Scientific journal

Advances in current natural sciences

ISSN 1681-7494

"Перечень" ВАК

ИФ РИНЦ = 0,775

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 < u_i < 1600 км/с. Скорость электронов зависит от механизмов разгона и близка к пределу: u_e ~ c (даже при торможении в космическом магнитном поле КМП: 10-6 ≤ Н ≤ 10-4 Э) → электрический потенциал . Поэтому ионы поглощаются в основном ионосферой. Электроны достигают земной коры и магмы, заряжая их отрицательно (рис. 3).

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]:

 (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 + iA_x + jA_y + kA_z + Eψ + IB_x + JB_y + KB_z, (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:

 (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 - βdiv_p B = 0,

 (4)

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 р_х, р_у, р_z. Тогда система уравнений (4) приобретает вид:

∂φ/∂t - div A - m´div_p B = 0,

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

 div B = 0, (5)

∂B/∂t - rot B = 0.

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

H = rot A, H_B = rot B,

E = -∂A/∂t - grad φ, E_B = - m´rot_p 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 = 4πj_В,

 div E_В = 0, rot E_В = - ∂Е_В/∂t, (8)

где j_В - 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 H_В, Е_В. Подставляя во 2-е уравнение значение rot В = ∂В/∂t, получим ∂НВ/∂t = 4πμ_В. Преобразуя 4-е уравнение в интегральную форму, придем к выражению для электрического воздействия в контуре С, охватывающем площадь S:

 (*)

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

 (**)

В «калибровке»

∂φ/∂t - div A = 0, divp _B = 0

для симметризованных определений:

H = rot A, 
H_B = m´rot_p B,

E = -∂A/∂t - grad φ, 
E_B = -∂B/∂t - m´rot_p 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 Н_Вр, Е_Вр получается система уравнений, тоже не зависящих от Н, Е (11):

div_р H_Вр = 0,

rot_р H_Вр = - m´Δ_pB ≡ 4πm´μ_Вр,

 div_р E_Вр = 0, (11)

rot_р E_Вр = - 4πm´μ_Вр - ∂H_Вр/m´∂t,

где μ_Вр - плотность дополнительного магнитодинамического тока.

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

 (***)

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:

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

  (12)

Положим

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

H = rot A, 
H_ψ = grad ψ,

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

Систему (12) перепишем в виде:

∂φ/∂t - div A + 4πα´μ_ψ = 0,

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

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

где μ_ψ = -Δψ/4π - плотность магнитного заряда m_ψ.

Система уравнений для полей Н, Е имеет вид:

div H = 0, rot H = 4πj + 4πα´grad μ_ψ,

div E = 4πρ - 4πα´∂μ_ψ/∂t,

 rot E = - ∂H/∂t. (15)

Система уравнений для полей H_ψ, Е_ψ записывается следующим образом:

div H_ψ = - 4πμψ,

rot H_ψ = 0, div E_ψ = - div E,

rot E_ψ = - rot E + 4πj + 4πα´grad μ_ψ,

 div_р E_ψ = - 4πm´μ_ψp, rot_р E_ψ = 0, (16)

где μ_ψp - плотность динамического магнитного заряда. При grad μ_ψ > 0 на дневной поверх-ности и μ_ψ < 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 = - 4πμ_ψ,

μ_ψ = α´div j.

Если электрический заряд сохраняется:

div j + ∂ρ/∂t = 0,

то

μ_ψ = - α´∂ρ/∂t.

Из 3-го уравнения в (14) получаем:

 ∂²ψ/∂t² = 4πα´∂ρ/∂t = - 4πμ_ψ,

или, в итоге, уравнение Даламбера для ψ:

 Δψ - ∂²ψ/u²∂t² = 0, (17)

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

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

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

где δ(r) - δ-функция Дирака, полученного при начальных условиях Ψ_о = 0, ∂Ψ_о/∂t = δ(r) = δ(r)μ_о/2πr². В «точке» r = 0 - особенность. Решение уравнения (17) при ψ|_{t = 0} = ψ_o, ∂ψ/∂t|_{t = 0} = Ωψ_o есть

 ψ(t, r) = ψ_{o∫ V´} (ΩΨ + ∂Ψ/∂t)dV´, (18)

где Ψ = Ψ(t, |r - r´|), [ψ_o] = c/м³, V´ - область с μ_ψ. 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´Δμ_ψ. Поскольку α´div j = μ_ψ, уравнение для плотности μψ принимает вид однородного уравнения Гельмгольца:

 Δμ_ψ + (2π/λ) ²μ_ψ = 0, (19)

λ = 2πα´. Решение (19) под сферой С_Ф радиуса R_Ф с условием μ_ψ |_СФ = 0 или ∂μ_ψ/∂n |_СФ = 0:

 (20)

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

μ_ψ = μ_ψ0Re( ∑ _{ζ ≥ 0} e^ikζr)/r,

μ_ψ0 = Re(а_ψe^-iωζt),

   n_im > 0,

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

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

 Δμ_ψ - 4πσ∂μ_ψ/∂t = - 4πσρ/α´. (21)

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

μ_ψ |С_Ф = 0, ∂μ_ψ/∂n |_СФ = 0 [5].

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

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

α´ ≈ 0,273 мм = λ´ → ν´ ≈ 1,098 тГц.

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

U = 2π∫_Ф ρ_Mω²r⁴dr ≈ mω²r²/2

шара Ф [7]. Здесь СS ≈ 2 ^4s ≡ j - число степеней свободы в гиперкэлеровом пространстве s монополей V_4s, определяемое факторизацией [8] (при диффеоморфизме Θ | f(Е_4k) → E_4k) пространства V_4s по подгруппам группы SO(4s). Если s = 1 и калибровка фиксирована, то фазовая окружность S¹ не рассматривается, и С_S´ = 3. При тепловом равновесии одного несвязанного монополя (7/2) с реликтовым излучением[3]:

ε_n = ε_т = 13kT/2 = ħω_rel,

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

В квантовом приближении:

ε = ∑ _{n ≥ 0} р_nε_n = ε_т,

где р_n - коэффициенты, ∑ _{n ≥ 0} р_n = 1, или вероятности состояний

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

где χ_n - волновые функции (рис. 2) [9]. Вероятность перехода из нулевого состояния ε_о → ε_k: p_ok = κ^ke^-κ/k!, κ = F²/16m_eħπ³ν³ - параметр распределения Пуассона, F = q²/α´² - воздействие (электрического) поля Е ≈ const. Осциллятор является возмущением среды, поэтому ħk_rel = ħk_n(εμ)^1/2. В табл. 1 даны оценки произведения проницаемостей εμ для различных слоев плотности μ_ψ[4], см. [9]. Для s притягивающих друг друга отрицательных монополей j >> 1, и ν ~ εμ ~ u_груп ~ M ~ 0. Если ε ~ 1, то μ ~ 0.  

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

Оценим ε в плазме под С_Ф. Если заряд +Q_p ядра сосредоточен в оболочке (свободные протоны) и плотность электронов мала в сравнении с плотностью элементарных монополей, то под С_Ф вдали от резонансов (ω_р, ω_е, ω_μ > ω) диэлектрическая проницаемость для n-гармоники в d-слое независимо от значения магнитной проницаемости (см. [11]): ε_n ≈ 1 + 4πм²μ_ψn/[(ω_ψn² - ω²)M_ψn, где м - элементарный заряд монополя, μ_ψn - плотность монополей, M_ψn - масса магнитного заряда в состоянии n, ω_ψn - собственная частота осциллирующего монополя (~10¹¹ Гц). В условиях синфазности в любом слое стоячих волн (см. ниже) плотности μ_ψn и массы M_ψn их отношение конечно, и ε_n > 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 < Т_крит. 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 R_ядро ~ 1215 км = α´; его жесткость ς = Mω´². Плотность оболочки ρ_С ≈ 13 г/см³, толщина 10 км [12]. Скорость электронов u_е ~ 1000 км/с, концентрация ρ_е ≈ 2.286∙10¹⁵/м³, электрическое поле Ее ~ 3,518∙10⁶ В/м, проводимость σ_е ~ 6,449∙10¹⁴ / Ом∙м[5] (больше σ_Сu примерно в 10⁷ раз). В приближении εμ ≈ 1, частоты обращения ψ-волн вокруг ядра ν´ ≈ 40 Гц, электронов в слое С_Ф примерно 0,13 Гц.

Упругие волны плотности вещества отражаются от ядра, внутрь не проникая. Плотность массы под С_Ф: ρ_M ≈ 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 μ_ψ-субстанции между уровнями ε_n. 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) Н_ψ ≈ 0, то grad ρ ≈ 0, и получаем уравнение «теплопроводности» (при μ = 1 ср. со скин-эффектом [4]) для поля Е (R³Ф ↔ ФС_Ф):

 ΔЕ - 4πα´(σ/χ)∂E/∂t = 0, (22)

где χ - электроемкость (слоя С_Ф). Принято j = σE. При выводе (22) использовались: уравнение j = - α´grad μ_ψ, 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 С_Ф, направление оси Z в R³Ф. Тогда индукция Е ≈ Е_ое ^-z/δ e^{i(z/δ - ωt)}, где δ ≈ u(2πσω/χ) ^-1/2 = (2u²α´²/σω)^1/3. Для Е_ψ в шаре ΔЕ_ψ ≈ 0 и в слое приближение: Е_ψ = -Е_ое ^{- z/δ} e^{i(z/δ - ωt)} . Сейсмические оценки толщины сверхпроводящего слоя дают значение δ_С ≈ 10 км, и микро-, телеволны через С_Ф не проникают. Значение Е во времени уменьшается, если нет подпитки внешним полем (электронами Черенкова).

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 С_Ф вдали от резонанса (ω_ψ > ω) определяется формулой:

u_C = u(εμ)^1/2 = 
 = uμ ^1/2[1 + 4πм²μ_ψ/[(ω_ψ² - ω²)M_ψ]^1/2, (23)

u_C ~ μ^1/2 → 0, и частицы, «втягиваемые» зарядом m_ψ = _∫μ_ψdV в разреженную холодную плазму, перед исчезновением становятся мощными источниками излучения Черенкова.

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

h ≈ 4/5 πα´⁵ρ_Mω´ при ρ_M ≈ сonst.

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

r_С = М|r - r´|,

где число Маха М = u/u_гр, u - скорость вне С, u_гр - групповая скорость в С, (t_C = Mt). Для полости Ф, хранящей информацию о ранних стадиях Метагалактики, примем М = (εμ) ^-1/2. Пусть ядро состоит из двух фаз: протонного газа Ф_р и монополей Ф_μ. 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 = V_4k/SO(4k)×V_p×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 V_4k/SO(4k).

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: λ_желт ≤ λ ≤ λ_красн, 15 ≤ Ø ≤ 30 см, 10 ≤ τ ≤ 50 с. Частоты вариационных рядов n_iζ 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

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

∂φ/∂t - 4πα´μ_ψ - αUψ = 0,

grad φ + 4πα´j_B + 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, 
Н_В = rot B,

Е = - grad φ, 
Е_ψ = - 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 Н_В, H_ψ, Е_ψ, используя 1-е и 2-е уравнения в (24), получаем:

div H_В = 0,

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

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

rot E_ψ = - ∂H_В/∂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:

 (28)

где , 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:

 Δμ_ψ - (2π/λ´) ²μ_ψ = 0, (29)

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

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

Условие сшивки решений:

где u, u_C, ũ - магнитогидродинамические скорости под С_Ф, в С_Ф, вне Ф. Большие частоты подавлены. В приближении равенства амплитуд, мощный узел первых 4-х резонансных волн с сильным потоком плотности μ_ψ, концентрацией волн ψ и прозрачностью слоя С_Ф, обратно пропорциональной (σω)1/2, - примерно на расстоянии 3α´. Это критический слой D´ [12], в котором поперечные волны с_s гаснут. Слоистая структура магмы является, в том числе, следствием влияния волн плотности μψ. На дневной поверхности - всплеск гармонических колебаний скорости элементов μ_ψ 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 μ_ψ в слое М экзосферы[7]. В пучностях вероятность индукции отдельного магнитного заряда m_ψ из его плотности μ_ψ повышается: р ~ H_ψ²/|m_ψ| > 0. Это косвенно указывает на связь появления шаровых молний вблизи дневной поверхности с магнитным зарядом ядра Земли.

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 μ_ψ 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 Н_ψ (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 Н_ψ = -grad ψ - ∂В/∂t и Е_В = rot B (суть системы (27) не меняется), то элементарный анализ показывает, что вектор Н_ψ отрицательного заряда m_ψ (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 Н_ψ. 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.

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

Другой эффект связан с авто-диамагнетизмом в «калибровке» div B = 0. Элемент μ_ψ испытывает радиальные колебания между сферическими пучностями с максимальной скоростью в узле U_d вдоль поля Н_ψ = -grad ψ вне сферы С_d. Под С_d поля Н_ψ нет, что эквивалентно значению μ ≈ 0. Если плотность стоячих волн магнитного заряда представлена в виде ряда: μ_ψ = ∑a_nsin(ω_nt)sin(k_nr), то закон сохранения div j_B + ∂μ_ψ/∂t = 0 и значение j_B = vμ_ψ, где v - радиальная скорость μ_ψ, для плотности магнитного тока дают в узле: v_n = (ω_n/2k_n)ctg(ω_nt)ctg(k_nr). Т.к. в нем два потока μ_ψ со стороны двух полуволн (рис. 6), создается гармонический ток j_Вn = а_n(ω_n/k_n)cos(ω_nt)cos(k_nr) и вихревое поле . Ток плотности μψ сдвинут по фазе на π/2 и направлен вверх, и прецессия вокруг линий  соседних элементов μ_ψ «диамагнитно» уменьшает j_Вn. В сферическом узле Ud переменный ток монополей I_Вd ≈ 4πR_d²δ_dj_В, где δ_d - толщина слоя d, в среднем равен нулю и по периоду, и по δ_d. Поля, создаваемые этим током на расстоянии r > R_d, малы. Вне стоячих волн в ФСФ поля слоев С_d определяются по энергетическому воздействию (среднеквадратическое значение m_ψ, Н_ψ, ). Отрицательные значения плотности: μ_ψ < 0 и массы: м_ψ < 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.