Scientific journal
Advances in current natural sciences
ISSN 1681-7494
"Перечень" ВАК
ИФ РИНЦ = 0,736

EARTH ELECTROMAGNETISM, MONOPOL, FIREBALL

Vereshchagin I.A.
Предложен новый подход к изучению земного магнетизма. В центре Земли монополь µ, шаровая молния возникает в пучностях стоячих волн монополя. Гравитация – квадрупольное излучение µ.
A new approach to the study of terrestrial magnetism. In the center of the planet monopole, a fireball in the antinode of standing wave magnetic monopole. Gravity is the Blocks-polnym moment Keywords: electromagnetism, monopol, fireball

Данные о строении Земли. Магнитосфера Земли взаимодействует с солнечным ветром (рис. 1). Солнечный ветер состоит из ионов и электронов (n ~ 100/см3). Скорость ионов вблизи Земли по оценкам С.i Чепмена [2] лежит в пределах: 470 < ui < 1600 км/с. Скорость электронов зависит от механизмов разгона и близка к пределу: ue ~ c (даже при торможении в космическом магнитном поле КМП: 10-6 ≤ Н ≤ 10-4 Э) → электрический потенциал f. Поэтому ионы поглощаются в основном ионосферой. Электроны достигают земной коры и магмы, заряжая их отрицательно (рис. 3).

pic

Рис. 1. Магнитосфера Земли деформирована Солнечным ветром [1]

Векторный электрический потенциал. Для описания электромагнитных явлений используется алгебра октав (алгебра радуги, алгебра Кэли), вводится операторный терм [2]:

f (1)

где u - характерная скорость взаимодействий (u = 1), α = m´/m2u3, β = m´ - константа размерности: [m´] = кг/с, m - масса источников поля. Предметный терм имеет вид:

 U = φ + iAx + jAy + kAz + Eψ + IBx + JBy + KBz, (2)

где φ - скалярный потенциал электрического поля, А - векторный потенциал магнитного поля, ψ - скалярный магнитный потенциал, В - векторный электрический потенциал.

Принимается «параллельная», или «экстремальная» схема приведения[1] алгебры (1, 2), построенной на сюръекции

Θ | Е8 → f (E8),

допускающая гомеоморфизм Ξ | f (Е8) ↔ E8:

f (3)

Результат приведения (3) отображается в 8-мерное пространство Евклида.

В системе уравнений, построенной по алгоритму (3), с условием на потенциал ψ ≡ 0:

∂φ/∂t - div A - βdivp B = 0,

f

f (4)

f

если α ~ 0, можно пренебречь слагаемыми с этим коэффициентом. При очевидном отсутствии явной зависимости потенциалов φ, А от импульса р из (4) исключаются их производные по координатам рх, ру, рz. Тогда система уравнений (4) приобретает вид:

∂φ/∂t - div A - m´divp B = 0,

∂A/∂t + rot A + grad φ - m´rotp B = 0,

 div B = 0, (5)

∂B/∂t - rot B = 0.

В «калибровке Кулона» div A = 0 (а также при условии divp B = 0) определяются напряженности основных и дополнительных (с индексом В) полей (6)[2]:

H = rot A, HB = rot B,

E = -∂A/∂t - grad φ, EB = - m´rotp B. (6)

Из (6) следуют уравнения Максвелла для полей, связанных с потенциалами φ, A:

div H = 0, rot H = 4πj,

 div E = 4πρ, rot E = - ∂H/∂t, (7)

и система уравнений для дополнительных полей, определяемых потенциалом В:

div HВ = 0, rot HВ = 4πjВ,

 div EВ = 0, rot EВ = - ∂ЕВ/∂t, (8)

где jВ - плотность тока магнитных мультимоментов (изменение намагниченности, линейной величины и ориентации, распределения в средах земной коры, магмы, ионосферы). Вместе со 2-м, интерес представляет 4-е уравнение системы (8): при определенных внешних условиях возможна вихревая локализация полей HВ, ЕВ. Подставляя во 2-е уравнение значение rot В = ∂В/∂t, получим ∂НВ/∂t = 4πμВ. Преобразуя 4-е уравнение в интегральную форму, придем к выражению для электрического воздействия в контуре С, охватывающем площадь S:

f (*)

что является дополнением к Э.Д.С., наводимой в контуре С согласно закону Фарадея:

f (**)

В «калибровке»

∂φ/∂t - div A = 0, divp B = 0

для симметризованных определений:

H = rot A, 
HB = m´rotp B,

E = -∂A/∂t - grad φ, 
EB = -∂B/∂t - m´rotp B,  (9)

в условии |rot rot G| » ‌‪‌|d2G/dt2| уравнения для Н, Е имеют вид:

div H = 0, rot H = 4πj - ∂Е/∂t, div E = 4πρ,

 rot E = - ∂H/∂t. (10)

Для полей НВр, ЕВр получается система уравнений, тоже не зависящих от Н, Е (11):

divр HВр = 0,

rotр HВр = - m´ΔpB ≡ 4πm´μВр,

 divр EВр = 0, (11)

rotр EВр = - 4πm´μВр - ∂HВр/m´∂t,

где μВр - плотность дополнительного магнитодинамического тока.

Вид системы (11) указывает на вихревую аномалию по полям HВр, ЕВр в отсутствие электрических и магнитных зарядов. Кроме того, обнаруживается еще один источник наведения Э.Д.С. в контуре С:

f (***)

Скалярный магнитный потенциал. Исследуем систему (3) в предположениях ψ ≠ 0, В ≡ 0, |rot rot G| > > ‌‪‌|d2G/dt2| при тех же условиях по зависимости от импульсных координат:

f

∂A/∂t + rot A + grad φ - βgradp ψ = 0,

f  (12)

Положим

f

где h - аналог постоянной Планка, Δ - лапласиан, [α´] = м. В «калибровке» div A + α´Δψ = 0 определим напряженности полей Н, Е, Нψ, Еψ (13):

H = rot A, 
Hψ = grad ψ,

E = -∂A/∂t - grad φ, 
Eψ = m´gradp ψ.  (13)

Систему (12) перепишем в виде:

∂φ/∂t - div A + 4πα´μψ = 0,

∂A/∂t + rot A + grad φ - m´gradp ψ = 0,

∂ψ/∂t - 4πα´ρ = 0, grad ψ + 4πα´j = 0, (14)

где μψ = -Δψ/4π - плотность магнитного заряда mψ.

Система уравнений для полей Н, Е имеет вид:

div H = 0, rot H = 4πj + 4πα´grad μψ,

div E = 4πρ - 4πα´∂μψ/∂t,

 rot E = - ∂H/∂t. (15)

Система уравнений для полей Hψ, Еψ записывается следующим образом:

div Hψ = - 4πμψ,

rot Hψ = 0, div Eψ = - div E,

rot Eψ = - rot E + 4πj + 4πα´grad μψ,

 divр Eψ = - 4πm´μψp, rotр Eψ = 0, (16)

где μψp - плотность динамического магнитного заряда. При grad μψ > 0 на дневной поверх-ности и μψ < 0 уравнение 4 в (16) дает гармонический (см. ниже) вклад в Э.Д.С. контура С.

Из 4-го уравнения в (14) следует:

div grad ψ ≡ Δψ = - 4πα´div j = - 4πμψ,

μψ = α´div j.

Если электрический заряд сохраняется:

div j + ∂ρ/∂t = 0,

то

μψ = - α´∂ρ/∂t.

Из 3-го уравнения в (14) получаем:

 ∂2ψ/∂t2 = 4πα´∂ρ/∂t = - 4πμψ,

или, в итоге, уравнение Даламбера для ψ:

 Δψ - ∂2ψ/u2∂t2 = 0, (17)

т.е. волны ψ существуют вне области распределенного заряда mψ.

Общее решение задачи Коши для уравнения (17) в сферически симметричном случае строится на основе частного решения

Ψ(t, r) = μо[δ(r - ut) - δ(r + ut)]/4πur,

где δ(r) - δ-функция Дирака, полученного при начальных условиях Ψо = 0, ∂Ψо/∂t = δ(r) = δ(r)μо/2πr2. В «точке» r = 0 - особенность. Решение уравнения (17) при ψ|t = 0 = ψo, ∂ψ/∂t|t = 0 = Ωψo есть

 ψ(t, r) = ψo∫ V´ (ΩΨ + ∂Ψ/∂t)dV´, (18)

где Ψ = Ψ(t, |r - r´|), [ψo] = c/м3, V´ - область с μψ. Опережающие решения отвечают удален-ным на ∞ источникам поля. Использование потенциала ψ допускает нарушение 2-го начала термодинамики [4] (магнитная активность Солнца, сверхсветовой солнечный ветер, КМП).

Из 2-го уравнения в (15) следует: div j = - α´Δμψ. Поскольку α´div j = μψ, уравнение для плотности μψ принимает вид однородного уравнения Гельмгольца:

 Δμψ + (2π/λ) 2μψ = 0, (19)

λ = 2πα´. Решение (19) под сферой СФ радиуса RФ с условием μψ |СФ = 0 или ∂μψ/∂n |СФ = 0:

f (20)

где R = |r´ - r|. Вне шара Ф: μψ = 0 [5], ψ ≠ 0. Уравнение (19) имеет набор фундаментальных решений для дискретных значений момента (α´ = m´r2v2/2mu3, где rv = ζrovo, ζ из R) и описывает стоячие волны плотности μψ в Ф:

μψ = μψ0Re( ∑ ζ ≥ 0 eikζr)/r,

μψ0 = Re(аψe-iωζt),

f f  nim > 0,

и амплитуда волн от центра убывает [6]. Коэффициент поглощения: nim ~ (ωμ)1/2. При их числе N >> 1, все компоненты grad μψ(kn) ортогональны (dim V >> 1).

При условиях (13) плотность заряда ρ является источником «подогрева» μψ:

 Δμψ - 4πσ∂μψ/∂t = - 4πσρ/α´. (21)

Учитывая решения уравнений (17, 19), граничные условия для (21) достаточно принять в виде:

μψФ = 0, ∂μψ/∂n |СФ = 0 [5].

От знака ρ зависит направление процесса (nψ > 0 для +ρ).

В случае μψ-«электрона», т.е. при h = ħ/2 и массе m = mе, коэффициент

α´ ≈ 0,273 мм = λ´ → ν´ ≈ 1,098 тГц.

Введем ε(μψ) как набор осцилляторов εn = ħω(n + СS´/2 + 2) в поле

U = 2π∫Ф ρMω2r4dr ≈ mω2r2/2

шара Ф [7]. Здесь СS ≈ 2 4s ≡ j - число степеней свободы в гиперкэлеровом пространстве s монополей V4s, определяемое факторизацией [8] (при диффеоморфизме Θ | f(Е4k) → E4k) пространства V4s по подгруппам группы SO(4s). Если s = 1 и калибровка фиксирована, то фазовая окружность S1 не рассматривается, и СS´ = 3. При тепловом равновесии одного несвязанного монополя (7/2) с реликтовым излучением[3]:

εn = εт = 13kT/2 = ħωrel,

где Т ≈ 2,7 К - температура реликтовых частиц, имеющих 9 степеней свободы движения, колебаний, вращения, 3 спина и 1 заряда. Длина реликтовой волны λrel ≈ 0,13 мм (реальная длина волны реликтов на максимуме интенсивности λ ≈ 0,11 мм).

В квантовом приближении:

ε = ∑ n ≥ 0 рnεn = εт,

где рn - коэффициенты, ∑ n ≥ 0 рn = 1, или вероятности состояний

n: рn = |χn|2 ~ exp(- r2/α´2)r2n/α´2n+1,

где χn - волновые функции (рис. 2) [9]. Вероятность перехода из нулевого состояния εо → εk: pok = κke/k!, κ = F2/16meħπ3ν3 - параметр распределения Пуассона, F = q2/α´2 - воздействие (электрического) поля Е ≈ const. Осциллятор является возмущением среды, поэтому ħkrel = ħkn(εμ)1/2. В табл. 1 даны оценки произведения проницаемостей εμ для различных слоев плотности μψ[4], см. [9]. Для s притягивающих друг друга отрицательных монополей j >> 1, и ν ~ εμ ~ uгруп ~ M ~ 0. Если ε ~ 1, то μ ~ 0.  

n

0

1

2

3

ω/1011, c-1

6,5616

5,1034

4,1755

3,5331

λ∙10 4 / 2π, м

4,5689

5,8744

7,7979

8,4852

εμ

0,0816

0,0499

0,0331

0,0236

uгруп/108, км/с

0,8565

0,6621

0,5451

0,4612

ρM∙1021, кг/м3

4,188

8,8667

16,189

26,772

М, кг

0,0313

0,0666

0,1216

0,2008

pic

 
Рис. 2. Сравнение квантовой вероятности местонахождения частицы ркв для n = 1
c классической ркл. А, В - точки поворота,
А´, B´ - точки максимума ркв

Оценим ε в плазме под СФ. Если заряд +Qp ядра сосредоточен в оболочке (свободные протоны) и плотность электронов мала в сравнении с плотностью элементарных монополей, то под СФ вдали от резонансов (ωр, ωе, ωμ > ω) диэлектрическая проницаемость для n-гармоники в d-слое независимо от значения магнитной проницаемости (см. [11]): εn ≈ 1 + 4πм2μψn/[(ωψn2 - ω2)Mψn, где м - элементарный заряд монополя, μψn - плотность монополей, Mψn - масса магнитного заряда в состоянии n, ωψn - собственная частота осциллирующего монополя (~1011 Гц). В условиях синфазности в любом слое стоячих волн (см. ниже) плотности μψn и массы Mψn их отношение конечно, и εn > 1. Из оценок в таблице следует: проницаемость μ << 1. То есть ядро с магнитным зарядом является сильным диамагнетиком, и магнитное поле «выталкивается из него» (эффект Мейсснера), как из сверхпроводника температуры Т < Ткрит. Это согласуется с отсутствием волн ψ там, где распределен магнитный заряд (← уравнения (17, 19)), и используется при выводе других уравнений.

Сейсмическое зондирование обнаруживает ядро радиуса Rядро ~ 1215 км = α´; его жесткость ς = Mω´2. Плотность оболочки ρС ≈ 13 г/см3, толщина 10 км [12]. Скорость электронов uе ~ 1000 км/с, концентрация ρе ≈ 2.286∙10153, электрическое поле Ее ~ 3,518∙106 В/м, проводимость σе ~ 6,449∙1014 / Ом∙м[5] (больше σСu примерно в 107 раз). В приближении εμ ≈ 1, частоты обращения ψ-волн вокруг ядра ν´ ≈ 40 Гц, электронов в слое СФ примерно 0,13 Гц.

Упругие волны плотности вещества отражаются от ядра, внутрь не проникая. Плотность массы под СФ: ρM ≈ m´ν´2/8π(εμ)3/2 u3 (см. табл. 1). Но ряд по уровням ε ограничен распределением Пуассона и зависимостью ε = ε(ω) внутри ядра. Таким образом, в центре Земли расположена практически пустая область размера ~ 2α´. Масса ее слоев М меняется вследствие переходов μψ-субстанции между уровнями εn. Жесткость ядра невелика - значения 1 < ς < 100 не для твердого никеля или железа. В связи с переходами n ↔ k шар Ф пульсирует по массе. Классический электромагнетизм в Ф исчезает, т.к. поле Н вытолкнуто из полости. Если в ядре (рис. 3) Нψ ≈ 0, то grad ρ ≈ 0, и получаем уравнение «теплопроводности» (при μ = 1 ср. со скин-эффектом [4]) для поля Е (R3Ф ↔ ФСФ):

 ΔЕ - 4πα´(σ/χ)∂E/∂t = 0, (22)

где χ - электроемкость (слоя СФ). Принято j = σE. При выводе (22) использовались: уравнение j = - α´grad μψ, полученное из 2-го уравнения в (15), 3-е и 4-е уравнения (15) и условие σ ≈ const. В шаре ΔЕ ≈ 0. Рассмотрим приближение полупространства. Начало цилиндрических координат на нижней сфере слоя СФ, направление оси Z в R3Ф. Тогда индукция Е ≈ Еое -z/δ ei(z/δ - ωt), где δ ≈ u(2πσω/χ) -1/2 = (2u2α´2/σω)1/3. Для Еψ в шаре ΔЕψ ≈ 0 и в слое приближение: Еψ = -Еое - z/δ ei(z/δ - ωt) . Сейсмические оценки толщины сверхпроводящего слоя дают значение δС ≈ 10 км, и микро-, телеволны через СФ не проникают. Значение Е во времени уменьшается, если нет подпитки внешним полем (электронами Черенкова).

pic

Рис. 3. Схематический разрез Земли. Распределение электрических зарядов напоминает модель атома: в центре положительно заряженное ядро, кора - электронная оболочка, ионосфера - наведенные заряды. Полюса S, N и система координат для магнитной индукции помещены на воображаемой сфере над корой

Групповая скорость под СФ вдали от резонанса (ωψ > ω) определяется формулой:

uC = u(εμ)1/2
 = uμ 1/2[1 + 4πм2μψ/[(ωψ2 - ω2)Mψ]1/2, (23)

uC ~ μ1/2 → 0, и частицы, «втягиваемые» зарядом mψ = μψdV в разреженную холодную плазму, перед исчезновением становятся мощными источниками излучения Черенкова.

Масса земного ядра мала: М ≈ 4/3 πα´3ρM, момент вращения невелик:

h ≈ 4/5 πα´5ρMω´ при ρM ≈ сonst.

В обычной среде метрика r = |r - r´| определяется посредством электромагнитных волн, распространяющихся со скоростью u. Введем метрику в среде С:

rС = М|r - r´|,

где число Маха М = u/uгр, u - скорость вне С, uгр - групповая скорость в С, (tC = Mt). Для полости Ф, хранящей информацию о ранних стадиях Метагалактики, примем М = (εμ) -1/2. Пусть ядро состоит из двух фаз: протонного газа Фр и монополей Фμ. В ядре число М >> 1, что означает: эффективный показатель адиабаты Пуассона γ ≈ 1, коэффициент плотности протонной фазы ξ = (γ - 1)/(γ + 1) ≈ 0, и предполагаемая фаза монополей становится истинной. Так как количество степеней свободы всех движений монополей j → ∞, где j = 2/(γ - 1), то dim V → ∞, где V = V4k/SO(4k)×Vp×R3. Чем интенсивней приток протонов в Ф, тем больше М и сильнее компактифицируется ядро при массе и радиусе М ≈ α´ ≈ const. Иначе говоря, атомы из протонов и элементарных монополей «исчезают» в дополнительных измерениях V4k/SO(4k).

 pic

Рис. 4. Распределение частоты θ появления шаровых молний в грозу, пасмурные
и солнечные дни

Потенциалы φ, ψ, В. Опытные данные [13] показывают, что моды выборки (n ~ 1000) по цвету, размеру, времени жизни шаровых молний (SM) лежат в пределах: λжелт ≤ λ ≤ λкрасн, 15 ≤ Ø ≤ 30 см, 10 ≤ τ ≤ 50 с. Частоты вариационных рядов n по значениям многих признаков ζ аппроксимируются распределениями: Бернулли с малой вероятностью р события ξ+, логарифмически нормальным с параметром 0 + ε < σ < 1, χ-квадрат c степенями свободы 3 ≤ n ≤ 13, положительным устойчивым законом с параметром σ = ½. Отмечается корреляция Ø и τ. Появление молний зависит от погоды по другому закону [14]. На рис. 4 приведенная влажность g = 1 - s. Фактический ряд значений θ при s ≈ ¾ начинает терять частоту (пунктир). Сравнение с типичными графиками p(ζ) вида Ξ приводит к выводу: линейные молнии в условиях повышенной электризации пространства и влажности воздуха являются катализаторами SМ - основная причина их появления лежит во взаимодействии солнечного ветра (поток электронов Черенкова) с магнитным зарядом ядра Земли. Коэффициент корреляции r(Ø, τ) ~ 1 приводит к предположению: SM-долгожители содержат относительно большой заряд mψ, и область под их высокопроводящей оболочкой компактифицирована. Перечисленные факты являются причиной введения скалярного магнитного потенциала ψ совместно с векторным электрическим потенциалом В (в пренебрежении влиянием магнитного поля Земли А = 0).

Система (3) с оператором

f

где U - потенциальная функция, если потенциалы явно не зависят от импульса р, в приближении ΔΘ = - 4πθ принимает вид:

∂φ/∂t - 4πα´μψ - αUψ = 0,

grad φ + 4πα´jB + αUB = 0,

 ∂ψ/∂t - div B + 4πα´ρ + αUφ = 0, (24)

∂B/∂t - rot B + grad ψ = 0.

Определим поля при условии

div B + (α´Δ - αU)φ = 0

в «классической форме»:

Н = rot A, 
НВ = rot B,

Е = - grad φ, 
Еψ = - grad ψ - ∂B/∂t.    (25)

Система уравнений для полей Н, Е имеет следующий вид:

div H = 0, rot H = 0,

 div E = 4πρ, rot E = 0, (26)

и для полей НВ, Hψ, Еψ, используя 1-е и 2-е уравнения в (24), получаем:

div HВ = 0,

rot HВ = 4π(1 - αα´U)jB + 4πα´grad ρ +
+ αφ grad U - α2U2В,

 div Eψ = 4π(1 - αα´U)μψ -
 - 4πα´∂ρ/∂t - α2U2ψ, (27)

rot Eψ = - ∂HВ/∂t,

В случае U = ψ для области без момента (α´ = 0) из 3-го уравнения (24), с привлечением уравнений 1 и 4, получается нелинейное интегро-дифференциальное уравнение:

f (28)

где f, l - константa размерности[6]. В области с моментом (α´ > 0) и U ≈ 0 из 1-го уравнения системы (24), используя 3 и 4 уравнения, для плотности μψ находим:

 Δμψ - (2π/λ´) 2μψ = 0, (29)

где λ´ = 2πα´. Физически приемлемое решение (см. квантовые вероятности местонахождения частиц и [7]):

f 

описывает волны вне Ф, затухающие на периферии. Под СФ:

f

Условие сшивки решений:

f

где u, uC, ũ - магнитогидродинамические скорости под СФ, в СФ, вне Ф. Большие частоты подавлены. В приближении равенства амплитуд, мощный узел первых 4-х резонансных волн с сильным потоком плотности μψ, концентрацией волн ψ и прозрачностью слоя СФ, обратно пропорциональной (σω)1/2, - примерно на расстоянии 3α´. Это критический слой D´ [12], в котором поперечные волны сs гаснут. Слоистая структура магмы является, в том числе, следствием влияния волн плотности μψ. На дневной поверхности - всплеск гармонических колебаний скорости элементов μψ и над нею 11-я пучность на высоте 300 км (рис. 5; R = α´). Для резонанса с λ ~ α´/6 пучность на высоте 50 км (ионосферный слой высокой проводимости). Заметен всплеск подвижности μψ в слое М экзосферы[7]. В пучностях вероятность индукции отдельного магнитного заряда mψ из его плотности μψ повышается: р ~ Hψ2/|mψ| > 0. Это косвенно указывает на связь появления шаровых молний вблизи дневной поверхности с магнитным зарядом ядра Земли.

pic

Рис. 5. Стоячие волны плотности магнитного заряда μψ ядра ♀. Слой D, пучность Е´ внутри внешнего ядра под слоем D´, обнаруженного сейсмозондированием. Слои F, G, H в магме.
Узлы: I - дрейф μψ на коре; J, K, L, M - в ионосфере. Декремент амплитуды суперпозиции
первых 4-х гармоник снижен для наглядности изображения

В терминологии [15] монополь mψ (активатор) является «горячим», а его потенциал ψ и поле Нψ (носитель) «холодными» автосолитонами АС (процессы диффузионного типа с подпиткой). Распределение ингибитора показывает, что ядро излучает. Устойчивость структуре АС придает также гравитационное поле. Диффузия солитона ψ, описываемого уравнением (28), возможна в магме, но это дополнительная теория. Волны ψ вероятны на дневной поверхности, т.е. в узле μψ, где давление магнитных волн относительно большое. Для описания аномальных процессов в атмосфере используется система (27) с потенциальной функции U → φ + B.

Если поле Нψ = -grad ψ - ∂В/∂t и ЕВ = rot B (суть системы (27) не меняется), то элементарный анализ показывает, что вектор Нψ отрицательного заряда mψ (при малости суточных изменений ∂В/∂t) направлен вниз и убывает с высотой - ток протонов правой спиральности к оси Z и усиливается с набором высоты, уменьшает Нψ. Электроны Черенкова создают вертикальный ток вверх и «магнитное поле» ЕВ правой спиральности, что уменьшает ток jB за счет прецессии +q вокруг ЕВ. В итоге блоки крупных молекул с насыщенным облаком общих электронов, взаимодействуя с полем Нψ в условиях гравитационного притяжения, с крейсерской скоростью vrot устремляются вдоль силовых линий поля ЕВ, образуя левоспиральные структуры. Не только молекулы ДНК имеют левую спиральность, но и другие цепочки из сложных молекул, отвечающие долгосрочной магнитной погоде Земли на протяжении миллиардов лет. Монополь +|mψ| в центре планеты индуцирует правый вариант органической жизни.

pic

Рис. 6. Стоячие волны плотности магнитного заряда отличаются от колебаний 3-браны.
В узлах струны упругое сжатие с двух
сторон ↔ напротив, потоки μψ встречаются
в пучностях, где волны ψ гаснут

Другой эффект связан с авто-диамагнетизмом в «калибровке» div B = 0. Элемент μψ испытывает радиальные колебания между сферическими пучностями с максимальной скоростью в узле Ud вдоль поля Нψ = -grad ψ вне сферы Сd. Под Сd поля Нψ нет, что эквивалентно значению μ ≈ 0. Если плотность стоячих волн магнитного заряда представлена в виде ряда: μψ = ∑ansin(ωnt)sin(knr), то закон сохранения div jB + ∂μψ/∂t = 0 и значение jB = vμψ, где v - радиальная скорость μψ, для плотности магнитного тока дают в узле: vn = (ωn/2kn)ctg(ωnt)ctg(knr). Т.к. в нем два потока μψ со стороны двух полуволн (рис. 6), создается гармонический ток jВn = аnn/kn)cos(ωnt)cos(knr) и вихревое поле f. Ток плотности μψ сдвинут по фазе на π/2 и направлен вверх, и прецессия вокруг линий f соседних элементов μψ «диамагнитно» уменьшает jВn. В сферическом узле Ud переменный ток монополей IВd ≈ 4πRd2δdjВ, где δd - толщина слоя d, в среднем равен нулю и по периоду, и по δd. Поля, создаваемые этим током на расстоянии r > Rd, малы. Вне стоячих волн в ФСФ поля слоев Сd определяются по энергетическому воздействию (среднеквадратическое значение mψ, Нψ, ). Отрицательные значения плотности: μψ < 0 и массы: мψ < 0 обусловлены поперечными колебаниями монополя на упругой «границе» физического мира с его отражением в вакууме (с его преформой в эфирном состоянии материи).

Список литературы

  1. Солнечная и солнечно-земная физика / под ред. А. Бруцека, Ш. Дюрана. - М.: Мир, 1980.
  2. Чепмен С. Геофизика. - М.: Мир, 1964. - С. 278 - 295.
  3. Верещагин И.А. Октетная электродинамика / Фундаментальные проблемы естествознания и техники. Труды Всемирного Конгресса. Т. 1. -СПб.: Изд. СПбГУ, 2002. - С. 30.
  4. Терлецкий Я.П., Рыбаков Ю.П. Электродинамика. - М.: ВШ, 1990. - С. 114, 126 - 126, 161.
  5. Владимиров В.С. Уравнения математической физики. - М.: Наука, 1981. - С. 440, 49.
  6. Кудрявцев Ю.И. Теория поля и ее применение в геофизике. - Л.: Недра, 1988. - С. 210 - 213, 205.
  7. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. - М.: Наука, 1989. - С. 93, 141, 143.
  8. Atiyah M., Hitchin N. The geometry and dynamics of magnetic monopoles. - Princeton: UniverPress, 1988.
  9. Блохинцев Д.И. Основы квантовой механики. - М.: ВШ, 1963. - С. 178.
  10. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. - М.: ГИТТЛ, 1957. - С. 368, 250.
  11. Крауфорд Ф. Волны / Берклеевский курс физики. Т. III. - М.: Наука, 1974. - С. 498.
  12. Дулов В.Г., Белолипецкий В.М., Цибаров В.А. Математическое моделирование в глобальных проблемах естествознания. - Новосибирск: Изд. СО РАН, 2005. С. 116 - 137.
  13. Стаханов И.П. Физическая природа шаровой молнии. - М.: Атомиздат, 1979. - С. 103 - 176.
  14. Прохоров Ю.В., Розанов Ю.А. Теория вероятностей. - М.: Наука, 1987. - С. 43 - 57.
  15. Кернер Б.В., Осипов В.В. Автосолитоны. - М.: Наука, 1981. - С. 11 - 22, 93, 104, 139, 150..

[1] Уравнения гиперсимметричны, асимметрия вносится начальными и краевыми условиями конкретной задачи.

[2] Переобозначено: B → H, D → E; диэлектрическая ε и магнитная μ проницаемости среды не рассматриваются.

[3] Возраст Земли исчисляется по ее твердой фазе с момента отпочкования от Солнца. Звезда возникает в результате конденсации материи на скоплении зарядов mψ, образовавшихся в эпоху Т о К = Треликт. Температурная память mψ обусловлена степенями свободы СS, а также изоляцией оболочки Сψ из захваченных электрических зарядов. Внутри звезды монополи μψ с моментом Μψ появляются из вакуума и периодически выталкиваются наружу под действием сил Архимеда и центробежной. Если свободные заряды одного знака μψ < 0 притягиваются и масса mψ < 0, то гравитационное взаимодействие атомов А{p, μψ} определяется массой протона mр > 0. Для упрощения алгоритма оценок далее также принято: r → x; h(ςν) = ς(hν), т.е. уменьшение частоты эквивалентно увеличению числа частиц, и скопления μψ слоями ложатся под уровень реликтового фона.

[4] Если среда внутри СФ не поглощающая, то можно заменить ωC → (εμ)1/2 ωC, Hψ → (μ)1/2Hψ, где ε, μ - диэлектрическая и магнитная проницаемости в шаре Ф. Для групповой скорости u = α´νC → (εμ)1/2α´νC = uC.

[5] Проводимость СФ: σе ≈ ueρe/Ee, где ue ≈ (13kT/mе)1/2, Ee ≈ (52πkTρC/me)1/2.

[6] Для сравнения: нелинейное уравнение Шредингера -ψхх = iψt + |ψ2|ψ имеет солитонные решения.

[7] Магнитогидродинамические эффекты и дисперсия в среде не учитываются (для магнитозвуковой стоячей волны плотности μψ). Выводы справедливы в корректных приближениях, принятых для упрощения расчетов.