Отметим преимущество подхода [147, гл. 1, п. 16 и гл. 4, п. 32] для расчёта коэффициентов переноса, при котором пропорциональность потока градиенту в законах переноса не постулируется, а выводится в процессе рассуждений. Кроме того, такой подход позволяет получить более общий результат, например, учесть перенос тепла, вызванный градиентом концентрации ча-

стиц [147, с. 128].

Изучение процессов переноса в эфире начнём с простейшей модели, основанной на рассмотрении движения ньютониев между двумя последовательными столкновениями.

21.5. Теплопередача в эфире. Теплоёмкость эфира

Явление передачи тепла состоит в направленном переносе внутренней энергии среды [36, с. 210]. Механизм тепловых процессов в газе, жидкости, твёрдом теле и плазме раскрывается мо- лекулярно-кинетической теорией. Передача тепла связывается в физике с хаотическим (случайным) движением структурных элементов (молекул, атомов и т.п.), из которых состоит среда. Наличие хаотического движения объясняется столкновениями или колебаниями структурных элементов [27, с. 61].

Коэффициент теплопроводности эфира можно получить, повторяя кинетические рассуждения [27, с. 334–340; 146, гл. 1, п. 2] для ньютониев с учётом, возможно, их высокой концентрации

[146, гл. 9; 147, гл. 4, п. 32] или по аналогии с [150, п. 2.4], но рассматривая видоизменённое для плотных сред уравнение Больцмана [146, с. 497–499].

Однако с целью демонстрации связи явления теплопередачи в эфире с исходными постулатами эфирной теории построим здесь модель передачи тепла, используя уравнение состояния эфира (15), полученное из закона сохранения количества движения, и аналогию с сыпучей средой. Под теплом, как и выше, будем понимать энергию поступательного хаотического движения

391

ньютониев. Как будет показано ниже, формула для коэффициента теплопроводности эфира при таком описании процесса теплопередачи в точности совпадает по внешнему виду с результатом непосредственного анализа кинетики ньютониев по известным подходам. Такое совпадение говорит о соответствии друг другу модели, основанной на уравнении состояния эфира (15), и модели кинетического описания ньютониев.

Кроме того, учтём возможное наличие ненулевой скорости направленного движения ньютониев. Такое обобщение понадобится в п. 21.11.

Теплопередачу в веществе обсудим в конце данного раздела и в п. 21.6.

Уравнение (15) получено для лагранжевой частицы, включающей большое число ньютониев. Возьмём предел от (15), устремив объём лагранжевой частицы к объёму ньютония при фиксированных и . В результате получим уравнение для одного ньютония, которое по внешнему виду совпадает с исходным уравнением (15), так как в (15) не входит объём (уравнение (15) записано в точке среды):

Согласно (259), среднеквадратичная скорость такого движения есть

392

риях хаотического теплового движения ньютониев нельзя, так как такие траектории могут содержать изломы. Однако средние величины уже можно считать гладкими функциями времени. Поэтому рассмотрим среднее по пространству скоростей от выражения (263) с учётом максвелловского распределения ньютониев (257), (258). В случае не зависящей от скорости ньютония плотности получаем

где ̅– средняя плотность энергии теплового и поступательного движения ньютониев.

Пусть тепло в данной точке птпространства переносится в направлении единичного векторапт . Введём среднюю скорость ньютониев в направлении

х

в соответствии с гипотезой о локальном равновесии, происходит в модели этого процесса значительно медленнее (см. п. 21.4).

При изучении движения тепла нас интересуют только те ньютонии, которые участвуют в его переносе. В простейшей модели процессов переноса предполагается, что частицы движутся хаотически только в трёх взаимно перпендикулярных направле-

пательного теплового течения, переносимую ньютонием вдоль этой траектории

̅ ̅

В установившемся режиме (частные производные по времени

обращаются в ноль) при отсутствии внешних источников имеем

пт пт

В силу формулы (72), последнее соотношение можно интер- претировать= как,0 созданиепт ∙ пт плотности мощности пттеплового= −̅пттечения/ ,0 эфира электрическим полем ,

связанным с хаотическим и направленным движением ньютониев. При том, что наличие заряда у ньютония не предполагается.

395

Количествопт энергии, приносимой в единицу временипт со скоростью на единичную площадку толщиной с двух её

сторон, есть

По аналогии с законом теплопроводности Фурье для плотности теплового потока (количества энергии, проходящей в единицу времени через единицу площади) [36, с. 210; 27, с. 162–164]

где э – масса ньютония (см. п. 21.2). Подчеркнём, что формула (269) учитывает теплопередачу, вызванную градиентом плотно-

направленного движения со средней скоростью 0.

сти (см. обсуждение в [147, с. 128]), а также возможное наличие

Для сыпучей среды по аналогии с идеальным одноатомным газом можно рассчитать удельную теплоёмкость при постоян-

формула по внешнему виду в точности совпадает с формулой, полученной в молекулярно-кинетической теории газа, см.,

гл. 9], заключаем, что теплоёмкость эфира на 12–13 порядков превышает теплоёмкости обычных ве-

ется термостатом. Колоссальную теплоёмкость эфира можно пытаться использовать в практических целях.

Используем методику [147, с. 269–272] для модификации формулы (270) на случай большой концентрации ньютониев, ко-

явлению зависимости коэффициента теплопроводности в концентрированной среде от плотности.

399

121, с. 346]. Таким об-

разом, полученная оценка коэффициента теплопроводности эфира соответствует опытным данным, показывающим очень высокое теплоизоляционное свойство вакуума. Увеличение ха-

ность оценить те или иные её параметры, входящие в формулу

Иначе коэффициент теплопроводности эфира (270) станет сравним с коэффициентами теплопроводности макроскопических объектов.

Подчеркнём ещё раз, что аналог закона Фурье, описывающий теплопроводность ньютониев, получен здесь из уравнения состояния эфира (15), которое является следствием второго закона Ньютона. Таким образом, закон Фурье в эфире выведен исходя из достаточно общих положений и фактически является следствием второго закона Ньютона.

Обычно расстояние между макроскопическими структурными элементами вещества (атомами, молекулами и т.п.)/наэ ~мно10го13 порядков превышает характерный размер ньютониев

(см. п. 21.2), а теплопроводность эфира очень мала. Поэтому изменение температуры ньютониев, связанное с движением макроскопических структурных элементов, может происходить лишь вблизи этих элементов. Причём взаимодействие ньютониев с атомами и молекулами может иметь необычный характер, так как атомы и молекулы сами состоят из ньютониев. Однако если с течением времени траектории объектов заполняют целиком некоторый объём эфира, то в зависимости от закона взаимодействия с ньютониями они могут изменить хаотическое движение всех ньютониев в этом объёме.

Слабая связь хаотического движения ньютониев с хаотическим движением макроскопических структурных элементов вещества в обычных условиях подтверждается опытом~1.1 ∙.10В 11равновесном[Па] невозмущённом состоянии давление эфира (248) и создаваемое на Земле макроскопическими объектами давление

401