Андрей Гришаев - Этот «цифровой» физический мир

• Название: Этот «цифровой» физический мир
• Автор: Андрей Гришаев
• Жанр: Физика

Трагедия многих талантливых одиночек, которые пытаются переосмыслить или даже подредактировать официальную физическую картину мира, заключается в том, что они основывают свои построения отнюдь не на экспериментальных реалиях. Талантливые одиночки читают учебники – наивно полагая, что в них изложены факты. Отнюдь: в учебниках изложены готовенькие интерпретации фактов, адаптированные под восприятие толпы. Причём, эти интерпретации выглядели бы очень странно в свете подлинной экспериментальной картины, известной науке. Поэтому подлинную экспериментальную картину намеренно искажают – в книге приведено множество свидетельств о том, что ФАКТЫ частью замалчиваются, а частью перевраны. И ради чего? Ради того, чтобы интерпретации выглядели правдоподобно – будучи в согласии с официальными теоретическими доктринами. На словах у учёных мужей получается красиво: ищем, мол, истину, а критерий истины – практика. А на деле у них критерием истины оказываются принятые теоретические доктрины. Ибо, если факты не вписываются в такую доктрину, то перекраивают не теорию, а факты. Ложная теория оказывается подтверждена лживой практикой. Зато самолюбие учёных не страдает. Мы, мол, верной дорогой шли, идём, и идти будем!

Это не очередная «теория заговора». Просто каждый учёный понимает, что если он «попрёт против течения», то он будет рисковать репутацией, карьерой, финансированием…

Успехи современных технологий не имеют к физическим теориям почти никакого отношения. Раньше мы были хорошо знакомы с ситуацией, когда на глючном и сбойном программном обеспечении иногда удавалось сделать что-то полезное. Выясняется, что достойную конкуренцию продукции крутых парней из Рэдмонда могут составить физические теории. Например, Эйнштейн тормознул физику своими творениями конкретно лет на сто. И атомную бомбу сделали не благодаря теории относительности, а вопреки ей. Но проблема не только лично в Эйнштейне с эпигонами, которые вслед за мэтром принялись наперебой навязывать реальности свои надуманные «аксиомы» и «постулаты», «наваривая» на этом «научную репутацию» и «конкретные бабки». Всё гораздо серьезнее.

Добро пожаловать в реальный, то есть, «цифровой» физический мир!

---

Этот качественный вывод подкрепляется ещё более впечатляющими количественными оценками расстояний, на которые, согласно традиционному подходу, должны быть разделены заряды в индуцированных молекулярных диполях. Комбинируя уравнение Клаузиуса-Мосотти (вид которого в системе СИ дан, например, в [К1]) и выражение для поляризуемости молекул (там же), получаем для искомого расстояния выражение

, (5.2.1)

где M - масса молекулы, ρ - плотность диэлектрической среды, ε0 - диэлектрическая проницаемость вакуума, E - напряжённость внешнего поля, e - элементарный электрический заряд. Считается [Ф1], что уравнение Клаузиуса-Мосотти хорошо работает для газов, в том числе при нормальных условиях; рассмотрим случай молекулярного кислорода, для которого ε=1.00055 [Е1], M=32·1.67·10-27 кг, ρ=1.429 кг/м3 [Е1]. Тогда из (5.2.1) следует, что, при E=5·104 В/м, разделение зарядов в индуцированных молекулярных диполях должно составлять 0.0057 Ангстрем. Примем эту цифру в качестве усреднённой, поскольку у двухатомных молекул, образованных с помощью ковалентных связей – к тому же, двойных – поляризуемость должна иметь ярко выраженную угловую анизотропию по отношению к оси молекулы. И заметим, что при подходе Клаузиуса-Мосотти игнорируются хаотически возникающие молекулярные диполи – из-за соударений молекул газа при их тепловом движении. Для грубой оценки характерного теплового разделения зарядов можно аппроксимировать зависимость «энергия-расстояние» квадратичной параболой – с параметрами, соответствующими молекулярной потенциальной яме. Характерные масштабы здесь таковы: молекула диссоциирует при изменении её размера на 1 Ангстрем. Тогда, для случая типичной энергии диссоциации 5 эВ, характерной тепловой энергии ~kT (при T=300оК) соответствовало бы хаотическое тепловое разделение зарядов в молекуле на характерную величину ~0.072 Ангстрем – которая на порядок превышает полученную выше величину их упорядоченного разделения во внешнем поле. Значит, если даже это поле индуцировало бы молекулярные диполи, эффект от такого индуцирования был бы погребён в тепловых шумах. Тогда, по логике традиционного подхода, в большом интервале давлений и температур, диэлектрическая проницаемость неполярных газов при слабых внешних полях была бы равна единице, как и у вакуума – чего на опыте не наблюдается.

Ещё более показателен в этом отношении случай твёрдого неполярного диэлектрика – который описывается формулой Лорентц-Лоренца, единственным отличием которой от формулы Клаузиуса-Мосотти является замена диэлектрической проницаемости ε на квадрат показателя преломления n. Так, в стекле (SiO2) с параметрами ρ=2700 кг/м3 и n=1.8, разделения зарядов в индуцированных диполях при E=105 В/м составляли бы ~2.6·10-6 Ангстрем. Между тем, размах тепловых колебаний ядер в твёрдых телах при T=300оК составляет ~0.1 Ангстрем (см., например, [Г2]). Имей здесь место индуцирование молекулярных диполей – эффект от него был бы погребён в тепловых шумах гораздо надёжнее, чем в случае газов.

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

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

qi=(Δξ/50)e=(βE/50)e, (5.2.2)

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

Qi=Nαqi·nSS, (5.2.3)

где N – среднее число разбалансовых связок «протон-электрон», приходящихся на один атом, α - число задействованных атомных слоёв, nS – 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-Qi). (5.2.4)

Комбинируя выражения (5.2.2-5.2.4) и справедливое для плоского конденсатора выражение E=Q/(ε0S), для диэлектрической проницаемости прокладки окончательно получаем

ε = 1+(NαβnSe/50ε0). (5.2.5)

Из этого выражения следует, что для типичных твёрдых диэлектриков, имеющих значения ε=5 и nS~1019 м-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.

5.3. Радиоволны в диэлектрической среде, как волны зарядовых разбалансов.

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.