Архив тем Ф.Менде.

[Фёдор Менде]

 Поскольку плотность тока в такой линии определяется соотношением \(j = \frac{I}{{bz}} = nev, \)  
то суммарная кинетическая энергия всех движущихся зарядов запишется
\({W_{k\Sigma }} = {\frac{1}{2}_{}}{\frac{m}{{n{e^2}}}_{}}abz{j^2} = {\frac{1}{2}_{}}{\frac{m}{{n{e^2}}}_{}}\frac{a}{{bz}}{I^2}\)  .  (3.1)            
 Соотношение (3.1) связывает энергию, запасенную в линии, с квадратом тока, поэтому  коэффициент, стоящий в правой части соотношения (3.1) перед  квадратом тока, является суммарной кинетической индуктивностью линии.
\({L_{k\Sigma }} = \frac{m}{{n{e^2}}} \cdot \frac{a}{{bz}}\) .  (3.2)                            
 таким образом, величина
\({L_k} = \frac{m}{{n{e^2}}}\)   (3.3)                                        
представляет удельную  кинетическую индуктивность.  Мы уже ранее ввели эту величину другим способом (см. соотношение (2.4)). Соотношение (3.3) получено для случая постоянного тока, когда токовое  распределение является однородным.
       В дальнейшем для большей наглядности полученных результатов наряду с математическим их представлением будем пользоваться методом эквивалентных схем. Отрезок рассмотренной  линии длинной \(dz\)  может быть представлен в виде эквивалентной схемы, показанной на рис. 2 (а).
 


Рис. 2.  а – эквивалентная схема отрезка двухпроводной линии;  б – эквивалентная схема отрезка двухпроводной линии, заполненной бесдиссипативной плазмой;  в - эквивалентная схема отрезка двухпроводной линии, заполненной диссипативной плазмой.

       Из соотношения (3.2) видно, что в отличие от  \({C_\Sigma }\)  и \({L_\Sigma }\)  величина \({L_{k\Sigma }}\)  с ростом  \(z\)  уменьшается. С физической точки зрения это  понятно, связано это с тем, что с ростом  \(z\)  количество параллельно включенных индуктивных элементов растет. Сама линия при этом будет эквивалентна параллельному контуру с сосредоточенными параметрами:
\(C = \frac{{{\varepsilon _0}bz}}{a},     L = \frac{{{L_k}a}}{{bz}},\)  последовательно с которым включена индуктивность \({\mu _0}\frac{{adz}}{b}\) .  
Но если вычислить резонансную частоту такого контура, то окажется, что эта частота вообще ни от каких размеров не зависит,  действительно:
\(\omega _\rho ^2 = \frac{1}{{CL}} = \frac{1}{{{\varepsilon _0}{L_k}}} = \frac{{n{e^2}}}{{{\varepsilon _0}m}}\)   .
 Получен очень интересный результат, который говорит о том, что резонансная частота рассмотренного макроскопического резонатора не зависит от его размеров. Может создаться впечатление, что это ленгмюровский резонансом, т.к. полученное значение резонансной частоты в точности соответствует значению частоты такого резонанса. Но известно, что ленгмюровский резонанс характеризует продольные волны, в то время как в длинной линии распространяются только  поперечные волны. Для данного случая величина фазовой скорости в направлении \(z\)  равна бесконечности и волновой вектор \(\vec k = 0\) . Данный результат соответствует решению системы уравнений (2.12) для линии с заданной конфигурацией. Волновое число в данном случае определяется соотношением
\(k_z^2 = \frac{{{\omega ^2}}}{{{c^2}}}\left( {1 - \frac{{\omega _\rho ^2}}{{{\omega ^2}}}} \right) \)  , (3.4)
 а групповая и фазовая скорости
\(v_g^2 = {c^2}\left( {1 - \frac{{\omega _\rho ^2}}{{{\omega ^2}}}} \right) \)  , (3.5)
\(v_F^2 = \frac{{{c^2}}}{{\left( {1 - \frac{{\omega _\rho ^2}}{{{\omega ^2}}}} \right)}} \)   ,  (3.6)
где  \(c = {\left( {\frac{1}{{{\mu _0}{\varepsilon _0}}}} \right)^{1/2}}\) 
скорость света в вакууме.

[Фёдор Менде]

Для данного случая фазовая скорость электромагнитной волны равна бесконечности, что соответствует поперечному резонансу на  частоте ленгмюровского резонанса.  Следовательно, в каждый момент времени распределение полей и токов в такой линии однородно и не зависит от координаты  \(z\) , а ток в плоскостях линии в направлении z отсутствует. Это, с одной стороны, означает, что индуктивность \({L_\Sigma }\)  не будет оказывать влияния на электродинамические процессы в такой линии, а с другой – то, что в данном случае вместо проводящих плоскостей могут быть использованы любые плоскости, ограничивающие плазму. Отметим, что в данном случае  обсуждается только принципиальная сторона вопроса, т.к., например, газоразрядную плазму ограничить для данных целей плоскостями нельзя, т.к. на эти плоскости будут оседать заряды. Возможно, это должна быть плазма в твердом теле, или газоразрядная плазма в магнитной ловушке или плазма ядерного взрыва.
      Из соотношений (3.4 -3.6)  нетрудно видеть, что в точке \(\omega  = {\omega _p}\)  мы имеем дело с поперечным резонансом с бесконечной добротностью. То, что в отличие от ленгмюровского, данный резонанс является поперечным, будет хорошо видно для случая, когда добротность такого резонанса не будет равна бесконечности. В этом случае \({k_z} \ne 0\) , и в линии будет распространяться поперечная волна, направление распространения которой будет перпендикулярно направлению движения зарядов.  Рассмотрение данной задачи было начато с рассмотрения плазмы, ограниченной с двух сторон плоскостями длинной линии. Но в процессе такого рассмотрения можно сделать  вывод, что частота такого резонанса вообще от размеров линии не зависит. Отметим, что факт существования такого резонанса ранее осознан не был.
      Перед тем, как перейти к более подробному рассмотрению данного вопроса, остановимся на энергетических процессах, имеющих место в рассмотренной линии в случае отсутствия потерь. Характеристическое сопротивление плазмы, дающее отношение поперечных компонент электрического и магнитного полей, определяется соотношением
\(Z = \frac{{{E_y}}}{{{H_x}}} = \frac{{{\mu _0}\omega }}{{{k_z}}} = {Z_0}{\left( {1 - \frac{{\omega _\rho ^2}}{{{\omega ^2}}}} \right)^{ - 1/2}}\) ,
где  \({Z_0} = \sqrt {\frac{{{\mu _0}}}{{{\varepsilon _0}}}} \)  - характеристическое сопротивление вакуума. Полученное значение \(Z\)  характерно для поперечных электрических волн в волноводах. Видно, что когда \(\omega  \to {\omega _p}\) ,  \(Z \to \infty \) ,  \({H_x} \to 0\) . В том случае, когда \(\omega \) >\({\omega _p}\)  в плазме существует и электрическая и магнитная составляющая поля. Удельная энергия этих полей запишется
\({W_{E,H}} = \frac{1}{2}{\varepsilon _0}E_{0y}^2 + \frac{1}{2}{\mu _0}H_{0x}^2\)
Таким образом, энергия, заключенная в магнитном поле, в \(\left( {1 - \frac{{\omega _\rho ^2}}{{{\omega ^2}}}} \right) \)  раз меньше, чем энергия, заключенная в электрическом поле. Отметим, что такое рассмотрение, которое является традиционным в электродинамике, является не полным, т.к. при этом не учтен еще один вид энергии, а именно кинетическая энергия носителей заряда. Оказывается, что кроме волны электрического и магнитного полей, несущей электрическую и магнитную энергию в плазме, существует еще и третья - кинетическая волна, несущая кинетическую энергию носителей тока. Удельная энергия этой волны записывается
\({W_k} = \frac{1}{2}{L_k}j_0^2 = \frac{1}{2} \cdot \frac{1}{{{\omega ^2}{L_k}}}E_0^2 = \frac{1}{2}{\varepsilon _0}\frac{{\omega _\rho ^2}}{{{\omega ^2}}}E_0^2\) .
Следовательно, полная удельная энергия, запасённая в плазме записывается как
\({W_{E,H,j}} = \frac{1}{2}{\varepsilon _0}E_{0y}^2 + \frac{1}{2}{\mu _0}H_{0x}^2 + \frac{1}{2}{L_k}j_0^2\)  .
Таким образом, для нахождения полной  энергии, запасенной в единице объема плазмы, учет только полей  \(E\)  и \(H\)  недостаточен.
      В точке \(\omega  = {\omega _p}\)   выполняется соотношение
\(\begin{gathered}
  {W_H} = 0 \hfill \\
  {W_E} = {W_k} \hfill \\
\end{gathered} \)

т.е. магнитное поле в плазме отсутствует, и плазма представляет макроскопический электромеханический резонатор с бесконечной добротностью, резонирующий на частоте  \({\omega _p}\) .
 Поскольку при частотах \(\omega \) >\({\omega _p}\)  волна, распространяющаяся в плазме, несет на себе три вида энергии: магнитную, электрическую и кинетическую, то такую волну можно назвать электромагнитокинетической. Кинетическая волна представляет из себя волну плотности тока \(\vec j = \frac{1}{{{L_k}}}\int {{{\vec E}_{}}dt} \) . Эта волна сдвинута по отношению к электрической волне на угол \(\frac{\pi }{2}\) .

[Alexpo]

Что называется, дожили!!!
Вы толкаете тело рукой, а оно никакого обратного воздействия на вашу руку не оказывает?!
Пора разгонять всю эту полностью деградировавшую систему образования и создавать новую "с нуля"!

Обратное воздействие на руку, разумеется, есть. Как раз по третьему закону.

А вот само тело никакого противодействия -ma якобы из второго закона, о котором вы пишете, не испытывает.

[Фёдор Менде]

4. ДИЭЛЕКТРИКИ

      Нигде в существующей литературе нет указаний на то, что  кинетическая индуктивность носителей зарядов играет какую-то роль в электродинамических процессах в диэлектриках. Однако это не так. Оказывается, что этот параметр в электродинамике диэлектриков играет не менее важную роль, чем в проводниках.
      Рассмотрим наиболее простой случай, когда колебательные процессы в атомах или молекулах диэлектрика подчиняются законам механического осциллятора.
\(\left( {\frac{\beta }{m} - {\omega ^2}} \right){\vec r_m} = \frac{e}{m}\vec E, \) (4.1)  
где  \({\vec r_m},\beta \)  - параметры, первый из которых это отклонение зарядов от положения равновесия, а второй - представляет коэффициентом упругости, характеризующий упругость электрических сил связи зарядов в атомах и молекулах. Вводя резонансную частоту связанных зарядов  \({\omega _0} = \frac{\beta }{m}\) ,    из  (4.1) получаем
\({\vec r_m} =  - \frac{{{e^{}}\vec E}}{{m({\omega ^2} - \omega _o^2)}}. \)  (4.2)  
 Видно, что в соотношении  (4.2) как параметр уже присутствует частота собственных колебаний, в которую входит масса заряда. Это говорит о том, что инерционные свойства колеблющихся зарядов будут влиять на колебательные процессы поляризуемых атомов и молекул.
      Поскольку общая плотность тока в среде состоит из тока смещения и тока проводимости
\(rot\vec H = {\vec j_0} = {\varepsilon _0}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}} + ne\vec v\) ,
то, находя скорость носителей зарядов в диэлектрике как производную их смещения по координате
\(\vec v = \frac{{\partial {r_m}}}{{\partial t}} =  - \frac{e}{{m({\omega ^2} - \omega _o^2)}}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) ,
 из соотношения (4.3) находим
\(rot\vec H = {\vec j_\sum } = {\varepsilon _0}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}} - \frac{1}{{{L_{kd}}({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) .  (4.3)
Но величина
\({L_{kd}} = \frac{m}{{n{e^2}}}\)
представляет ни что иное, как плазменную частоту зарядов входящих в состав атомов или молекул диэлектриков в том случае, если их считать свободными. Поэтому соотношение (4.6) можно переписать
\(rot\vec H = {\vec j_\sum } = {\varepsilon _0}\left( {1 - \frac{1}{{{\varepsilon _0}{L_{kd}}({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}} \right)\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) . (4.4)  
Но, поскольку величина
\(\frac{1}{{{\varepsilon _0}{L_{kd}}}} = {\omega _{pd}}^2\)
представляет плазменную частоту зарядов в атомах и молекулах диэлектрика, если считать эти заряды свободными, то соотношение (4.4) можно переписать
\(rot\vec H = {\vec j_\sum } = {\varepsilon _0}\left( {1 - \frac{{{\omega ^2}_{pd}}}{{({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}} \right)\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) .  (4.5)
И, конечно, опять возникает  соблазн назвать величину
\({\varepsilon ^ * }(\omega ) = {\varepsilon _0}\left( {1 - \frac{{{\omega ^2}_{pd}}}{{({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}} \right) \)  (4.6)
зависящей от частоты диэлектрической проницаемостью диэлектрика. Но этого, как и в случае проводников, делать нельзя, поскольку это сборный параметр, включающий в себя теперь уже три не зависящих от частоты параметра: диэлектрическую проницаемость вакуума, собственную частоту атомов или молекул, входящих в состав диэлектрика, и плазменную частоту для носителей зарядов, входящих в его состав, если считать их свободными.

[Фёдор Менде]

Рассмотрим два предельных случая.
Если \(\omega  \ll {\omega _0}\)   то из (4.5) получаем
\(rot\vec H = {\vec j_\sum } = {\varepsilon _0}\left( {1 + \frac{{{\omega _{pd}}^2}}{{{\omega _0}^2}}} \right)\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) .                                       
В этом случае коэффициент, стоящий перед производной, от частоты не зависит, и представляет  статическую диэлектрическую проницаемость диэлектрика. Как видим, она зависит от собственной частоты колебаний и от плазменной частоты. Этот результат  понятен. Частота в данном случае оказывается настолько малой, что инерционные свойства зарядов не сказываются и выражение в скобках в правой части соотношения (4.7) представляет статическую диэлектрическую проницаемость диэлектрика. Как видно она зависит от собственной частоты колебаний самих атомов или молекул диэлектрика и от плазменной частоты. Отсюда сразу имеем  рецепт для создания диэлектриков с высокой диэлектрической проницаемостью. Чтобы достичь этого, следует в заданном объёме пространства упаковать максимальное количество молекул с максимально мягкими связями между зарядами внутри самой молекулы.
      Показательным является случай, когда \(\omega  \gg {\omega _0}\) .  Тогда
\(rot\vec H = {\vec j_\sum } = {\varepsilon _0}\left( {1 - \frac{{{\omega _{pd}}^2}}{{{\omega ^2}}}} \right)\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\)
и на наших глазах диэлектрик превратился в проводник (плазму) т.к. полученное соотношение  в точности совпадает со случаем плазмы.
      Читатели не могли не заметить то обстоятельство, что в данном случае опять нигде не использовалось такое понятие  как вектор поляризации, а рассмотрение проведено путём нахождения реальных токов в диэлектриках на основе уравнения движения зарядов в этих средах. При этом в качестве параметров использованы электрические характеристики среды, которые от частоты не зависят.
      Из соотношения (4.5) видно, что в случае выполнения равенства \(\omega  = {\omega _0}\)  амплитуда колебаний равна бесконечности. Это означает наличие резонанса  в  этой точке. Бесконечная амплитуда колебаний  имеет место по причине того, что   не учитывались потерь в резонансной системе, при этом её добротность равна бесконечности.  В каком-то приближении мы можем считать, что значительно ниже указанной точки мы имеем дело с диэлектриком, у которого диэлектрическая проницаемость равна её статическому значению. Выше этой точки мы имеем дело уже фактически с металлом, у которого плотность носителей тока равна плотности атомов или молекул в диэлектрике.
       Теперь можно с электродинамической точки зрения  рассмотреть вопрос о том, почему диэлектрическая призма разлагает полихроматический свет на монохроматические составляющие. Для того чтобы это имело место необходимо иметь частотную зависимость фазовой скорости (дисперсию) электромагнитных волн в рассматриваемой среде.  Если к соотношению (4.5) добавить первое уравнение Максвелла
\(\begin{gathered}
  rot\vec E =  - {\mu _0}\frac{{\partial \vec H}}{{\partial t}} \hfill \\
  rot\vec H = {\varepsilon _0}\left( {1 - \frac{{{\omega ^2}_{pd}}}{{({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}} \right)\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}} \hfill \\
\end{gathered} \)  ,  (4.7)
сразу получаем волновое уравнение
\({\nabla ^2}\vec E = {\mu _0}{\varepsilon _0}\left( {1 - \frac{{{\omega _{pd}}^2}}{{{\omega ^2} - {\omega _0}^2}}} \right)\frac{{{\partial ^2}\vec E}}{{\partial {t^2}}}\) .
Если учесть, что   \({\mu _0}{\varepsilon _0} = \frac{1}{{{c^2}}}\)   где  \(c\)  - скорость света, то уже ни у кого не останется сомнения в том, что при распространении электромагнитных волн в  диэлектриках будет наблюдаться их частотная дисперсия. Но эта дисперсия будет связана не с тем, что такой материальный параметр, как диэлектрическая проницаемость зависит от частоты.  В формировании такой дисперсии будет принимать участие сразу три не зависящие от частоты физические величины, а именно: собственная резонансная частота самих атомов или молекул, плазменная частота зарядов, если считать их свободными, и диэлектрическая проницаемость вакуума.
      Теперь покажем, где и какие ошибки подстерегают нас, если при решении рассмотренной задачи использовать понятие вектора поляризации. Введем вектор поляризации в диэлектрике подобно тому, как это делалось для проводников, взяв смешение связанного заряда из соотношения (4.2)
\({\vec P_{}} =  - \frac{{n{e^2}}}{m} \cdot \frac{1}{{({\omega ^2} - \omega _0^2)}}\vec E. \)

[Alexpo]

Релятивисты, и в первую очередь, конечно, Алекспо, очень не любят само понятие "сила"

Дидусь, чего вы там в Казахстане такое крутое пьете, наверное, кумыс тройной перегонки?

Мы понятие сила в механике просто обожаем. 

[Фёдор Менде]

Зависимость вектора поляризации от частоты, связана с наличием массы у зарядов и их инерционность не позволяет этому вектору точно следовать за электрическим полем, достигая того значения, которое он имеет в статических полях.
 Поскольку электрическая индукция определяется соотношением
\(\vec D = {\varepsilon _0}\vec E - \frac{{n{e^2}}}{m} \cdot \frac{1}{{({\omega ^2} - \omega _0^2)}}\vec E\) , (4.8)
то введённая таким образом электрическая индукция зависит от частоты. Но мы уже рассматривали истинный смысл этого параметра.        
Если введённую таким способом электрическую индукцию ввести во второе уравнение Максвелла, то оно  примет вид:
\(rot\vec H = {j_\sum } = {\varepsilon _0}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}} + \frac{{\partial \vec P}}{{\partial t}}\)
или
\(rot\vec H = {j_\sum } = {\varepsilon _0}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}} - \frac{{n{e^2}}}{m}\frac{1}{{({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) ,  (4.9)    
где  \({j_\sum }\)  - суммарный ток, протекающий через образец. В выражении (4.9) первый член правой части представляет ток смещения в вакууме, а второй – ток, связанный с наличием связанных зарядов в атомах или молекулах диэлектрика. В этом выражении  снова появилась удельная кинетическая индуктивность зарядов, участвующих в колебательном процессе
\({L_{kd}} = \frac{m}{{n{e^2}}}\)  .
Данная кинетическая индуктивность определяет кинетическую индуктивность связанных зарядов. С учётом этого соотношение (4.9) можно переписать
\(rot\vec H = {j_\sum } = {\varepsilon _0}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}} - \frac{1}{{{L_{kd}}}}\frac{1}{{({\omega ^2} - {\omega _0}^2)}}\frac{{\partial \vec E}}{{\partial t}}\) ,
Таким образом, получено выражение в точности совпадающее с соотношением (4.3). Следовательно, конечный результат рассмотрения обоими способами совпадает, и с математической точки зрения никаких претензий к методу, при котором вводится вектор поляризации, быть не может. Но с физической точки зрения, и особенно в части присвоения параметру, введённому в соответствии с соотношением (4.8) наименования электрической индукции, имеются большие претензии, которые мы уже обсудили. Конечно, это не электрическая индукция, а некий сборный параметр, но, не разобравшись в сути вопроса, все начали считать, что диэлектрическая проницаемость диэлектриков зависит от частоты. И об этом написано во всех литературных источниках, начиная с Большой советской энциклопедии и кончая любым электротехническим справочником. По сути, физически обоснованным является введение электрической индукции в диэлектриках только в статических электрических полях.
      С целью сокращения объёма статьи мы не будем здесь проводить выкладки для установления эквивалентной электрической схемы диэлектрика. Эти вопросы рассмотрены в работах [8-10]. Заметим лишь, что эквивалентная схема диэлектрика представляет последовательный резонансный контур, у которого индуктивностью является кинетическая индуктивность \({L_{kd}}\) , а ёмкость равна статической диэлектрической проницаемости диэлектрика за вычетом ёмкости равной диэлектрической проницаемости вакуума. При этом сам контур оказывается зашунтированным ёмкостью, равной диэлектрической проницаемости вакуума.  

[Фёдор Менде]

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
 
      Данное рассмотрение показало, что такой параметр как кинетическая индуктивность зарядов характеризует любые электромагнитные  процессы в материальных средах, будь то проводники или диэлектрики. Он имеет такое же фундаментальное значение, как диэлектрическая и магнитная проницаемость среды. Почему он до сих пор не был замечен, и почему ему не было отведено должное место?  Это связано, повидимому, прежде всего с тем, что физики часто привыкли мыслить в основном математическими понятиями, не сильно вникая в суть самих физических процессов.
      Приведено строгое решение электродинамической задачи для идеальны проводников, идеальных диэлектриков, в которых отсутствуют потери, и для диссипативной плазмы. Принципиальной особенностью данного рассмотрения является то, что строгое решение получено только на основе  уравнения движения зарядов в исследуемых средах и  не использовались такие понятия как вектор поляризации среды и понятие частотной дисперсии такого материального параметра как диэлектрическая проницаемость.
      Сам создатель основных уравнений электродинамики Максвелл считал, что ни диэлектрическая, ни магнитная  проницаемости  от частоты не зависят, а являются фундаментальными константами. Как родилась идея дисперсии диэлектрической и магнитной проницаемости,  и какой путь она прошла, достаточно красочно характеризует цитата из монографии хорошо известных специалистов в области физики плазмы [16]: «Сам Дж. Максвелл при формулировке уравнений электродинамики материальных сред считал, что диэлектрическая и магнитная проницаемости являются постоянными величинами (по этой причине они длительное время считались постоянными величинами). Значительно позже, уже в начале этого столетия при объяснении оптических дисперсионных явлений (в частности явления радуги) Дж. Хевисайд и Р. Вул показали, что диэлектрическая и магнитная проницаемости являются функциями частоты. А совсем недавно, в середине 50-х годов, физики пришли к выводу, что эти величины зависят не только от частоты, но и от волнового вектора. По сути, это была радикальная ломка существующих представлений. Насколько серьезной она была, характеризует случай, который произошел на семинаре Л. Д. Ландау в 1954 г. Во время доклада А. И. Ахиезера на эту тему Ландау вдруг воскликнул, перебив докладчика: ”Это бред, поскольку показатель преломления не может быть функцией показателя преломления”. Заметьте, что это сказал Л. Д. Ландау – один из выдающихся физиков нашего времени» (конец цитаты).
      Теперь ясно, что прав Максвелл, и, как было показано выше, диэлектрическая проницаемость материальных сред от частоты не зависит.  В ряде же фундаментальных трудов по электродинамике материальных сред [11-14] допущены  методические и физические ошибки, в результате которых в физику проникло и прочно в ней закрепилось такое метафизические понятие, как частотная дисперсия диэлектрической проницаемости плазмы. Распространение этой концепции на  диэлектрики привело к тому, что все начали считать, что и диэлектрическая проницаемость диэлектриков тоже зависит от частоты. Эти  физические заблуждения проникли во все сферы физики и техники и прочно в ней закрепились.
      Такое же понятие, как кинетическая индуктивность, до сих пор находится в тени и пока отсутствует понимание того, что этот параметр в электродинамике материальных сред не менее важен, чем диэлектрическая и магнитная проницаемость, и без него невозможно грамотное электродинамическое, физически обоснованное, описание материальных сред.

[Фёдор Менде]

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ.

1. Дж. Гудкайнд. Применение сверхпроводимости. УФН, том 106, 1972, вып.3.
2. Арцимович Л. А. Что каждый физик должен знать о плазме. М.: Атомиздат, 1976. -111 с.
3. Лихарев К. К. Сверхпроводящие слабые связи: Стационарные прцессы, УФН, том 127, 1979, вып. 2.
4. Гогидзе И. Г., Кумонов П. Б., Сергеев А. В., Елантьев А. И., Меньшиков Е. М., Гершензон Е. М. Неравновесные индуктивные
    быстродействующие детекторы на основе тонких сверхпроводящих плёнок. Журнал технической физики, 1998, том 68,
    № 10.
5. Семенов А.В., Девятов И.А., Куприянов М.Ю. Теоретический анализ работы сверхпроводящего детектора микроволнового
     излучения на кинетической индуктивности. Письма в ЖЭТФ, том 88, вып. 7, с. 514-520.
6. Поклонский Н.А., Лопатин С. Ю. Квадратичное по току электрическое поле контура сверхпроводящая катушка – резистор.
    Письма в ЖТФ, 1998, том 24, №2.
7. Менде Ф. Ф., Спицын А. И. Поверхностный импеданс  сверхпроводников. Киев, Наукова думка, 1985.- 240 с.
8. Менде Ф. Ф.  Существуют ли ошибки в современной  физике. Харьков,  Константа, 2003.- 72 с. ISBN 966-7983-55-2
9. Mende F. F.  On refinement of certain laws of classical  electrodynamics,  arXiv, physics/0402084.
10. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-5
11. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Электродинамика сплошных    сред.  М: Физматгиз, 1973.- 454 с.
12. Гинзбург В. Л. Распространение электромагнитных волн в плазме.  М.: Наука. 1967 г. - 684 с.
13. Ахиезер А. И.  Физика плазмы. М: Наука, 1974 – 719 с.
14. Тамм И. Е. Основы теории электричества. М.: Наука, 1989 – 504 с.
15. Transversal plasma resonance in a nonmagnetized plasma and possibilities of practical employment of it. arXiv,
      physics/0506081
16. Александров А. Ф., Богданкевич Л. С., Рухадзе А. А.  Колебания и волны в плазменных средах. Изд. Московского   у

[дiдусь]

Дидусь, чего вы там в Казахстане такое крутое пьете, наверное, кумыс тройной перегонки?

Мы понятие сила в механике просто обожаем. 

Ага! Тока не знаете шо это такое, а посему заменили его в ОТО на кривизну пространства.

[Alexpo]

Спасибо за подсказку. Как только попытался сделать скриншот, позиция "Новая тема" у меня проявилась.
Проблема решена.

Пожалуйста. Я думаю, что вы просто не там смотрели.

Теперь можете создавать темы.

Но всё-таки, хотелось бы выслушать  Вашу точку зрения и по вопросам, затронутым в статье.

Я не специалист в этом вопросе, решающий подобные вопросы каждый день. Надо время, чтобы разобраться. Пока я занят.

[Фёдор Менде]

Я не специалист в этом вопросе, решающий подобные вопросы каждый день. Надо время, чтобы разобраться. Пока я занят.

Будем ждать.

[Фёдор Менде]

А Ху-Ху не Хо-Хо???

[Alexpo]

  Принято считать, что третий закон предполагает статическое взаимодействие двух тел. Но так ли это?
   При таких пояснениях совершенно неясно, почему в существующей научной литературе третий закон Ньютона относят только к статическому взаимодействию тел.

Кто предполагает такую чепуху? И в какой  научной литературе третий закон Ньютона относят только к статическому взаимодействию тел? Цитаты в студию!

Классический альтизм! Сначала вместо взглядов физики ей приписывается выдуманная альтом хрень! После чего начинается якобы разоблачение , которое, разумеется, приводит к еще большей хрени.

глобальный модератор Алекспо резко выступил против предложения А. М. Петрова, считать второй закон Ньютона частью его третьего закона, и распространить третий закон и на динамические системы.

Вот здесь начинается еще один прием альтов - вранье!  

Как я могу возражать против  распространения третьего закона на динамические системы, если я полагаю, что он всегда на них распространялся. И не надо тут Менде и Петрову тень на плетень наводить.

Приведите цитату, где я подобное говорил.

А вот против того, чтобы  считать второй закон Ньютона частью его третьего закона, выступал и буду выступать. Поскольку это, совершенно очевидно, противоречит самим законам Ньютона, как в современной форме, так и в форме самого Ньютона (забавно, что Менде их здесь привел).

Из сказанного следует, что А. М. Петров только подтвердил разъяснения самого Ньютона.

Никаких разъяснений о том, что второй закон Ньютона есть часть его третьего закона, у Ньютона нет. У товарищей просто галлюцинации. Привести цитату из Ньютона они не могут

Таким образом, третий закон Ньютона распространяется на ускоренное движение, как и указывает А. М. Петров.

Это и так известно со времен Ньютона. Если Менде с Петровым узнали об этом только на пенсии, то это их проблемы. Школьники всегда используют это для решения задач...  

  Двигаясь дальше в этом направлении, можно утверждать, что третий закон Ньютона распространяется и на вращательное движение, например движение спутников, когда в ответ на гравитационную силу, действующую на спутник, возникает противодействующая сила инерции, и эти силы уравновешивают друг друга.
   Как и указывает сам Ньютон, третий закон распространяется и на движение с трением, когда сила трения уравновешивается силой тяги. Укажем, что силой тяги может быть и сила инерции. При этом тело будет двигаться с замедлением.

А вот дальше пошла хрень про несуществующие в природе силы инерции. Но это уже выходит за рамки темы.

[Alexpo]

Пожалуйста, читайте http://bolshoyforum.com/forum/index.php?topic=529327.msg7281702#msg7281702 или, быть может, это не Ваши слова!

Мои, но какое отношение это имеет к третьему закону? Это всего лишь разоблачение вашей с Петровым ошибки в понимании второго закона.

[Гришин Станислав Григорьевич]

....Второй закон Ньютона, записанный в дифференциальной форме
d(mv) = Fdt
с силой F(t), зависящей от времени...

Да? Во всех этих выражениях масса m и ускорение а - постоянны.
Поэтому, d(mv)/dt = d(mat)/dt = ma = F. То-есть, сила от времени не зависит...
Можно и по-другому.
Соблаговолите написать, чему равна производная вашей силы - F(t) - по времени t.

[Alexpo]

Здесь Вы правы, в литературе нет указаний на то, что третий закон Ньютона распространяется только на статический случай

Это , хорошо, что вы это признали. Мой респект вам.

Однако, после этого дальнейшее обсуждение не имеет смысла, поскольку весь ваш посыл в первом посте строился именно на этом утверждении, которое вы признали несостоятельным.

[Alexpo]

Извините, но ведь Петров предложил силы, определяемые современной трактовкой второго закона, включить в третий закон, против чего Вы возражали. Вы и до сих пор возражаете?

Минуточку, но вы сами привели цитату из Ньютона, правда попустили слово "тела", но я его добавил

Закон II

Изменение количества движения ТЕЛА пропорционально приложенной движущей силе и происходит по направлению той прямой, по которой эта сила действует.

Закон III

Действию всегда есть равное и противоположное противодействие, иначе –взаимодействие двух тел друг на друга между собою равны и направлены в противоположные стороны.

Таким образом во втором законе речь идет об ОДНОМ теле и силе на ОДНО тело, а в третьем речь идет о ДВУХ телах и ДВУХ силах.

Так что нет у вас во втором законе двух тел и двух сил, которые могут использоваться в третьем законе.

Что касается ma, то, во-первых,  это не сила (если вы считаете иначе, то приведите цитату из литературы, где при вводе второго закона говорится, что ma - сила. Про принцип Даламбера не вспоминать, он не про это)

Во-вторых, ma опять-таки относится к тому же телу, на которое действует сила. Т.е. тело по прежнему ОДНО. А в третьем законе их ДВА!

Так что принципиально невозможно считать второй закон частью третьего.

[Alexpo]

Не ловчите. Посыл, о котором Вы говорите, ничуть не умаляет важности сказанного в теме далее.

НЕ, никакой важности. Я показал полную несостоятельность вашего с Петровым подхода.

Вы по существу отвечайте.

[Alexpo]

Силы сами по себе не существую, а являются результатом взаимодействия двух или нескольких тел. Сила, определяемая вторым законом действует и на второе тело, участвующее в взаимодействие.

А вы не задумались, на каком основании вы сказали про взаимодествие и т.д.? Это и есть содержание третьего закона. Ведь из формулировки второго закона не следует существование второго тела и их взаимодействия. Это и есть содержание третьего закона. А из третьего закона, кстати, никак не следует связь силы с ускорением.

Таким образом, эти законы независимы. Каждый говорит свою часть информации, которые вы соединили в одной фразе.

Учитывая это обстоятельство я и говорю, что второй закон это закон сохранения импульса.

Опять та же ошибка. Вся геометрия построена на аксиомах, что не отменяет самостоятельности каждой теоремы. И нельзя говорить, что все теоремы - это аксиомы.

Так  что ЗСИ - это отдельный закон со своей четкой формулировкой.

А где я сказал, что ma это сила?

Во первых это уже не один год утверждает Петров, которого вы поддержали. Во вторых, что такое у вас сила инерции?

Про количество сил я уже сказал.

Думайте , Фёдор, думайте. И вы поймете, что я прав.