переноса, то эта запись должна иметь тривиальный вид

так как в точке наблюдения r, очевидно, имеем j_n(r) = 0.

Более серьезные противоречия обнаруживаются при использовании записи уравнения (1) для случая линейного постоянного тока j_n = j_nS, где S - сечение проводника рассматриваемого тока. В этом случае в пространстве вне проводника, где рассматривается интересующее нас магнитное поле Н(r), токи переноса заведомо отсутствуют j_n(r) = 0. Кроме того, в рамках известных представлений полагается, что в пространстве около проводника с постоянным током отсутствуют и токи смещения j_CM(r)=0, так как для всего пространства вне проводника имеем dE/dt = 0. Но в таком случае для правой части уравнения (1), казалось бы, непременно следует записать

как это правомерно и предлагается в работе [9]. Формально запись уравнения (5) может считаться при этом вполне корректной, если заранее полагать, что окружающее проводник пространство является с физической точки зрения абсолютно пустым, а напряженность магнитного поля Н(r) в точке наблюдения r индуцируется только находящимися на расстоянии от точки наблюдения токами переноса линейного проводника. Казалось бы, принцип близкодействия в этом случае вообще неприменим, так как токи смещения j_CM(r) около линейного постоянного тока в этих условиях вроде бы действительно не могут существовать. Однако, опять же парадокс, несмотря на укоренившиеся представления об отсутствии токов смещения j_CM(r) вблизи линейного постоянного тока переноса I_n = aV, определением суммарной величины вектора плотности тока смещения j^Oc_M(r) в точке наблюдения r от всех элементов линейного тока, определяемых известной зависимостью (3), легко устанавливаем [21]

Из рис. 1 видно, что от любого элемента dl линейного постоянного тока I_n=oV токи смещения, определяемые зависимостью (3), начинаются на этом элементе тока и заканчиваются на нем же.

Если выбрать два элемента линейного тока dl₁ и dl₂, находящихся на одинаковом расстоянии от точки наблюдения N (рис. 2), то вектор плотности тока смещения j_CM1 от элемента dl₁ в точке наблюдения N будет направлен от элемента dl_b между тем как вектор плотности тока смещения j_CM2 от элемента dl₂ будет направлен к элементу dl₂.

Результирующий же вектор плотности тока смещения j_CM(N) в точке на­блюдения N оказывается не равным нулю и направленным в направлении тока переноса I_П. Нетрудно видеть, что аналогичная ситуация будет иметь место и для любой другой симметричной пары таких же элементов тока. Откуда непосредственно устанавливаем, что интегральное значение тока смешения в точке наблюдения N от всех парных элементов тока будет иметь заведомо не равное нулю значение. Следовательно, можно уже с достаточной достоверностью заключить, что токи смешения j_cm(r) от всех парных элементов I_n dl линейного постоянного тока все же не равны нулю и корректная запись дифференциального уравнения (5) для точки наблюдения r, отражающая физический принцип близкодействия, принимает законченный вид

При этом, если определено выражение для вектора j°_CM(r ) в точке наблюдения r, то во многом упрощается и решение такого уравнения. Для решения уравнения (6) достаточно определить интегралы по поверхности S_o (см. рис. 2) от правой и левой частей уравнения, определив тем самым суммарный поток трубки тока смещения сечением S_o, на поверхности которой по принципу близкодействия отыскивается интересующее нас магнитное поле Н(r). При сравнении существенно отличающихся записей правых частей уравнений (5) и (6) естественно возникает вопрос: в чем же заключается с физической точки зрения исходная ошибочность укоренившихся представлений об отсутствии токов смещения в пространстве около линейных постоянных токов? Исследования этого вопроса показывают, что причина здесь кроется в ограниченности сделанных еще в свое время Максвеллом допущений о применимости теоремы Остроградского-Гаусса не только для покоящихся электрических зарядов, но и для движущихся. В результате этого произвольного допущения динамическое состояние движущихся электрических зарядов линейного тока просто подменяется их обычным статическим состоянием, т.е. искусственно игнорируется фактор нахождения системы в заведомо других физических условиях. Таким образом, если мы хотим отразить установившиеся в электродинамике представления о принципе дальнодействия, что магнитные поля Н(r) в точке наблюдения r вне проводника инициируются только токами переноса этого проводника, то уравнение Максвелла (1) для этого случая следовало бы записать в виде

Однако подобная запись не соответствует математической сущности дифференциального уравнения для точки наблюдения r и вообще является неравенством. Если же соблюсти математическую строгость дифференциального уравнения для точки наблюдения r, то для уравнения Максвелла следовало бы записать установленное выше уравнение (6), однако это не соответствует укоренившимся в электродинамике представлениям об индукции магнитного поля Н(r) только токами переноса j_n(r') не равно 0. Подобные неразрешимые противоречия могут быть обнаружены и для любого другого случая произвольного или незамкнутого тока. Возможно, именно этими обстоятельствами объясняется тот факт, что в научной литературе повсеместно общепринята формальная запись уравнений Максвелла вообще без привязки их к конкретным координатам точки наблюдения в виде

Особенно много неясных вопросов возникает при попытке рассмотрения такой малоисследованной области современной электродинамики, как токи смещения. С одной стороны, согласно современным представлениям, токи смещения представляют собой физическую реальность, так как без них невозможно понять работу простейшего конденсатора, с другой же стороны, токи смещения - это математическая формальность, с помощью которой оказывается возможным сделать уравнения Максвелла симметричными [11, 12]. С одной стороны, магнитные свойства токов смещения принимаются эквивалентными магнитным свойствам токов переноса, так как "эти токи одинаковым образом входят в правую часть уравнений Максвелла" [13]. С другой стороны, магнитные поля движущихся зарядов определяются почему-то только через одни токи переноса, как будто токи смещения при этом вообще отсутствуют. Однако нетрудно понять эту причину, если обратиться к известным математическим методам решения уравнений Максвелла. Причина эта оказывается в том, что до настоящего времени в электродинамике нет каких-либо приемлемых прямых методов решений уравнений Максвелла непосредственно через токи смещения. Что же касается известного формализма решений уравнения Пуассона, к которому сводится система уравнений Максвелла, то этот формализм оказывается вообще неприменим к токам смещения. Если же при решении уравнений Максвелла для случая, например, одиночного движущегося заряда (с применением известного формализма штрихованных координат и 5-функции) все же попытаться учесть одновременно и токи смещения, и ток переноса, то для магнитного поля движущегося заряда получается удвоенное значение [10]. Напрашивается вывод, что магнитное поле движущегося заряда индуцируется либо одним током переноса заряда (по принципу дальнодействия), в предположении отсутствия какой-либо физической сущности у токов смещения, а следовательно, отсутствия и необходимости в них вообще, либо одними токами смещения (по принципу близко действия) в предположении, что известные представления о токе переноса движущегося заряда вообще формальны по существу и должны быть полностью исключены из уравнений. Исследования этого вопроса показывают [10], что как с математической, так и с физической точек зрения предпочтение следует отдать только токам смещения. Но наиболее удивительным при этом является то, что при попытках найти непосредственное решение уравнений Максвелла через токи смещения обнаруживается необходимость допущения у движущегося заряда еще одного вида неизвестного ранее в науке магнитного поля и т.д.

Прежде всего, по причине явного формализма известных релятивистских представлений о свойствах реального пространства, которое полагается неким абсолютно пустым абстрагированным математическим пространством, до настоящего времени в электродинамике так и не установлено действительной физической сущности токов смещения и определяющей их роли в отражении физического принципа близкодействия. По этой же причине в электродинамике не установлено существования непосредственной функциональной взаимосвязи между токами смещения и индуцируемыми ими магнитными полями. И как результат этого имеем, что в рамках известных представлений знание распределения токов смещения в рассматриваемом пространстве, например, вне проводника с током не позволяет, тем не менее, установить соответствующие им значения магнитных полей в этом же пространстве. Кроме того, по этим же причинам запись дифференциальных уравнений электродинамики для точек пространства вне проводника, с математической точки зрения, не соответствует математической строгости дифференциального уравнения для точки, что, в свою очередь, исключает возможность понять действительную физическую сущность явления индукции магнитного поля. До настоящего времени не преодолены известные еще во времена Максвелла трудности и противоречия при решении системы уравнений электродинамики применительно к отдельным элементам тока и незамкнутым токам.

Трудности же и противоречия эти заключаются в том, что для случая отрезков тока и незамкнутых токов одна не равная нулю пространственная производная rotА = Н векторного потенциала А, в общем, уже не определяет его полностью.

Обнаруживается существование еще и другой i не равной нулю пространственной производной divA ≠ 0 этого же векторного потенциала А. В результате обнаруживается, что предложенная Максвеллом запись уравнений электродинамики только для одной пространственной производной векторного потенциала rotА ≠ 0 (т.е. для одного вида магнитного поля H = rotA), при явном игнорировании другой divA ≠ O (т.е. при игнорировании другого вида магнитного поля H = -divA), оказывается просто неполной, и корректное решение уравнений в такой записи оказывается невозможным. Попытки же обойти эти трудности искусственными переходами от незамкнутых токов к замкнутым и произвольным наложением на векторный потенциал А так называемых "дополнительных условий" divA = 0, не без помощи других формальных математических методов, позволяют найти, опять же, формальные решения уравнениям Максвелла. Однако подстановка найденных таким образом решений в исходные уравнения обнаруживает, что исходные уравнения Максвелла оказываются уже просто неравенствами.

Более того, в некоторых случаях обнаруживается формальная сущность и явная ограниченность и самих уравнений Максвелла в дифференциальной и интегральной формах. Например, при описании тривиального явления электромагнитной индукции при работе обычного трансформатора уравнения Максвелла в своей дифференциальной форме оказываются вообще неприменимыми, так как вихревые электрические поля Е(r) индукции в пространстве около трансформатора индуцируются вне зависимости от наличия в этом же пространстве изменяемых во времени магнитных полей Н(r), т.е. при условии H/3t = 0. Другими словами, для любой точки r пространства около трансформатора для дифференциальных уравнений, казалось бы, должна быть справедлива запись

Обнаруживаются формальная сущность и явная ограниченность известных представлений и о самом векторном магнитном поле H = rotA и о "магнитном потоке" этого поля через поверхность контура. Известно, например, что при решении конкретных практических задач основное уравнение электромагнитной индукции в интегральной форме находится в удовлетворительном согласии с результатами экспериментальных наблюдений только при определении результирующей ЭДС в замкнутом контуре, между тем как предсказываемое этим уравнением распределение вихревого электрического поля Е индукции вдоль отдельных сторон этого контура находится в явном противоречии с результатами экспериментальных наблюдений [15]. Более того, по причине формальности укоренившихся в электродинамике представлений о некоем "магнитном потоке" обнаруживается и принципиальная ограниченность известных представлений об индукции электрического тока в контуре изменяющимся во времени "магнитным потоком".

Если замкнутый контур из проводника пронизывается изменяющимся во времени "магнитным потоком" ðÔ/ðt ≠ 0, например от равномерно и прямолинейно движущегося около данного контура электрического заряда (или протяженного сгустка зарядов), то, вопреки, казалось бы, очевидным требованиям зависимости (11), результирующая ЭДС в таком контуре оказывается равной нулю е = 0 [16,73], т.е. для известной зависимости (11) устанавливаем неравенство вида

В свою очередь, как это видно из (13), в случае равномерно и прямолинейно движущегося заряда оказывается равной нулю частная производная ðА/ðt, вследствие чего и по причине чего как раз и отсутствует индукция тока в размещенном поблизости от движущегося заряда замкнутом контуре. Кроме того, формализм поля векторного потенциала А в записи (13) оказывается как раз хорошо применимым для описания явления электромагнитной индукции тока в проводниках вне сердечника трансформатора, ибо вне сердечника при условии ðH/ðt = 0 как раз реализуется условие ðA/ðt ≠ 0. Следовательно, можно уже с достаточной достоверностью утверждать, что формализм поля векторного потенциала А в практическом отношении в значительно большей степени соответствует экспериментальным наблюдениям, чем введенный в электродинамику Максвелла формализм "магнитного поля" и "магнитного потока". Однако, опять же парадокс, с самим определением понятия векторного потенциала в современной электродинамике не все обстоит благополучно.

Постановка подобного вопроса вызвана еще теми известными странными обстоятельствами, что если не равному нулю значению магнитного поля Н в рассматриваемом пространстве всегда соответствует не равное нулю значение векторного потенциала А во всех точках этого же пространства, то не равному нулю значению векторного потенциала А в рассматриваемом пространстве не всегда соответствует не равное нулю значение магнитного поля Н во всех точках этого же пространства. Однако известно, что реальность существования самого магнитного поля Н в рассматриваемом пространстве всегда может быть легко установлена по обнаруживаемому магнитному взаимодействию с этим полем движущихся в нем электрических зарядов. Причем взаимодействие движущихся зарядов с магнитным полем Н определяется хорошо известной в физике зависимостью, записываемой в виде формулы Лоренца. Трудности же в определении действительной физической сущности поля векторного потенциала А проявляются прежде всего в том, что аналогичная зависимость для взаимодействия движущихся зарядов с полем векторного потенциала А в физике неизвестна. Отсутствуют в физике и какие-либо другие общеизвестные способы регистрации поля векторного потенциала А. Если же принять во внимание, что используемый в классической электродинамике математический формализм допускает, в общем, определенный произвол в выборе вектор-потенциальной функции А' = (А + V), устанавливающий соответствие поля векторного потенциала А магнитному полю Н только с точностью до градиента некоторой скалярной функции, то вопрос о физической сущности поля векторного потенциала А вообще лишается смысла. Другими словами, это означает, что одному и тому же реально проявляемому в опытах магнитному полю Н может соответствовать бесконечное множество полей векторного потенциала А' = (А + ∆ψ), ςак как ротор градиента всегда равен нулю. Следует отметить, что аналогичный же произвол в выборе векторного потенциала А допускается, в общем, и в квантовой механике, что еще более подчеркивает формальную нефизическую сущность векторного потенциала. Как в классической электродинамике, так и в квантовой механике укоренилось представление, что физическую значимость может иметь только rotА векторного потенциала А, между тем как самому векторному потенциалу А отводится вспомогательная и второстепенная роль, а существование какой-либо физической значимости у не равной нулю другой пространственной производной divА этого же векторного потенциала А, в рамках известного формализма, вообще исключается.

Можно показать [10, 15, 21, 22], что известные укоренившиеся формальные представления о "магнитном поле" и "магнитном потоке" в считающемся "законченном прекрасном здании" современной электродинамики приводят еще и к ряду других не менее серьезных трудностей и противоречий. И особенно много противоречий и парадоксов в электродинамике обусловлено уже просто ограниченностью применяемого в современной теории формализма одного векторного магнитного поля Н = rotА, при явном игнорировании существования еще другого вида магнитного поля H = -divА.

где I₁dl₁ - токовый элемент движущегося заряда е₁ который испытывает воздействие со стороны токового элемента l₂dl₂ движущегося заряда е₂.

В рамках представления об электрических Е и магнитных Н полях, которые согласуются и с современными представлениями, для полной силы взаимодействия, в частном случае, параллельно движущихся зарядов e₁ и е₂, при V₁ = V₂ = V и (V_r) = 0 можно записать

где член справа определяет собой несколько измененный закон кулоновского взаимодействия движущихся зарядов e₁ и е₂. Хотя по виду своему приведенные записи (17) и (18) существенно отличаются, количественно они полностью эквивалентны. Однако из анализа последней записи (18) напрашивается вывод, что физическая сущность "магнитного" взаимодействия движущихся в реальном пространстве физического вакуума зарядов e₁ и е₂ заключается в том, что в состоянии покоя зарядов в физическом вакууме (при V, = V₂ = 0) взаимодействие между ними обусловлено обычными статическими электрическими полями Е₁ и Е₂ кулоновского типа

между тем как при движении зарядов в физическом вакууме с неравными нулю скоростями V₁=V₂=V статические кулоновские электрические поля Е₁ и Е₂ этих зарядов, что естественно было бы и ожидать, претерпевают определенную деформацию. При этом, принимая во внимание в общем известные физические концепции и учитывая реальные условия конечности скорости распространения электрических возмущений в физическом вакууме и существование тривиальных запаздывающих потенциалов, для деформированного электрического поля Е '₁, например, движущегося заряда e (см. рис. 3) в точке нахождения заряда е₂ легко устанавливаем [23-26]

где φ - угол аберрационного смещения вектора электрического поля Е₁, обусловленного эффектом запаздывания поля и определяемого из известного соотношения

Принимая во внимание, что электрическое поле Е₂ второго движущегося заряда е₂ также деформируется на угол аберрации φ и определяется аналогичной (20) зависимостью

для результирующей величины е'₂ движущегося в физическом вакууме электрического заряда е₂, в свою очередь, находим

В результате учета конкретных реальных физических условий (20), (23), имеющих место во взаимодействии движущихся в физическом вакууме зарядов e₁ и e₂, для электрической силы F' взаимодействия этих зарядов в динамике непосредственно устанавливаем

Таким образом, если исходить из учета реальных физических условий, что скорость распространения электрических возмущений в физическом вакууме конечна и движение заряда в физическом вакууме приводит к появлению очевидных, с физической точки зрения, эффектов запаздывания и деформации электрического поля Е, то кулоновская сила взаимодействия F_k (19) между зарядами в состоянии их движения в физическом вакууме не должна остаться неизменной, что, в действительности, и устанавливается зависимостью (24). Однако если исходить из заведомо абстрактных и явно ошибочных допущений, что реальное пространство абсолютно пустое, а скорость распространения электрических возмущений в нем бесконечна и электрические поля E₁ и Е₂ движущихся зарядов никакой деформации не подвержены, то мы вынуждены будем констатировать, что кулоновские электрические взаимодействия между движущимися зарядами должны остаться неизменными, как будто заряды вообще не подвержены каким-либо движениям. Явная ошибочность подобных выводов в значительной степени обусловлена была, как это отмечено уже было выше, априорными допущениями самого Максвелла, что теорема Гаусса для покоящихся электрических зарядов применима и для движущихся электрических зарядов. Для объяснения же реально наблюдаемых результатов (18), (24), в свою очередь, мы вынуждены будем допустить существование около движущихся зарядов неких компенсирующих "магнитных полей", взаимодействие с которыми дает необходимую "магнитную" поправку ∆F_M (второй член в правой части (17)) к неизменяемому кулоновскому взаимодействию, т.е.

Однако в действительности отрицательные последствия подобных допущений оказались более значительными, так как в электродинамике Максвелла была "безвозвратно" потеряна возможность установления существования еще одного вида магнитного поля и еще одной продольной "магнитной" силы. Можно, например, теперь показать [25, 26], что если учесть, опять же тривиальные с физической точки зрения, эффекты запаздывания для электрических полей от движущихся уже по одной прямой зарядов е₁ и е₂, то для динамической электрической силы F ' взаимодействия между ними вновь будет установлена зависимость (24), между тем как нефизический максвелловский (17) и ограниченный амперовский (18) подходы для этого же случая дают F_M = F_A = F_K, т.е. неизменное кулоновское взаимодействие. Другими словами, в рамках известных в электродинамике представлений, магнитное взаимодействие между двумя движущимися по одной прямой зарядами e₁ и е₂ вообще исключается. Хотя, опять же парадокс, в электродинамике известна интегральная зависимость для магнитных полей взаимодействующих зарядов, из которой непосредственно следует возможность магнитного взаимодействия движущихся по одной прямой электрических зарядов.

Представленного здесь уже вполне достаточно, чтобы сделать определенные и однозначные выводы, что заложенные в электродинамике Максвелла исходные представления об одном векторном "магнитном поле H₁ = rotA, при явном игнорировании другого скалярного "магнитного поля " Н₁ = - divА, не только заведомо ошибочны, но и явно ограничены.

Конечно, вряд ли можно отрицать, что ошибочные и ограниченные представления о "магнитном поле" в электродинамике Максвелла, за более чем вековой период своего господства, не сыграли свою определенную положительную роль в общем научном прогрессе. Однако каковы были бы результаты этого прогресса, если бы в свое время восторжествовала более реалистическая точка зрения на динамические электрические взаимодействия, в настоящее время просто невозможно вообразить. Уже проведенного выше анализа причин парадоксальности современной электродинамики вполне достаточно, чтобы понять, что пройденный в электродинамике путь во многом придется вновь проходить заново, но конечно же уже новыми теоретическими и экспериментальными путями, начало которым было предсказано физиками еще более века тому назад. Теперь остается только надеяться, что столь "богатый" накопленный в электродинамике опыт хождения по ошибочным, в определенной степени, теоретическим и экспериментальным путям поможет, наконец, определить правильное направление в развитии объективных представлений об окружающих нас законах статического и динамического электричества.