Традиция

Гравитационная индукция

Гравитационная индукция есть свойство гравитационного поля приводить во вращение вещество, находящееся в изменяющемся потоке кручения поля.

Теория явленияПравить

Одно из четырёх уравнений лоренц-инвариантной теории гравитации имеет следующий вид: [1]   ∇ × Γ = − ∂ Ω ∂ t , ( 1 ) ~ \nabla \times \mathbf{\Gamma } = - \frac{ \partial \mathbf{\Omega} } {\partial t}, \qquad\qquad (1)

где:

Согласно ( 1 ) (1) , при изменении во времени кручения возникает круговое поле (ротор) ускорения   Γ ~ \mathbf{\Gamma } , имеющее возможность приводить во вращение вещество.

Если вектор кручения   Ω ~\mathbf{\Omega} пересекает некоторую площадь   S ~ S , то можно вычислить поток кручения через эту площадь:   Φ = ∫ Ω ⋅ n d s , ( 2 ) ~\Phi = \int \mathbf{\Omega} \cdot \mathbf{n }ds, \qquad\qquad (2)

где   n ~ \mathbf{n} – вектор нормали к элементу площади   d S ~ dS .

Возьмём частную производную в уравнении ( 2 ) (2) по времени со знаком минус и проинтегрируем по площади с учётом уравнения ( 1 ) (1) :   − ∫ ∂ Ω ∂ t ⋅ n d s = − ∂ Φ ∂ t = ∫ [ ∇ × Γ ] ⋅ n d s = ∫ Γ d → ℓ . ( 3 ) ~ -\int \frac{\partial \mathbf{\Omega} }{\partial t} \cdot \mathbf{n }ds = -\frac{\partial \Phi }{\partial t}= \int [\nabla \times \mathbf{\Gamma }] \cdot \mathbf{n }ds = \int \mathbf{\Gamma }\vec d\ell. \qquad\qquad (3)

При интегрировании была использована теорема Стокса, заменяющая интегрирование по площади от ротора вектора на интегрирование этого вектора по замкнутому контуру. В правой части ( 3 ) (3) стоит член, равный работе по переносу единичной массы вещества по замкнутому контуру   ℓ ~ \ell , охватывающему площадь   S ~ S . По аналогии с электромагнетизмом, эту работу можно было бы назвать гравитодвижущей силой. В середине ( 3 ) (3) находится частная производная по времени от потока кручения   Φ ~\Phi . Согласно ( 3 ) (3) , гравитационная индукция возникает при изменении потока кручения через некоторую площадь и выражается в возникновении вращательных сил, действующих на частицы вещества.

Гравитационная индукция может рассматриваться как гравитационный аналог закона электромагнитной индукции. [2] [3] [4]

Типичные случаиПравить

Так же как и в электромагнетизме, возможны два различных случая возникновения гравитационной индукции. В первом случае поток кручения   Φ ~\Phi изменяется за счёт переменной величины кручения   Ω ~ \mathbf{\Omega} при неизменной площади потока, охватываемого контуром или витком.

Во втором случае величина кручения остаётся постоянной, но поток кручения меняется за счёт изменения площади, занимаемой веществом контура или витка. Для примера рассмотрим резиновый шланг, заполненный жидкостью, и расположенный в виде квадратного витка в поле гравитационного кручения. Пусть три стороны витка неподвижны, а четвёртая сторона растягивается со скоростью   V ~ \mathbf{V} , увеличивая площадь витка. Так как поток кручения через виток изменяется, жидкость в шланге начнёт циркулировать. Направление движения этой жидкости будет таким, что возникающее гравитационное кручение от этой жидкости будет направлено в ту же сторону, что и первоначальное кручение, создавшее циркуляцию жидкости (это противоположно правилу Ленца в электромагнетизме).

Случай с растягиваемым квадратным витком может быть рассмотрен с помощью выражения для гравитационной силы:   F m = m ( Γ + V × Ω ) , ( 4 ) ~\mathbf{F}_{m} = m \left( \mathbf{\Gamma } + \mathbf{V} \times \mathbf{\Omega} \right), \qquad\qquad (4)

где:

  •   m ~ m – масса частицы жидкости, на которую действует сила,
  •   V ~ \mathbf{V} – скорость частицы, равная скорости растяжения витка.

Из ( 4 ) (4) для ускорения только в поле кручения следует:   Γ S = V × Ω . ( 5 ) ~\mathbf{\Gamma_{S }} =\mathbf{V} \times \mathbf{\Omega}. \qquad\qquad (5)

Интеграл от ускорения ( 5 ) (5) по всему контуру витка даёт гравитодвижущую силу, как работу гравитационной силы по перемещению единичной массы. Интеграл от ( 5 ) (5) по контуру будет равен:   ∫ Γ S d → ℓ = ∫ ( V × Ω ) d → ℓ = ∫ ( d → ℓ × V ) Ω = − ∫ d S → d t ⋅ Ω = − d Φ S d t , ( 6 ) ~ \int \mathbf{\Gamma_{S }} \vec d\ell = \int \left( \mathbf{V} \times \mathbf{\Omega}\right) \vec d\ell =\int \left( \vec d\ell \times \mathbf{V}\right) \mathbf{\Omega}=-\int \frac {d\vec S}{dt}\cdot \mathbf{\Omega}=-\frac {d\Phi_S}{dt}, \qquad (6)

где   d S → ~d\vec S есть вектор, характеризующий изменение площади витка за время   d t ~ dt , возникающее за счёт перемещения стороны контура   d ℓ ~ d\ell в направлении скорости   V ~ \mathbf{V} .

Выражение (6) есть скорость изменения потока кручения в контуре при изменении площади контура. Сравнивая ( 3 ) (3) , ( 5 ) (5) и ( 6 ) (6) , находим для индуцированного ускорения:   Γ S = V × Ω ~ \mathbf{\Gamma_{S }}= \mathbf{V}\times \mathbf{\Omega} . Таким образом, при изменении потока гравитационного кручения жидкость внутри шланга приходит в движение и начинает циркулировать в направлении, задаваемом вектором индуцированного ускорения   Γ S ~ \mathbf{\Gamma_{S }} . Гравитационная индукция действует и в отношении вещества самого шланга, так что если шланг не закреплён, то он будет синхронно вращаться вместе со своим содержимым.

Дифференциальный подходПравить

Теорию явления гравитационной индукции можно пояснить также с помощью дифференциальных величин. [5] Если считать, что поток кручения вместо (2) определяется выражением   Φ = Ω ⋅ S ~\Phi = \mathbf{\Omega}\cdot \mathbf{S} , где   S = n S ~ \mathbf{S}=\mathbf{n} S есть вектор некоторой малой площади, а кручение   Ω ~\mathbf{\Omega} однородно на этой площади, то для скорости изменения потока кручения можно записать:   − ∂ Φ ∂ t = − ∂ Ω ∂ t ⋅ S − Ω ∂ S ∂ t . ~ - \frac{\partial \Phi }{\partial t} = - \frac{\partial \mathbf{\Omega} }{\partial t} \cdot \mathbf{S}- \mathbf{\Omega} \frac{\partial \mathbf{S} }{\partial t}.

Подставим сюда (1) и (6):   − ∂ Φ ∂ t = [ ∇ × Γ ] ⋅ S + [ V × Ω ] ⋅ ℓ → = − ∂ Φ Ω ∂ t − ∂ Φ S ∂ t . ~ - \frac{\partial \Phi }{\partial t} = [\nabla \times \mathbf{\Gamma }] \cdot \mathbf{S} + [\mathbf{V} \times \mathbf{\Omega}] \cdot \vec \ell =- \frac{\partial \Phi_{\Omega}}{\partial t} - \frac{\partial \Phi_{S}}{\partial t}.

Из этого с учётом (3) в общем случае следует:   − ∂ Φ Ω ∂ t = − ∂ Ω ∂ t ⋅ S = ∫ Γ Ω d → ℓ . ~ - \frac{\partial \Phi_{\Omega}}{\partial t} = - \frac{\partial \mathbf{\Omega} }{\partial t} \cdot \mathbf{S} = \int \mathbf{\Gamma_{\Omega}}\vec d\ell.   − ∂ Φ S ∂ t = − Ω ⋅ ∂ S ∂ t = ∫ Γ S d → ℓ . ~ - \frac{\partial \Phi_{S}}{\partial t} = - \mathbf{\Omega}\cdot \frac{\partial \mathbf{S} }{\partial t} = \int \mathbf{\Gamma_{S}}\vec d\ell.

то есть как при изменении поля кручения   Ω ~\mathbf{\Omega} , так и при изменении вектора площади   S ~\mathbf{S} контура, пересекаемого полем кручения, меняется поток кручения и создаётся гравитодвижущая сила. При изменении вектора площади гравитодвижущая сила возникает в тех сторонах контура, которые при движении со скоростью   V ~ \mathbf{V} пересекают линии поля кручения. При этом направление силы, действующей на вещество контура, определяется векторным произведением   V × Ω ~ \mathbf{V} \times \mathbf{\Omega} .

Применение в физикеПравить

В ковариантной теории гравитации (КТГ) тензор энергии-импульса гравитационного поля имеет вид: [5]   U i k = c g 2 4 π G ( − g i m Φ m r Φ r k + 1 4 g i k Φ r m Φ m r ) , ~ U^{ik} = \frac{c^2_{g}} {4 \pi G }\left( -g^{im}\Phi_{mr}\Phi^{rk}+ \frac{1} {4} g^{ik}\Phi_{rm}\Phi^{mr}\right) ,

где   c g ~c_g – скорость гравитации,   G ~G – гравитационная постоянная,   g i k ~ g^{ik} – метрический тензор, а тензор гравитационного поля вычисляется через гравитационный 4-потенциал   D i = ( ψ c g , − D ) ~D_i = \left( \frac {\psi }{ c_{g}}, -\mathbf{D}\right) по формуле:   Φ i k = ∇ i D k − ∇ k D i = ∂ i D k − ∂ k D i . ~\Phi_{ik}= \nabla _{i} D_{k}- \nabla_{k} D_{i} = \partial_{i} D_{k}-\partial_{k} D_{i} .

В приближении слабого поля, когда искривление пространства-времени можно считать почти равным нулю, уравнения КТГ переходят в уравнения лоренц-инвариантной теории гравитации. При этом возникают волновые уравнения [6] как для потенциалов гравитационного поля (   ψ ~\psi – скалярный потенциал,   D ~ \mathbf{D} – векторный потенциал), так и для напряжённостей поля   Γ ~ \mathbf{\Gamma } и   Ω ~ \mathbf{\Omega} . В стационарном случае волновые уравнения гравитационного поля становятся уравнениями Пуассона классической физики. В этом же приближении компоненты тензора энергии-импульса гравитационного поля могут быть записаны в явном виде:   U 00 = − 1 8 π G ( Γ 2 + c g 2 Ω 2 ) ~ U^{00} = -\frac {1}{8 \pi G} (\Gamma^2 + c^2_g \Omega^2) – плотность энергии гравитационного поля,   U 0 k = 1 c g H k , ~ U^{0k} = \frac {1}{c_g} H^k , где индекс   k = 1 , 2 , 3 ~ k = 1 {,}2 {,} 3 и   H k = H = − c g 2 4 π G [ Γ × Ω ] ~ H^k = \mathbf{H} = -\frac { c^2_g }{4 \pi G} [\mathbf{\Gamma } \times \mathbf{\Omega } ] есть вектор плотности потока энергии гравитационного поля или вектор Хевисайда.

Отрицательность плотности энергии и потока энергии приводит к уникальному свойству, присущему гравитационному полю. Это свойство заключается в том, что эффект гравитационной индукции между двумя массами при некоторых условиях является не затухающим, а увеличивающимся по амплитуде, как в системах с положительной обратной связью. Например, если два тела притягиваются гравитацией и при этом вращаются в одном и том же направлении, то при сближении тел часть потенциальной энергии гравитационного поля будет переходить в энергию вращения тел за счёт гравитационной индукции. Тем самым данные тела будут раскручивать друг друга, увеличивая возле себя поле кручения   Ω ~\mathbf{\Omega } .

Описанный механизм предлагается для объяснения ядерных сил между нуклонами в атомных ядрах. [5] При соответствующем расположении нуклонов в ядре за счёт гравитационной индукции нуклоны раскручиваются до максимальной угловой скорости вращения. В результате возникают силы отталкивания спинов нуклонов (в гравитоэлектромагнетизме эти силы называются гравитомагнитными) такой величины, что их становится достаточно для компенсации силы притяжения нуклонов от поля сильной гравитации. При оценке данных сил, действующих в атомных ядрах, используется постоянная сильной гравитации. [7]

СсылкиПравить

  1. ↑ Федосин С.Г. Физика и философия подобия от преонов до метагалактик, Пермь: Стиль-МГ, 1999, ISBN 5-8131-0012-1. 544 стр., Табл.66, Ил.93, Библ. 377 назв.
  2. ↑ Einstein, Albert. 1912. “Gibt es eine Gravitationswirkung die der elektrodynamischen Induktionswirkung analog ist?” Vierteljahrsschrift für gerichtliche Medizin und öffentliches Sanitätswesen, 44: 37–40.
  3. ↑ Myron W. Evans. Gravitational equivalent of the Faraday Law of Induction. Paper 75. Alpha Institute for Advanced Studies (AIAS).
  4. ↑ C.J. de Matos, M. Tajmar. Gravitational Poynting Vector and Gravitational Larmor Theorem in Rotating Bodies with Angular Acceleration. 4 Jul 2001, arXiv:gr-qc/0107014v1.
  5. ↑ а б в Федосин С.Г. Физические теории и бесконечная вложенность материи, Пермь, 2009, 844 стр., Табл. 21, Ил.41, Библ. 289 назв. ISBN 978-5-9901951-1-0.
  6. ↑ Fedosin S.G. Electromagnetic and Gravitational Pictures of the World. Apeiron, 2007, Vol. 14, No. 4, P. 385 – 413; статья на русском языке: Электромагнитная и гравитационная картины мира.
  7. ↑ Комментарии к книге: Федосин С.Г. Физические теории и бесконечная вложенность материи. Пермь, 2009, 844 стр., Табл. 21, Ил.41, Библ. 289 назв. ISBN 978-5-9901951-1-0.


См. такжеПравить

Внешние ссылкиПравить

Источник — https://traditio.wiki/w/index.php?title=Гравитационная_индукция&oldid=830164