Фазовая аберрация и поперечный эффект Доплера

Материал из Большой Форум

Перейти к: навигация, поиск
Ф.Ф. Менде
Дата рождения:

02.07.1939 г.

Гражданство:

Флаг СССРФлаг Украины

Учёная степень:

доктор технических наук

Сайт:

http://fmnauka.narod.ru/ http://bolshoyforum.org/forum/index.php?board=50.0

Содержание

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.gifследует взять значение критического поля для данного вида сверхпроводника.

Вычислим максимальную величину такого эффекта для случая сверхпроводящего ниобия, положив: Файл:Fazovayaaber120.gif, Файл:Fazovayaaber121.gifм, 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

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.gifсоставил 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

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.

«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».

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.
Личные инструменты