Андрей Гришаев - Этот «цифровой» физический мир

Вернёмся к случаю с диэлектрической прокладкой, внесённой в заряженный плоский конденсатор. Чтобы поле конденсатора ослаблялось в объёме прокладки, на ней должны быть индуцированы поверхностные заряды – и не зря спонтанную поляризацию сегнетоэлектриков измеряют в кулонах на квадратный сантиметр [И1], т.е. в единицах поверхностной плотности заряда. При том, что в диэлектриках свободные заряды практически отсутствуют, поверхностные заряды вполне могут быть индуцированы через зарядовые разбалансы.

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

q i =(Δξ/50) e =(β E /50) e , (5.2.2)

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

Q i = N α q i · n S S , (5.2.3)

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

ε= Q /( Q - Q i ). (5.2.4)

Комбинируя выражения (5.2.2-5.2.4) и справедливое для плоского конденсатора выражение E = Q /(ε 0 S ), для диэлектрической проницаемости прокладки окончательно получаем

ε = 1+( N αβ n S e /50ε 0). (5.2.5)

Из этого выражения следует, что для типичных твёрдых диэлектриков, имеющих значения ε=5 и n S~10 19м -2, при N =1 и α=1 величина коэффициента β составляет ~10 -9%/(В/м). Это означает, что зарядовые разбалансы, обеспечивающие свойства диэлектриков, даже при весьма сильных внешних полях являются ничтожными – что подчёркивает колоссальные энергетические возможности электрических взаимодействий, заложенные в веществе. Ничтожные зарядовые разбалансы, индуцируемые в слабых полях, не могут, например, заметно изменить отношение заряда к массе у иона и, таким образом, привести к ошибочным идентификациям в масс-спектроскопии.

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

В ортодоксальной физике считается, что радиоволны – это электромагнитные колебания, которые распространяются «в пустоте» со скоростью света, и которым вещество, попадающееся им на пути, лишь мешает свободно двигаться.

Критику концепции электромагнитного поля мы уже излагали выше ( 3.1) – по мере развития теории этого поля, в ней лишь разрастался клубок вопиющих противоречий, которые по многочисленности и остроте далеко превзошли тех, которых хватило, чтобы отказаться от концепции эфира. Отправным же пунктом наших представлений является то, что физической реальностью является только вещество ( 1.1) – обладающее разнообразными формами энергии.

Поэтому и при распространении радиоволн в диэлектрической среде, например, в газовой, вся физика процесса, как мы полагаем, происходит исключительно на веществе. Об этом свидетельствует определяющая роль вещества диэлектрической среды при распространении в ней радиоволн – например, такие явления как дисперсия, а также различные нелинейные эффекты. Эту определяющую роль диэлектрической среды пытаются объяснить в рамках традиционного подхода (см., например, [Х1]), переходя от случая статического поля, индуцирующего дипольные моменты молекул, к случаю переменного поля – и делают вывод о том, что, при распространении радиоволны, в диэлектрической среде распространяется соответствующая волна электрической поляризации.

Однако, несостоятельность концепции индуцирования молекулярных диполей в статическом поле мы уже постарались показать выше ( 5.2). В динамическом случае ситуация ещё больше ухудшается тем, что газовая диэлектрическая среда могла бы давать адекватный отклик – через колебания индуцированных дипольных моментов, а также через колебания ориентации полярных молекул – лишь для радиоволн с частотами, заметно превышающими среднюю частоту столкновений молекул. Выходит, что диэлектрическая газовая среда имела бы двойной порог отклика на радиоволну – как по уровню своих тепловых шумов, так и по частоте – ведя себя как вакуум для слабых и низкочастотных радиоволн. Но ничего подобного на опыте не наблюдается. Значит, концепция распространения радиоволны как волны электрической поляризации в диэлектрической среде, увы, является ошибочной.

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

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

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