Обоснование существования эфироопорных сил в классической электродинамике

В период становления классической электродинамики и теории относительности о силах, называемых в этой работе «эфироопорными» ничего не было известно. Первые сведения появились в 30-х годах в монографии И. Е. Тамма до сих пор являющейся популярным учебным пособием по классической электродинамике в России [1]. Там был описан мысленный эксперимент, послуживший прототипом натурального опыта, 120

выполненного в конце 70-х годов канадскими физиками Грехемом и Лахозом [2]. Цилиндрический конденсатор, между обкладками которого ничего не было, помещали в сильное внешнее магнитное поле. При подаче на обкладки переменного напряжения регистрировали механические колебания конденсатора, по мнению авторов, свидетельствующие о наличии силы реакции на вакуум. Пейдж и Адамс в 1945 году установили [3], что равнодействующая сила, возникающая при взаимодействия движущихся зарядов между собой, не равна нулю. Они показали, что закон сохранения импульса будет выполняться в предположении, что статические электромагнитные поля обладают собственным импульсом (количеством движения) и дали формулу для вычисления этой величины. Однако, согласно настоящей работе, эта величина не сохраняется при ускоренном движении зарядов (а также при изменении магнитных моментов), в силу чего её нельзя отождествлять с импульсом электромагнитного поля. Она имеет другой физический смысл – служит мерой силового и энергетического взаимодействия вещества (в форме движущихся зарядов и магнитных материалов) с физическим вакуумом, обеспечивая возможность осуществления непрерывного ускоренного движения в космическом пространстве. Это и есть эфироорная сила, эффект действия которой был зарегистрирован в экспериментах автора [4], [5].

Эфироопорные силы могут иметь место в разных макроскопических системах, при наличии колебаний электрического и магнитного полей. Ниже рассмотрены некоторые варианты, которые, по мнению автора, наиболее удобны для развёртывания научно-исследовательских работ и опытноконструкторских разработок, с целью их практического применения на транспорте и в энергетике.

2.    Эфироопорные силы в токо-зарядовых системах

К токо-зарядовым системам относятся всевозможные резонаторы и вибраторы. Без существенного ограничения общности можно обойтись рассмотрением квазистатических систем, в которых токи и напряжения (а также дипольные моменты) совершают синфазные гармонические колебания. Геометрические размеры малы по сравнению с длиной волны, соответствующей частоте колебаний системы. Такие системы разбиваются на малые части (объёмы), в которых образуемые электронной компонентой отрицательные заряды, колеблются около неподвижных центров, образуемых ионной компонентой или элементами кристаллической решётки, что позволяет рассматривать их (эти системы) как суперпозицию пар колеблющихся с одинаковыми частотами диполей. Результирующая сила системы отыскивается путём суммирования (интегрирования) по таким парам диполей, что проводит к простым решениям в некоторых практически важных случаях.

При таком подходе, дипольные моменты p и их производные по времени p и p обусловлены движением зарядов (заключённых в малых объёмах вещества), что позволяет пользоваться формулами для полей, создаваемых движущимися зарядами.

p = qv, p = qw, где q – заряд, v - скорость, w – ускорение.

Меняющийся диполь также можно рассматривать как элемент тока, p = qv ^ Idl ( dl - элемент длины), что удобно при интегрировании по объёму, занятому проводником.

Скорости зарядов в рассматриваемых нами резонаторах и вибраторах заведомо малы по сравнению со скоростью света v << c и это приближение мы будем использовать в наших расчётах. Размеры вибраторов ( а ) всегда малы по сравнению с длинами волн, соответствующих их частотам колебаний, а <<  X , что соответствует квазистатическому режиму их работы. В наших задачах квазистатическое приближение годится и для оценок (с достаточно хорошей точностью) сил в резонаторах.

Пусть два заряда q , и q 2 движутся со скоростями V , , V 2 и ускорениями w₁ , w₂ . Определим силы, действующие на каждый их этих зарядов и суммарную силу – равнодействующую системы двух зарядов. В процессе движения каждый из зарядов испытывает действие силы Лоренца, со стороны образуемого другим зарядом магнитного поля. Отсюда путём непосредственных вычислений приходим к известной с 1945 года [3] формуле равнодействующей магнитных сил Лоренца системы:

F = qq^ R х (V , х v 2 )                                (1)

cR

Её можно переписать в форме, содержащей скорости изменений дипольных моментов 122

r ₁ r_rr

F = — 3 R X (P 1 x p₂)                                  (la)

cR

Или в форме, содержащей элементы токов r rrr

F = С^ x (dl i x dl 2 )                           (lb)

Кроме магнитной силы Лоренца, на образующие колеблющиеся диполи движущиеся заряды действует электрическая сила Лоренца - это кулоновская сила, сила зависящая от скорости, и сила, зависящая от ускорения заряда.

В квазистатическом приближении напряжённость электрического поля кулоновской и зависящей от скорости компонент, как известно [6], описывается формулой:

^r qR ^r      1 - β ²

R3 (1 -e2sin2 О)3'2 ’ где в = v'c, О - угол между направлением движения и радиус-вектором R. Учитывая малость параметра в (v << с), и соотношение

β ² sin² θ = ( β x n )² = β ² - ( β n )²

где n - единичный вектор в направлении R , формулу (2) можно переписать в виде: r e=q|[1+1 в2 - |(pn )2]                           (3)

R22

Если в правой части этой формулы раскрыть квадратные скобки, то первый член отвечает создаваемому зарядом кулоновскому полю (не зависящему от скорости). Кулоновская сила F₂₁ ( F₁₂ ), действующая на первый (второй) диполь p i ( p 2 ) со стороны второго (первого) диполя p 2 ( p i ) определяется по формуле: rrr r

F 21 = (P 1 V )[ ^| < ^d3^R )R - £1                          (4)

R⁵     R ³

Вычисляя, найдём, что сумма кулоновских сил, с которыми два диполя действуют друг на друга, равна нулю ( F₁₂ + F₂₁ = 0 ), что вполне понятно, потому эта сила численно равна кулоновской равнодействующей между неподвижными зарядами.

Так как второй член правой части (3) отличается от первого только не зависящим от R множителем, то обусловленная им суммарная сила тоже равна нулю.

Определим теперь, какая сила, Fe , действует на диполь со стороны электрического поля, обусловленного третьим членом формулы (3). Согласно общей формуле Fe = (pV)E, где p = qd -r дипольный момент, d – амплитуда отклонения заряда от равновесного положения, E – напряжённость электрического поля, которую можно переписать в виде: r r rr

E = _ 3q( p n)²R = _ 3q(VR)²R

2R32c

Отсюда, для силы, действующей на диполь p₂ = q₂d₂ со стороны движущегося со скоростью v ^r ₁ заряда q 1 , получим:

r         rr   rr   r  r     vv    vr

Fei2 =       ) №№)-г _ (V 1^2 _ 2(d2v 1)R}

2c RR

Аналогичная сила Fe21 действует на диполь p1 = q1d1 со стороны движущегося со скоростью v2 v2 заряда q2.

Максимальная величина суммы этих сил получится, если выражение в фигурных скобках (5) заменить суммой модулей слагаемых, в каждом из которых скалярные произведения заменить на произведение модулей сомножителей. Тогда получим:

Fem ах = ~qq² (V 2 d₂ + ^v2 dl) emax                 1 2     2 1

c2R3

Из (1) следует, что максимальное значение силы Лоренца равно:

R

Lmax

q1q2v1v2 c2R2

Отношение электрической и магнитной компонент, согласно (6) и (7) будет равным:

^Femax    12 v      v

----=    ( 1 d 2 + ^di )

^FLmax   ^R v 2      v 1

Так как дипольные моменты по условию задачи колеблются синфазно, то справедливо соотношение v = to d , откуда следует, что

F e max /F L max ⁼ 12(d 1 + d 2 )/R

Не нарушая общности результата, можно предположить, что в этом выражении d 1 = d 2 = d . Тогда получим:

F e max /F L max = 24d/R

Отсюда видно электрическая сила F_e пренебрежимо мала по сравнению с магнитной силой Лоренца. Действительно, к примеру, в СВЧ диапазоне R соизмеримо с длиной волны (измеряется сантиметрами), а амплитуда смещения d измеряется нанометрами – разница до семи порядков.

Перейдём к силам, обусловленным ускоренным движением зарядов. Пусть два заряда q1 и q2 движутся с малыми по сравнению со световой скоростями v1 << c, v2 << c и с произвольными ускорениями w1, w2. Если учитывать запаздывание с точностью до членов второго порядка малости по v/c, то удобно пользоваться потенциалами Дарвина [6, § 65], согласно которым, поля, обусловленные движением, определяются только векторным потенциалом:

а = -q-

2cR

v + ( vRR

R2

,

где R – расстояние от заряда до точки наблюдения. В процессе движения каждый из зарядов создаёт в окружающем пространстве обусловленное ускорением электрическое поле

E =

1 d A c d t

^q 2cR

( wR ) R w +

R2

Перейдём в неинерциальную систему отсчёта   (НСО), в которой заряд q1 имеет нулевое ускорение. Тогда по отношению к нему заряд q2 движется с ускорением w2 - w1 и, в соответствии с (10) действует на заряд q1 с силой F12, равной

F 12 =

q1q2

2cR

( w ₂

^- W i ) +

(( w l - w iW R

R2

^q 1 ^{d A} 12 + q 2 ^{d A} 21 (11)

C 5 1 C 5 1

Эта сила войдёт в уравнение движение заряда q1 и останется там после возвращения в первоначальную инерциальную систему отсчёта. Обратим наше внимание на второй член правой части (11) и «переведём» его содержание с математического языка на русский. У нас получится следующее: - «сила, действующая на ускоренный заряд q1 в присутствии другого заряда q2, равна по величине противоположна по направлению той, обусловленной ускорением силе, с которой заряд q1 действует на заряд q2. Эту силу можно получить и другим способом, путём разложения давно известной магнитодинамической силы, действующей на меняющийся магнитный момент в электрическом поле (см. ниже формулу (20) с прилегающим текстом). Вот почему целесообразно называть её «зарядовой магнитодинамической силой, в отличие от известной магнитно-дипольной магнитодинамической силы. С другой стороны, сила, определяемая первым членом правой части (11), будучи проинтегрированной по замкнутому контуру даст известную электрическую силу индукции, действующую на заряды вследствие изменения магнитного момента, в связи с чем, её целесообразно называть «зарядовой силой индукции». Таким образом, сила, действующая на ускоренный заряд со стороны другого ускоренного заряда, есть сумма силы индукции Fi и магнитодинамической силы F .

md.

F = F i + F md

По аналогии с (11) запишем силу, действующую на второй заряд со стороны первого:

F 21 =

q1q2

2cR

( w 1 - w 2 ) +

(( W - W 2 ^{) R ) R}

R2

q 2 ^{d A} 21 + q 1 ^{d A} 12 (13) c d t c d t

Складывая (11) и (13), получим 0:

F 12 + F 21 = 0                                               (14)

Таким образом, все возможные электрические силы взаимодействия в системе двух движущихся зарядов (колеблющихся диполей, элементов переменного тока) либо взаимно компенсируются (обнуляются), либо пренебрежимо малы по сравнению с суммарной магнитной силой Лоренца (Ампера) (1), (1a), (1b), которая представляет собой равнодействующую рассматриваемой системы. Отсюда следует простое правило:   «Чтобы определить равнодействующую отдельно взятого устройства (типа резонатора или вибратора), достаточно посчитать результирующую силу Ампера, отыскание которой во многих практически важных случаях не представляет серьёзных затруднений. Приведём примеры.

Рис.1 - b, 1, d - геометрические размеры

На рис. 1 изображены П-образный и цилиндрический резонаторы, результирующая сила Ампера в которых определяется путём простого интегрирования и приводит к следующим результатам для амплитудного значения (в системе СИ): для П-образного резонатора

-> b

F = ε 0 U^{2 b}                                              (15)

2d где ε0 – электрическая постоянная, U – напряжение на концах резонатора. Для цилиндрического резонатора

_{F =} πµ ₀U²

ln(R2/R1), где µ0 – магнитная постоянная, R1, R2 – радиусы внутреннего и внешнего цилиндров.

Написанные формулы допускают выражение не только через напряжение, но и через другие параметры (ток, напряжённость поля и пр.) Например, выражение (15) для П-образного резонатора может быть приведено к виду, удобному для практических оценок, для которых главным параметром выбирают максимально допустимую напряжённость электрического поля Е:

F = ε 0 E²db/2 (16)

Отсюда видно, что, для отдельно взятого резонатора сила растёт пропорционально квадрату его геометрических размеров. В то же время объёмная плотность силы f будет расти при уменьшении геометрических размеров в соответствии с формулой f = ε0E2/2l (17)

Следовательно, возможны два разных способа реализации больших эфироопорных сил: либо строить крупные каркасные конструкции (резонаторных систем), либо делать резонаторы в виде малых ячеек, из которых набирать матрицы из тысяч и миллионов элементов, изготовляемых по методам нанотехнологий (как делают микросхемы). Оба направления имеют свои плюсы и минусы.

Большие каркасные устройства просты в изготовлении, вот почему с них следует начинать научно исследовательские и опытно конструкторские разработки с последующим переходом к более эффективным (во многих отношениях) и универсальным матричным технологиям. Например, конструкции размером 1 - 100 м, при оптимальных технически достижимых параметрах могут создавать эфироопорную подъёмную силу от 1 до 50 000 тонн.

Матричные устройства, состоящие из ячеек размером в сотни нанометров, могут иметь подъёмную силу, измеряемую миллионами тонн на один кубометр рабочего объёма, т. е, по меркам сегодняшнего дня, практически неограниченную.

Более подробные сведения по этим вопросам даются в моей статье «Пособие для экспериментаторов и разработчиков эфироопорных двигателей», опубликованной в журнале «Новая энергетика» [4], на английском языке [5].

3.    Эфироопорные силы в магнитнозарядовых системах

Магнитно-зарядовые системы содержат движущиеся заряды и диэлектрические магнитные материалы (магнитные сердечники). Простейшая из них включает в себя токовый магнитный диполь и движущийся заряд. Вначале, рассмотрим случай, когда магнитный диполь покоится в лабораторной системе отсчёта, а электрический заряд движется относительно него со скоростью v . Если в качестве магнитного диполя принять контур с током малых размеров (по сравнению с расстоянием до заряда), то равнодействующую можно определить как суммарную силу Лоренца, образуемую при взаимодействии движущегося заряда с элементами контурного тока, в соответствии с формулами (1), (1b). При этом конечная формула в точности совпадает с результатом непосредственного вычисления силы, действующей на элементарный токовый магнитный диполь с магнитным моментом m в поле движущегося заряда:

^F - C 2

(vR) fn X R fn X v 3 R         R3"" _ где v – скорость движения заряда q относительно магнитного диполя, R – расстояние между частицами, отсчитываемое от магнитного диполя. Эту формулу можно записать в более компактном виде

r 1 r

F = — m x E                                       (18)

c

• где E = dE / dt - скорость изменения напряжённости электрического поля в точке нахождения магнитного диполя.

Теперь рассмотрим другой частный случай, при котором обе частицы (заряд и магнитный диполь) относительно неподвижны, а магнитный момент магнитного диполя меняется со временем. Тогда на заряд будет действовать сила индукции Fi , обусловленная электрическим полем индукции, возбуждаемым меняющимся магнитным моментом магнитного диполя, легко вычисляемая по

r r - _1 9A известной (формуле Fj —       , c 51

где

r

r m х r

A =

R3

^^^^^^^е

векторный

потенциал магнитного диполя. Отсюда получим:

r 1 5 m r 1 ■ r

Fi =--х E = — m х E c 51 c

Теперь определим, какая сила будет действовать на меняющийся магнитный диполь в электрическом поле постоянного заряда. Для этого решим следующую вспомогательную задачу:

Пусть в однородном постоянном электрическом поле E движется магнитный диполь m со скоростью v . Построим его функцию Лагранжа и напишем уравнение движения. Какая скорость не имеет значения. Она может быть даже нулевой, потому что, как мы увидим ниже, важна не скорость, а её производная, которая может отличаться от нуля, даже при нулевой скорости.

Функция Лагранжа L есть разность между кинетической энергией магнитного диполя Т и его потенциальной энергией П = -(mH), H - напряжённость магнитного поля, в вакууме, совпадающая с индукцией (в гауссовой системе). Перейдём в систему отсчёта, в которой магнитный диполь покоится. Тогда, в соответствии с преобразованиями Лоренца, там будет магнитное r     1r  r поле H =--V х E . Потенциальная энергия будет равной,

c

1rr r 1rr r

П = m(v х E) = - v(m х E)

c

c

Так как потенциальная энергия при малых скоростях одинакова во всех ИСО, то она останется той же самой и в системе отсчёта, в которой магнитный диполь движется с заданной начальной скоростью V .

Можно рассуждать и по-другому. Движущийся магнитный диполь m образует электрический диполь p по формуле p =--m х V [8].

c

Отсюда получим

rr 1 r r r 1 r r r

П = - (pE) = — E(m х V) = — v(m х E)

c

c

Теперь можно записать функцию Лагранжа 1 rr ^r

L = T + v(m х E) c

Как видим L , совсем не зависит от координат. Это значит, что

A dL dt 5 v

r 1 - r = P + m x E

= 0

c

• где P = F, m - скорость изменения магнитного момента магнитного диполя. Отсюда находим:

r 1 • r

F = - m x E                                       (20)

c

Мы получили известное из работ классиков (Эйнштейна и Лауба [7], де Гроота и Сатторпа [8]) выражение для магнитодинамической силы.

Та же самая сила только под другим названием и другим способом обосновывается в работе Шокли и Джемса [9].

Сравнивая (19) и (20), приходим к заключению, что действующая на заряд электрическая сила индукции в точности компенсируется действующей на магнитный диполь магнитодинамической силой. Следовательно, сила Лоренца (Ампера), согласно формуле (18) есть полная равнодействующая системы, в которой заряд движется с произвольной (малой по сравнению со световой) скоростью в поле магнитного диполя, меняющего свой магнитный момент:

r 1 r

F = — m x E                                       (18)

c

Согласно этой формуле, если магнитный момент и скорость изменения электрического поля меняются синфазно, то в системе (замкнутой по традиционным понятиям) возникает постоянная по направлению сила. Действительно, пусть магнитный момент меняется по закону m = m0 cos tot, а электрическое поле по закону E = E0 sin tot, тогда E = toEo cos tot. Если направления векторов m и E взаимно перпендикулярны, то подставляя в (18), получим силу

F = to m₀E₀ cos² to t, среднее значение которой равно:

= to m₀E₀/2с

Отсюда видно, что система будет совершать инфинитное (неограниченное) ускоренное движение в заданном направлении. Такое движение может быть практически реализовано в виде следующего устройства, см. рис. 2.

Рис. 2. Устройство, способное совершать неограниченное (инфинитное) ускоренное движение.

Цилиндрический сердечник, сделанный из диэлектрического магнитного материала, с внутренней и с внешней стороны содержит металлические электроды, на которые подаётся переменное электрическое напряжение. Сердечник перемагничивается посредством пропускании переменного тока через навитую на него обмотку (содержащую один или несколько витков). Ниже на рисунке показана эквивалентная схема запитки устройства, представляющая собой обычный колебательный контур, которая автоматически создаёт условие синфазности колебаний намагнитченности сердечника и скорости изменения электрического поля внутри него. Среднюю силу можно определить по формуле = m M₀E₀V/2c, где M₀ и V -амплитуда намагниченности и объём сердечника. Выражая частоту через длину волны, получим = n M₀E₀V/ X . Отсюда найдём среднюю объёмную плотность силы :

= п М₀Е₀/ Х (22) Как видно из (22), объёмная плотность силы возрастает при уменьшении длины волны, соответствующей частоте напряжения питания.

Так как геометрические размеры устройства, работающего в квазистатическом режиме, должны быть, по крайней мере, на порядок меньше длины волны, то для получения больших сил следует использовать структуры, содержащие тысячи и миллионы микроскопических устройств (ячеек), изготавливаемых с применением нанотехнологий (как это делается при изготовлении микросхем). Элементарные устройства могут выглядеть по-разному, простейшие, например, так, как на рис. 3.

Рис. 3. Элементарная ячейка, содержащая брусок диэлектрического магнитного материала с нанесёнными (сверху и снизу) металлическими электродами.

Согласно оценочным расчётам при оптимальных технически достижимых параметрах объёмная плотность силы в таких структурах в сантиметровом и миллиметровом диапазонах длин волн может достигать сотен и тысяч килограммов на кубический дециметр (литр) рабочего объёма.

Описанный способ эфироопорного движения защищён патентом РФ № 2172865 «Способ получения тяги» [10].

4.    Законы сохранения импульса и энергии при эфироопорном движении

Закон сохранения импульса (количества движения)

В настоящее время в научной литературе нет единого мнения по вопросам о законах сохранения импульса и энергии в квазистатических электрических и магнитных полях. Попытки дать чёткие конкретные формулировки, как правило, натыкаются на трудности, связанные с нестыковками этих законов сохранения друг с другом и с другими законами физики. Например, И.Е. Тамм в [1] утверждает, что «общее количество движения всего статического поля в целом по необходимости равно нулю». Однако, проведённые позднее расчёты показали ненулевые результаты, для величины, которую принято называть «импульсом электромагнитного поля», в том числе и в квазистатике [3], +[12]. Импульсом электромагнитного поля, включая статическое, называют величину

G = ¹ E x H dV

4nc

Интегрирование производится по всему бесконечному

r пространству. Если вектор G действительно импульс, то найденные нами равнодействующие силы системы двух зарядов (1) и заряда с магнитным диполем (18) должны быть связаны с ним формуле

r r dG

F =--, dt

которая, однако, не выполняется, потому что при изменении

r

r

магнитного поля вектор G изменяется, а равнодействующая сила F остаётся прежней. Напомним, что силы, вызванные ускорением зарядов, компенсируют друг друга (14), а сила индукции, вызванная изменением магнитного момента магнитного диполя (19) компенсируется магнитодинамической силой (20). Следовательно, равенство (24) не выполняется, вместо него выполняется равенство

F = -

(f1

k dt 7 h

или

F = -

r dG

( dt

⁷ w

Индекс «Н» (или «w») означает, что при взятии производной, магнитное поле (или ускорение зарядов) в (25) следует формально считать постоянной величиной, даже если фактически оно зависит от времени. Следовательно, вектор G не является импульсом электромагнитного поля. Чтобы прояснить его физический смысл раскроем правую часть (25) в соответствии с (23). Получим: ^r

F = — f — _x H dv = 1 [r j X H dV 4 nc dt         c

r r 1 dE

Через J =--j мы, как это принято, обозначили текущий через 4п dt вакуум ток смещения Максвелла. Следовательно, подынтегральное выражение есть сила Ампера, действующая на ток смещения, протекающий через единицу объёма физического вакуума, так как будто бы эквивалентный ток протекал по какому-то проводнику. Выходит, что эта сила приложена к самому физическому вакууму, а интеграл в (26) есть реакция равнодействующей системы частиц на физический вакуум. Тогда, закон сохранения импульса можно сформулировать следующим образом:

«приложенная к системе частиц равнодействующая сила равна по величине и противоположна по направлению силе реакции на физический вакуум, обусловленной суммарной силой Ампера, действующей на токи смещения в магнитном поле, образуемом частицами». ^r

Таким образом, вектор G фактически является мерой импульса, переданного от вакуума к веществу (системе частиц), вот почему он получил название «потенциальный импульс» [12].

Закон сохранения энергии

Пусть под влиянием равнодействующей F система массой m начинает движение от состояния покоя и приобретает скорость u. Тогда её кинетическая энергия T = mu²/2. Но для наблюдателя, по отношению к которому лабораторная система отсчёта движется в том же направлении со скоростью U, кинетическая энергия Т' будет равной:

Т' = m(u + U) ² /2 = m(u ² /2 + uU + U ² /2)

Получилась добавка к энергии

Т - Т - mU 2 /2 = m uU , (27) которая, на первый взгляд, непонятно откуда берётся. Ведь вещественный источник питания не может менять отдаваемую им энергию в зависимости от скорости движения наблюдателя. Следовательно, энергия берётся не от вещественного источника питания, а от физического вакуума и это единственное объяснение, не противоречащее принципу относительности. Вполне естественно, что, коль скоро, наша система движется, отталкиваясь от физического вакуума, значит, она и энергию берет от него же.

Таким образом, согласно принципу относительности, любое устройство, движущееся под действием силы, имеющей реакцию противодействия на физический вакуум, совершает работу за счёт убыли энергии физического вакуума. Это утверждение получило название «теорема об энергии» [12].

С точки зрения специальной теории относительности (СТО) Эйнштейна все инерциальные системы отсчёта равноправны в связи с чем, скорость U в (27) не определена однозначно, что не позволяет сделать заключение о том, сколько именно энергии перешло от физического вакуума к вещественной системе. Иными словами, СТО Эйнштейна не согласована с законом сохранения энергии, которому полностью удовлетворяет теория эфира Лоренца, опубликованная в научной печати на год раньше СТО Эйнштейна. Теория Лоренца включает в себя тот же самый принцип относительности, на котором построена теория Эйнштейна, совмещённый (в отличие от СТО Эйнштейна) с существованием выделенной системы отсчёта - эфира. Её математический аппарат не отличается от математического аппарата современной классической электродинамики. Кроме этого, теория Лоренца имеет более высокий уровень общности, что позволяет ей решать принципиально новые задачи, не вписывающиеся в рамки СТО Эйнштейна, например, задачи эфироопорного движения.