Большой Форум - Вклад участника [ru]

Ещё раз об униполярной индукции

2011-04-10T11:58:02Z

Yago:

Шаблон:Научный журнал

2011-04-10T11:57:01Z

Yago:

<div style="background:#ССС; color: #000; border:0px solid #707070; 120% sans-serif; padding: 5px; margin: 5px 0px 5px 0px; -moz-border-radius: 5px;">
{| style="background:#FEECC4;" width="100%"
| <div style="color: #black; text-align: center;">[[Научный журнал]]</div>
|}
<div style="clear: none; text-align: justify;">

*'''[[Ещё раз об униполярной индукции]]'''
[[Менде, Федор Федорович|Ф.Ф. Менде]]
Униполярная индукция была открыта ещё Фарадеем почти 200 лет тому назад, но в классической электродинамике окончательного ответа на то, как и почему работает униполярный генератор, нет до настоящего времени. Особо непонятен случай, когда имеется вращающийся намагниченный проводящий цилиндр, при движении которого между неподвижными контактами, подключёнными к его оси и образующей, возникает э.д.с. Ещё более непонятен случай, когда вместе с цилиндрическим магнитом вращается проводящий диск, а неподвижные контакты подключены к оси диска и его образующей. В некоторых источниках говорится, что ответ может быть получен в рамках СТО, но нет конкретных ссылок, как именно СТО объясняет указанные случаи. Ниже будет показано, что конкретные ответы на все эти вопросы могут быть получены в рамках концепции зависимости скалярного потенциала заряда от его относительной скорости. Мы рассмотрим несколько вариантов униполярны генераторов и их работу с точки зрения этой концепции
'''([[Ещё раз об униполярной индукции|далее...]])'''

</div></div>

<noinclude>[[Категория:Шаблоны «Заглавной страницы»]]</noinclude>

Новая электродинамика. Революция в современной физике.

2011-04-10T11:53:36Z

Yago: Новая страница: «{{Учёный |Имя = Ф.Ф. Менде |Оригинал имени = |Фото …»

Менде, Федор Федорович

2011-04-10T11:49:49Z

Yago:

'''Федор Федорович Менде'''

{{Учёный
|Имя = [[Менде, Федор Федорович|Ф.Ф. Менде]]
|Оригинал имени =
|Фото =
|Ширина =
|Подпись =
|Дата рождения = 02.07.1939 г.
|Место рождения =
|Дата смерти =
|Место смерти =
|Гражданство = {{Флаг СССР}}{{Флаг Украины}}
|Научная сфера =
|Место работы =
|Учёная степень = {{Учёная степень|доктор|технических наук}}
|Учёное звание =
|Альма-матер =
|Научный руководитель =
|Знаменитые ученики =
|Известен как =
|Известна как =
|Награды и премии =
|Роспись =
|Ширина росписи =
|Сайт = http://fmnauka.narod.ru/ http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0
}}

== Биография ==

Родился 2 июля 1939 г.
Всю жизнь проработал в НТК ФТИНТ АН УССР.

== Диссертации ==

Тема кандидатской диссертации «Источники СВЧ колебаний с повышенной стабильностью частоты» 1967 г.
Докторская диссертация «Сверхпроводящие и охлаждаемые резоннсные системы и их применение» 1979 г.

== Научные работы ==

В списке научных работ 213 наименований, среди которых 5 монографий http://scholar.google.com/scholar?q=Mende+F.+F.&hl=en&lr=&btnG=Search.

== [http://bolshoyforum.org/forum/index.php?topic=80442.0 Личное письмо Президенту РФ Д. А. Медведеву.] ==
Президенту Российской федерации
Д. А. Медведеву.
Ул. Ильинка, д. 23,
103132, Москва, Россия.

Глубокоуважаемый Дмитрий Анатольевич!

Я, Менде Федор Федорович, доктор технических наук по специальности физика низких температур и криогенная техника всю свою жизнь проработал в НТК ФТИНТ АН УССР. Это был крупный научно-технический комплекс, выполнявший большой объём научно-исследовательских работ, в том числе и оборонного назначения. Этими вопросами занималось СКТБ ФТИНТ АН УССР, где я на протяжении длительного времени занимал должность заместителя директора по научной работе.

Моя научная деятельность была связана с фундаментальными и прикладными исследованиями высокочастотных свойств сверхпроводников и применения этого явления для решения оборонных задач. В списке моих научных работ более 200 наименований, среди которых две монографий Менде Ф. Ф. Бондаренко И. Н. Трубицын А. В. Сверхпроводящие и охлаждаемые резонансные системы. – Киев: Наук. Думка, 1976. – 272 с. http://biblioteka-dzvon.narod.ru/docs/Mende_Sverhprovodjashchie_sistemy.djvu
http://lib.mexmat.ru/books/58456 и Менде Ф. Ф., Спицын А. И. Поверхностный импеданс сверхпроводников. - Киев: Наук. думка, 1985.- 240 с., изданные ещё в советское время.

Рухнул Советский Союз, и нет уже СКТБ ФТИНТ, который в своё время представлял межотраслевой НИИ физики низких температур и криогенной техники. Но с тех пор, как я стал пенсионером, меня лишили возможности публиковаться в журналах Российской академии наук. В июне прошлого года я направил свою работу «Роль и место кинетической индуктивности в классической электродинамике» для публикации в «Журнал технической физики» tp@journals.ioffe.ru, где в бытность моего официального статуса учёного было опубликовано 9 статей с моим соавторством, но до настоящего времени ни положительного, ни отрицательного ответа из редакции журнала я так и не получил. В сложившейся ситуации у меня остаётся единственная возможность публиковать свои научные результаты в виде монографий, оплачивая расходы за свои личные деньги. За последние годы я издал три таких монографии:

http://www.forum.za-nauku.ru/index.php/topic,101.0.html

http://www.forum.za-nauku.ru/index.php/topic,100.0.html

http://www.forum.za-nauku.ru/index.php/topic,162.0.html

Существует ещё одна форма донесения научных результатов до широкой общественности, это представление их на научных форумах. Такие форумы имеются на официальных сайтах государственных учреждений, таких как Физический институт РАН им. П. Н. Лебедева
http://phorum.lebedev.ru/viewforum.php?f=26 и Московского госуниверситета http://www.dubinushka.ru/forums, http://dxdy.ru/diskussionnye-temy-f-f29-0.html , куда я и представил свои работы. Но кроме унижений, оскорблений я там ничего не услыхал, на меня повесили ярлык лжеучёного, и очень быстро лишили права участия в этих форумах. Вскоре я понял, что на указанных форумах имеются группы провокаторов, которые являются сторонниками Комиссии по борьбе с лженаукой при Президиуме РАН. Все новаторские работы, не лежащие в русле официальных доктрин, там немедленно признаются лженаучными, а их авторы подвергаются оскорблениям и унижениям.

Посылаю Вам мою последнюю монографии и прошу обязать РАН в лице её Комиссию по борьбе с лженаукой провести тщательный анализ результатов, представленных в монографии, на предмет того, какие из них являются лженаучными, а какие нет, и заключение по этому поводу направить в мой адрес.

Считаю такую просьбу вполне обоснованной, т.к. Комиссия по борьбе с лженаукой для этих целей и создана.

Прошу также содействия в том, чтобы меня впредь не изгоняли с упомянутых форумов, а также не принимали по отношению ко мне, как к пенсионеру, дискриминационных мер при рассмотрении моих работ, направленных для опубликования в журналах РАН. Прошу также содействовать тому, чтобы редакция «Журнала технической физики» сообщила мне, в конце концов, о положении дел с рассмотрением вопроса публикации моей статьи.

26.03.10. д. т. н. Ф. Ф. Менде.

[http://bolshoyforum.org/forum/index.php?topic=75942.msg1249728#top Приложение: Монография Ф. Ф. Менде, Великие заблуждения и ошибки физиков XIX – XX столетий. Революция в современной физике.]

== Ссылки ==

* http://fmnauka.narod.ru/Nobel1.pdf
* http://fmnauka.narod.ru/Nobel2.pdf
* [http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0 Научный форум доктора Менде]

[[Категория:Наука]]
[[Категория:Научный журнал]]

Является ли лазер квантовым генератором?

2011-04-10T11:47:00Z

Yago:

Эффективная масса электрона

2011-04-10T11:46:51Z

Yago:

Электрополевая термокинетическая спектроскопия

2011-04-10T11:46:42Z

Yago:

Электродвигатель Щербакова

2011-04-10T11:46:33Z

Yago:

Электрическая и электромеханическая индукция

2011-04-10T11:46:27Z

Yago:

Эксперименты, опровергающие специальную теорию относительности

2011-04-10T11:46:20Z

Yago:

Чем отличалась Украинская академия наук от АН СССР

2011-04-10T11:45:14Z

Yago:

Физические и методические ошибки в трудах Ландау и Гинзбурга

2011-04-10T11:45:06Z

Yago:

Физические векторы и векторы фантомы

2011-04-10T11:44:54Z

Yago:

'''Физические векторы и векторы фантомы.'''
'''Множественность форм записи электродинамических законов.'''

{{Учёный
|Имя = [[Менде, Федор Федорович|Ф.Ф. Менде]]
|Оригинал имени =
|Фото =
|Ширина =
|Подпись =
|Дата рождения = 02.07.1939 г.
|Место рождения =
|Дата смерти =
|Место смерти =
|Гражданство = {{Флаг СССР}}{{Флаг Украины}}
|Научная сфера =
|Место работы =
|Учёная степень = {{Учёная степень|доктор|технических наук}}
|Учёное звание =
|Альма-матер =
|Научный руководитель =
|Знаменитые ученики =
|Известен как =
|Известна как =
|Награды и премии =
|Роспись =
|Ширина росписи =
|Сайт = http://fmnauka.narod.ru/ http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0
}}

Векторный анализ является основным математическим аппаратом, используемым в электродинамике. Такие векторные величины, как сила, скорость, ускорение, электрическое поле и ток хорошо демонстрируют физический характер этих величин. Однако при использовании векторного аппарата для описания физических процессов вводятся и такие вектора, которые не отражают физической сущности тех процессов, которые они описывают. Такие векторы будем называть векторами-фантомами.

Приведём несколько примеров.

Если имеется диск, вращающийся с угловой скоростью [[Файл: Векторы и векторы001.gif]], то этот процесс изображают в качестве вектора, который совпадает с осью вращения диска и опирается на его центр. Спрашивается, существует ли такой вектор на самом деле и что он представляет? Нет сомнения в том, что по договоренности такой вектор можно ввести, но какого-либо физического смысла, как, например, вектор скорости, он не имеет. Таким точно образом вводится вектор механического момента. Этот вектор тоже совпадает с осью вращения, опирается на центр плоскости вращения и равен произведению радиальной скорости на радиус. Подобным образом вводится и вектор магнитного дипольного момента, который для кругового тока равен произведению величины тока на площадь обтекаемого током круга. Этот вектор совпадает с осью вращения круга и опирается на его плоскость. Но какого-либо физического смысла эти вектора не имеют.

Вспомним, что такое вектор, представляющий ротор. Этот вектор вводится следующим образом

[[Файл: Векторы и векторы002.gif]]

Чтобы выяснить геометрический смысл ротора рассмотрим твердое тело, которое с угловой скоростью [[Файл: Векторы и векторы001.gif]] вращается вокруг оси [[Файл: Векторы и векторы003.gif]]. Тогда линейная скорость тела [[Файл: Векторы и векторы004.gif]] в точке ([[Файл: Векторы и векторы005.gif]], [[Файл: Векторы и векторы006.gif]], [[Файл: Векторы и векторы003.gif]]) будет численно равна

[[Файл: Векторы и векторы007.gif]]

а слагающие её по осям, для правовинтовой системы координат, будут равны

[[Файл: Векторы и векторы008.gif]]

[[Файл: Векторы и векторы009.gif]]

[[Файл: Векторы и векторы010.gif]]

Слагающие вектора [[Файл: Векторы и векторы011.gif]] при этом определяться соотношениями:

[[Файл: Векторы и векторы012.gif]]

[[Файл: Векторы и векторы013.gif]]

И снова получен вектор, направленный параллельно оси вращения и нормальный к плоскости вращения. Этот вектор тоже вводится по договорённости и какого-либо физического смысла не имеет.

Те же рассуждения можно распространить и на векторное произведение.

Таким образом, при использовании векторного исчисления для описания физических явлений вводятся два типа векторов. Первый из них представляет реальные физические вектора, которые характеризуют саму физическую величину с учётом её величины и направления (например, вектора силы, скорости, ускорения, напряженности электрического поля и тока). Другая же категория векторов – это те векторы, которые можно представить с помощью операции ротора или векторного произведения. Они физические вектора не представляют и вводятся по договорённости, являясь векторами-фантомами. Именно к вектору такого типа и относится магнитное поле.

Действительно, магнитное поле вводят или при помощи ротора электрического поля

[[Файл: Векторы и векторы014.gif]]

или как ротор векторного потенциала

[[Файл: Векторы и векторы015.gif]]

Это означает, что магнитное поле не является физическим полем, а представляет некий векторный символ, который вводят по договорённости и физического смысла не имеет.

Что же происходит далее? При записи уравнений Максвелла ротор от магнитного поля приравнивают полному току

[[Файл: Векторы и векторы016.gif]]

и получается так, что ротор от вектора, который вводят по договорённости, даёт реальный физический вектор. Таким образом, вектор магнитного поля представляет типичный вектор фантом.

Можно привести и другой пример. Силу Лоренца, действующую на движущийся заряд, определяют векторным произведением реального вектора скорости и магнитного поля:

[[Файл: Векторы и векторы017.gif]]

Опять получается так, что операция векторного произведения, которая сама по себе физического смысла не имеет, действуя на вектор, не имеющий физического смысла, даёт реальную физическую силу с учётом её величины и направления. В этом и состоит смысл введения векторов фантомов в векторном исчислении. Если посмотреть на математический аппарат физики применительно к векторному исчислению, то оказывается, что этот аппарат представляет смесь реальных физических векторов и векторов фантомов.

Но тогда возникает вопрос, а можно ли вообще исключить из обихода векторы-фантомы, которые вводят только по договорённости и построить электродинамику без их использования. В работах
*http://fmnauka.narod.ru/asd.pdf
*http://fmnauka.narod.ru/Pro1.pdf
*http://arxiv.org/abs/physics/0402084
*http://arxiv.org/abs/physics/0506083
показано, что вся электродинамика может быть построена без использования такого понятия как магнитное поле. При этом в её основу должны быть положены такие фундаментальные понятия как электрическое поле, которое является градиентом скалярного потенциала, а также векторный потенциал, причиной появления которого есть зависимость скалярного потенциала заряда от скорости его относительного движения. Такой подход - это революция в классической электродинамике. Он ставит во главу классической электродинамики скалярный потенциал заряда и его зависимость от скорости и лишает прав физического поля магнитное поле, а также исключает необходимость использование СТО, т.к. все существующие явления в электродинамике находят своё объяснение без её использования.

Понятие магнитного поля как реального вектора существует с тех пор, как учёные заметили, сколь организованно ведут себя железные опилки вблизи магнитов или кольцевых токов. Такое их поведение казалось почти очевидным следствием наличия какого-то силового вектора, действующего на них. И таким вектором было признано магнитное поле. Однако, очевидное не всегда является реальным. Оказывается, что такое поведение железных опилок связано совсем не с существованием магнитного поля как физического вектора, а с тем, что токи обладают потенциальной энергией по отношению к другу к другу, и эта энергия для случая устойчивого равновесия всегда стремится к минимуму. Именно по этой причине железные опилки, в которых отдельные атомы представляют микроскопические кольцевые токи, и ведут себя таким образом. Все эти вопросы рассмотрены в работах [1-9] и с их появлением закончился очень важный и очень противоречивый этап в развитии современной физики, и перед ней открываются новые неизведанные горизонты. Но история физики и человеческого прогресса говорит нам о том, что такие события не могут быть осознанны обществом сразу, так было с Джордано Бруно, так было с Коперником и Галилеем.

Продолжая рассмотрение этого вопроса, нельзя не заметить, что использование векторов-фантомов приводит к большой неоднозначности при формулировке законов электродинамики. Поскольку всегда можно положить

[[Файл: Векторы и векторы018.gif]]

(1)

[[Файл: Векторы и векторы019.gif]]

(2)

то уравнения Максвелла можно записать в терминах новых потенциалов:

[[Файл: Векторы и векторы020.gif]]

(3)

[[Файл: Векторы и векторы021.gif]]

(4)

Для каждого из введённых потенциалов можно получить волновое уравнение, в частности

[[Файл: Векторы и векторы022.gif]]

(5)

и считать, что в пространстве распространяются не магнитные и электрические поля, а поле электрического векторного потенциала.

При этом, как легко видеть из соотношений (1 – 4), магнитное и электрическое поле определятся через этот потенциал соотношениями:

[[Файл: Векторы и векторы023.gif]]

(6)

Пространственная производная [[Файл: Векторы и векторы024.gif]] и локальная производная по времени [[Файл: Векторы и векторы025.gif]] связаны волновым уравнением (5).

Таким образом, использование только одного электрического векторного потенциала позволяет полностью решить задачу о распространении электрического и магнитного полей. Учитывая (6), теперь вектор Пойнтинга можно записать только через вектор [[Файл: Векторы и векторы026.gif]]:

[[Файл: Векторы и векторы027.gif]]

Характерным является то, что при таком подходе обязательным условием распространения является наличие в данной точке пространства, как временных, так и пространственных производных одного и того же потенциала.

Данную задачу можно решить и по-другому, записав волновое уравнение для магнитного векторного потенциала:

[[Файл: Векторы и векторы028.gif]]

(7)

При этом магнитное и электрическое поля будут определяться соотношениями:

[[Файл: Векторы и векторы029.gif]]

Вектор Пойнтинга в данном случае может быть найден из следующего соотношения:

[[Файл: Векторы и векторы030.gif]]

Пространственная производная [[Файл: Векторы и векторы031.gif]] и производная по времени [[Файл: Векторы и векторы032.gif]] связаны волновым уравнением (7).
Но можно поступить и по-другому, введя, например, электрические и магнитные токи

[[Файл: Векторы и векторы033.gif]]

[[Файл: Векторы и векторы034.gif]]

Для этих токов тоже могут быть записаны уравнения:

[[Файл: Векторы и векторы035.gif]]

[[Файл: Векторы и векторы036.gif]]

Эта система по своему виду и заключенной в ней информации ничем не отличается от уравнений Максвелла, и можно считать, что в пространстве распространяются магнитные или электрические токи. И решение задачи распространения при помощи данного метода опять будет содержать в себе полную информацию о процессах распространения.

Рассмотренный процесс введения новых векторных полей можно распространять в обе стороны до бесконечности, вводя все новые векторные поля. Таким образом, существует бесконечное множество возможных записей электродинамических процессов, но все они равноценны по заключенной в них информации. Такой подход был впервые продемонстрирован в работе [1].

==Литература==

*1. Менде Ф. Ф. К вопросу об уточнении уравнений элетромагнитной индукции. - Харьков, депонирована в ВИНИТИ, №774-В88 Деп., 1988.-32с.
*2. Менде Ф. Ф. Существуют ли ошибки в современной физике. Харьков,
Константа, 2003.- 72 с.
*3. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-5
*4. Mende F. F. On refinement of certain laws of classical electrodynamics, arXiv, physics/0402084.
*5. Менде Ф. Ф. К вопросу о возникновении вторичных электрических полей при протекании через сверхпроводники постоянных токов. - Харьков, 1992.- 28 с. Рукопись депонирована в ВИНИТИ 05.11.92, № 3182-В92. Деп.
*6. Менде Ф. Ф. К вопросу о зависимости величины заряда электронов от
скорости при протекании через сверхпроводники постоянных токов. Препринт
1–93. МГП НИИ КП при НТК ФТИНТ АН Украины, 1993 г. - 45 с.
*7. Mende F. F. Experimental corroboration and theoretical interpretation of
dependence of charge value on DC flow velocity through superconductors.
Proceedings International Conference “Physics in Ukraine”, Kiev, 1993.
*8. Mende F. F. Conception of the scalar-vector potential in contemporary
electrodynamics, arXiv, physics/0506083.
*9. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика и угроза ядерного
космического терроризма. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-9

[[Категория:Научный журнал]]

Ферроэлектрический трансформатор

2011-04-10T11:44:36Z

Yago:

Фарш капиталистической мясорубки на просторах Родины чудесной

2011-04-10T11:44:29Z

Yago:

Фазовая аберрация и поперечный эффект Доплера

2011-04-10T11:44:26Z

Yago:

{{Учёный
|Имя = [[Менде, Федор Федорович|Ф.Ф. Менде]]
|Оригинал имени =
|Фото =
|Ширина =
|Подпись =
|Дата рождения = 02.07.1939 г.
|Место рождения =
|Дата смерти =
|Место смерти =
|Гражданство = {{Флаг СССР}}{{Флаг Украины}}
|Научная сфера =
|Место работы =
|Учёная степень = {{Учёная степень|доктор|технических наук}}
|Учёное звание =
|Альма-матер =
|Научный руководитель =
|Знаменитые ученики =
|Известен как =
|Известна как =
|Награды и премии =
|Роспись =
|Ширина росписи =
|Сайт = http://fmnauka.narod.ru/ http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0
}}

== Введение ==

В существующей классической электродинамике ещё в начале прошлого века наметились неустранимые кризисные явления. Уже тогда было ясно, что уравнения Максвелла не содержат в себе правил преобразования полей при переходе из одной инерциальной системы (ИСО) в другую. И не было понятно, как в пределах существующей на тот день электродинамики такие преобразования получить. Это вопрос был решён волевым методом путём введения в электродинамику двух постулатов специальной теории относительности (СТО). Характеристику этой теории хорошо отражает цитата из работы [1]: «Теория относительности возникла в результате длительного накопления опытного материала, приведшего к глубокому преобразованию наших физических представлений о формах материи и движения. После целого ряда попыток приспособить прежние понятия о пространстве, времени и других физических величинах к вновь открытым опытным фактам обнаружилось, что для этой цели требуется перестроить все эти понятия коренным образом. Эта задача была выполнена в основном А. Эйнштейном в 1905 г.(специальная теория относительности) и в 1915 г. (общая теория относительности). Впрочем, задача была выполнена лишь в том смысле, что было дано стройное формально-математическое описание нового положения вещей. Задача глубокого, подлинно физического обоснования этой математической схемы всё ещё стоит перед физикой» (конец цитаты).

В уравнениях Максвелла также не содержится информация о силовом взаимодействии токонесущих систем, а сила Лоренца, которая определяет такое взаимодействие, вводится как отельный экспериментальный постулат. Поэтому сама электродинамика состоит как бы из двух не связанных между собой частей. С одной стороны это уравнения Максвелла, которые дают возможность получить волновое уравнение для электромагнитных волн, а с другой – постулат о силе Лоренца, позволяющий вычислять силовое взаимодействие токонесущих систем.
Поскольку в электродинамике имеются логически не связанные между собой части и другие недоработки, то её нельзя считать единой законченной наукой, в которой есть единые начала, из которых следуют все её законы. Но на это трудно и рассчитывать. Начало электродинамике положили такие выдающиеся физики, как Ампер, Фарадей, Вебер, Максвелл, Герц. Эти учёные на примитивном экспериментальном оборудовании установили те законы, которыми мы пользуемся до сих пор. Они были гениями и смогли разглядеть во тьме предрассудков и суеверия верхушку того громадного айсберга, которым является электродинамика. Но те противоречия и несогласованность, которые имеют место в электродинамике и на сегодняшний день, говорят нам о том, что похоже, несмотря на свою гениальность, они в электродинамике чего-то не доглядели.

В астрономии хорошо известно такое явление как фазовая аберрация. Оно заключается в том, что при наблюдении звёзд с земной поверхности телескоп приходится наклонять по ходу движения Земли при её вращении вокруг Солнца. Получается так, что свет от звёзд распространяется подобно каплям дождя, которые косым образом летят по отношению к движущемуся автомобилю. За почти двести лет своего существования классическая электродинамика так и не смогла объяснить это элементарное явление. Имеется и другое явление, которое предсказывает СТО, оно носит название поперечный эффект Доплера. СТО предсказывает, что доплеровский сдвиг частоты должен иметь место и при движении в нормальном направлении по отношению к направлению распространения ЭМ волны.
В данной статье будет сделана попытка объяснить рассмотренные явления в рамках классической электродинамики в рамках преобразований Галилея.

== Введение понятия скалярно-векторного потенциала. ==

В данном разделе будет сделана попытка найти физически обоснованные соотношения, объясняющие явление фазовой аберрации в рамках преобразований Галилея.. Первый шаг в этом направлении был сделан путём введения законов магнитоэлектрической и электромагнитной индукции, для движущихся ИСО, которые для свободного пространства имеют симметричную форму [2-5]:

[[Файл:Fazovayaaber001.gif]]

(1.1)

или

[[Файл:Fazovayaaber002.gif]]

(1.2)

Для постоянных полей эти соотношения имеет вид:

[[Файл:Fazovayaaber003.gif]]

(1.3)

Соотношения (1.1–1.3), представляющие законы индукции, не дают информации о том, каким образом возникли те поля, которые представлены в этих уравнениях. Они описывают только закономерности распространения таких полей и их преобразований в случае движения по отношению к уже существующим полям.

Соотношения (1.3) свидетельствуют о том, что в случае относительного движения систем отсчета, между полями [[Файл:Fazovayaaber004.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber005.gif]] существует перекрестная связь, т.е. движение в полях [[Файл:Fazovayaaber005.gif]] приводит к появлению полей [[Файл:Fazovayaaber004.gif]] и наоборот. Эти особенности приводят к дополнительным следствиям, которые в рамках классической электродинамики ранее рассмотрены не были [2]. Для их иллюстрации рассмотрим участок длинного стержня, на единицу длины которого приходиться заряд [[Файл:Fazovayaaber006.gif]]. Тогда электрическое поле за пределами такого заряженного стержня будет убывать по закону [[Файл:Fazovayaaber007.gif]], где [[Файл:Fazovayaaber008.gif]] - расстояние от центральной оси стержня до точки наблюдения

[[Файл:Fazovayaaber009.gif]]

Если параллельно оси стержня в поле [[Файл:Fazovayaaber010.gif]] начать двигать со скоростью [[Файл:Fazovayaaber011.gif]] другую инерциальную систему отсчета, то в ней появится дополнительное магнитное поле [[Файл:Fazovayaaber012.gif]]. Если теперь по отношению к уже движущейся системе отсчета начать двигать третью систему отсчета со скоростью [[Файл:Fazovayaaber011.gif]], то уже за счет движения в поле [[Файл:Fazovayaaber013.gif]] появится добавка [[Файл:Fazovayaaber014.gif]], которая добавится к полю [[Файл:Fazovayaaber010.gif]]. Данный процесс можно продолжать и далее, в результате чего может быть получен ряд, дающий величину электрического поля [[Файл:Fazovayaaber016.gif]] в движущейся системе координат при достижении скорости [[Файл:Fazovayaaber017.gif]], когда [[Файл:Fazovayaaber018.gif]], а [[Файл:Fazovayaaber019.gif]]. В конечном итоге в движущейся инерциальной системе величина электрического поля определиться соотношением

[[Файл:Fazovayaaber020.gif]]

Если речь идет об электрическом поле одиночного заряда [[Файл:Fazovayaaber021.gif]], то его электрическое поле будет определяться соотношением

[[Файл:Fazovayaaber022.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber023.gif]] - нормальная составляющая скорости заряда к вектору, соединяющему движущийся заряд и точку наблюдения.

Выражение для скалярного потенциала, создаваемого движущимся зарядом, для этого случая запишется следующим образом
[2-5]:

[[Файл:Fazovayaaber024.gif]]

(1.4)

где [[Файл:Fazovayaaber025.gif]] - скалярный потенциал неподвижного заряда. Потенциал [[Файл:Fazovayaaber026.gif]] может быть назван скалярно-векторным, т.к. он зависит не только от абсолютной величины заряда, но и от скорости и направления его движения по отношению к точке наблюдения.

При движении в магнитном поле, применяя уже рассмотренный метод, получаем

[[Файл:Fazovayaaber027.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber023.gif]] - скорость нормальная к направлению магнитного поля.

Если применить полученные результаты к электромагнитной волне и обозначить компоненты полей параллельные скорости инерциальной системы, как [[Файл:Fazovayaaber028.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber029.gif]], а [[Файл:Fazovayaaber030.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber031.gif]], как компоненты нормальные к ней, то преобразования полей запишутся

[[Файл:Fazovayaaber032.gif]]

(1.5)

где [[Файл:Fazovayaaber033.gif]] – импеданс рассматриваемой среды,

[[Файл:Fazovayaaber034.gif]] – скорость света в этой среде.

Преобразования полей (1.5) были впервые получены в работе [2], однако с тех пор они так и не нашли ни своего признания, ни широкого распространения.

== Фазовая аберрация и поперечный эффект Доплера ==

Теперь покажем, как при помощи соотношений (1.5) можно объяснить явление фазовой аберрации, которое в рамках существующей классической электродинамики объяснений не имело. Будем считать, что имеются компоненты плоской волны [[Файл:Fazovayaaber035.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber036.gif]], распространяющейся в направлении [[Файл:Fazovayaaber037.gif]], а штрихованная система движется в направлении оси [[Файл:Fazovayaaber038.gif]] со скоростью [[Файл:Fazovayaaber039.gif]]. Тогда компоненты полей в штрихованной системе координат в соответствии с соотношениями (1.5) запишутся

[[Файл:Fazovayaaber040.gif]]

Таким образом, имеется неоднородная волна, имеющая в направлении распространения компоненту [[Файл:Fazovayaaber041.gif]].
Запишем суммарное поле [[Файл:Fazovayaaber042.gif]] в движущейся системе

[[Файл:Fazovayaaber043.gif]]

(2.1)

Если вектор [[Файл:Fazovayaaber044.gif]] по-прежнему нормален оси [[Файл:Fazovayaaber037.gif]], то вектор [[Файл:Fazovayaaber045.gif]] теперь наклонен к ней на угол [[Файл:Fazovayaaber046.gif]], определяемый соотношением

[[Файл:Fazovayaaber047.gif]]

(2.2)

Это и есть фазовая аберрация. Именно на такой угол приходиться наклонять телескоп по ходу движения Земли вокруг Солнца, чтобы наблюдать звезды, находящиеся в действительности в зените.

Вектор Пойнтингa теперь направлен уже не по оси [[Файл:Fazovayaaber037.gif]], а находясь в плоскости [[Файл:Fazovayaaber048.gif]], наклонен к оси [[Файл:Fazovayaaber037.gif]] на угол, определяемый соотношениями (2.2). Отношение же абсолютных величин векторов [[Файл:Fazovayaaber045.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber044.gif]] в обеих системах остались одинаковыми. Однако абсолютная величина самого вектора Пойнтинга увеличилась. Таким образом, даже поперечное движение инерциальной системы по отношению к направлению распространения волны увеличивает ее энергию в движущейся системе. С физической точки зрения это явление понятно. Можно привести пример с дождевыми каплями. Когда они падают вертикально, то энергия у них одна. Но вот в инерциальной системе, двигающейся нормально к вектору их скорости, к этой скорости добавляется вектор скорости инерциальной системы. При этом абсолютная величина скорости капель в инерциальной системе будет равна корню квадратному из суммы квадратов указанных скоростей. Такой же результат дает нам и соотношение (2.1).

Нетрудно показать, что, если поляризация электромагнитной волны измениться, то результат останется прежним. Преобразования по отношению к векторам [[Файл:Fazovayaaber004.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber005.gif]] полностью симметричны, единственным отличием будет то, что теперь у нас получиться волна, у которой появиться в направлении распространения компонента [[Файл:Fazovayaaber049.gif]].

Полученные волны имеют в направлении своего распространения дополнительные вектора электрического или магнитного поля и в этом они похожи на [[Файл:Fazovayaaber010.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber050.gif]] волны, распространяющиеся в волноводах. Однако, у полученных волн есть и существенное отличие. Волны, распространяющиеся в волноводах, являются суперпозицией плоских волн, у которых вектор Пойнтинга и фазовый фронт волны всегда ортогональны. В данном случае имеет место необычная волна, у которой фазовый фронт наклонен к вектору Пойнтинга на угол, определяемый соотношением (20.2). По сути дела полученная волна является суперпозицией плоской волны с фазовой скоростью [[Файл:Fazovayaaber034.gif]] и дополнительной волны нормальной к направлению распространения плоской волны и имеющей бесконечную фазовую скорость.

Рассмотрим еще один случай, когда направление скорости движущейся системы совпадает с направлением распространения электромагнитной волны. Будем считать, что имеются компоненты плоской волны [[Файл:Fazovayaaber036.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber035.gif]], а также компоненты скорости [[Файл:Fazovayaaber051.gif]]. Учитывая, что в этом случае выполняется соотношение [[Файл:Fazovayaaber052.gif]], получаем

[[Файл:Fazovayaaber053.gif]]

Т.е. амплитуды полей экспоненциально убывают или возрастают в зависимости от направления движения.

Поперечный эффект Доплера, который обсуждается достаточно давно, до сих пор не нашел своего уверенного экспериментального подтверждения. Для наблюдения звезды из движущейся ИСО необходимо наклонять телескоп по ходу движения на угол, определяемый соотношением (2.2). Но в данном случае та звезда, которая по нашим наблюдениям будет расположена точно в зените, будет в действительности находиться несколько позади видимого положения по отношению к направлению движению. Ее угловое смещение от видимого положения при этом будет определяться тоже соотношением (2.2). Но это будет означать, что такая звезда по отношению к нам имеет радиальную составляющую скорости, определяемую соотношением

[[Файл:Fazovayaaber054.gif]]

Поскольку для малых значений углов [[Файл:Fazovayaaber055.gif]], а [[Файл:Fazovayaaber056.gif]], то доплеровский сдвиг частоты составит

[[Файл:Fazovayaaber057.gif]]

(2.3)

Данный результат численно совпадает с результатами СТО, однако он принципиально отличается от её результатов тем, что в СТО считается, что поперечный эффект Доплера, определяемый соотношением (2.3), имеет место на самом деле, в то время как в данном случае это только кажущийся эффект.

Теперь сравним преобразования (1.5) с результатами СТО.

В СТО скалярный потенциал тоже зависит от скорости [6] в соответствии с соотношением

[[Файл:Fazovayaaber058.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber059.gif]] - расстояние до движущегося заряда, [[Файл:Fazovayaaber060.gif]] - скорость заряда, [[Файл:Fazovayaaber061.gif]] - угол между вектором [[Файл:Fazovayaaber062.gif]], соединяющим заряд с точкой наблюдения и вектором скорости.

Это соотношение с точностью до членов порядка [[Файл:Fazovayaaber063.gif]] совпадает с соотношением (1.4) и, казалось бы, что в соответствии с этим соотношением в СТО и сам заряд тоже должен зависеть от скорости. Но в ковариантных преобразованиях Лоренца движущийся объект приобретает механическое сокращение, в связи с чем заряд оказывается инвариантом скорости. Преобразования (1.5) не предполагают механического сокращения движущегося объекта, поэтому зависящим от скорости оказывается не только скалярный потенциал, но и сам заряд.

Если сравнить результаты преобразований скалярного потенциала (1.4) и полей (1.5) с преобразованиями СТО, то нетрудно показать, что они совпадают с точностью до квадратичных членов отношения скорости движения заряда к скорости света.

Следует подчеркнуть ещё одно обстоятельство. До появления СТО вообще не было правил преобразований электромагнитных полей при переходе из одной ИСО в другую. Преобразования СТО хотя и были основаны на постулатах, но смогли правильно объяснить достаточно точно многие физические явления, которые до этого объяснения не имели. С этим обстоятельством и связан такой большой успех этой теории. Преобразования (1.4) и (1.5) получены на физической основе путём использования законов индукции без использования постулатов, и оказалось, что они с высокой точностью совпали с СТО. Отличием является то, что в преобразованиях (19.5) нет ограничений по скорости для материальных частиц, а также то, что заряд не является инвариантом скорости. Экспериментальное подтверждение указанного факта и может послужить подтверждением правильности предлагаемых преобразований.

== Экспериментальное подтверждение зависимости скалярного потенциала заряда от его относительной скорости ==

Рассмотрение этого вопроса начнём с описания в рамках полученных соотношений силового взаимодействия двух параллельных проводников, по которым течёт заданный ток.

Уже было сказано, что уравнения Максвелла не содержат в себе информации о силовом взаимодействии токонесущих систем. В классической электродинамике для расчета такого взаимодействия нужно рассчитать магнитное поле в заданной области пространства, а затем, используя силу Лоренца, которая вводится как отдельный экспериментальный постулат, находить силы, действующие на заряды, движущиеся в заданном поле. При таком подходе неясным остается вопрос о том, к чему приложены силы реакции по отношению к тем силам, которые действуют на движущиеся заряды.

Концепция магнитного поля возникла в значительной степени благодаря наблюдениям за силовым взаимодействием токонесущих и намагниченных систем. Особенно показательным является опыт с железными опилками, которые выстраиваются около полюсов магнита или вокруг кольцевого витка с током в чёткие геометрические фигуры. Эти фигуры и послужили поводом для введения такого понятия, как силовые линии магнитного поля. При любом силовом взаимодействии, в соответствии с третьим законом Ньютона, всегда существует равенство сил действия и противодействия, а также всегда имеются те элементы системы, к которым эти силы приложены. Большим недостатком концепции магнитного поля является то, что она не даёт ответа на то, куда конкретно приложены силы действия и противодействия, т.к. магнитное поле выступает как самостоятельная субстанция, с которой и происходит взаимодействие движущихся зарядов.

Экспериментально известно, что силы взаимодействия в токонесущих системах приложены к тем проводникам, движущиеся заряды которых создают магнитное поле. Однако в существующей концепции силового взаимодействия токонесущих систем, основанной на понятиях магнитного поля и силы Лоренца, положительно заряженная решетка, которая является остовом проводника и к которой приложены силы, не участвует в формировании сил взаимодействия. То, что положительно заряженные ионы принимают непосредственное участие в силовых процессах, говорит уже, хотя бы, тот факт, что в процессе сжатия плазмы, при протекании через нее постоянного тока происходит сжатие и ионов (так называемый пинч-эффект).

Рассмотрим этот вопрос на основе концепции скалярно-векторного потенциала. Будем считать, что скалярно-векторный потенциал одиночного заряда определяется соотношением (1.4), и что электрические поля, создаваемые этим потенциалом, действуют на все окружающие заряды, в том числе и на заряды положительно заряженной решетки.

Разберем с этих позиций силовое взаимодействие между двумя параллельными проводниками (рис. 1), по которым протекают токи. Будем считать, что [[Файл:Fazovayaaber064.gif]], [[Файл:Fazovayaaber065.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber066.gif]], [[Файл:Fazovayaaber067.gif]] представляют соответственно неподвижные и движущиеся заряды, приходящиеся на единицу длины проводника.

[[Файл:Fazovayaaber068.gif]]

Рис. 1. Схема силового взаимодействия токонесущих проводов двухпроводной линии с учетом положительно заряженной решетки.

Заряды [[Файл:Fazovayaaber064.gif]], [[Файл:Fazovayaaber065.gif]] представляют положительно заряженную решетку в нижнем и верхнем проводниках. Будем также считать, что оба проводника до начала движения зарядов являются электронейтральными, т.е. в проводниках имеется две системы взаимно вложенных разноименных зарядов с удельной плотностью на [[Файл:Fazovayaaber064.gif]], [[Файл:Fazovayaaber065.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber066.gif]], [[Файл:Fazovayaaber067.gif]], которые электрически нейтрализуют друг друга. На рис. 11 эти системы для большего удобства рассмотрения сил взаимодействия раздвинуты по оси '''z'''. Подсистемы с отрицательным зарядом (электроны) могут двигаться со скоростями [[Файл:Fazovayaaber069.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber070.gif]]. Силу взаимодействия между нижним и верхним проводниками будем искать как сумму четырех сил, обозначение которых понятно из рисунка. Силы отталкивания [[Файл:Fazovayaaber071.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber072.gif]] будем брать со знаком минус, а силы притяжения [[Файл:Fazovayaaber073.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber074.gif]] будем брать со знаком плюс.

Для единичного участка двухпроводной линии силы, действующие между отдельными подсистемами, запишутся

[[Файл:Fazovayaaber075.gif]]
(3.1)

Складывая все силы, получим величину суммарной силы, приходящейся на единицу длины проводника,

[[Файл:Fazovayaaber076.gif]]

(3.2)

В данном выражении в качестве [[Файл:Fazovayaaber077.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber078.gif]] взяты абсолютные величины зарядов, а знаки сил учтены в выражении в скобках. Для случая [[Файл:Fazovayaaber079.gif]] << [[Файл:Fazovayaaber080.gif]], возьмем только два первых члена разложения в ряд [[Файл:Fazovayaaber081.gif]], т.е. будем считать, что [[Файл:Fazovayaaber082.gif]]. Из соотношения (20.2) получаем

[[Файл:Fazovayaaber083.gif]]

(3,3)

где в качестве [[Файл:Fazovayaaber077.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber078.gif]] взяты абсолютные величины удельных зарядов, а [[Файл:Fazovayaaber069.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber070.gif]] берут со своими знаками.

Поскольку магнитное поле прямого провода, по которому течёт ток [[Файл:Fazovayaaber084.gif]], определяем соотношением

[[Файл:Fazovayaaber085.gif]]

то из соотношения (20.3) получаем:

[[Файл:Fazovayaaber086.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber087.gif]] - магнитное поле создаваемое нижним проводником, по которому течёт ток [[Файл:Fazovayaaber088.gif]], в месте расположения верхнего проводника.

Аналогично

[[Файл:Fazovayaaber089.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber090.gif]] - магнитное поле, создаваемое верхним проводником в районе расположения нижнего проводника.

Эти соотношения полностью совпадают с результатами, полученными на основании концепции магнитного поля.

Соотношение (3.3) представляет известное правило силового взаимодействия токонесущих систем, но получено оно не феноменологическим путем на основании введения феноменологического магнитного поля, а на основе вполне понятных физических процедур, в предположении того, что скалярный потенциал заряда зависит от скорости. В формировании сил взаимодействия в данном случае непосредственное участие принимает решетка, чего нет в модели магнитного поля. В рассмотренной модели хорошо видны места приложения сил. Полученные соотношения совпадают с результатами, полученными на основе концепции магнитного поля и аксиоматически введённой силой Лоренца. В данном случае взят только первый член разложения в ряд [[Файл:Fazovayaaber081.gif]]. Для скоростей [[Файл:Fazovayaaber079.gif]] ~ [[Файл:Fazovayaaber080.gif]] следует брать все члены разложения. Этим предлагаемый метод отличается от метода расчёта силовых взаимодействий на основе концепции магнитного поля. Если учесть это обстоятельство, то связь между силами взаимодействия и скоростями зарядов оказывается нелинейной. Это, в частности приводит к тому, что закон силового взаимодействия токонесущих систем является асимметричным. При одинаковых значениях токов, но при разных их направлениях, силы притяжения и отталкивания становятся неодинаковыми. Силы отталкивания оказываются большими, чем силы притяжения. Эта разница невелика и определяется выражением

[[Файл:Fazovayaaber091.gif]]

но при скоростях носителей зарядов близких к скорости света она может оказаться вполне ощутимой.

Уберем решетку верхнего проводника (рис. 1), оставив только свободный электронный поток. При этом исчезнут силы [[Файл:Fazovayaaber071.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber073.gif]], и это будет означать взаимодействие нижнего проводника с потоком свободных электронов, движущихся со скоростью [[Файл:Fazovayaaber070.gif]] на месте расположения верхнего проводника. При этом значение силы взаимодействия определяется как:

[[Файл:Fazovayaaber092.gif]]

(3.4)

Сила Лоренца предполагает линейную зависимость между силой, действующей на заряд, движущийся в магнитном поле, и его скоростью. Однако в полученном соотношении зависимость величины силы от скорости электронного потока будет нелинейной. Из соотношения (3.4) нетрудно видеть, что с ростом [[Файл:Fazovayaaber070.gif]] отклонение от линейного закона увеличивается, и в случае, когда [[Файл:Fazovayaaber070.gif]]>>[[Файл:Fazovayaaber069.gif]], сила взаимодействия стремятся к нулю. Это очень важный результат. Именно этот феномен и наблюдали в своих известных экспериментах Томпсон и Кауфман, когда заметили, что с ростом скорости электронного пучка он хуже отклоняется магнитным полем. Результаты своих наблюдений они связали с ростом массы электрона. Как видим причина здесь другая.

Отметим ещё один интересный результат. Из соотношения (3.3), с точностью до квадратичных членов, сила взаимодействия электронного потока с прямолинейным проводником, по которому протекает ток, можно определить по следующей зависимости:

[[Файл:Fazovayaaber093.gif]]

(3.5)

Из выражения (3.5) следует, что при однонаправленном движении электронов в проводнике и в электронном потоке сила взаимодействия при выполнении условия [[Файл:Fazovayaaber094.gif]] отсутствует.

Поскольку скорость электронного потока обычно гораздо выше скорости носителей тока в проводнике, то вторым членом в скобках в соотношении (3.5) можно пренебречь. Тогда, поскольку

[[Файл:Fazovayaaber095.gif]]

магнитное поле, создаваемое нижним проводником в месте движения электронного потока, получим:

[[Файл:Fazovayaaber096.gif]]

В данном случае, полученное значение силы в точности совпадает со значением силы Лоренца.

Учитывая, что

[[Файл:Fazovayaaber097.gif]]

можно считать, что на заряд, движущийся в магнитном поле, действует электрическое поле [[Файл:Fazovayaaber010.gif]], направленное нормально к направлению движения заряда. Данный результат также с точностью до квадратичных членов [[Файл:Fazovayaaber098.gif]] полностью совпадает с результатами концепции магнитного поля и определяет силу Лоренца, действующую со стороны магнитного поля на поток движущихся электронов.

Как уже было сказано, одним из важных противоречий концепции магнитного поля является то, что два параллельных пучка одноименных зарядов, двигающихся с одинаковой скоростью в одном направлении, должны притягиваться. В данной модели этого противоречия уже нет. Если считать, что скорости зарядов в верхнем и нижнем проводе будут равны, а решетка отсутствует, т.е. оставить только электронные потоки, то останется только сила отталкивания [[Файл:Fazovayaaber072.gif]] независимо от того движутся заряды или нет.

Таким образом, движущийся электронный поток взаимодействует одновременно и с движущимися электронами в нижней проволоке, и с её решеткой, а сумма этих сил взаимодействия и называется силой Лоренца. Эта сила и действует на движущийся поток электронов.

Закономерно возникает вопрос, а создаёт ли магнитное поле сам движущийся поток электронов в отсутствии компенсирующих зарядов решетки или положительных ионов в плазме? Рассмотренная схема показывает, что эффект силового взаимодействия между токонесущими системами требует в обязательном порядке наличия положительно заряженной решетки. Поэтому сам движущийся электронный поток не может создавать того эффекта, который создаётся при его движении в положительно заряженной решетке. В то же время, если рассмотреть два параллельно движущихся потока электронов, то возникает дополнительная сила взаимодействия, зависящая от относительной скорости этих потоков.

Продемонстрируем ещё один подход к проблеме силового взаимодействия токонесущих систем. Констатация факта наличия сил между токонесущими системами указывает на то, что существует какое-то поле скалярного потенциала, градиент которого и обеспечивает указанную силу. Но что это за поле? Соотношение (3.3) даёт только значение силы, но не говорит о том, градиент какого скалярного потенциала эти силы обеспечивает. Будем поддерживать постоянными токи [[Файл:Fazovayaaber088.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber099.gif]] , и начнём сближать или удалять проводники. Работа, которая при этом будет затрачена, и есть тот потенциал, градиент которого даёт силу. Проинтегрировав соотношение (3.3) по [[Файл:Fazovayaaber059.gif]], получаем величину энергии:

[[Файл:Fazovayaaber100.gif]]

Эта энергия, в зависимости от того удалять проводники друг от друга, или сближать, может быть положительной или отрицательной. Когда проводники удаляют, то энергия положительна, а это означает, что, поддерживая ток в проводниках постоянным, генератор отдаёт энергию. Это явление и лежит в основе работы всех электродвигателей. Если проводники сближаются, то работу совершают внешние силы, над источником, поддерживающим в них постоянство токов. Это явление лежит в основе работы механических генераторов э.д.с.
Соотношение для энергии можно переписать и так:

[[Файл:Fazovayaaber101.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber102.gif]]

есть [[Файл:Fazovayaaber103.gif]]- компонента векторного потенциала, создаваемая нижним проводником в месте расположения верхнего проводника, а [[Файл:Fazovayaaber104.gif]]
есть [[Файл:Fazovayaaber103.gif]]- компонента векторного потенциала, создаваемая верхним проводником в месте расположения нижнего проводника.

Рассмотренный подход демонстрирует ту большую роль, которую играет векторный потенциал в вопросах силового взаимодействия токонесущих систем и преобразования электрической энергии в механическую. Такой подход также ясно указывает на то, что сила Лоренца есть следствие взаимодействия токонесущих систем с полем векторного потенциала, создаваемого другими токонесущими системами. И важным обстоятельством является то, что формирование векторного потенциала обязано зависимости скалярного потенциала от скорости. С физической точки зрения это ясно. Движущиеся заряды, в связи с наличием зависимости их скалярного потенциала от скорости, создают скалярное поле, градиент которого и даёт силу. Но создание любого силового поля требует затрат энергии. Эти затраты и совершает генератор, создавая токи в проводниках. При этом в окружающем пространстве создаётся особое поле, которое взаимодействует с другими движущимися зарядами по особым векторным правилам, при которых только скалярное произведение вектора скорости заряда и векторного потенциала даёт потенциал, градиент которого и даёт силу, действующую на движущийся заряд. Это и есть сила Лоренца.

Несмотря на простоту и очевидность такого подхода, этот простой механизм до настоящего времени не был окончательно осознан. По этой причине сила Лоренца до сих пор вводилась в классической электродинамике аксиоматическим путём.

Если в соотношении (3.1) положить g2+ = 0 и V2 = 0, т.е. рассмотреть случай взаимодействия нижней токонесущей системы с неподвижным зарядом верхнего проводника g2–, то для силы взаимодействия получим:

[[Файл:Fazovayaaber105.gif]]

Это означает, что в том случае, когда по проводнику течёт ток, он перестает быть электронейтральным, и вокруг него должно образоваться радиальное статическое электрическое поле

[[Файл:Fazovayaaber106.gif]]

(3.6)

что эквивалентно появлению на нижнем проводнике дополнительного отрицательного потенциала, что, в свою очередь, равноценно появлению на этом проводнике удельного статического заряда

[[Файл:Fazovayaaber107.gif]]

(3.7)

Этот факт свидетельствует о том, что принятие концепции скалярно-векторного потенциала означает признание зависимости заряда от скорости. Однако до настоящего времени никто не получал экспериментального подтверждения справедливость соотношений (3.6) и (3.7).
В то время, когда Фарадеем и Максвеллом были сформулированы основные законы электродинамики, экспериментально подтвердить соотношение (3.6) было невозможно, т.к. плотности токов, достижимые в обычных проводниках, слишком малы для экспериментального обнаружения рассматриваемого эффекта. Таким образом, положение о независимости скалярного потенциала и заряда от скорости и последующее введение магнитного поля были сделаны волевым путём на феноменологической основе.

Плотности токов, которые могут быть достигнуты в сверхпроводниках, позволяют экспериментально обнаружить электрические поля, определяемые соотношением (3.6) [7-9]. Экспериментальные данные, представленные ниже, свидетельствуют о том, что величина скалярного потенциала и заряда зависит от скорости.

Рассмотрим постановку эксперимента, который должен дать ответ на поставленные вопросы. Схема эксперимента изображена на рис. 2.

[[Файл:Fazovayaaber108.gif]]

Рис. 2. Схема эксперимента по обнаружению зависимости величины скалярного потенциала от скорости носителей тока.

Если сложенную пополам сверхпроводящую проволоку (будем называть ее бифилярной) окружить проводящим цилиндром и ввести в нее ток индукционным способом, то в случае зависимости заряда от скорости электрометр с высоким внутренним сопротивлением, подключенный между цилиндром и проволокой, должен показать наличие отрицательной разности потенциалов. Бесконтактный индукционный ввод тока применяется с той целью, чтобы исключить наличие контактных разностей потенциалов при контактном вводе тока. Трудность проведения такого эксперимента заключается в том, что входная емкость электрометра (обычно несколько десятков пикофарад) будет значительно больше, чем емкость между бифилярной петлей и цилиндром. Поскольку мы измеряем не э.д.с., а разность потенциалов, обусловленную статическими зарядами, то при подключении к такому устройству входной емкости электрометра заряд, наведенный на цилиндре перераспределиться между обеими емкостями. Если считать, что начальная разность потенциалов между петлей и цилиндром была [[Файл:Fazovayaaber109.gif]], а емкость между ними составляла [[Файл:Fazovayaaber110.gif]], то при подключении между петлей и цилиндром емкости электрометра [[Файл:Fazovayaaber111.gif]] разность потенциалов [[Файл:Fazovayaaber112.gif]], которая появится на параллельно включенных емкостях, определиться соотношением:

[[Файл:Fazovayaaber113.gif]]

(3.8)

Очевидно, что если [[Файл:Fazovayaaber110.gif]]<< [[Файл:Fazovayaaber111.gif]], то и [[Файл:Fazovayaaber112.gif]]<< [[Файл:Fazovayaaber109.gif]]. В конечном итоге получается, что для того, чтобы получить максимальную разность потенциалов на самом электрометре следует увеличивать емкость между петлей и цилиндром, увеличивая длину всей конструкции.

Расчёт параметров измерительной системы, предназначенной для обнаружения ожидаемого эффекта, начнём с определения ожидаемого эффекта.

Если имеется плоский слой зарядов с плотностью [[Файл:Fazovayaaber114.gif]] и толщиной [[Файл:Fazovayaaber115.gif]], то по обе стороны от такого слоя создается электрическое поле:

[[Файл:Fazovayaaber116.gif]]

Пока этот слой зарядов не двигается его электрическое поле полностью скомпенсировано положительными зарядами решетки. Но, когда слой начинает двигаться, создается дополнительное электрическое поле равное:

[[Файл:Fazovayaaber117.gif]]

(3.9)

Скорость движения зарядов связана с магнитным полем на поверхности сверхпроводника соотношением:

[[Файл:Fazovayaaber118.gif]]

Если, найденную из этого соотношения скорость [[Файл:Fazovayaaber079.gif]] подставить в (3.9), то получим:

[[Файл:Fazovayaaber119.gif]]

Для вычисления максимально ожидаемой величины эффекта в качестве [[Файл:Fazovayaaber050.gif]]следует взять значение критического поля для данного вида сверхпроводника.

Вычислим максимальную величину такого эффекта для случая сверхпроводящего ниобия, положив: [[Файл:Fazovayaaber120.gif]], [[Файл:Fazovayaaber121.gif]]м, [[Файл:Fazovayaaber122.gif]]. При таких значениях указанных параметров получаем -[[Файл:Fazovayaaber123.gif]]. Будем считать, что диаметр [[Файл:Fazovayaaber124.gif]] бифилярной петли составляет удвоенное значение диаметра используемой сверхпроводящей проволоки с диаметром 0,25 мм. Если взять диаметр цилиндра [[Файл:Fazovayaaber125.gif]] равный 10 мм, то разность потенциалов между биффилярной петлей и цилиндром составит:
[[Файл:Fazovayaaber126.gif]].

Погонная емкость рассмотренного коаксиала будет: [[Файл:Fazovayaaber127.gif]]

При проведении экспериментов в нашем распоряжении имелся вибрационный электрометр с входной емкостью ~ 60 пФ и чувствительностью ~ 1мВ. Чтобы обеспечить хотя бы такую же емкость коаксиала (при этом разность потенциалов на емкости электрометра после его подключения к коаксиалу составит 1.5 мВ) нужно взять длину коаксиала 4 метра. Конечно, по техническим причинам такой коаксиал трудно охладить до гелиевых температур, к тому же и сам эффект оказывается недостаточным для его надежного измерения. Поэтому величину эффекта нужно увеличить хотя бы в 100 раз. Это можно осуществить, увеличив количество центральных проводов коаксиала, доведя его до двухсот, для чего понадобиться 400 метров проволоки. Конечно, при этом придется увеличить и диаметр цилиндрической его части.

Можно опять произвести расчет, но использование экспериментального образца с коаксиалом такого размера все равно неприемлемо ввиду его громоздкости, хотя большим преимуществом такого решения является возможность точного расчета ожидаемого эффекта.

В данном случае нас даже не столько интересует точное совпадение расчетных и экспериментальных данных, сколько надежное обнаружение самого эффекта. Поэтому экспериментальный образец был создан по другой схеме. Для целей введения тока в сверхпроводящую малоиндуктивную обмотку был использован охлаждаемый до гелиевых температур трансформатор с железным сердечником. Используя в качестве вторичной обмотки трансформатора сверхпроводящую обмотку, соединенную с малоиндуктивным соленоидом, можно без наличия гальванических контактов вводить ток в соленоид. В трансформаторе использовался кольцеобразный сердечник из трансформаторной стали с поперечным сечением 9 см2. Первичная и вторичная обмотки трансформатора были намотаны ниобий-титановым проводом с медным покрытием и содержали 150 и 10 витков соответственно. Таким образом, трансформатор имеет коэффициент трансформации 15. Диаметр проволоки составлял 0.25 мм. Вторичная обмотка трансформатора соединена последовательно с малоиндуктивным соленоидом, который намотан бифилярно и содержит 2448 витков такого же провода. Общая длина намотки составляет 910 м. Концы соленоида и вторичной обмотки трансформатора сварены при помощи лазерной сварки. Соленоид намотан на каркасе из фторопласта. Внутренний и внешний диаметр обмотки соленоида 35 и 90 мм соответственно, ширина намотки 30 мм. К средней точке соленоида подключен внутренний провод коаксиала, выходящего наружу криостата, такой же коаксиал подключен и к экрану соленоида. Конструкция малоиндуктивного соленоида показана на рис.16.

[[Файл:Fazovayaaber128.gif]]

Рис. 3. Конструкция малоиндуктивного сверхпроводящего соленоида: 1 - алюминиевый каркас, 2 - фторопластовая втулка, 3 - фторопластовый диск, 4 - скоба, 5 - стойки, 6 - болт, 7 - медный экран, 8 - фторопластовый каркас.

Он намотан на фторопластовом каркасе 8, который заключён в алюминиевый каркас 1. Снаружи соленоид окружён медным экраном 7, который совместно с каркасом 1 является экраном соленоида. К каркасу 1 посредством болта 6 и фторопластовой втулки 2 крепится фторопластовый диск 3, на котором смонтирована скоба 4. Витки вторичной обмотки трансформатора охватывают скобу 4, через которую, не касаясь её, проходит магнитопровод трансформатора. Вся конструкция крепится к трансформатору посредством стоек 5. Трансформатор совместно с соленоидом размещается в баке гелиевого криостата.

Схема подключения коаксиалов к безиндуктивному соленоиду показана на рис. 4.

Сопротивление между заземленными элементами, экраном соленоида и самим соленоидом составляет не менее 1014 Ом. Элементы, используемые в конструкции, имели следующие емкости относительно земли: коаксиал 3 – 44 пФ, коаксиал 4 – 27 пФ, емкость экран – земля составляет – 34 пФ, емкость экран–соленоид составляет – 45 пФ, В качестве электрометра использовался емкостной вибрационный электрометр с входной емкостью 60 пФ и входным сопротивлением 1014 Ом.

[[Файл:Fazovayaaber129.gif]]

Рис. 4. Схема соединения малоиндуктивного соленоида: 1 - малоиндуктивный соленоид, 2 - экран соленоида, 3,4 - коаксиалы, 5 - общий экран, которым является гелиевый бак.

При такой конструкции сверхпроводящего соленоида и окружающего его экрана нельзя произвести точный электродинамический расчет электростатических полей, возникающих вокруг соленоида, однако, установить наличие самого эффекта, такая конструкция позволяет.
При измерениях электрометр подключался непосредственно к экрану посредством коаксиала 4, а средняя точка сверхпроводящего соленоидоа посредством коаксиал 3 заземлялась. Ток в первичную обмотку трансформатора вводился от источника постоянного тока, показания электрометра при этом не зависели от направления тока. При величинах вводимого тока ~ 9 А происходил самопроизвольный сброс показаний электрометра. Это означает, что ток в обмотке соленоида достигал своего критического значения, и обмотка переходила в нормальное состояние. Железный сердечник при этом захватывал магнитный поток и при уменьшении вводимого в соленоид тока, кривая зависимости измеряемого потенциала от тока повторялась, а потенциал достигал своего максимального значения при нулевом значении тока.

При этом зависимости потенциала от тока оказывались полностью обратимыми, это свидетельствовало о том, что при захвате потока железным сердечником не происходило его магнитное насыщение. Полученная экспериментальная зависимость измеряемой разности потенциалов приведена на рис. 5.

[[Файл:Fazovayaaber130.gif]]

Рис. 5. Зависимость приведенной разности потенциалов между экраном и малоиндуктивным соленоидом от тока в первичной обмотке.

Данные эксперимента приведены в таблице № 1.

Таблица № 1

{| class="wikitable" border="1" width="65%"
![[Файл:Эксп опр СТО053.gif]]
!1
!2
!3
!4
!5
!6
!7
!8
|-
![[Файл:Эксп опр СТО054.gif]]
|15
|30
|45
|60
|75
|90
|105
|120
|-
![[Файл:Эксп опр СТО055.gif]]
|1.91
|3.82
|5.73
|7.64
|9.55
|11.5
|14.6
|15.3
|-
![[Файл:Эксп опр СТО057.gif]]
|
|2
|6
|10
|15
|21
|27
|35
|-
![[Файл:Эксп опр СТО058.gif]]
|
|7
|20
|34
|50
|71
|90
|117
|-
![[Файл:Эксп опр СТО059.gif]]
|
|1.75
|2.22
|2.13
|2.00
|1.94
|1.84
|1.83
|}

В первой графе таблицы приведены значения вводимого тока [[Файл:Fazovayaaber084.gif]]. Во второй графе даны значения тока [[Файл:Fazovayaaber088.gif]] в обмотке соленоида, рассчитанные исходя из значения коэффициента трансформации равного 15. При этом предполагается, что во всем диапазоне вводимых токов намагниченность сердечника остается пропорциональной току. В третьей графе даны значения магнитных полей на поверхности сверхпроводящих проводов соленоида. В четвертой - приведены показания электрометра. В пятой - приведены эффективные значения разности потенциалов, которые были бы между соленоидом и экраном до подключения к последнему суммарной емкости коаксиала и электрометра. В шестой - дан коэффициент [[Файл:Fazovayaaber137.gif]], указывающий на отклонение полученной зависимости от квадратичного закона. Коэффициент [[Файл:Fazovayaaber138.gif]]составил величину 3.35, он вычислялся по формуле (3.8), исходя из того, что емкость между экраном и соленоидом [[Файл:Fazovayaaber110.gif]] = 45 пФ, а суммарная емкость [[Файл:Fazovayaaber111.gif]], подключаемая к емкости [[Файл:Fazovayaaber110.gif]] и состоящая из емкости коаксиала и емкости электрометра, равна 111 пФ. Среднеквадратичное относительное отклонение коэффициента [[Файл:Fazovayaaber139.gif]] от своего среднего значения равного 1.93 составляет 0.13, что дает относительную среднеквадратичную погрешность 7%. Таким образом, полученная зависимость между током и измеряемым значением потенциала очень близка к квадратичному закону. Из таблицы также видно, что при значениях тока в проводниках соленоида порядка 120 А, напряженность поля на их поверхности достигает своего критического значения, которое для используемого сверхпроводника составляет [[Файл:Fazovayaaber140.gif]] [[Файл:Fazovayaaber141.gif]], с чем и связан сброс показаний электрометра при достижении этих токов. Таким образом, экспериментальные результаты указывают на то, что величина скалярного потенциала, а, следовательно, и заряда зависит от скорости.
Однако в данной схеме эксперимента имеет место непосредственное гальваническое подключение электрометра к сверхпроводящему соленоиду. Это может вызвать вопросы, а не являются ли причиной возникновения разности потенциалов между соленоидом и экраном какие-то контактные явления в месте контакта провода, соединяющего электрометр с соленоидом? Для ответа на этот вопрос были проведены эксперименты со сверхпроводящим ниобиевым тором.

Схема эксперимента показана на рис. 6.

Если внутри проводящего экрана разместить второй проводящий экран, и между ними подключим электрометр, то в том случае, когда внутри внутреннего экрана появится заряд, между внутренним и наружным экраном появится разность потенциалов. В эксперименте, в качестве наружного экрана 1, использовалось ярмо трансформатора, выполненное из трансформаторной стали. На центральном стержне этого ярма располагалась первичная обмотка 2, намотанная ниобий-титановым проводом, содержащая 1860 витков. На этом же стержне располагался торообразный металлический экран 3, выполненный из меди. Внутри этого экрана был расположен тор 4, выполненный из ниобия. Наружный диаметр ниобиевого тора составлял 76 мм, а внутренний 49 мм. Трансформатор размещался в баке гелиевого криостата и охлаждался до гелиевой температуры, при этом ярмо трансформатора и гелиевый бак заземлялись. При введении постоянного тока в первичную обмотку трансформатора в сверхпроводящем торе индуцировался ток, и электрометр фиксировал появление между экраном 3 и ярмом трансформатора разность потенциалов [[Файл:Fazovayaaber142.gif]]. Это означает, что ниобиевый тор, расположенный внутри экрана 3 при введении в него постоянного тока перестаёт быть электронейтральным. Величина постоянного тока в сверхпроводящем торе в 1860 раз превышала ток, вводимый в первичную обмотку трансформатора.

[[Файл:Fazovayaaber143.gif]]

Рис. 6. Схема эксперимента со сверхпроводящим тором, изготовленным из ниобия.

Зависимость разности потенциалов [[Файл:Fazovayaaber142.gif]] от тока [[Файл:Fazovayaaber084.gif]], вводимого в первичную обмотку трансформатора, показана на рис. 7.

Полученные значения разности потенциалов, по сравнению со случаем сверхпроводящей проволочной обмотки, оказались значительно меньшими, это связано со значительно меньшей поверхностью тора, по сравнению с поверхностью проволочной обмотки. Вид зависимости разности потенциалов от вводимого тока также сильно отличается. Квадратичный участок наблюдается только на очень небольшом начальном участке вплоть до значений токов около 2 ампер, вводимых в первичную обмотку. Далее эта зависимость становится прямолинейной с малым углом наклона по отношению к оси абсцис. К тому же срыва показаний электрометра в данном случае не наблюдалось.

[[Файл:Fazovayaaber144.gif]]

Рис. 7. Зависимость разности потенциалов межу экраном 3 и ярмом трансформатора 1 от тока, вводимого в первичную обмотку трансформатора.

С чем связаны такие отличия поведения разности потенциалов по сравнению с проволочным вариантом? В случае проволочного соленоида сверхпроводящий ток равномерно распределён по поверхности проволоки и достигает своего критического значения на всех её участках одновременно, с чем и связан одновременный переход всей обмотки соленоида в нормальное состояние, при достижении в проволоке на каком то участке критического значения тока.

В случае тора процесс установления сверхпроводящего тока на его поверхности происходит по-другому. Вводимый в сверхпроводящий тор постоянный ток очень неравномерно распределён по его поверхности. Максимальные плотности тока имеют место на внутренней поверхности тора, а на периферии они значительно меньше. С этим связано то, что внутренние поверхности тора начинают переходить в нормальное состояние раньше, чем наружные. Процесс перехода тора в нормальное состояние происходит таким образом, что при увеличении тока в торе в нормальное состояние переходят сначала внутренние области и нормальная фаза начинает перемещаться от внутренних областей к наружным. Процесс длится до тех пор, пока весь тор не перейдёт в нормальное состояние. Но почему при этом к моменту перехода тора в нормальное состояние не происходит сброс тока, как это имеет место в случае проволочного соленоида? Это связано с тем, что ниобий является сверхпроводником второго рода и он не сразу скачком переходит в нормальное состояние, а у него имеется достаточно значительная область плотностей токов, при которых он находится в смешанном состоянии, когда внутрь массивного проводника проникают вихри Абрикосова. Следовательно, то обстоятельство, что показания электрометра не имеют сброса показаний, указывает на то, что сверхпроводящий тор находится в смешанном состоянии, а вихревые структуры, которые также представляют сверхпроводящие токи, приводят к тому, что тор перестаёт быть электронейтральным. Из вышеперечисленного можно сделать вывод, что вихри несут на себе не только кванты магнитного потока, но ещё и квантованные электрические заряды.

Если изменить направление тока в первичной обмотке, то зависимость, подобная изображённой на рис. 7, повторяется, однако, наблюдается сильный гистерезис. Это связано с тем, что вихри, проникшие вглубь сверхпроводника, закрепляются на дефектах кристаллической структуры, попадая в потенциальные ямы, что и приводит к гистерезису.

Таким образом, результаты проведенных экспериментов однозначно указывают на зависимость скалярного потенциала и величины зарядов от их скорости, что было предсказано ещё в работе [2] и экспериментально подтверждено в работах [7-9].

Все указанные эксперименты по исследованию возникновения потенциала на сверхпроводящих соленоидах и торах были проведены в начале 90-х годов в МГП НИИ криогенного приборостроения при ФТИНТ НАН Украины.

== Электрический импульс ядерного взрыва ==

США по программе «Starfish» 9 июля 1962 взорвали в космосе над Тихим океаном водородную бомбу с тротиловым эквивалентом 1.4 Мт. Это событие поставило перед научной общественностью очень много вопросов. Перед этим в 1957 г. будущий нобелевский лауреат доктор Ханс Альбрехт Бете (Hans A. Bethe), основываясь на теории дипольного излучения, предсказал, что при подобном взрыве будет наблюдаться электромагнитный импульс (ЭМИ) с вертикальной поляризацией, при этом напряженность поля на поверхности земли составит не более 100 В/м. Поэтому вся измерительная аппаратура, которая должна была регистрировать электромагнитное излучение, была настроена на регистрацию таких напряженностей полей. Но при взрыве бомбы произошло неожиданное. Напряженность электрических полей, начиная с эпицентра взрыва, и далее на протяжении более 1000 км достигла нескольких десятков тысяч вольт на метр. (Карта местности и значения напряженностей полей приведены на рис. 8.) Этот рисунок и все данные, которые будут приведены в этом разделе, касающиеся испытаний по программам «Starfish» и «Программа К», взяты с сайта
http://glasstone.blogspot.com/2006/03/emp-radiation-from-nuclear-space.html.

К сожалению, в материалах данной ссылки не содержится информация о поляризации этих полей. Но, судя по тому, что вся аппаратура была настроена на измерении электрических полей с вертикальной поляризацией, на карте даны данные об измеренных значениях именно вертикальной составляющей электрического поля. Возможность уточнить этот вопрос дают данные, полученные в СССР во время испытаний с кодовым названием «Программа К», когда недалеко от Джезказгана на высоте 290 км была взорвана водородная бомба с тротиловым эквивалентом 300 кт. Карта местности с указанием значений напряженностей полей, полученных при этом взрыве, показана на рис. 9.

[[Файл:Fazovayaaber145.jpg]]

'''Рис. 8. Карта испытаний по программе «Starfish»'''

[[Файл:Fazovayaaber146.jpg]]

'''Рис. 9. Карта испытаний по программе «Программа К»'''

Сравнивая данные по напряженностям полей, приведенные на этих двух картах, можно видеть, что значения напряженностей полей на рис. 8 убывают при увеличении расстояния от эпицентра взрыва, в то время как на карте, изображенной на рис. 9, эти значения возрастают. Из этого можно сделать вывод, что на второй карте приведены данные по измерению горизонтальной составляющей напряженностей электрических полей.

Имеется запись формы электрического импульса, сделанная на расстоянии 1300 км от места взрыва (рис. 10), полученная при испытаниях по программе «Starfish». Из приведенного рисунка видно, что ЭМИ имеет не только очень большую амплитуду, но и очень малую длительность.

Поскольку прогноз доктора Ханса Альбрехта Бете не оправдался, то в последующем было выдвинуто еще две теории, призванные объяснить экспериментальные данные. Первая из них была разработана доктором Конрадом Лонгмаером (Conrad Longmire) в 1963 г, который рассмотрел вопрос о формировании магнитного диполя, образуемого комптоновскими электронами, вращающимися вокруг силовых линий магнитного поля Земли.

В последующем в 1975 г. была разработана модель Louis W. Seiler, Jr report AD-A009208, March 1975 http://glasstone.blogspot.com/2006/03/emp-radiation-from-nuclear-space.html , в которой предполагается, что формирование ЭМИ обязано релятивистским комптоновским электронам, которые выбивает из молекул воздуха жесткое рентгеновское излучение и которые синфазно с гамма-излучением двигаются с релятивистскими скоростями в направлении распространения электромагнитной волны. Ни та, ни другая модель достоверно принята или опровергнута быть не может, поскольку дальнейшие испытания ядерного оружия в космосе были прекращены, и нет дополнительных экспериментальных данных, которые смогли бы подтвердить или опровергнуть рассмотренные модели.

[[Файл:Fazovayaaber147.jpg]]

'''Рис. 10. Экспериментальная зависимость амплитуды ЭМИ от времени, полученная при испытаниях по программе «Starfish»'''

Эти модели предполагают, что процесс формирования ЭМИ не является свойством самого взрыва, а является вторичным эффектом, связанным с тем, что рентгеновское излучения выбивает из молекул воздуха комптоновские электроны. Из последней модели, получившей наибольшее признание, вытекает, что сам ЭМИ распространяется из ионосферы в нижние слои атмосферы, и, следовательно, его поля выше ионосферы, непосредственно в самом космосе, отсутствуют. Но, если при помощи рассмотренных теорий еще как-то можно объяснить наличие электрических полей в зоне видимости взрыва, то факт сильных возмущений ионосферы на больших расстояниях от взрыва, которые ему сопутствовали, объяснить трудно. Так, после взрыва по программе «Starfish» в течении нескольких десятков минут отсутствовала радиосвязь с Японией и Австралией, и даже на расстоянии в 3200 км от эпицентра взрыва были зафиксированы возмущения ионосферы, которые в несколько раз превышали те, которые бывают обусловлены самыми мощными вспышками на Солнце. Взрыв повлиял и на космические аппараты. Три спутника были сразу выведены из строя электромагнитным импульсом. Заряженные частицы, появившиеся в результате взрыва, были захвачены магнитосферой Земли, в результате чего их концентрация в искусственном радиационном поясе Земли увеличилась на 2-3 порядка. Воздействие радиационного пояса привело к очень быстрой деградации солнечных батарей и электроники еще у семи спутников, в том числе и у первого коммерческого телекоммуникационного спутника Телестар 1. В общей сложности взрыв вывел из строя треть космических аппаратов, находившихся на низких орбитах в момент взрыва.

При взрыве ядерного заряда по программе «Программа К» радиосвязь и радарные установки были также блокированы на расстоянии до 1000 км. В результате этих испытаний было установлено, что высотные ядерные взрывы сопровождаются излучением электромагнитного импульса (ЭМИ) в широком диапазоне частот, значительно превышающего по амплитуде величину ЭМИ, излучаемого при приземных взрывах той же мощности. Было обнаружено, что регистрация ЭМИ высотного ЯВ возможна на больших (до 10 тысяч километров) расстояниях от места взрыва. http://atomas.ru/isp2/1_9.htm.

С точки зрения существующих понятий классической электродинамики комптоновские модели вызывают серьезные вопросы. Например, почему все комптоновские электроны должны двигаться синфазно с фронтом гамма-излучения с релятивистской скоростью. У комптоновских электронов вектор скорости имеет пространственное распределение, в связи с чем нельзя получить такой короткий фронта нарастания импульса, как это имеет место в действительности. В линейной электродинамике теоретически отсутствуют такие механизмы, которые дают возможность получить в данном месте однополярный импульс электрического поля без пространственного разделения зарядов. Но за время нарастания импульса, которое исчисляется десятками наносекунд, получить пространственное разделение зарядов, которое обеспечит полученную на эксперименте напряженность поля, невозможно. Сама же комптоновская ионизация оставляет всю систему в целом электронейтральной.

Известно, что проблему ЭМИ вместе со своими учениками пытался решить и Академик АН СССР Я. Б. Зельдович [10]. Однако в имеющихся источниках по этому вопросу нет информации о том, что им эта проблема была решена. Следовательно, все говорит о том, что в рамках существующей классической электродинамики результаты, полученные при испытаниях по программе «Starfish» и «Программа К», объяснить пока нельзя.

В чем заключается опасность прогнозов, которые дает последняя модель? Проблема в том, что эта модель исключает возможность наличия полей ЭМИ в самом космосе. Известно, что во время испытаний по программе «Starfish» три спутника, находящихся в то время в космосе неподалеку от зоны взрыва, вышли из строя. Неизвестно, есть ли в настоящее время точные данные по поводу причин этих отказов. Предположим, что модель выдвинутая Louis W. Seiler, Jr. неверна, и, опираясь на неё, как в прошлом на предсказания доктора Ханса Альбрехта Бете, будет произведен очередной взрыв ядерного заряда в космосе, который выведет из строя большое количество спутников. Причём этот взрыв может быть как запланированным, так и осуществлённым в террористических целях. Тогда уже оправдываться будет поздно.

Предпримем попытку, используя концепцию скалярно-векторного потенциала, объяснить полученные экспериментальные данные, а также покажем, что при взрыве ядерного заряда в космосе, там существуют не поля ЭМИ, а импульсные электрические поля (ИЭП), в которых магнитное поле отсутствует [11]. Причем поля ИЭП в космосе имеют гораздо более значительные величины, чем в атмосфере и на земной поверхности.

В начальный момент термоядерного взрыва температура сгустка плазмы может достигать нескольких сот миллионов градусов. При таких температурах электронный газ уже не является вырожденным и подчиняется распределению Больцмана. Предположим, что температура образовавшегося при взрыве плазменного сгустка в начальный момент составляет ~ 108 К, а общий вес бомбы, выполненной из металла со средней плотностью электронов ~5× 1022 1/см3, составляет 1000 кг. При удельном весе металла ~ 8 г/ см3 общее количество свободных электронов в образовавшейся плазме, в предположении, что все атомы будут однократно ионизированы, составит ~ 5×1027. Наиболее вероятную скорость электронов при указанной температуре определим из соотношения:

[[Файл:Fazovayaaber148.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber149.gif]] - постоянная Больцмана, а [[Файл:Fazovayaaber150.gif]] - масса электрона.

Теперь, пользуясь соотношением (5.4) для вычисления приращения скалярно-векторного потенциала и учитывая только члены разложения ~[[Файл:Fazovayaaber063.gif]], получаем

[[Файл:Fazovayaaber151.gif]]

(4.1)

где [[Файл:Fazovayaaber021.gif]] - заряд электрона, а [[Файл:Fazovayaaber008.gif]] - расстояние от центра взрыва до точки наблюдения. Напряженность радиального электрического поля, соответствующая такому приращению потенциала, определяем по формуле:

[[Файл:Fazovayaaber152.gif]],

(4.2)

где

[[Файл:Fazovayaaber153.gif]]

(4.3)

есть эквивалентный заряд взрыва. Под этой величиной нужно понимать превышение заряда электронного газа по сравнению с его равновесным значением при нулевой температуре.

Следует сказать, что при разогреве плазмы ионы тоже приобретают дополнительную скорость, однако, поскольку их масса значительно больше, чем масса электронов, приращением их зарядов можно пренебречь и считать их неподвижными.

В соответствии с формулой (4.2) напряженность радиального электрического поля в эпицентре взрыва при заданных выше параметрах составит ~ 7×105 В/м, на расстоянии в 870 км от этого места она будет ~ 1.5×105 В/м и на расстоянии 1300 км она составит ~ 6.5×104 В/м. Видно, что расчетные значения электрических полей на поверхности земли превышают значения, полученные во время испытаний. Отношение рассчётных значений к измеренным составляют: в эпицентре взрыва – 13.5, на расстоянии 870 км от этого места – 4.5, на расстоянии 1300 км – 2.4. Конечно, неизвестна ни точная начальная температуры плазменного сгустка, ни масса бомбы и ракетоносителя, в котором ее подрывают, ни материалы, из которых изготовлены эти элементы. Корректируя эти данные, можно достаточно просто получить величины полей приближающиеся к экспериментальным значениям. Большее беспокойство вызывает то, что имеется большое несовпадение пространственных зависимостей экспериментальных и расчетных данных. Попытаемся объяснить причину таких расхождений.

Сначала рассмотрим случай, когда атмосфера отсутствует (рис. 11). Для упрощения задачи будем считать, что поверхностью Земли представляет идеально проводящая безграничная плоскость. Решение задачи распределения полей для заряда, находящегося над такой плоскостью, хорошо известно [12]. Горизонтальная составляющая электрического поля на поверхности такой плоскости равна нулю, а нормальная составляющая равна:

[[Файл:Fazovayaaber154.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber155.gif]] - величина заряда, [[Файл:Fazovayaaber103.gif]] - кратчайшее расстояние от заряда до плоскости, [[Файл:Fazovayaaber038.gif]] - расстояние о точки наблюдения до точки пересечения вертикали, опущенной с точки, где находиться заряд, на плоскость.

Ниже проводящей плоскости электрические поля отсутствуют. Такая конфигурация полей связана с тем, что заряд, находящийся над проводящей плоскостью, индуцирует в ней такую поверхностную плотность зарядов, которая полностью компенсирует горизонтальную и вертикальную составляющую электрического поля заряда в проводящей плоскости. Зависимость величины поверхностного заряда от координаты можно определить, в данном случае, из соотношения:

[[Файл:Fazovayaaber156.gif]]

(4.4)

[[Файл:Fazovayaaber157.gif]]

Рис. 11. Отрицательный заряд над безграничной проводящей плоскостью.

Если проинтегрировать [[Файл:Fazovayaaber158.gif]] по координате [[Файл:Fazovayaaber038.gif]], то получим величину заряда, находящегося над проводящей плоскостью. Таким образом, чтобы не пропустить электрические поля заряда [[Файл:Fazovayaaber155.gif]] через проводящую плоскость, в ней должно содержаться количество свободных зарядов, дающих суммарный заряд не менее чем заряд [[Файл:Fazovayaaber155.gif]]. Если периодически приближать и удалять заряд от плоскости, то в ней возникнут периодические горизонтальные токи, которые будут создавать компенсирующие поверхностные заряды. Такой же эффект будет наблюдаться, если заряд в данной точке может рождаться и исчезать. Если в заданной точке над плоскостью вдруг за какое-то время возникнет заряд, то, для того, чтобы поля заряда не проникли через проводящую плоскость, за это же время на проводящей плоскости должны появиться компенсирующие заряды, соответствующие соотношению (4.4). Это означает, что величина токов, создающих компенсирующие заряды, будет тем больше, чем больше сам заряд и чем меньше время его возникновения. Если вычислить электрические поля по этой формуле, считая, что при [[Файл:Fazovayaaber159.gif]] значение напряженности вертикальной составляющей электрического поля на поверхности равно 5.2 ×104 В/м, то на расстоянии 870 км получим значение поля 4×103 В/м, а на расстоянии 1300 км – 1.3×103 В/м. Видно, что значения расчетных полей и полученных экспериментально опять сильно отличаются от вычисленных. Это связано с тем, что между земной поверхностью и рассматриваемым зарядом существует ионосфера, которая тоже является проводником тока, хотя и не очень совершенным. Рассмотрим этот случай (рис. 12).

[[Файл:Fazovayaaber160.gif]]

Рис. 12. Отрицательный заряд над поверхностью земли при наличии ионосферы.

Если заряд будет возникать в указанной на рисунке точке, то он будет собирать под собой имеющиеся в ионосфере свободные заряды противоположного знака для компенсации тех полей, которые он создает в ней. Однако если суммарное количество свободных положительных зарядов в ионосфере будет меньше, чем величина самого заряда, то их количества не хватит для полной компенсации полей возникающего заряда и его поля проникнут через ионосферу. При этом проникшие поля, в силу ее экранирующего действия ионосферы, могут быть значительно меньше, чем поля над ней. Всю эту картину можно описать только качественно, потому что точно не известна ни толщина ионосферы, ни степень ее ионизации по высоте, более того, такие задачи решаются только численными методами.

Сферичность ионосферы тоже накладывает свои особенности на процесс индукции компенсирующих поверхностных зарядов. Схематически этот процесс изображен на рис. 13.

Стремление возникающего заряда собрать под собой компенсирующие заряды приведет к продольной поляризации значительной части ионосферы. Компенсирующие положительные заряды будут находиться в ионосфере непосредственно в прямой видимости под зарядом и здесь их будет в избытке, в то время как за пределами прямой видимости в избытке будут отрицательные заряды. И вся система: заряд – ионосфера – земля получит дополнительный дипольный момент. Распределение наведенного заряда в ионосфере будет зависеть от высоты, на которой находится заряд, а также от положения Солнца по отношению к заряду, т.к. от его положения зависит степень ионизации ионосферы.

[[Файл:Fazovayaaber161.gif]]

Рис. 13. Отрицательный заряд над поверхностью сферической ионосферы.

При ядерном взрыве синхронно с электрическими радиальными полями, двигающимися от плазменного сгустка со скоростью света, двигается и фронт рентгеновского излучения. Это излучение будет ионизировать атмосферу, увеличивая ее проводимость, а это, в свою очередь, увеличит защитные функции атмосферы от проникновения в неё ЭМИ. Кроме того, поскольку отрицательный потенциал плазменного сгустка в начальный момент взрыва очень большой, то из сгустка будет выброшено большое количество электронов, которые также через некоторое время попадут в ионосферу. Частичная нейтрализация электронов, попавших в ионосферу, произойдет, когда положительные ионы плазменного сгустка тоже достигнут ионосферы. Но это будет касаться только тех ионов, радиальная составляющая скорости которых была направлена в сторону ионосферы. Те же электроны и ионы, радиальная составляющая которых была направлена в сторону от нее, покинут пределы земного тяготения и будут представлять подобие того солнечного ветра, который является следствием испарения солнечной короны или вспышек на солнечной поверхности. Сейчас только схематически обрисованы те сложные процессы, которые сопутствуют ядерному взрыву, и предстоит еще большая работа, по воссозданию этих процессов для реальных условий. Очевидно, что сделать это можно только численными методами.

Рассмотренная модель говорит о том, что ядерный взрыв приведет не только к возникновению ИЭП в зоне прямой видимости, но и к глобальному возмущению ионосферы. Известно, что взрывы по программе «Starfish» и по программе «Программа К» привели к наличию больших помех радиотехническим и радиолокационным системам. Конечно, электрические поля в космосе, генерируемые таким взрывом в соответствии с соотношением имеют очень большие величины и представляют большую опасность для космических аппаратов. Величины максимальных значений напряженностей электрического поля, в зависимости от расстояния от эпицентра ядерного взрыва для нашего конкретного случая, представлены в таблице № 2.

'''Таблица № 2'''
{| class="wikitable" border="1" width="65%"
![[Файл:Fazovayaaber162.gif]]
!500
!1000
!1500
!2000
!2500
!3000
|-
![[Файл:Fazovayaaber163.gif]]
|[[Файл:Fazovayaaber164.gif]]
|[[Файл:Fazovayaaber165.gif]]
|[[Файл:Fazovayaaber166.gif]]
|[[Файл:Fazovayaaber167.gif]]
|[[Файл:Fazovayaaber168.gif]]
|[[Файл:Fazovayaaber169.gif]]
|-
|}

Теперь вернемся к горизонтальной составляющей электрических полей на земной поверхности, генерируемых при взрыве. Понятно, что эти поля представляют тангенциальную составляющую радиальных полей, идущих от точки взрыва. Именно эти поля и вызывают компенсирующие токи, которые создают компенсирующие поверхностные заряды. Можно вычислить порядок суммарных токов, которые будут иметь радиальную направленность по отношению к эпицентру взрыва. Для этого вычислим суммарный компенсирующий поверхностный заряд на поверхности земли, который должен образоваться при взрыве атомного заряда. Этот заряд равен заряду плазменного сгустка с обратным знаком

[[Файл:Fazovayaaber170.gif]]

Проведя вычисления по этой формуле, исходя из реально измеренных вертикальных напряженностей электрических полей в эпицентре взрыва (5.2×104 В/м), при расстоянии до взрыва 400 км получаем заряд ~ 106 Кл. Значение же заряда, вычисленное по формуле (4.3) составят ~ 1.2×107 Кл. Такое расхождение, как уже сказано, может быть связано с экранирующим действием ионосферы. Из данных по топологии ИЭП, приведенных на рис. 10, следует, что время нарастания импульса электрического поля составляет ~ 50 нс. Это означает, что суммарный ток, направленный к эпицентру взрыва, должен составлять ~ 1012 ампер. Конечно, эта цифра несколько завышена, потому что компенсирующие заряды притягиваются не к одной точке, являющейся эпицентром взрыва, а к достаточно обширной области в его окрестности. Но даже, если эту величину уменьшить на несколько порядков, то по-прежнему величина компенсирующих токов будет очень большой. Теперь понятно, почему на острове Оаху, находящемся на расстоянии 1300 км от места взрыва, сгорели 300 уличных фонарей, а близ Джесказгана в воздушной телефонной линии протяженностью 570 км возникли токи ~ 2.5 кА и сгорели все плавкие предохранители. Даже на силовой кабель протяженностью более 1000 км, соединяющий Алмаату и Акмолу, и имеющий бронированный экран из свинца, оплетку из стальной ленты, и находящийся на глубине 0.8 м, возникли такие наводки, что сработали автоматы, отключив от кабеля электростанцию. Конечно, импульс тангенциальных токов, не менее значительный, чем на земной поверхности, будет и в ионосфере, что приведет к ее возмущению в глобальных масштабах.

Теперь весь процесс формирования ИЭП при взрыве заряда в космосе можно описать следующим образом. В момент взрыва за время детонации ядерного заряда, которое длится несколько наносекунд, образуется плотный сгусток плазмы с температурой в несколько десятков и даже сотен миллионов градусов. Этот сгусток генерирует мощное гамма излучение, которое распространяется во все стороны от сгустка со скоростью света. Одновременно генерируется радиальное электрическое поле, которое также распространяется в радиальном направлении от сгустка со скоростью света. Радиальные электрические поля ИЭП и гамма-излучение достигают ионосферы одновременно. При своем дальнейшем движении в сторону поверхности земли, если мощности взрыва для этого достаточно, рентгеновское излучение начинает ионизировать и слои атмосферы, находящиеся ниже ионосферы. Одновременно будут происходить процесс ионизации верхних слоев атмосферы и проникновения в них радиального электрического поля. В ионизированных слоях за счет наличия радиального электрического поля возникнут радиальные токи, которые приведут к расслоению зарядов и к вертикальной поляризации проводящих слоев. Процессы поляризации атмосферы будут длиться столько времени, сколько будет существовать радиальное поле, а также проводимость ионизированного воздуха. Поскольку ионосфера не сможет обеспечить заряд, необходимый для полной компенсации радиального поля плазменного сгустка, эти поля, хотя и в ослабленном виде, будут продолжать распространяться в направлении земной поверхности. Достигнув её, электрические поля создадут мощные радиальные токи. Процесс распространения рентгеновского излучения и радиальных полей через ионосферу приведет к ее дополнительной ионизации и поляризации, а также к появлению импульса тангенциальных токов. Импульс тангенциальных токов в ионосфере будет распространяться на расстояния значительно большие, чем зона видимости взрыва, что приведет к глобальным возмущениям ионосферы.

С некоторым запозданием по фазе ионосферы достигнут и электроны, выброшенные из плазменного сгустка, что приведет к дополнительным её возмущениям. И если мощность взрыва такова, что ионизованными окажутся даже нижние слои атмосферы, то разделение зарядов, а, следовательно, и наведенное, за счет разделения зарядов, электрическое поле будет иметь место во всей атмосфере.

К тому моменту, когда поток жесткого гамма излучения и ионизация атмосферы прекратятся, часть атмосферы, ионизованной ниже, чем существующая граница ионосферы, перестанет быть проводником, а, следовательно, пространственно разделенные заряды окажутся запертыми в ней. Запертые в атмосфере электроны по-прежнему будут создавать какую-то статическую разность потенциалов, которая будет медленно релаксировать в меру наличия какой-то остаточной проводимости атмосферы. Следует отметить, что полярность этого поля будет противоположна полярности первоначального ИЭП. Это означает, что радиальное электрическое поле, наблюдаемое на поверхности земли, сначала будет направлено от земли к эпицентру взрыва, но в какой-то момент времени оно изменят свою полярность. Именно такое поведение электрического поля наблюдается на графике, изображенном в верхнем правом углу рис. 10.

Становится понятным и то, почему после космического ядерного взрыва еще длительное время наблюдается остаточное свечение атмосферы под местом взрыва. Это свечение обязано тем электронам, которые на первом этапе развития ЭМИ были перемещены из ионосферы в более плотные слои атмосферы, а затем, после прекращения ионизируещего действия гамма излучения, остались запертыми в мало проводящей атмосфере, продолжая её ионизировать.

Теперь обратимся к рис. 10. Поскольку величина радиального поля в соответствии с соотношением (4.2) пропорциональна произведению количества свободных электронов на температуру плазмы, то по этому графику можно судить о процессах детонации ядерного заряда и последующем охлаждении плазменного сгустка. Из рисунка видно, что наиболее активный процесс формирования ИЭП длится всего ~ 100 нс. При этом даже рентгеновские лучи, распространяющиеся со скоростью света, успеют уйти от центра взрыва всего на 30 м. На рисунке есть две зависимости. Сплошной линией обозначена кривая, сфотографированная с экрана осциллографа, пунктирная линия представляет реальную форму импульса, полученную путем обработки сфотографированной кривой с учетом параметров входных цепей осциллографа. На начальном этапе реальной зависимости на протяжении прядка 50 нс видны два последовательных пика. Первый пик представляет взрыв атомной бомбы, поджигающей термоядерный заряд, второй пик представляет процесс детонации термоядерного топлива. Далее идет быстрый спад, который характеризует процесс охлаждения самого сгустка. Видно, что он происходит очень быстро. Естественно предположить, что это тот период, когда основные потери энергии связаны с лучистыми потерями за счет жесткого рентгеновского излучения. На зависимости, изображенной на графике, расположенном в верхнем правом углу рис. 10, изображены процессы в промежутке времени исчисляемом секундами после взрыва. Видно, что интенсивность этих процессов незначительна, однако, характерной особенностью является то, что напряженность поля меняет свой знак.

Проведенный анализ свидетельствует о том, что возникновение ЭМИ нужно рассматривать как быстро протекающее рождение нового отрицательного однополярного заряда в момент детонации ядерного заряда и последующее более медленное его исчезновение при охлаждении плазмы.

Таким образом, наличие ИЭП при ядерном взрыве являются свойствами самого взрыва, а не вторичными явлениями. Его свойства и характеристики могут быть объяснены в рамках концепции скалярно-векторного потенциала. Изучая же топологию ИЭП, можно изучать процессы детонации при ядерном взрыве, причем данный метод является дистанционным. Изучая топологию ИЭП на земной поверхности, можно судить также о последующих процессах поляризации и деполяризации ионосферы, атмосферы и земной поверхности. При взрыве в атмосфере сам процесс взрыва и его развитие связаны с наличием атмосферы, и это будет также накладывать свои особенности на формирование ИЭП.

Теперь следует сделать одно замечание по поводу самого термина электромагнитный импульс (ЭМИ). Из этого названия следует исключить слово магнитный, т.к. данный процесс представляет распространение только радиальных электрических полей, и при таком процессе магнитные поля отсутствуют. Другое дело, что электрические поля могут наводить в окружающих проводящих средах токи, и эти токи будут генерировать магнитные поля, но это уже вторичное явление.

Казалось бы, все очень хорошо сходится, однако, есть один существенный вопрос, который пока не рассмотрен, он касается баланса энергий при взрыве. Если считать, что одна тонна тротила эквивалентна 4.6×109 Дж, то при взрыве бомбы с тротиловым эквивалентом 1,4 Мт при ее взрыве выделяется 6.44 ×1015 Дж. Если считать, как следует из рис. 24, что время детонации составило 50 нс, то мощность взрыва составляет ~1.3×1023 Вт. Для примера скажем, что мощность излучения Солнца составляет 3.9×1026 Вт. Рассмотрим вопрос, куда и каким образом, за столь короткое время, может быть израсходована энергия, выделенная при таком взрыве.

В соответствии с уравнением Стефана- Больцмана мощность, излучаемая нагретой поверхностью, пропорциональна четвертой степени ее температуры:

[[Файл:Fazovayaaber171.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber172.gif]]- постоянная Стефана- Больцмана, а [[Файл:Fazovayaaber173.gif]]- площадь излучающей поверхности.

Если взять начальную температуру плазменного сгустка ~108 К, то при начальном его диаметре 1 м (при этом площадь поверхности сгустка составляет ~3 м2) вся энергия взрыва будет излучена за время ~ 0.4 нс. Если же взять начальную температуру ~107, то это время будет составлять уже ~ 400 нс. Таким образом следует положить, что начальная температура плазменного сгустка находиться где-то между взятыми значениями. Длина волны, на которой будет излучено максимальное количество энергии, определяется законом Вина

[[Файл:Fazovayaaber174.gif]]

Если подставить сюда значение температуры 5×107 К, то получим длину волны порядка 6 Å, что соответствует жесткому рентгеновскому излучению. Таким образом, в период самого активного выделения энергии взрыва сам взрыв будет невидимым в видимой части спектра. По мере охлаждения сгустка его температура начнет падать и [[Файл:Fazovayaaber175.gif]]
начнет сдвигаться в видимую часть спектра. При этом будет наблюдаться интересное явление, когда температура сгустка будет падать, а видимая яркость будет расти.

Но рассмотренный механизм потерь не является единственным. Поскольку с температурой сгустка однозначно связаны и его электрические поля, то сразу после детонации они будут максимальны, а затем с падением температуры сгустка начнут уменьшаться пропорционально температуре. Однако энергия, необходимая для их создания, будет падать не так быстро, как энергия необходимая для создания рентгеновского излучения.

Кроме этих потерь будут еще потери на термоэмиссию электронов из плазменного сгустка. Скорость электронов, которые будут покидать сгусток значительно меньше, чем скорость электрических полей т.к. она соответствует температуре сгустка, поэтому фронт этих электронов будет существенно запаздывать относительно фронтов рентгеновского излучения и радиального электрического поля. И только после того, как термоэлектроны покинут сгусток, основной запас энергии ядерного взрыва будет исчерпан. Останутся только ионы с каким-то количеством компенсирующих электронов, которые будут разлетаться в радиальном направлении от места взрыва. Этот оставшийся реликт ядерного взрыва будет представлять шаровую молнию.

Возникает еще один немаловажный вопрос о том, какое количество электронов покинет плазменный сгусток. Для того чтобы ответить на него, рассмотрим условие электронейтральности плазмы. В тот момент, когда металл превращается в плазму, происходит не только переход вещества из одного агрегатного состояния в другое, но и меняется статистика описания электронного газа. В твердом состоянии это статистика Ферми-Дирака, а в состоянии плазмы - это статистика Больцмана. Когда электронный газ находился в твердом проводнике, то в состоянии электронейтральности на каждый ион приходилось по одному свободному электрону. Определим с точки зрения концепции скалярно-векторного потенциала, какое соотношение должно соблюдаться между электронами и ионами в плазме, чтобы она тоже оставалась электронейтральной. До того, как твердое вещество превратилось в плазму, плотность электронов и ионов была одинаковой и, следовательно, абсолютные величины их зарядов были равны, т.е.

[[Файл:Fazovayaaber176.gif]]

После превращения вещества в плазму общий эквивалентный заряд электронов увеличился, на величину, определяемую соотношением (4.3), а у ионов остался практически прежним. Теперь уже для соблюдения электронейтральности должно соблюдаться соотношение:

[[Файл:Fazovayaaber177.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber178.gif]] - равновесное количество электронов в плазме.

Видно, что это равновесное количество меньше, чем до перехода вещества в состояние плазмы. Разница составляет

[[Файл:Fazovayaaber179.gif]]

(4.5)

Например, при температуре ~108 величина, стоящая в скобках, составит примерно 0.13. Это означает, что при указанной температуре, для сохранения электронейтральности плазмы, 13 % от общего первоначального количества электронов должны будут ее покинуть. Будем называть этот эффект эффектом временно лишних электронов. Слово «временно» используется в том смысле, что временными они являются до тех пор, пока плазма является горячей. В этой связи понятным становиться то, откуда, например, на поверхности Солнца возникают мощные магнитные поля, особенно в тех случаях, когда на нем появляются пятна. Эти поля индуцируются теми токами, которые перетекают между областями плазмы, имеющими различную температуру.

Мы достаточно подробно рассмотрели поведение статического заряда над проводящей плоскостью. Но в действительности имеется не статический заряд, а заряд, который живет всего несколько сот наносекунд. Поэтому и процессы кратковременного рождения и исчезновения заряда отличаются от тех, которые рассмотрены. Проведенный анализ был направлен на то, чтобы лучше понять кинематику самого процесса.

Если в начале координат расположен заряд [[Файл:Fazovayaaber180.gif]], зависящий от времени, то электрические поля, создаваемые им в окружающем пространстве могут быть найдены из соотношения:

[[Файл:Fazovayaaber181.gif]]

(4.6)

которому соответствуют запаздывающие продольное электрические поля:

[[Файл:Fazovayaaber182.gif]]

(4.7)

В соответствии с соотношениями (4.6, 4.7) короткоживущий заряд порождает столь же кратковременный импульс продольных электрических полей, которые в пространстве распространяются со скоростью света и образуют сферический слой, толщина которого равна времени существования заряда, умноженному на скорость света. Если для нашего случая принять, что время жизни заряда составляет полуширину импульса ИЭП (где-то около 150 нс), то толщина этого слоя составит около 45 м. Сферический слой, достигнув сначала ионосферы, а затем земли наведет там такие же радиальные токи, как если бы статический заряд появился и, просуществовав 150 нс, исчез.

Эффект лишних электронов приводит еще к одному явлению. Как уже было сказано, при взрыве заряда в космосе, значительная его энергия расходуется на создание потока жесткого рентгеновского излучения, фронт которого после взрыва распространяется в радиальных по отношению к заряду направлениях. Попадая в атмосферу, этот фронт ее ионизирует и разогревает. Но, если происходит ионизация и разогрев, то сразу же возникают лишние электроны, и в области ионизации появляется отрицательный статический заряд, по обе стороны которого возникают статические электрические поля, которые начинают распространяться, как по направлению земли, так и в сторону космического пространства. По направлению земли эти поля складываются с полями, создаваемыми зарядом взрыва, усиливая их. По отношению же к космическому пространству происходит своего рода отражение от ионосферы фронта рентгеновского излучения в виде стимулированного этим излучением радиального электрического поля. И это еще один фактор, порождающий ИЭП в космическом пространстве, но это уже вторичный эффект. Однако, поскольку, энергия рентгеновского излучения ядерного взрыва очень велика, то и этот вторичный эффект может быть значительным. Все дело в том, что самой ионизации еще недостаточно для образования ИЭП, кроме этого нужен и разогрев самой плазмы. Поэтому следует полагать, что фронт рентгеновского излучения не только ионизирует плазму, но еще её и разогревает. Кроме этого разогреву образовавшейся плазмы способствуют и те радиальные электрические поля, которые распространяются синфазно с фронтом рентгеновского излучения поскольку они создают радиальные токи.

Следуя этой концепции можно предположить, что при вспышках на Солнце, когда выделяется значительное количество дополнительного рентгеновского излучения, облучающего ионосферу, в ней тоже будут появляться дополнительные лишние заряды и будет происходить ее дополнительный разогрев. Это означает, что уже, примерно, через восемь минут после вспышки (время необходимое, чтобы рентгеновские лучи достигли Земли) начнутся возмущения ионосферы и, в частности, на поверхности Земли появятся дополнительные вертикальные составляющие электрического поля.

Рассмотренный механизм даёт возможность объяснить те магнитные поля, которые возникают на поверхности Солнца при образовании на нём тёмных пятен. Разность температуры плазмы на отдельных участках солнечной поверхности приводит к образованию между этими участками разности потенциалов, благодаря которой заряды перетеканию из более разогретых областей к менее разогретым.

Как уже было сказано, анализируя топологию импульса ИЭП, можно судить о температуре плазмы и о процессах взаимодействия ИЭП с атмосферой. Данный метод диагностики может быть использован и для диагностики других видов плазмы. Для самой плазмы нет никакой разницы в том, каким видом энергии ее разогревают, важно только количество свободных электронов, т.е. степень ионизации, которая зависит от конечной температуры плазмы. Перспективным методом ее разогрева для осуществления термоядерного синтеза считается лазерный разогрев. При этом исследуемые образцы подвергаются воздействию мощного лазерного импульса. Образец за короткое время превращается в высокотемпературную плазму, т.е. имеется некое подобие поведения плазмы при ядерном взрыве. Поэтому вполне очевидным является то, что применение в данном случае метода электрополевой термокинетической спектроскопии даст возможность дистанционно диагносцировать процессы разогрева и последующего охлаждения такой плазмы. Для этих целей достаточно окружить исследуемый образец двумя сферическими проводящими экранами и подключить между ними высокоскоростной осциллографу с высоким входным сопротивлением. Внешний экран при этом следует заземлить. В момент разогрева плазмы лазерным лучом возникнет ИЭП. Причём разность потенциалов между экранами возникнет гораздо раньше, чем материальные частицы плазмы достигнут стенок первого экрана. Изучая топологию записанного импульса, можно судить о временных энергетических процессах разогрева плазмы. Нетрудно рассчитать ожидаемую разность потенциалов между экранами в зависимости от температуры и количества свободных носителей зарядов в разогреваемой плазме. Воспользовавшись соотношениями (4.5) и (4.7), для случая, когда [[Файл:Fazovayaaber183.gif]] << [[Файл:Fazovayaaber184.gif]] получаем:

[[Файл:Fazovayaaber185.gif]]

где [[Файл:Fazovayaaber186.gif]] и [[Файл:Fazovayaaber187.gif]] - радиусы наружного и внутреннего экранов соответственно, а [[Файл:Fazovayaaber188.gif]] - количество свободных электронов в разогретой плазме.

Факт наличия лишних электронов следует учитывать и при осуществлении управляемого термоядерного синтеза, поскольку это явление должно влиять и на устойчивость плазмы при её разогреве.

== Канатные трюки ==

Следует отметить, что, несмотря на то, что ядерные взрывы изучаются уже довольно давно, однако, до сих пор не все детали развития этого процесса получили свое объяснение. К токим процессам относятся так называемые канатные трюки (rope trick), которые исследовал Джон Малик (John Malik ).

http://en.wikipedia.org/wiki/Rope_trick_effect. На рис. 14 и рис. 15 представлены фотографии канатных трюков. Эти фотографии снял американский фотограф Гарольд Эдгертон (Harold Edgerton) автоматической камерой, находящейся на расстоянии 11.2 км от эпицентра взрыва с фокальным расстояни в 3 метра и периодичностью съемки 100 мс.

На рис. 14 представлена начальная фаза развития облака взрыва заряда, расположенного на металлической башне с растяжками из металлических тросов. Уже на начальной фазе взрыва видно, что в верхней части башни на границе с облаком взрыва имеется три шиповидных образования.

[[Файл:Fazovayaaber189.jpg]]

Рис. 14. Начальная фаза развития облака взрыва.

Такие же шипы особенно хорошо видны на верхней фотографии (рис. 15). Основания башни на этой фотографии уже почти не осталось, но видно, что ее пронизывает шип большого диаметра, уходящий в землю. Более мелкие два шипа распространяются по направлению растягивающих тросов.

[[Файл:Fazovayaaber191.jpg]]

[[Файл:Fazovayaaber192.jpg]]

Рис. 15. Последующие фазы развития облака взрыва. Периодичность сьемки 100 мс.

На фотографиях видно, что диаметр шипа растет с увеличением объема облака взрыва. Особенно хорошо это видно на нижней фотографии рис. 15, когда облако взрыва уже коснулось земли. Шип, расположенный в нижней левой части облака взрыва, уходящий в землю, имеет уже значительно больший диаметр, чем на верхней фотографии.

Джон Малик пытался объяснить это явление тем, что мощное гамма-излучение облака взрыва плавит тросы, превращая их в плазму. Он даже пытался наносить отражающие покрытия на тросы, что уменьшало, а в некоторых случаях даже ликвидировало данное явление. Но такая идея не очень продуктивна, поскольку тросы растяжек идут практически параллельно световым лучам, поэтому не могут ими сильно разогреваться. Конечно то, что тросы и башня являются направляющими элементами для возникновения шипов, ясно видно на верхнем рис. 15. Более того, эта фотография окончательно снимает версию о том, что тросы разогреваются излучением облака взрыва. На снимке видно, что светимость шипов выше, чем у самого облака, а значит и их температура тоже выше. Но, если они разогреваются излучением самого облака, то их температура не может быть выше, чем его температура. Следовательно, должны быть какие-то дополнительные источники разогрева тросов.

Еще более впечатляющий снимок образования облака взрыва показан на рис. 16.

[[Файл:Fazovayaaber193.jpg]]

Рис. 16. Вид облака взрыва через 1 мс после детонации ядерного заряда, время экспозиции 1 мкс.

На фотографии отчетливо видно, что температура шипов гораздо выше, чем температура облака взрыва. Их большое количество связано, по-видимому, с существованием дополнительных растяжек башни, где осуществлялся взрыв.

На фотографиях видно, что все видимые шипы непосредственно исходят из облака взрыва. Поэтому следует предположить, что разогрев тросов связан с появлением эквивалентного заряда взрыва, который как по громоотводу уходит через тросы в землю, разогревая их. Поскольку часть троса наиболее близкая к плазменному сгустку является наиболее горячей, то и удельное сопротивление у этой его части больше, чем у остальных частей троса. Поэтому при протекании тока именно на этот участок будет приходиться основное падение напряжения, а, следовательно, и плавиться он будет начинать с этого места. Более того, те участки троса и самой башни, которые превращаются в плазму, тоже добавляют какое-то количество лишних электронов, которые должны быть куда-то выброшены. Поэтому явление «канатные трюки» связано с возникновением эквивалентного заряда взрыва, который через тросы и башню уходит в землю.

Появление индуцированного эквивалентного заряда взрыва, а он, как показано выше, имеет очень большую величину, будет плавить не только тросы растяжек и башню. Очень большие токи будут индуцироваться на земной поверхности радиально по отношению к эпицентру взрыва, а также в проводящих элементах расположенных над земной поверхностью и закопанных в землю, что представляет определенную опасность при наземном или воздушном ядерном взрыве.

В подтверждение того, что при переходе из твердого состояния в состояние плазмы образуются лишние электроны, приведем еще одно явление, которое связано со взрывом водородных бомб, не получившее пока своего объяснения. Во время образования облака взрыва из него в сторону земли бьют молнии. Приведем дословное описание этого явления, имеющееся на сайте:
http://www.fio.vrn.ru/2005/19/!Physics/2/Page5_7.htm.

{{начало цитаты}}«Молния была сфотографирована также при взрыве водородной бомбы мощностью в 10 Mт, который был произведён в 1952 году на атолле Эниветок. Разряды этой молнии ветвились вверх от поверхности моря. Когда расширяющийся огненный шар достиг того места, где перед этим были видны разряды (видимые вспышки к этому времени исчезли), на его фоне вновь показались извилистые каналы. Заряд, породивший молнии, судя по всему, образовался очень быстро, но почему он образовался, остаётся неясным до сих пор».{{конец цитаты|источник=}}
Действительно это явление до сих пор не получило своего объяснения, но с точки зрения процессов рассмотренных выше этот феномен имеет простое объяснение. При расширении облака взрыва происходит ионизация и разогрев больших масс воздуха, при котором молекулы переходят из нейтрального состояния в состояние плазмы, что и приводит к образованию лишних электронов. В тех случаях, когда у облака взрыва нет прямого электрического контакта с землей, избыток зарядов приводит к образованию молний.

== Список литературы ==

:1. Рашевский П. К. Риманова геометрия и тензорный анализ. М.: Наука, 1967, - 664 - с.
:2. Менде Ф. Ф. К вопросу об уточнении уравнений элетромагнитной индукции. - Харьков, депонирована в ВИНИТИ, №774-В88 Деп., 1988.-32с.
:3. Менде Ф. Ф. Существуют ли ошибки в современной физике. Харьков, Константа, 2003.- 72 с.
:4. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-5
:5. Mende F. F. On refinement of certain laws of classical electrodynamics, arXiv, physics/0402084.
:6. Левич В. Г. Курс теоретической физики. М: Физматгиз, 1962. – 696 с.
:7. Менде Ф. Ф. К вопросу о возникновении вторичных электрических полей при протекании через сверхпроводники постоянных токов. - Харьков, 1992.- 28 с. Рукопись депонирована в ВИНИТИ 05.11.92, № 3182-В92. Деп.
:8. Менде Ф. Ф. К вопросу о зависимости величины заряда электронов от скорости при протекании через сверхпроводники постоянных токов. Препринт
1–93. МГП НИИ КП при НТК ФТИНТ АН Украины, 1993 г. - 45 с.
:9. Mende F. F. Experimental corroboration and theoretical interpretation of dependence of charge value on DC flow velocity through superconductors. Proceedings International Conference “Physics in Ukraine”, Kiev, 1993.
:10. Знакомый и незнакомый Зельдович (в воспоминаниях друзей, коллег, учеников), М: Наука, 1993, 352 с. (под редакцией С. С. Герштейна и Р.А. Сюняева)
:11. Менде Ф. Ф. Великие заблуждения и ошибки физиков XIX-XX столетий. Революция в современной физике.. Харьков, НТМТ, 2010, – 176 с. ISBN 978-617-578-010-7.
:12. Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М. Фейнмановские лекции по физике. М: Мир, 1977.

[[Категория:Научный журнал]]

Тепловые свойства волосяного покрова животных и аэродинамические свойства птичьего крыла

2011-04-10T11:44:15Z

Yago:

Существует ли эфир

2011-04-10T11:43:13Z

Yago:

Скалярно-векторный потенциал и функция Лагранжа заряда

2011-04-10T11:43:09Z

Yago:

Скалярно-векторный потенциал и силовое взаимодействие токонесущих систем

2011-04-10T11:43:01Z

Yago:

Скалярно-векторный потенциал и проблема электромагнитной массы

2011-04-10T11:42:53Z

Yago:

Скалярно-векторный потенциал и проблема излучения

2011-04-10T11:42:46Z

Yago:

Российская академия наук тормоз на пути научно-технического прогресса в России

2011-04-10T11:41:43Z

Yago:

Роль и место шовинистических кланов в науке

2011-04-10T11:41:35Z

Yago:

Революция в современной электродинамике

2011-04-10T11:41:28Z

Yago:

Пространственная когерентизация

2011-04-10T11:40:51Z

Yago:

Провокаторы РАН добрались до Научного журнала ЭБФ.

2011-04-10T11:40:42Z

Yago:

Преобразования Менде и их следствия

2011-04-10T11:40:33Z

Yago:

Почему в ускорителях ускоряемые заряды не могут превзойти скорость света

2011-04-10T11:40:22Z

Yago:

Почему атомный проект в СССР был отдан на откуп сионистам

2011-04-10T11:40:14Z

Yago:

Поперечный плазменный резонанс и электромагнитное излучение ядерного взрыва

2011-04-10T11:40:03Z

Yago:

Ошибочность экспериментов Аронова-Бома

2011-04-10T11:38:16Z

Yago:

Опасен ли большой адронный коллайдер (БАК)

2011-04-10T11:38:08Z

Yago:

О модификации уравнений Лондонов

2011-04-10T11:38:01Z

Yago:

Нужны ли нам нобелевские лауреаты, их ошибки и их школы

2011-04-10T11:37:11Z

Yago:

Новый способ превращения тепловой энергии в механическую

2011-04-10T11:36:55Z

Yago:

Новый способ получения волнового уравнения

2011-04-10T11:36:48Z

Yago:

Новая система единиц

2011-04-10T11:36:40Z

Yago:

Научные журналы РАН – пример коррупции и протекционизма

2011-04-10T11:36:31Z

Yago:

Может ли поляризоваться проводник или ещё одна ошибка в работах Ландау

2011-04-10T11:35:02Z

Yago:

Лучистая антигравитация и ударная гравитационная волна

2011-04-10T11:34:40Z

Yago:

Кинетическая ёмкость

2011-04-10T11:33:36Z

Yago:

Кинетическая индуктивность и её место и роль в классической электродинамике

2011-04-10T11:33:29Z

Yago:

{{Учёный
|Имя = Федор Федорович Менде
|Оригинал имени =
|Фото =
|Ширина =
|Подпись =
|Дата рождения = 02.07.1939 г.
|Место рождения =
|Дата смерти =
|Место смерти =
|Гражданство = {{Флаг СССР}}{{Флаг Украины}}
|Научная сфера =
|Место работы =
|Учёная степень = {{Учёная степень|доктор|технических наук}}
|Учёное звание =
|Альма-матер =
|Научный руководитель =
|Знаменитые ученики =
|Известен как =
|Известна как =
|Награды и премии =
|Роспись =
|Ширина росписи =
|Сайт = http://fmnauka.narod.ru/ http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0
}}

== ВВЕДЕНИЕ ==

В существующей научной литературе имеет место лишь эпизодические упоминания о том, что представляет из себя кинетическая индуктивность носителей зарядов и остаётся неясной её роль и место в электродинамике материальных сред [1-3]. Однако в последнее время появились работы, направленные на практическое использование этого явления [4-6]. В связи с этим обоснованным является постановка вопроса о месте и роли этой физической величины в электродинамике материальных сред. Без такого понимания затруднительно использования свойств этого параметра для решения практических задач.

Пожалуй, наиболее подробно физическая сущность этого параметра и его место в описании электродинамических свойств проводников в приложении к поверхностному импедансу металлических поверхностей приведено в работе [7].

Уравнения Максвелла для комплексных амплитуд полей записываются следующим образом:

[[Файл:Кинет инд ть 001.gif]]

(1.1)

Поверхностное сопротивление [[Файл:Кинет инд ть 003.gif]] и поверхностный реактанс [[Файл:Кинет инд ть 004.gif]] являются численными характеристиками, устанавливающими связь между тангенциальными составляющими электрического и магнитного поля на поверхности, а также определяющими энергетические характеристики взаимодействия поверхности с электромагнитным полем. Комплексные амплитуды тангенциальных составляющих полей на поверхности связаны соотношением , [[Файл:Кинет инд ть 005.gif]] (1.2)

из которого нетрудно получить связь между реальными полями на поверхности

[[Файл:Кинет инд ть 006.gif]]

(1.3)

где

[[Файл:Кинет инд ть 007.gif]]

(1.4)

есть поверхностный импеданс поверхности.

Из этого соотношения, в частности, следует, что модуль поверхностного импеданса дает отношение амплитуд тангенциальных составляющих электрического и магнитного полей на поверхности, а фаза – сдвиг фаз между ними.

Для установления связи [[Файл:Кинет инд ть 003.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 004.gif]] с энергетическими характеристиками поверхностного слоя возьмём единичный участок поверхности, для которого справедливы граничные условия Леонтовича. Умножим первое уравнение (1.1) на [[Файл:Кинет инд ть 008.gif]] , а второе на [[Файл:Кинет инд ть 009.gif]] и почленно вычтем одно из другого. После несложных преобразований получим

[[Файл:Кинет инд ть 010.gif]]

(1.5)

где

[[Файл:Кинет инд ть 011.gif]]

(1.6)

есть комплексный вектор Пойнтинга. Интегрируя (1.5) по объёму, лежащему под единичной площадкой, после преобразования левой части по формуле Гауса найдем

[[Файл:Кинет инд ть 012.gif]]

(1.7)

где интегрирование ведется по поверхности выделенной площадки, а элемент объёма записан в виде [[Файл:Кинет инд ть 013.gif]]. Будем считать, что в пределах выделенной площадки имеются малые изменения полей в тангенциальном направлении, а также что эти поля обращаются в нуль при [[Файл:Кинет инд ть 014.gif]].

В поверхностном интеграле в уравнении (1.7)

[[Файл:Кинет инд ть 015.gif]]

(1.8)

где вектор [[Файл:Кинет инд ть 016.gif]] направлен вглубь рассматриваемой среды. В соотношении (1.7) существенны только тангенциальные компоненты [[Файл:Кинет инд ть 009.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 017.gif]] и, учитывая что

[[Файл:Кинет инд ть 018.gif]]

(1.9)

это уравнение приводится к виду

[[Файл:Кинет инд ть 019.gif]]

(1.10)

Выделив действительную часть этого равенства, получим

[[Файл:Кинет инд ть 020.gif]]

(1.11)

где [[Файл:Кинет инд ть 021.gif]] — средняя мощность потерь на единичный квадрат поверхности.

Выделяя мнимую часть уравнения (1.10), находим

[[Файл:Кинет инд ть 022.gif]]

(1.12)

где [[Файл:Кинет инд ть 023.gif]] - средняя реактивная мощность, приходящаяся на единичный квадрат поверхности. Видно, что реактивная мощность состоит из двух членов. Первый из них представляет реактивную мощность, связанную с кинетической энергией носителей тока, а второй - даёт реактивную мощность, связанную с наличием в среде магнитного поля.

Граничные условия

[[Файл:Кинет инд ть 024.gif]]

(1.13)

где

[[Файл:Кинет инд ть 025.gif]]

(1.14)

применительно к действительным величинам полей [[Файл:Кинет инд ть 026.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 027.gif]] можно записать в виде

[[Файл:Кинет инд ть 028.gif]]

(1.15)

где

[[Файл:Кинет инд ть 029.gif]]

(1.16)

есть поверхностная индуктивность поверхности.

Теперь можно ввести кинетическую и полевую поверхностную индуктивности

[[Файл:Кинет инд ть 030.gif]]

(1.17)

[[Файл:Кинет инд ть 031.gif]]

(1.18)

Эти соотношения справедливы для случая произвольной связи между током и полем как в нормальных металлах, так и в сверхпроводниках. Они хорошо раскрывают физическую сущность поверхностной полевой и кинетической индуктивности в данном конкретном случае. Однако роль этого параметра в общих подходах к электродинамике материальных сред пока не ясна и требует дальнейших уточнений.

== БЕЗДИССИПАТИВНЫЕ ПРОВОДЯЩИЕ СРЕДЫ ==

Под бездиссипативными проводящими средами будем понимать такие, в которых заряды могут двигаться без потерь. К таким средам в первом приближении могут быть отнесены сверхпроводники, горячая или очень разреженная полностью ионизированная плазма и свободные электроны или ионы в вакууме. Все эти случаи ниже будем характеризовать одним термином – проводники. Для электронов в указанных средах уравнение движения имеет вид

[[Файл:Кинет инд ть 032.gif]]

(2.1)

где [[Файл:Кинет инд ть 033.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 034.gif]] – масса и заряд электрона, [[Файл:Кинет инд ть 009.gif]] – напряженность электрического поля, [[Файл:Кинет инд ть 035.gif]] – скорость движения заряда. При написании этого уравнения учтен знак заряда электрона.

В дальнейшем при записи токов в указанных средах ионы учитывать не будем, поскольку ионный ток, в связи с большой массой ионов, значительно меньше электронного тока. В работе [2] данное уравнение используются для описания движения электронов в горячей плазме.
Используя выражение для плотности тока

[[Файл:Кинет инд ть 036.gif]]

(2.2)

из (2.1) получаем ток проводимости

[[Файл:Кинет инд ть 037.gif]]

(2.3)

В соотношении (2.2) и (2.3) величина [[Файл:Кинет инд ть 038.gif]] представляет удельную плотность зарядов. Введя обозначение

[[Файл:Кинет инд ть 039.gif]]

(2.4)

находим

[[Файл:Кинет инд ть 040.gif]]

(2.5)

В данном случае величина [[Файл:Кинет инд ть 041.gif]] представляет удельную кинетическую индуктивность носителей заряда [2,7]. Ее существование связано с тем, что заряд, имея массу, обладает инерционными свойствами.

Для случая гармонических полей [[Файл:Кинет инд ть 042.gif]] соотношение (2.5) запишется

[[Файл:Кинет инд ть 043.gif]]

(2.6)

Здесь и далее вместо комплексных величин будем использовать тригонометрические функции с тем, чтобы были хорошо видны фазовые соотношения между векторами, представляющими электрические поля и токи.

Из соотношения (2.5) и (2.6) видно, что [[Файл:Кинет инд ть 044.gif]] представляет индуктивный ток, т.к. его фаза запаздывает по отношению к напряжённости электрического поля на [[Файл:Кинет инд ть 045.gif]].

Если рассматриваемые электроны находятся в вакууме, то при нахождении суммарного тока нужно учитывать ток смещения

[[Файл:Кинет инд ть 046.gif]]

(2.7)

Видно, что этот ток носит ёмкостной характер, т.к. его фаза на [[Файл:Кинет инд ть 045.gif]] опережает фазу напряжённости электрического поля.

Таким образом, суммарная плотность тока составит [8-10]

[[Файл:Кинет инд ть 047.gif]]

(2.8)

или

[[Файл:Кинет инд ть 048.gif]]

(2.9)

Величина, стоящая в скобках, представляет суммарную реактивную проводимость [[Файл:Кинет инд ть 049.gif]] и она представляет сумму емкостной [[Файл:Кинет инд ть 050.gif]] и индуктивной [[Файл:Кинет инд ть 051.gif]] проводимостей

[[Файл:Кинет инд ть 052.gif]]

(2.10)

Соотношение (2.9) можно переписать и по-другому

[[Файл:Кинет инд ть 053.gif]]

(2.11)

где

[[Файл:Кинет инд ть 054.gif]]

(2.12)

плазменная частота ленгмюровских колебаний.

И здесь возникает большой соблазн назвать величину

[[Файл:Кинет инд ть 055.gif]]

(2.13)

зависящей от частоты диэлектрической проницаемостью плазмы, что и делается в работах [8-11]. Однако такое название терминологической точки зрении неудачно, т.к. данный математический символ является сборным параметром, в который одновременно входит диэлектрическая проницаемость вакуума и удельная кинетическая индуктивность зарядов [12-14].

Верна и другая точка зрения. Соотношение (2.9) можно переписать и по-другому:

[[Файл:Кинет инд ть 056.gif]]

(2.14)

и ввести другой математический символ

[[Файл:Кинет инд ть 057.gif]]

(2.15)

И тоже возникает соблазн назвать эту величину зависящей от частоты кинетической индуктивностью. Но это тоже неверно, поскольку это тоже сборный параметр, также включающий в себя не зависящие от частоты кинетическую индуктивность и диэлектрическую проницаемость вакуума [12-14].

Таким образом

[[Файл:Кинет инд ть 058.gif]]

(2.16)

или

[[Файл:Кинет инд ть 059.gif]]

(2.17)

Но это всего лишь символическая математическая запись одного и того же соотношения (2.9). Оба уравнения совершенно эквивалентны, и по отдельности математически полностью характеризуют рассмотренную среду. Но с физической точки зрения ни [[Файл:Кинет инд ть 060.gif]], ни [[Файл:Кинет инд ть 061.gif]] диэлектрической проницаемостью или индуктивностью не являются. Точное физическое название этих параметров заключается в следующем:

[[Файл:Кинет инд ть 062.gif]]

(2.18)

т.е. [[Файл:Кинет инд ть 060.gif]] представляет суммарную реактивную проводимость среды, деленную на частоту, а

[[Файл:Кинет инд ть 063.gif]]

(2.19)

представляет обратную величину произведения реактивной проводимости на частоту.

Как нужно поступать, если в нашем распоряжении имеются величины [[Файл:Кинет инд ть 060.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 061.gif]], а нам необходимо вычислить полную энергию, заключённую в единице объёма. Естественно подставлять их в формулы, определяющие энергию электрических полей

[[Файл:Кинет инд ть 064.gif]]

(2.20)

и кинетическую энергию носителей зарядов

[[Файл:Кинет инд ть 065.gif]]

(2.21)

нельзя, просто потому, что эти параметры не являются ни диэлектрической проницаемостью, ни индуктивностью. Нетрудно показать, что в этом случае полная энергия, заключённая в единице объёма может быть получена из соотношения

[[Файл:Кинет инд ть 066.gif]]

(2.22)

Глядя на соотношение (2.22) можно подумать, что полная энергия, заключённая в единице объёма зависит только от электрических полей. Подставив в соотношение (2.22) значение параметра [[Файл:Кинет инд ть 060.gif]] из соотношения (2.13) и проведя дифференцирование, получим

[[Файл:Кинет инд ть 067.gif]]

(2.23)

Тот же результат получим, воспользовавшись формулой

[[Файл:Кинет инд ть 068.gif]]

(2.24)

Приведенные соотношения показывают, что энергия, заключённая в единичном объёме проводника зависит не только от электрических полей но и от токов, которые в нём протекают. Она состоит из потенциальной энергии электрических полей и кинетической энергии носителей зарядов.

При рассмотрении любых сред нашей конечной задачей является нахождение волнового уравнения. Уравнения Максвелла для этого случая имеют вид:

[[Файл:Кинет инд ть 069.gif]]

(2.25)

где [[Файл:Кинет инд ть 070.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 071.gif]] – диэлектрическая и магнитная проницаемость вакуума. Система уравнений (2.25) полностью описывает все свойства проводников. Из неё получаем волновое уравнение для магнитных полей

[[Файл:Кинет инд ть 072.gif]]

(2.26)

Для случая полей, не зависящих от времени, уравнение (2.26) переходит в уравнение Лондонов

[[Файл:Кинет инд ть 073.gif]]

(2.27)

где [[Файл:Кинет инд ть 074.gif]] – лондоновская глубина проникновения.

Таким образом, можно заключить, что уравнения Лондонов являясь частным случаем уравнения (2.26), и не учитывают токов смещения в среде.

Для электрических полей волновое уравнение в этом случае выглядит следующим образом:

[[Файл:Кинет инд ть 075.gif]]

(2.28)

Для постоянных полей можно записать

[[Файл:Кинет инд ть 076.gif]]

(2.29)

Таким образом, постоянные электрические поля проникают в сверхпроводник таким же образом, как и магнитные, убывая по экспоненциальному закону. Плотность же тока в каждой точке сверхпроводника при этом растёт по линейному закону

[[Файл:Кинет инд ть 077.gif]]

(2.30)

Проведенное рассмотрение показало, что диэлектрическая проницаемость данной среды равна диэлектрической проницаемости вакуума и эта проницаемость от частоты не зависит. Этому параметру обязано накопление в плазме потенциальной энергии. Кроме того, такую среду характеризует ещё и кинетическая индуктивность носителей зарядов и этот параметр ответственен за накопление в плазме кинетической энергии.

Таким образом, получены все необходимые характеристики, характеризующие процесс распространения электромагнитных волн в рассмотренных средах. Однако в отличие от общепринятой методики [8-11] при таком рассмотрении нигде не вводился вектор поляризации, а в основу решения положено уравнение движения зарядов в проводящей среде, то, тем не менее полученные уравнения полностью представляют все электродинамические характеристики рассмотренной среды.

Рассмотренные волны переносят сразу три вида энергии: электрическую, магнитную и энергию кинетического движения зарядов. Поэтому они могут быть названы электромагнитокинетическими.

== ПОПЕРЕЧНЫЙ ПЛАЗМЕННЫЙ РЕЗОНАНС ==

Известно, что ленгмюровский резонанс является продольным. Но продольный резонанс не может излучать поперечные радиоволны. Однако при взрывах ядерных зарядов, в результате которых образуется очень горячая плазма, имеет место электромагнитное излучение в очень широком диапазоне часто, вплоть до длинноволнового радиодиапазона. Но на сегодняшний день нет тех физических механизмов, которые смогли бы объяснить возникновение такого длинно волнового излучения. О существовании в незамагниченной плазме каких-либо других резонансов, кроме ленгмюровского, ранее известно не было. Однако оказывается, что в ограниченной плазме может существовать и поперечный резонанс, и частота такого резонанса совпадает с частотой ленгмюровского резонанса. И именно такой поперечный резонанс и может быть причиной излучения радиоволн при взрывах ядерных зарядов.

Для выяснения условий возбуждения такого резонанса рассмотрим длинную линию, состоящую из двух идеально проводящих плоскостей, как показано на рис.1

[[Файл:Кинет инд ть 078.gif]]

Рис. 1 Двухпроводная линия, состоящая из двух идеально проводящих плоскостей

Погонная индуктивность и емкость такой линии без учёта краевых эффектов определяются соотношениями [9]

[[Файл:Кинет инд ть 079.gif]]

(3.1)

и

[[Файл:Кинет инд ть 080.gif]]

(3.2)

поэтому с ростом длины линии ее суммарная емкость

[[Файл:Кинет инд ть 081.gif]]

(3.3)

и суммарная индуктивность

[[Файл:Кинет инд ть 082.gif]]

(3.4)

увеличиваются пропорционально ее длине.

Если в разомкнутую линию поместить плазму, носители заряда в которой могут двигаться без трения, и в поперечном направлении пропустить через плазму ток [[Файл:Кинет инд ть 083.gif]], то заряды, двигаясь с определенной скоростью, будут запасать кинетическую энергию. Поскольку плотность тока в такой линии определяется соотношением

[[Файл:Кинет инд ть 084.gif]]

(3.5)

то суммарная кинетическая энергия всех движущихся зарядов запишется

[[Файл:Кинет инд ть 085.gif]]

(3.6)

Соотношение (3.6) связывает энергию, запасенную в линии, с квадратом тока, поэтому коэффициент, стоящий в правой части соотношения (3.6) перед квадратом тока, является суммарной кинетической индуктивностью линии.

[[Файл:Кинет инд ть 086.gif]]

(3.7)

Таким образом, величина

[[Файл:Кинет инд ть 039.gif]]

(3.8)

представляет удельную кинетическую индуктивность. Мы уже ранее ввели эту величину другим способом (см. соотношение (2.4)). Соотношение (3.8) 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 [[Файл:Кинет инд ть 087.gif]] может быть представлен в виде эквивалентной схемы, показанной на рис. 2 (а).

Из соотношения (3.7) видно, что в отличие от [[Файл:Кинет инд ть 088.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 089.gif]] величина [[Файл:Кинет инд ть 090.gif]] с ростом [[Файл:Кинет инд ть 091.gif]] уменьшается. С физической точки зрения это понятно, связано это с тем, что с ростом [[Файл:Кинет инд ть 091.gif]] количество параллельно включенных индуктивных элементов растет.

Эквивалентная схема участка линии, заполненной бездиссипативной плазмой, показана на рис. 2 (б). Сама линия при этом будет эквивалентна параллельному контуру с сосредоточенными параметрами:

[[Файл:Кинет инд ть 092.gif]]

(3.9)

последовательно с которым включена индуктивность

[[Файл:Кинет инд ть 093.gif]]

(3.10)

Но если вычислить резонансную частоту такого контура, то окажется, что эта частота вообще ни от каких размеров не зависит,

[[Файл:Кинет инд ть 094.gif]]

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.

действительно:

[[Файл:Кинет инд ть 095.gif]]

(3.11)

Мы получили 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 ленгмюровского резонанса. Но известно, что такой резонанс характеризует продольные волны, в то время как в длинной линии распространяются только поперечные волны. Для данного случая величина фазовой скорости в направлении равна бесконечности и волновой вектор [[Файл:Кинет инд ть 096.gif]]. Данный результат соответствует решению системы уравнений (2.25) для линии с заданной конфигурацией. Волновое число в данном случае определяется соотношением

[[Файл:Кинет инд ть 097.gif]]

(3.12)

а групповая и фазовая скорости

[[Файл:Кинет инд ть 098.gif]]

(3.13)

[[Файл:Кинет инд ть 099.gif]]

(3.14)

где

[[Файл:Кинет инд ть 100.gif]]

(3.15)

скорость света в вакууме.

Для данного случая фазовая скорость электромагнитной волны равна бесконечности, что соответствует резонансу на плазменной частоте. 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 [[Файл:Кинет инд ть 089.gif]] 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 сверху и снизу. 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 (3.12) , (3.13) и (3.14) нетрудно видеть, что в точке [[Файл:Кинет инд ть 102.gif]] 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 [[Файл:Кинет инд ть 103.gif]], 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 наличие такого резонанса вообще от размеров линии не зависит. Значит, резонанс должен наблюдаться и в безграничной среде. Таким образом, в безграничной плазме кроме ленгмюровского резонанса, характеризующего продольные волны, может существовать и поперечный резонанс. Поскольку частоты этих резонансов совпадают, то они являются вырожденными. 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

[[Файл:Кинет инд ть 104.gif]]

(3.16)

где

[[Файл:Кинет инд ть 105.gif]]

(3.17)

характеристическое сопротивление вакуума.

Полученное значение ''Z'' характерно для поперечных электрических волн в волноводах. Видно, что когда [[Файл:Кинет инд ть 107.gif]], [[Файл:Кинет инд ть 108.gif]], a [[Файл:Кинет инд ть 109.gif]]. В том случае, когда [[Файл:Кинет инд ть 110.gif]] в плазме существует и электрическая и магнитная составляющая поля. Удельная энергия этих полей запишется

[[Файл:Кинет инд ть 111.gif]]

(3.18)

Таким образом, энергия, заключенная в магнитном поле, в [[Файл:Кинет инд ть 112.gif]] 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

[[Файл:Кинет инд ть 113.gif]]

(3.19)

Таким образом, полная удельная энергия записывается так:

[[Файл:Кинет инд ть 114.gif]]

(3.20)

Следовательно, для нахождения полной энергии, запасенной в единице объема плазмы, учет только полей [[Файл:Кинет инд ть 115.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 116.gif]] недостаточен.

В точке [[Файл:Кинет инд ть 117.gif]] выполняется соотношение

[[Файл:Кинет инд ть 118.gif]]

(3.21)

т.е. магнитное поле в плазме отсутствует, и плазма представляет макроскопический электромеханический резонатор с бесконечной добротностью, резонирующий на частоте [[Файл:Кинет инд ть 119.gif]].

Поскольку при частотах [[Файл:Кинет инд ть 110.gif]] 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 [[Файл:Кинет инд ть 120.gif]]. Эта волна сдвинута по отношению к электрической волне на p/2.

До сих пор рассматривался физически не реализуемый случай, когда потери в плазме отсутствуют, что соответствует бесконечной добротности плазменного резонатора. Если потери имеются, причем совершенно неважно какими физическими процессами такие потери обусловлены, то добротность плазменного резонатора будет конечной величиной. Для такого случая уравнения Максвелла будут иметь вид:

[[Файл:Кинет инд ть 121.gif]]

(3.22)

Наличие потерь учитывается членом [[Файл:Кинет инд ть 122.gif]], причем, употребляя возле проводимости индекса [[Файл:Кинет инд ть 123.gif]], тем самым подчеркивается, что нас не интересует сам механизм потерь, а интересует только сам факт их существования. Величину [[Файл:Кинет инд ть 124.gif]] определяет добротность плазменного резонатора. Для измерения [[Файл:Кинет инд ть 124.gif]] следует выбрать отрезок линии длиной [[Файл:Кинет инд ть 125.gif]], величина которого значительно меньше длины волны в диссипативной плазме. Такой отрезок будет эквивалентен контуру с сосредоточенными параметрами:

[[Файл:Кинет инд ть 126.gif]]

(3.23)

[[Файл:Кинет инд ть 127.gif]]

(3.24)

[[Файл:Кинет инд ть 128.gif]]

(3.25)

где [[Файл:Кинет инд ть 129.gif]] – проводимость, подключенная параллельно [[Файл:Кинет инд ть 130.gif]] и [[Файл:Кинет инд ть 131.gif]].

Проводимость и добротность в таком контуре связаны соотношением

[[Файл:Кинет инд ть 132.gif]]

(3.26)

откуда, учитывая (3.23 – 3.25), получаем

[[Файл:Кинет инд ть 133.gif]]

(3.27)

Таким образом, измеряя собственную добротность плазменного резонатора, мы можем определить [[Файл:Кинет инд ть 134.gif]]. Используя (3.27) и (3.22) получим

[[Файл:Кинет инд ть 135.gif]]

(3.28)

Эквивалентная схема данной линии, заполненной диссипативной плазмой, представлена на рис. 2 ( в).

Рассмотрим решение системы уравнений (3.28) в точке [[Файл:Кинет инд ть 102.gif]], при этом, поскольку

[[Файл:Кинет инд ть 136.gif]]

(3.29)

получаем

[[Файл:Кинет инд ть 137.gif]]

(3.30)

Эти соотношения и определяют волновые процессы в точке резонанса.

Если потери в плазме, заполняющей линию малы, а к линии подключен сторонний источник тока, то можно положить

[[Файл:Кинет инд ть 138.gif]]

(3.31)

где [[Файл:Кинет инд ть 139.gif]] – плотность сторонних токов.

Проинтегрировав (3.31) по времени и разделив обе части на [[Файл:Кинет инд ть 070.gif]] получим

[[Файл:Кинет инд ть 140.gif]]

(3.32)

Если (3.32) проинтегрировать по поверхности нормальной к вектору [[Файл:Кинет инд ть 009.gif]] и ввести электрический поток как [[Файл:Кинет инд ть 141.gif]] получим

[[Файл:Кинет инд ть 142.gif]]

(3.33)

где [[Файл:Кинет инд ть 143.gif]] – сторонний ток.

Уравнение (3.33) является уравнением гармонического осциллятора с правой частью, характерное для двухуровневых лазеров [10]. Если источник возбуждения отключить, то мы будем иметь дело с “холодным” лазерным резонатором, в котором колебания будут затухать по экспоненциальному закону

[[Файл:Кинет инд ть 144.gif]]

(3.34)

т.е. макроскопический электрический поток [[Файл:Кинет инд ть 145.gif]] будет осциллировать с частотой [[Файл:Кинет инд ть 119.gif]], время релаксации при этом определяется соотношением

[[Файл:Кинет инд ть 146.gif]]

(3.35)

Задача создания лазера на таком резонаторе заключается теперь лишь в умении возбудить такой резонатор.

Если резонатор возбуждается сторонними токами, то такой резонатор для этих токов представляет полосовой фильтр с резонансной частотой равной плазменной частоте с полосой пропускания [[Файл:Кинет инд ть 147.gif]].

Другим важным практическим применением поперечного плазменного резонанса является возможность его использование для разогрева и диагностики плазмы. Если добротность плазменного резонатора велика, что может быть получены высокие уровни электрических полей, а значит и высокие энергии носителей зарядов.

== ДИЭЛЕКТРИКИ ==

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. Если на атом или молекулу, состоящую из связанных зарядов, воздействует гармоническое электрическое поле, частота которого [[Файл:Кинет инд ть 148.gif]], то уравнение вынужденных колебаний имеет вид:

[[Файл:Кинет инд ть 149.gif]]

(4.1)

где [[Файл:Кинет инд ть 150.gif]] - 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

[[Файл:Кинет инд ть 151.gif]]

(4.2)

из (4.1) получаем

[[Файл:Кинет инд ть 152.gif]]

(4.3)

Видно, что в соотношении (4.3) 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

[[Файл:Кинет инд ть 153.gif]]

(4.4)

То, находя скорость носителей зарядов в диэлектрике как производную их смещения по координате

[[Файл:Кинет инд ть 154.gif]]

(4.5)

из соотношения (4.3) находим

[[Файл:Кинет инд ть 155.gif]]

(4.6)

Но величина

[[Файл:Кинет инд ть 156.gif]]

(4.7)

представляет ни что иное, как плазменную частоту зарядов, входящих в состав атомов или молекул диэлектриков, в том случае, если их считать свободными. Поэтому соотношение (3.6) можно переписать

[[Файл:Кинет инд ть 157.gif]]

(4.8)

Но, поскольку величина

[[Файл:Кинет инд ть 158.gif]]

(4.9)

представляет плазменную частоту зарядов в атомах и молекулах диэлектрика, если считать эти заряды свободными, то соотношение (4.8) можно переписать

[[Файл:Кинет инд ть 159.gif]]

(4.10)

И, конечно, опять возникает большой соблазн назвать величину

[[Файл:Кинет инд ть 160.gif]]

(4.11)

зависящей от частоты диэлектрической проницаемостью диэлектрика. И именно этот параметр принято называть зависящей от частоты диэлектрической проницаемостью диэлектриков. Но этого, как и в случае проводников, делать нельзя [8-11], поскольку это сборный параметр, включающий в себя теперь уже три не зависящих от частоты параметра: диэлектрическую проницаемость вакуума, собственную частоту колебаний атомов или молекул, входящих в состав диэлектрика, и плазменную частоту для носителей зарядов, входящих в состав диэлектрика, если считать их свободными.

Рассмотрим два предельных случая:

Если [[Файл:Кинет инд ть 161.gif]] то из (4.11) получаем

[[Файл:Кинет инд ть 162.gif]]

(4.12)

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 практически не сказываются, и амплитуда колебаний зарядов приближается к величине их смещения в статических полях. В этом случае выражение в скобках в правой части соотношения (4.12) 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 атома или молекулы.
Очень показательным является случай, когда [[Файл:Кинет инд ть 161.gif]]. Тогда

[[Файл:Кинет инд ть 163.gif]]

(4.13)

и на наших глазах диэлектрик превратился в проводник т.к. полученное соотношение в точности совпадает со случаем проводников.
Данное рассмотрение показало, что такой параметр как кинетическая индуктивность зарядов характеризует любые колебательные процессы в материальных средах, будь то проводники или диэлектрики.

Из соотношения (4.10) видно, что в случае выполнения равенства [[Файл:Кинет инд ть 164.gif]] 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 (4.10) добавить первое уравнение Максвелла, то получим

[[Файл:Кинет инд ть 165.gif]]

(4.12)

сразу получаем волновое уравнение

[[Файл:Кинет инд ть 166.gif]]

(4.13)

Если учесть, что

[[Файл:Кинет инд ть 167.gif]]

(4.14)

где [[Файл:Кинет инд ть 168.gif]] - скорость света, то видно, что при распространении электромагнитных волн в диэлектриках наблюдаться их частотная дисперсия, что и является причиной разложения света на его спектральные составляющие при помощи призмы. Но эта дисперсия будет связана не с тем, что такой материальный параметр, как диэлектрическая проницаемость диэлектрика зависит от частоты, как считается до сих пор. В формировании такой дисперсии будет принимать участие сразу три не зависящие от частоты параметра, а именно: собственная резонансная частота самих атомов или молекул, плазменная частота зарядов, если считать их свободными, и диэлектрическая проницаемость вакуума.

Как и в случае проводника такие волны будут переносить также три вида энергии: электрическую, магнитную и кинетическую и поэтому также являются электромагнитокинетическими.

Теперь покажем, где и какие ошибки подстерегают нас, если при решении рассмотренной задачи использовать, как это сейчас принято, понятие вектора поляризации. При этом вектор поляризации в диэлектрике вводится подобно тому, как это делается и в проводниках. Берётся смешение связанного заряда из соотношения (4.3) и вставляется в соотношение (2.33)

[[Файл:Кинет инд ть 169.gif]]

(4.15)

Поскольку электрическая индукция определяется соотношением

[[Файл:Кинет инд ть 170.gif]]

(4.16)

то введённая таким образом электрическая индукция зависит от частоты. Но мы уже рассматривали истинный смысл этого параметра.
Если теперь учесть соотношения (4.6) и (4.9) то сразу получим электрическую индукцию, зависящую от частоты

[[Файл:Кинет инд ть 171.gif]]

(4.17)

Если введённую таким способом электрическую индукцию ввести во второе уравнение Максвелла то оно примет вид:

[[Файл:Кинет инд ть 172.gif]]

(4.18)

видно, что полученное соотношение в точности совпадает с соотношением (3.10), которое получено без использования такого понятия как вектор поляризации. Таким образом, конечные результаты полностью совпадают. В чём их разница. При первом способе решения, в основу которого положено уравнение движения заряда, нам ясна физическая картина самого процесса решения электродинамической задачи и понятны все те физические параметры, которые при этом вводятся. Второй способ представляет чисто математический подход, при котором физическая сущность вводимых величин непонятно. В связи с этим непониманием некоторым математическим символам присваиваются несвойственные им названия. В результате такого непонимания в электродинамику вкралась глобальная метафизическая ошибка, по поводу того, что диэлектрическая проницаемость диэлектриков, как и проводников, зависит от частоты. И об этом написано во всех литературных источниках, начиная с Большой советской энциклопедии и кончая любым электротехническим справочником.

Эти ошибки настолько глубоко укоренились и в нашем сознании и в литературе, что пока только единицы наиболее квалифицированных специалистов понимают эти ошибки. Но проведенное здесь рассмотрение не оставляет возможностей для сомнений в ошибочности прежних подходов, касающихся частотной дисперсии таких материальных параметров, как диэлектрическая проницаемость. Если бы действительно диэлектрическая проницаемость могла зависеть от частоты, то это бы означало возможность получения энергии из ничего и создания вечного двигателя.

== ЗАКЛЮЧЕНИЕ ==

Данное рассмотрение показало, что такой параметр как кинетическая индуктивность зарядов характеризует любые электродинамические 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 с тем, что физики привыкли мыслить в основном математическими категориями, не сильно вникая в суть самих физических процессов.
Считается, что диэлектрическая и магнитная проницаемость материальных сред могут зависеть от частоты, т.е. у них может наблюдаться частотная дисперсия. Однако сам создатель основных уравнений электродинамики Максвелл считал, что эти параметры 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] : {{начало цитаты}}«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|источник=}}

Сразу скажем, что прав Максвелл, и диэлектрическая, и магнитная проницаемость материальных сред от частоты не зависят. В ряде же фундаментальных трудов по электродинамике сплошных сред [2-5] допущены серьёзные концептуальные, методические и физические ошибки, в результате которых в физику проникли и прочно в ней закрепились такие метафизические понятия 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. Они настолько укоренились в сознании специалистов, что многие до сих пор не могут поверить в то, что диэлектрическая проницаемость плазмы равна диэлектрической проницаемости вакуума, а диэлектрическая проницаемость диэлектриков от частоты не зависит. Трудность понимания этих вопросов, в первую очередь физиками, связана, прежде всего, с теми методами преподавания и теми фундаментальными трудами, прежде всего Л. Д. Ландау, которые лежат в основе этих курсов. Дело в том, что сам Ландау был, прежде всего, математиком и построение его курса свидетельствует об этом. Его труды построены таким образом, что их основой является не физика, для описания законов которой используется математика, а математика, на основе которой выводятся физические законы. Именно таким методов и было создано метафизическое понятие зависящей от частоты диэлектрической проницаемости плазмы и это понятие тоже чисто математическим образом, без понимания физики процессов, было распространено на диэлектрики. Имеется громадное количество публикаций, начиная с Большой советской энциклопедии и кончая трудами таких известных учёных, как Ландау, Гинзбург, Ахиезер, Тамм [8-11] , где говорится, что диэлектрическая проницаемость плазмы и диэлектриков зависит от частоты. Это есть грубая физическая ошибка. И она стала возможной по той причине, что без должного понимания физики происходящих процессов произошла подмена физических понятий математическими символами, которым были присвоены физические, а вернее метафизические, наименования не соответствующие их физическому значению.

== ЛИТЕРАТУРА ==

*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. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Электродинамика сплошных сред. М: Физматгиз, 1973.- 454 с.
*9. Гинзбург В. Л. Распространение электромагнитных волн в плазме. – М.: Наука. 1967 г. - 684 с.
*10. Ахиезер А. И. Физика плазмы М: Наука, 1974 – 719 с.
*11. Тамм И. Е. Основы теории электричества М.: Наука, 1989 – 504 с
*12. Менде Ф. Ф. К вопросу об уточнении уравнений элетромагнитной индукции. - Харьков, депонирована в ВИНИТИ, №774-В88 Деп., 1988.-32с.
*13. Менде Ф. Ф. Существуют ли ошибки в современной физике. Харьков, Константа, 2003.- 72 с. ISBN 966-7983-55-2
*14. Mende F. F. On refinement of certain laws of classical electrodynamics, arXiv, physics/0402084.
*15. Менде Ф. Ф. Непротиворечивая электродинамика. Харьков, НТМТ, 2008, – 153 с. ISBN 978-966-8603-23-5.
*16. Александров А. А., Богданкевич Л. С., Рухадзе А. А. Колебания и волны вплазменных средах. Изд. Московского университета, 1990. -272 с.

[[Категория:Научный журнал]]

Канатные трюки и специальная теория относительности

2011-04-10T11:33:18Z

Yago:

Как работает электродвигатель?

2011-04-10T11:31:40Z

Yago:

Как работает трансформатор с ферромагнитным сердечником

2011-04-10T11:31:32Z

Yago:

Как летает вертолёт?

2011-04-10T11:31:22Z

Yago:

Как излучает антенна

2011-04-10T11:31:13Z

Yago:

Как Ландау перепутал интеграл гармонической функции с её производной

2011-04-10T11:31:07Z

Yago:

Исполнительные комитеты Комиссии Гинзбурга-Круглякова

2011-04-10T11:30:57Z

Yago: