Электроодонтодиагностикой называется исследование чувствительных нервов зуба при помощи их раздражения электрическим током; используется в стоматологии для распознавания болезненных изменений пульпы или периодонта.

Электродиа'лиз, см. в ст. Диализ .

Электродина'мика классическая, классическая (неквантовая) теория поведения электромагнитного поля , осуществляющего взаимодействие между электрическими зарядами. Основные законы классической Э. сформулированы в Максвелла уравнениях . Эти уравнения позволяют определить значения основных характеристик электромагнитного поля — напряжённости электрического поля Е и магнитной индукции В — в вакууме и в макроскопических телах в зависимости от распределения в пространстве электрических зарядов и токов.

  Микроскопическое электромагнитное поле, создаваемое отдельными заряженными частицами, в классической Э. определяется Лоренца — Максвелла уравнениями , которые лежат в основе классические статистические теории электромагнитных процессов в макроскопических телах; усреднение уравнений Лоренца — Максвелла приводит к уравнениям Максвелла.

  Законы классической Э. неприменимы при больших частотах и, соответственно, малых длинах электромагнитных волн , т. е. для процессов, протекающих на малых пространственно-временных интервалах. В этом случае справедливы законы квантовой электродинамики .

  Историю возникновения и развития классической Э. см. в ст. Электричество .

  Г. Я. Мякишев.

Электродина'мика дви'жущихся сред, раздел электродинамики, в котором изучаются электромагнитные явления, в частности законы распространения электромагнитных волн , в движущихся средах. Э. д. с. включает также оптику движущихся сред, в которой исследуется распространение света в движущихся средах. Хотя экспериментальный материал накапливался в течение нескольких столетий, полное его объяснение стало возможным только после появления теории относительности.

  18 и 19 вв. ознаменовались бурным развитием ньютоновской механики. На её основе были объяснены не только механическое движение тел и динамика сплошных сред, но и, казалось бы, не связанные с механикой тепловые явления. У подавляющего большинства физиков возникла уверенность, что все явления в природе могут быть объяснены действием законов классической механики. Это нашло свое выражение и в подходе к электромагнитным явлениям. Опыты по интерференции света с неопровержимостью указывали на то, что свет имеет волновую природу. Но из механики было известно, что для распространения волны необходима упругая среда. Поэтому считалось, что и для распространения световых волн также нужна упругая среда. Колебания этой светоносной среды, названной эфиром, и связывались со световыми волнами. Т. к. было известно, что свет распространяется и в пустоте, приходилось считать, что пустота тоже заполнена световым эфиром. Эфир наделялся весьма необычными свойствами: с одной стороны, он должен был обладать очень большой упругостью (поскольку скорость распространения волн тем больше, чем больше упругость среды, а скорость световых волн очень велика), с другой — не должен оказывать никакого механического сопротивления движущимся сквозь него телам (поскольку все тела движутся в пустоте без сопротивления).

  Попытка объяснения электромагнитных явлений с помощью теории эфира неизбежно приводила к вопросу о том, как протекают электромагнитные явления в теле, движущемся через эфир. Основные теории, созданные в конце 19 в. для описания оптических явлений в движущейся классической среде (теории Г. Герца и Х. Лоренца ), базировались на представлении об эфире. Однако они противоречили некоторым известным к тому времени опытам.

  Создание непротиворечивой Э. д. с. стало возможным лишь после появления специальной теории относительности А. Эйнштейна (1905), которая устранила эфир как светоносную среду и как преимуществ. систему отсчёта. Понятия «покоящаяся» и «движущаяся» среды потеряли свой абсолютный характер и стали определяться только выбором системы отсчёта (и связанным с ней «наблюдателем»).

  В 1908 Г. Минковский показал, что Максвелла уравнения для покоящихся сред в сочетании с принципом относительности Эйнштейна (см. Относительности принцип ) однозначно определяют электромагнитное поле в движущейся среде. Эти же уравнения могут быть получены и другим путём — усреднением микроскопических уравнений электронной теории Лоренца (см. Лоренца — Максвелла уравнения ) с учётом того, что у всех частиц среды имеется скорость упорядоченного движения.

  Уравнения для полей в движущейся среде совпадают с уравнениями Максвелла в покоящейся среде:

  Здесь Е и Н — векторы напряжённостей электрического и магнитного полей, D и В — электрическая и магнитная индукции, r и j — плотности внешних зарядов и токов.

  Эта система уравнений должна быть дополнена т. н. материальными уравнениями, связывающими напряжённости полей с индукциями. В покоящейся среде материальные уравнения имеют вид: D = eЕ, В = mН (1a), где e и m — диэлектрическая и магнитная проницаемости среды. Из вида этих соотношений в покоящейся среде однозначно следует их вид в среде, движущейся со скоростью u:

  (квадратные скобки обозначают векторное произведение). Это т. н. материальные уравнения Минковского; при u= 0 они переходят в уравнения (1a). Материальные уравнения (2), вытекающие из принципа относительности, в сочетании с уравнениями Максвелла (1) удовлетворительно объясняют результаты всех экспериментов по изучению электромагнитных явлений в движущихся средах. Ниже рассмотрены некоторые из следствий теории Э. д. с.

  Распространение электромагнитных волн в движущейся среде. Пусть в среде, движущейся со скоростью u, распространяется электромагнитная волна

Е=Eoei ^(kr-wt) ,                  (3)

H =H_oe^{i (kr-wt)} .

  Здесь E_o и Н_о — амплитуды электрического и магнитного полей, k — волновой вектор, w — круговая частота волны, r, t — координата и время. Из уравнений (1) — (3) вытекает, что волновой вектор и частота в движущейся среде связаны соотношением

  При u = 0 (для покоящейся среды) получаем k²= emw² /c². В соотношение (4) входит угол J между направлением распространения волны (вектором k ) и скоростью u (k u = k u cos J); поэтому условия распространения волны для разных направлений различны. При малых u, ограничиваясь величинами первого порядка по u/c, из (4) можно получить выражение для фазовой скорости u фаз волны, распространяющейся под углом J к скорости среды: