ЗАРЯДОВЫЕ  РАЗБАЛАНСЫ  В  «НЕЙТРАЛЬНЫХ»  АТОМАХ

 

А.А.Гришаев, независимый исследователь

 

 

Введение.

Считается, что суммарный электрический заряд атома, имеющего в своём составе равные количества протонов и электронов, тождественно равен нулю. В данной статье мы изложим основания для сомнений в безоговорочной справедливости этого тезиса, а также предложим модель, которая объясняет, каким образом атом, имеющий равные количества протонов и электронов, способен проимитировать ненулевой эффективный заряд – в частности, атом водорода способен проимитировать заряд в интервале от –e до +e, где e - элементарный электрический заряд. Учёт этих возможностей атомов позволяет прояснить множество феноменов, в которых ведущую роль играет поведение связанных зарядов.

 

Зарядовые разбалансы: что это такое.

В работе [1] изложен принцип, который обеспечивает, на наш взгляд, существование атомных структур. Согласно этому принципу, электроны удерживаются в атоме благодаря работе специальных программных манипуляций. Напомним, что по логике «цифрового» физического мира, электрон представляет собой квантовый пульсатор [2], т.е. неопределённо долгую цепочку циклических мгновенных смен всего двух состояний – с характерной частотой n_e, определяемой соотношением де Бройля hn_e=m_ec², где h - постоянная Планка, m_e - масса покоя электрона, c - скорость света. Частоту n_e, равную 1.24×10²⁰ Гц, мы называем электронной частотой [3] – наличие у частицы квантовых пульсаций на этой частоте означает наличие у неё элементарного электрического заряда, знак же его определяется фазой этих пульсаций [3]. Алгоритм, связующий электрон и соответствующий ему протон ядра, попеременно прерывает их пульсации на электронной частоте. Таким образом, производится циклический пространственный переброс энергии квантовых пульсаций. Энергия этого циклического процесса зависит от расстояния, на которое производится переброс – причём, эта энергия обеспечивается убылью масс связуемых частиц, а эта убыль масс зависит от периода попеременных прерываний. Поэтому протон и электрон, испытывающие вышеназванные прерывания с определённым периодом, вынуждены находиться на определённом расстоянии друг от друга – это и есть принцип структурной связи на дефекте масс. Как можно видеть, у связанных протона и электрона электрические заряды оказываются в бытии попеременно, сменяя друг друга – а, значит, отпадает необходимость привлекать механизм, препятствующий их кулоновскому притяжению. Соответственно, атомарный электрон не обязан пребывать в орбитальном или ином движении для того, чтобы атомная структура была устойчивой.

До сих пор мы молчаливо полагали, что у связки «протон-электрон» сменяющие друг друга пребывания в бытии заряда протона и заряда электрона длятся одинаковые промежутки времени – а именно, полпериода связующих прерываний – т.е. что скважность этих прерываний равна 50%. Если эта скважность оставалась бы неизменной, то на интервалах времени, много больших периода прерываний, связка «протон-электрон» вела бы себя как электрически нейтральная. Но, на наш взгляд, возможность вариации этой

 

Рис.1

 

скважности является дополнительной степенью свободы у связки «протон-электрон». При сдвиге скважности в ту или иную сторону от центрального значения, возникает зарядовый разбаланс, обусловленный доминированием пребывания в бытии заряда того или иного знака. В результате атом, имеющий в своём составе равные количества носителей элементарных зарядов обоих знаков, способен вести себя как обладатель ненулевого эффективного заряда – на интервалах времени, больших по сравнению с периодом прерываний, который для внешних атомарных электронов составляет ~10^-15 с. Излагаемый подход схематически проиллюстрирован на Рис.1, где для каждого периода прерываний, связующих протон и электрон, указана соответствующая скважность, в процентах.

 

Внешние атомарные электроны: континуум между квантовыми уровнями.

Центральный догмат квантовой теории гласит, что атом может поглотить и излучить лишь выделенные порции электромагнитной энергии, соответствующие переходам между квантовыми уровнями энергии в атоме. Однако, с точки зрения практики, этот догмат избыточно категоричен: атомные спектральные линии соответствуют резонансным переходам, с одного квантового уровня на другой – происходящим с наибольшими вероятностями – но квантовые переходы с участием промежуточного континуума, несомненно, тоже происходят. Об этом свидетельствует хотя бы многофотонная лазерная спектроскопия, а также лазерная генерация суммарной частоты. Если центральный догмат квантовой теории был бы верен, то – поскольку системы квантовых уровней различны у атомов различных химических элементов – без специальных мер, сдвигающих или уширяющих спектральные линии, атомы каждого элемента могли бы обмениваться квантами «только со своими». При этом электромагнитное взаимодействие не было бы универсальным, не говоря уже о вопиющем противоречии с термодинамикой [4] – невозможности для атомов участвовать в равновесном радиационном теплообмене, спектр излучения при котором, как известно, сплошной.

Таким образом, адекватные представления об атомных структурах должны пояснять расклад энергий для ситуаций, при которых энергия связи атомарного электрона соответствует некоторому значению из континуума между квантовыми уровнями. Ранее мы полагали [1], что при такой ситуации, как и при пребывании электрона на стационарном квантовом уровне, собственные энергии протона и электрона уменьшены в точности на энергию их связи (для случая, когда атом покоится, т.е. его кинетическая энергия равна нулю). Т.е., мы полагали, что, при попадании энергии связи атомарного электрона в континуум между квантовыми уровнями, всего лишь сдвигается «разделительная планка» между собственной энергией электрона и его энергией связи. Тогда, по мере сдвига этой «разделительной планки» в сторону уменьшения энергии связи, увеличивалось бы пространственное разделение в связке «протон-электрон», т.е. увеличивался бы радиус атома. Но этот вывод трудно согласовать с экспериментальными фактами.

Во-первых, если этот вывод был бы справедлив, то он приводил бы, в ряде случаев, к весьма завышенным коэффициентам линейного теплового расширения твёрдых тел – по сравнению с теми значениями, которые обнаруживаются на опыте. Действительно, атом в условиях теплового равновесия имеет среднюю энергию возбуждения, соответствующую максимуму равновесного теплового спектра. При увеличении температуры этот максимум сдвигается, увеличивая среднюю энергию возбуждения атома; оценим соответствующее увеличение атомного радиуса. Из сопоставления потенциалов ионизации и атомных радиусов [5] следует, что атомный радиус увеличивается вдвое при уменьшении энергии связи, в среднем, примерно на 9 эВ. А, согласно закону смещения Вина, сдвиг максимума равновесного теплового спектра соответствует приращению энергии ~5kDT, где k – постоянная Больцмана, DT – приращение абсолютной температуры. Тогда, без учёта тепловых колебаний ядер, а единственно из-за теплового увеличения атомных радиусов, коэффициент линейного теплового расширения – особенно у тела, состоящего из однотипных одновалентных атомов – составлял бы примерно 100×10^-6 град^-1. Между тем, у многих металлов эта характеристика на порядок меньше.

Во-вторых, рассмотрим случай прохождения мощного коллимированного светового луча сквозь твёрдый образец, не являющийся идеально прозрачным, так что створ луча в образце отлично виден из-за бокового рассеяния. Это рассеяние говорит о том, что часть атомов (или молекул) в створе луча пребывает в возбуждённом состоянии – перед тем как переизлучить поглощённый квант. Соответствующее увеличение атомного радиуса (или размера молекулы), в случае кванта из сине-зелёной области, составляло бы, ориентировочно, 30% - но образец-то не разрушается! От этого парадокса не отмахнуться допущением того, что структура твёрдого тела и его оптические свойства обеспечиваются разными атомарными электронами. Ведь существуют полупрозрачные вещества – поваренная соль, например – состоящие только из одновалентных атомов, которые имеют только по одному электрону для обеспечения как структуры, так и оптических свойств.

Таким образом, нам придётся сделать вывод о том, что, при увеличении энергии возбуждения в атоме, не происходит никакого увеличения атомного радиуса: он остаётся постоянен, будучи равен радиусу в основном состоянии. Отсюда немедленно следует, что, при наличии у связки «протон-электрон» ненулевой энергии возбуждения, их собственные энергии остаются равными их собственным энергиям в основном состоянии. А, поскольку энергия их связи при этом уменьшена на величину энергии возбуждения, то нам придётся допустить, что энергия возбуждения – это какая-то особая форма энергии, о которой мы не говорили прежде. Мы полагаем, что это – энергия колебаний зарядового разбаланса, причём эти колебания обусловлены колебаниями скважности у прерываний, связующих протон и электрон. Сразу заметим, что у этих колебаний скважности могут варьироваться два параметра: размах и частота. Соответственно, и энергия этих колебаний скважности должна зависеть, вообще говоря, от тех же двух параметров – как и энергия классических осцилляций. Однако, при поглощении атомом нерезонансного кванта света и соответствующем попадании энергии возбуждения атома в междууровневый континуум, энергия этого кванта должна быть беспроблемно превращаема в энергию колебаний зарядового разбаланса, и обратно. Поскольку энергия кванта света зависит только от частоты, логично допустить, что беспроблемная превращаемость имеет место, если энергия колебаний зарядового разбаланса точно так же зависит только от частоты. Такое возможно, если, какова бы ни была энергия поглощённого нерезонансного кванта, размах результирующих колебаний зарядового разбаланса является одним и тем же – и мы полагаем, что он при этом максимален. Т.е., мы полагаем, что энергия hn нерезонансного кванта света равна энергии колебаний зарядового разбаланса, происходящих с частотой n и с полным размахом изменения скважности попеременных прерываний: от 0% до 100%. При таком раскладе вырисовывается, на наш взгляд, простейшая «сшивка» логики «цифрового» микромира и «аналогового» макромира. Действительно, энергии квантовых пульсаций, т.е. неопределённо долгой цепочки мгновенных смен двух состояний, ставится в соответствие энергия неопределённо долгих гармонических колебаний – причём, одинаковые приращения этих двух энергий вызываются одинаковыми приращениями их частот!

Впрочем, допуская эту сшивку «цифровой» и «аналоговой» логики, зарядовые разбалансы не только обеспечивают универсальность квантового электромагнитного взаимодействия – делая возможным поглощение-излучение атомами нерезонансных квантов. Логично предположить, что зарядовые разбалансы, имея «аналоговую» природу, способны обеспечивать также чисто волновое электромагнитное взаимодействие. При этом, конечно, энергия колебаний зарядовых разбалансов должна зависеть, как и энергия классических осцилляций, от двух параметров – от частоты и от размаха. Мы полагаем, что связка «протон-электрон» может в одно и то же время испытывать как «квантовые» колебания зарядового разбаланса, с полным размахом, так и «классические» колебания зарядового разбаланса – с частотой и размахом, определяемыми параметрами вынуждающего воздействия. При этом синусоиды «квантовых» и «классических» колебаний зарядового разбаланса математически складываются – но с ограничениями снизу и сверху, т.к. скважность не может быть меньше 0% и больше 100%. На Рис.2 схематически проиллюстрирован простейший случай такой «квантово-классической» интерференции зарядовых разбалансов – сложения высокочастотной «квантовой» компоненты и низкочастотной «классической». Как можно видеть, на временах порядка или меньше

 

Рис.2

 

полупериода «классической» компоненты, усреднённый эффективный заряд связки «протон-электрон» может быть как отрицателен, так и положителен.

 

Неполярные диэлектрики: ошибочность концепции индуцированных диполей.

Неполярными называются диэлектрики, молекулы которых не обладают самостоятельным дипольным моментом. Согласно традиционному подходу [6-8], в постоянном однородном электрическом поле происходит поляризация таких молекул, т.е. пространственное разделение центров положительного и отрицательного зарядов молекулы. Как полагают, именно благодаря тому, что индуцированные таким образом дипольные моменты молекул ориентируются против внешнего поля, результирующее поле в диэлектрике оказывается ослабленным в e раз, где e - диэлектрическая проницаемость. Причём, e определяется величиной вектора поляризации в диэлектрике, равного сумме элементарных молекулярных диполей во всём объёме диэлектрика [7,8].

Такой подход, на наш взгляд, не выдерживает критики даже на уровне элементарных качественных соображений. Пусть диэлектрическая прокладка вносится в промежуток между пластинами заряженного плоского конденсатора. Обратим внимание: здесь «внешнее поле» сформировано благодаря макроскопическому разделению противоположных зарядов в пространстве – что подчёркивается выражением E=U/d, где E – напряжённость электрического поля, U – разность потенциалов, d – расстояние, на котором создана эта разность потенциалов. Такое поле может быть ослаблено инверсным макроскопическим же разделением зарядов, но никак не микроскопическими разделениями зарядов внутри диэлектрика, при которых средняя объёмная плотность заряда остаётся нулевой. Можно убедиться в том, что ослабление внешнего поля внутри прокладки, благодаря выстраиванию в ней векторов диполей в одном направлении, могло бы иметь место лишь за счёт того, что на поверхностях прокладки получалась бы ненулевая поверхностная плотность заряда – отрицательная со стороны положительной пластины конденсатора, и наоборот. При этом весь эффект ослабления внешнего поля был бы обеспечен частичной нейтрализацией зарядов на пластинах конденсатора поверхностными зарядами на диэлектрике. И тогда не имела бы значения ориентация диполей в подавляющей части объёма диэлектрика – за вычетом нескольких поверхностных молекулярных слоёв. Значит, для ослабления внешнего поля в диэлектрике, не требуется индуцировать и ориентировать диполи во всём его объёме.

Этот качественный вывод подкрепляется ещё более впечатляющими количественными оценками расстояний, на которые, согласно традиционному подходу, должны быть разделены заряды в индуцированных молекулярных диполях. Комбинируя уравнение Клаузиуса-Мосотти (вид которого в системе СИ дан, например, в [8]) и выражение для поляризуемости молекул (там же), получаем для искомого расстояния выражение

,                                                                                   (1)

где M - масса молекулы, r - плотность диэлектрической среды, e₀ - диэлектрическая проницаемость вакуума, E - напряжённость внешнего поля, e - элементарный электрический заряд. Считается [9], что уравнение Клаузиуса-Мосотти хорошо работает для газов, в том числе при нормальных условиях; рассмотрим случай молекулярного кислорода, для которого e=1.00055 [10], M=32×1.67×10^-27 кг, r=1.429 кг/м³ [10]. Тогда из (1) следует, что, при E=5×10⁴ В/м, разделение зарядов в индуцированных молекулярных диполях должно составлять 0.0057 Ангстрем. Примем эту цифру в качестве усреднённой, поскольку у двухатомных молекул, образованных с помощью ковалентных связей – к тому же, двойных – поляризуемость должна иметь ярко выраженную угловую анизотропию по отношению к оси молекулы. И заметим, что при подходе Клаузиуса-Мосотти игнорируются хаотически возникающие молекулярные диполи – из-за соударений молекул газа при их тепловом движении. Для грубой оценки характерного теплового разделения зарядов можно аппроксимировать зависимость «энергия-расстояние» квадратичной параболой – с параметрами, соответствующими молекулярной потенциальной яме. Характерные масштабы здесь таковы: молекула диссоциирует при изменении её размера на 1 Ангстрем. Тогда, для случая типичной энергии диссоциации 5 эВ, характерной тепловой энергии ~kT (при T=300^оК) соответствовало бы хаотическое тепловое разделение зарядов в молекуле на характерную величину ~0.072 Ангстрем – которая на порядок превышает полученную выше величину их упорядоченного разделения во внешнем поле. Значит, если даже это поле индуцировало бы молекулярные диполи, эффект от такого индуцирования был бы погребён в тепловых шумах. Тогда, по логике традиционного подхода, в большом интервале давлений и температур, диэлектрическая проницаемость неполярных газов при слабых внешних полях была бы равна единице, как и у вакуума – чего на опыте не наблюдается.

Ещё более показателен в этом отношении случай твёрдого неполярного диэлектрика – который описывается формулой Лорентц-Лоренца, единственным отличием которой от формулы Клаузиуса-Мосотти является замена диэлектрической проницаемости e на квадрат показателя преломления n. Так, в стекле (SiO₂) с параметрами r=2700 кг/м³ и n=1.8, разделения зарядов в индуцированных диполях при E=10⁵ В/м составляли бы ~2.6×10^-6 Ангстрем. Между тем, размах тепловых колебаний ядер в твёрдых телах при T=300^оК составляет ~0.1 Ангстрем (см., например, [11]). Имей здесь место индуцирование молекулярных диполей – эффект от него был бы погребён в тепловых шумах гораздо надёжнее, чем в случае газов.

Но, если свойства неполярных диэлектриков обусловлены не индуцированием молекулярных диполей, то чем же они обусловлены?

 

Зарядовые разбалансы в неполярных диэлектриках.

Вернёмся к случаю с диэлектрической прокладкой, внесённой в заряженный плоский конденсатор. Чтобы поле конденсатора ослаблялось в объёме прокладки, на ней должны быть индуцированы поверхностные заряды – и не зря спонтанную поляризацию сегнетоэлектриков измеряют в кулонах на квадратный сантиметр [12], т.е. в единицах поверхностной плотности заряда. При том, что в диэлектриках свободные заряды практически отсутствуют, поверхностные заряды вполне могут быть индуцированы через зарядовые разбалансы.

Действительно, логично допустить, что зарядовые разбалансы индуцируются в диэлектрике таким образом, чтобы имитированные при этом электрические заряды нейтрализовывали, в некоторой степени, неоднородности внешнего распределения зарядов. Тогда, действительно, со стороны отрицательной пластины конденсатора, в диэлектрике должен индуцироваться положительный зарядовый разбаланс, и наоборот. Оценим отклонения, от среднего 50-процентного значения, скважности прерываний квантовых пульсаций в атомных связках «протон-электрон», при которых индуцированные поверхностные заряды в диэлектрике обеспечивали бы типичные значения диэлектрической проницаемости. Будем считать, что это отклонение скважности Dx (в %) линейно по внешнему полю, тогда для индуцированного разбалансного заряда одной связки «протон-электрон» можно записать

q_i=(Dx/50)e=(bE/50)e,                                                                                    (2)

где b - искомый коэффициент отклика скважности прерываний на внешнее поле, с размерностью %/(В/м). Полный индуцированный поверхностный заряд составит

Q_i=Naq_i×n_SS,                                                                                                  (3)

где N – среднее число разбалансовых связок «протон-электрон», приходящихся на один атом, a - число задействованных атомных слоёв, n_S – число атомов диэлектрика на единице поверхности, S – площадь поверхности диэлектрика, прилегающая к пластине конденсатора. Если Q – заряд конденсатора, то для диэлектрической проницаемости прокладки можно записать

e=Q/(Q-Q_i).                                                                                                    (4)

Комбинируя выражения (2-4) и справедливое для плоского конденсатора выражение E=Q/(e₀S), для диэлектрической проницаемости прокладки окончательно получаем

e = 1+(Nabn_Se/50e₀).                                                                                     (5)

Из этого выражения следует, что для типичных твёрдых диэлектриков, имеющих значения e=5 и n_S~10¹⁹ м^-2, при N=1 и a=1 величина коэффициента b составляет ~10^-9 %/(В/м). Это означает, что зарядовые разбалансы, обеспечивающие свойства диэлектриков, даже при весьма сильных внешних полях являются ничтожными – что подчёркивает колоссальные энергетические возможности электрических взаимодействий, заложенные в веществе. Ничтожные зарядовые разбалансы, индуцируемые в слабых полях, не могут, например, заметно изменить отношение заряда к массе у иона и, таким образом, привести к ошибочным идентификациям в масс-спектроскопии.

Следует добавить, что зарядовые разбалансы не обусловлены механическими подвижками связанных заряженных частиц. Поэтому зарядовые разбалансы не подвержены влиянию тепловых шумов – эта особенность усиливает правдоподобность нашей модели.

 

Радиоволны в диэлектрических средах: ошибочность традиционной концепции.

В традиционной физике ясное понимание природы радиоволн до сих пор отсутствует. Вначале радиоволны – в свободном от вещества пространстве – представляли как волны механических напряжений в упругой среде, эфире, а компоненты этих механических напряжений и связи между ними описывали уравнениями Максвелла. Затем от эфира отказались, так что уравнения Максвелла утратили физический смысл. Но эти уравнения сохранили – ибо на их лорентц-инвариантности держалось то, что называлось «теорией относительности». А, чтобы бессмысленность этих основополагающих уравнений не слишком бросалась в глаза, ввели в обращение термин «электромагнитное поле» - обозначающий то, что эти уравнения, якобы, описывают. Как ни развивали теорию этого «поля», в ней всё больше разрастался клубок вопиющих противоречий – которые по многочисленности и остроте далеко превзошли тех, которых хватило, чтобы отказаться от концепции эфира. Тем не менее, в традиционной физике действует догмат о том, что электромагнитное поле – это физическая реальность, и что в этом «чистом поле» (без частиц вещества) может что-то такое колебаться. Причём, откуда берутся возвращающие силы, необходимые для таких колебаний – науке до сих пор не известно.

Что же мы предлагаем взамен этой недееспособной концепции поля? Мы предлагаем поступить гораздо проще и честнее по отношению к экспериментальным реалиям. А экспериментальные реалии таковы: никто никогда не регистрировал электромагнитное поле непосредственно – регистрировалось только поведение заряженных частиц, по которому домысливали характеристики поля. Таким образом, практика ничуть не отвергает нашу концепцию: физической реальностью является только вещество – вместе с различными формами энергий вещества. Отрицая физическую реальность полей, виртуальных частиц, физического вакуума, и ряда других теоретических придумок, мы признаём, что существует надфизический, программный уровень реальности, где прописаны свойства частиц вещества и заданы варианты физических взаимодействий, в которых они могут участвовать – в том числе и взаимодействий на расстоянии. Т.е., именно программные предписания являются тем неуловимым посредником во взаимодействиях заряженных частиц, которого исследователи долго и безуспешно пытались найти на физическом уровне реальности.

В частности, чем обусловлено поведение свободных заряженных частиц? Мы полагаем, что такое свойство, как электрический заряд, не является сущностью, которая сама по себе обладает фантастической способностью продуцировать посредника для взаимодействия с другими зарядами на расстоянии. Электрический заряд частицы, т.е. наличие у неё квантовых пульсаций на электронной частоте [3] – это всего лишь метка, идентификатор для пакета программ, управляющего поведением свободных зарядов. Это управление организовано примерно по следующим алгоритмам: двигайтесь так, чтобы происходила, во-первых, нейтрализация неоднородностей распределения противоположных зарядов, и, во-вторых, компенсация электрических токов. При этом энергия движения заряженных частиц берётся отнюдь не из энергии «поля» - она берётся за счёт убыли собственной энергии этих частиц (т.е. за счёт убыли их массы) [1], а программные предписания, обеспечивающие электродинамику свободных заряженных частиц, лишь управляют соответствующими взаимопревращениями их энергий.

Что же касается распространения радиоволн в диэлектрической среде, например, в газовой, то и здесь вся физика процесса, как мы полагаем, происходит исключительно в веществе. Об этом свидетельствует определяющая роль вещества диэлектрической среды при распространении в ней радиоволн – например, такие явления как дисперсия, а также различные нелинейные эффекты. Эту определяющую роль диэлектрической среды пытаются объяснить в рамках традиционного подхода (см., например, [13]), переходя от случая статического поля, индуцирующего дипольные моменты молекул, к случаю переменного поля – и делают вывод о том, что, при распространении радиоволны, в диэлектрической среде распространяется соответствующая волна электрической поляризации.

Однако, несостоятельность концепции индуцирования молекулярных диполей в статическом поле мы уже постарались показать выше. В динамическом случае ситуация ещё больше ухудшается тем, что газовая диэлектрическая среда могла бы давать адекватный отклик – через колебания индуцированных дипольных моментов, а также через колебания ориентации полярных молекул – лишь для радиоволн с частотами, заметно превышающими среднюю частоту столкновений молекул. Выходит, что диэлектрическая газовая среда имела бы двойной порог отклика на радиоволну – как по уровню своих тепловых шумов, так и по частоте – ведя себя как вакуум для слабых и низкочастотных радиоволн. Но ничего подобного на опыте не наблюдается. Значит, концепция распространения радиоволны как волны электрической поляризации в диэлектрической среде, увы, является ошибочной.

Но если радиоволна в диэлектрической среде не является волной электрической поляризации – то чем же она является?

 

Радиоволны, как волны зарядовых разбалансов.

Связка «протон-электрон», находящаяся вблизи уединённого наэлектризованного кусочка янтаря, не способна откликаться на эту неоднородность распределения зарядов так, как на неё откликались бы свободные заряженные частицы – которые приобретали бы ускорение. Но, как уже отмечалось выше, связка «протон-электрон» должна откликаться иным способом – через зарядовый разбаланс. Индуцированный таким образом электрический заряд у связки «протон-электрон» должен иметь знак, противоположный знаку заряда кусочка янтаря, и величину тем большую, чем больше заряд кусочка янтаря, и чем этот кусочек ближе к связке «протон-электрон».

Теперь, вместо кусочка янтаря, представим шарик, находящийся в диэлектрической среде – например, в газовой. Если электрический заряд этого шарика изменялся бы по гармоническому закону на некоторой радиочастоте, то происходило бы следующее. Изменяющийся во времени заряд шарика индуцировал бы соответствующие изменения зарядовых разбалансов в окружающей среде – которые устанавливались бы с некоторым запаздыванием. Это запаздывание обусловлено, главным образом, не свойствами среды, а конечным быстродействием алгоритмов, управляющих зарядовыми разбалансами. В итоге, пока генератор знакопеременного заряда не прекращал бы работу, от шарика расходилась бы сферическая волна знакопеременных зарядовых разбалансов в среде – т.е., в нашем понимании, сферическая радиоволна. Подчеркнём, что эта волна отнюдь не является поперечной, поскольку никаких подвижек, ортогональных волновому вектору, в ней нет. Это разумно, поскольку поперечная сферическая волна принципиально невозможна – ибо поперечные подвижки не могут быть беспроблемно согласованы на полном сферическом волновом фронте.

Как следует из вышеизложенного, уравнения Максвелла, имеющие решения в виде поперечных волн, непригодны для описания волн зарядовых разбалансов, которые принципиально не поперечны. Нам, конечно, возразят, что настоящие радиоволны являются как раз поперечными, и укажут на феномен поляризации радиоволн – на основании которого принято делать вывод об их поперечности. Этот феномен, на наш взгляд, обусловлен тем, что реальные генераторы радиоволн принципиально отличаются от рассмотренного выше уединённого шарика со знакопеременным зарядом. Действительно, обычно генерация радиоволн не обходится без электрических токов. Рассмотрим случай реальной излучающей антенны в виде вертикального штыря, по которому генератор гоняет сгустки электрических зарядов вверх-вниз. По логике вышеизложенного, в окружающем воздухе подвижки зарядовых разбалансов будут иметь соответствующие вертикальные компоненты. Приёмная линейная антенна, ориентированная вдоль этих вертикальных подвижек, сможет дать отклик на них, а ориентированная поперёк – не сможет. Это – простейшая иллюстрация того, чем, на наш взгляд, является феномен поляризации радиоволн. Какой бы изощрённой она не наблюдалась, это отнюдь не доказывает ни поперечности радиоволн, ни того, что, при своём распространении, они имеют самостоятельную физическую сущность, не сводимую к процессам в веществе. Поэтому феномен поляризации радиоволн нисколько не бросает тень на нашу модель, согласно которой радиоволны являются распространяющимися колебаниями зарядовых разбалансов – т.е. процессами, происходящими исключительно в веществе (но управляемыми с программного уровня реальности). Подчеркнём, что колебания зарядовых разбалансов безынерционны – они не являются какими-либо механическими подвижками. Поэтому волна зарядовых разбалансов не должна иметь вышеупомянутые мощностной и частотный пороги отклика среды – которые должна иметь волна электрической поляризации. Поскольку на практике этих порогов нет, наша модель выглядит предпочтительнее.

Мы не усматриваем принципиальных трудностей для того, чтобы на основе этой модели объяснить огромный пласт физических явлений, происходящих при распространении радиоволн – причём, не только в чисто диэлектрических средах, но и в частично ионизированных, например, в ионосфере. При этом следует иметь в виду, что подвижки зарядовых разбалансов, происходящие при распространении радиоволны, производят те же самые эффекты, что и подвижки «обычных» электрических зарядов – и поэтому к подвижкам зарядовых разбалансов весьма удачно подходит известный термин «токи смещения». Как можно видеть, механизм взаимодействия радиоволны со свободными электрическими зарядами мы сводим к механизму взаимодействия зарядов – разбалансных и «обычных».

Следует добавить, что при распространении радиоволны, как волны зарядовых разбалансов, не происходит переноса энергии в пространстве – а происходят всего лишь перераспределения различных форм энергии у частиц вещества. В это трудно поверить, ибо сильна иллюзия того, что заряды в окружающем антенну пространстве начинают бегать оттого, что антенна излучает энергию, которую даёт ей генератор, который, в свою очередь, берёт её из энергосети, причём – что для некоторых особенно убедительно – за эти киловатт-часы приходится платить. На наш же взгляд, в физических процессах, не связанных с переносом вещества, могут происходить лишь локальные перераспределения энергии, но никак не её перенос. Так происходит и при квантовых «перебросах» энергии [1], и при распространении радиоволны. Как уже отмечалось выше, зарядовые разбалансы в окружающем антенну пространстве начинают бегать отнюдь не на излучённой антенной энергии. Аналогично, и свободные заряженные частицы, реагируя на подвижки зарядовых разбалансов, обходятся собственными энергетическими запасами – в их кинетическую энергию превращается часть их собственной энергии, т.е. часть их массы [1].

 

Заключение.

Как мы постарались показать, модель зарядовых разбалансов делает возможной  «сшивку» квантовой и классической логики. Действительно, согласно этой модели, одна и та же степень свободы в атоме обеспечивает как квантовые взаимодействия на расстоянии, так и волновые – хотя квантовые скачки происходят в атоме, практически, мгновенно, а колебания при волновом взаимодействии длятся, пока работает генератор-источник.

Также модель зарядовых разбалансов правдоподобно объясняет способность неполярных диэлектриков ослаблять внешнее электрическое поле. Наконец, эта модель проясняет сущность радиоволн без привлечения противоречивой концепции электромагнитного поля – объясняя механизм распространения радиоволны физическими процессами, происходящими исключительно в веществе, но управляемыми с программного уровня реальности.

 

Автор благодарит С.М.Гаврилкина за ценные критические замечания.

 

 

Ссылки.

 

1.       А.А.Гришаев. Автономные превращения энергии квантовых пульсаторов – фундамент закона сохранения энергии. – Доступна на данном сайте.

2.       А.А.Гришаев. Масса, как мера собственной энергии квантовых осцилляторов. – Доступна на данном сайте.

3.       А.А.Гришаев. Разноимённые электрические заряды, как противофазные квантовые пульсации. – Доступна на данном сайте.

4.       А.А.Гришаев. К вопросу о равновесном излучении. – Доступна на данном сайте.

5.       Таблицы физических величин. Справочник. Под ред. акад. И.К.Кикоина. «Атомиздат», М., 1976.

6.       Р.В.Поль. Учение об электричестве. «Гос. изд-во физико-математической литературы», М., 1962.

7.       И.Е.Тамм. Основы теории электричества. «Гос. изд-во технико-теоретической литературы», М., 1956.

8.       С.Г.Калашников. Электричество. «Наука», М., 1977.

9.       Физический энциклопедический словарь. Гл. ред. А.М.Прохоров. «Сов. энциклопедия», М., 1983.

10.    А.С.Енохович. Справочник по физике и технике. «Просвещение», М., 1976.

11.    А.А.Гришаев. Новый взгляд на сущность эффекта Мёссбауэра. – Доступна на данном сайте.

12.    Ф.Иона, Д.Ширане. Сегнетоэлектрические кристаллы. «Мир», М., 1965.

13.    А.Р.Хиппель. Диэлектрики и волны. «Изд-во иностранной литературы», М., 1960.

 

 

Источник:  http://newfiz.narod.ru

Поступило на сайт: 17 августа 2009.