- •Предисловие
- •Правовые вопросы
- •1. Иерархия математических моделей эфира как сплошной среды
- •1.1. Микроуровневая и макроуровневая модели эфира
- •1.2. Сравнение уравнений эфира с классическими уравнениями механики сплошной среды
- •1.3. Инвариантность уравнений неразрывности и движения эфира относительно преобразования Галилея
- •1.4. Плотность энергии, плотность мощности эфира. Давление эфира. Уравнение состояния эфира
- •2. Вывод уравнений Максвелла из уравнений эфира
- •2.2. Вычисление электрического и магнитного полей
- •2.3. Векторный потенциал. Физическая интерпретация
- •2.5.2. Преобразование производных и операторов при замене переменных Галилея. Инвариантность уравнений неразрывности и движения эфира в эйлеровых переменных
- •2.5.3. Причина потери галилеевой инвариантности в обобщённых уравнениях Максвелла – неинвариантное преобразование исходных уравнений эфира. Инвариантность обобщённых уравнений Максвелла при досветовой скорости движения системы координат
- •2.5.4. Галилеева неинвариантность классических уравнений Максвелла в отсутствие среды и их инвариантность в эфирной трактовке при досветовой скорости движения системы координат
- •2.6. Общие замечания
- •3. Заряд, его электрическое поле. Теорема Гаусса. Закон Кулона. Электрический потенциал. Связь потенциального электрического поля с градиентом давления эфира. Сохранение заряда
- •4. Волновые процессы в эфире
- •5. Энергия электромагнитного поля
- •5.1. Общие формулы для плотностей энергии и мощности электромагнитного поля
- •5.2. Плотность энергии электромагнитной волны
- •5.3. Интерпретация энергии кванта света, постоянной Планка, волны де Бройля
- •6. Разрывы в эфире. Эффекты квантования
- •6.1. Самопроизвольное формирование разрывов
- •6.2. Условия на поверхности разрыва
- •6.3. Пример квантования
- •6.4. Эфирное представление условий разрыва магнитного и электрического полей
- •7. Вывод закона Био – Савара из уравнений эфира
- •8. Индуктивность геометрического объекта, создающего магнитное поле
- •9. Основной закон электромагнитной индукции. Электродвижущая сила. Правило Ленца
- •10. Вихревой импульс эфира. Закон сохранения вихревого импульса. Сохранения момента магнитного поля
- •12. Электрический ток в проводниках
- •12.1. Токи вне и внутри проводников. Законы Ампера
- •12.2. Закон Ома. Электрическая проводимость
- •12.3. Закон Джоуля и Ленца
- •12.4. Влияние распределения скорости эфира внутри провода на создаваемое в нём магнитное поле и плотность электрического тока
- •12.5. Сверхпроводимость
- •13. Силовое воздействие эфира на объект, вызванное наличием градиента давления
- •14. Эфирный аналог теоремы Бернулли
- •15. Классификация установившихся потоков эфира
- •15.1. Электрический поток эфира
- •15.2. Гравитационный поток эфира
- •15.3. Магнитный поток эфира
- •16. Силовое воздействие потока эфира на объект
- •16.1. Воздействие на заряженный объект. Сила Лоренца
- •16.2. Сила эфирного гравитационного притяжения
- •17. Взаимодействие объектов
- •17.1. Закон Кулона для двух заряженных объектов
- •17.2. Закон гравитационного тяготения
- •18. Эфирная трактовка в электротехнике и электрохимии
- •18.1. Создание электрического тока в проводе. Падение напряжения на участке цепи
- •18.2. Мощность электрической цепи
- •18.3. Электрическое сопротивление в электрохимической ячейке и газовом разряде
- •18.4. Электрическое сопротивление в проводе
- •18.5. Электроёмкость, конденсаторы
- •18.6. Уравнение тока в контуре постоянной формы
- •18.9. Полная электромагнитная мощность цепи с током. Вектор Умова – Пойнтинга
- •18.10. Взрыв проволочек электрическим током в вакууме. Взрывная электронная эмиссия
- •18.11. Э.д.с. Жуковского. Униполярный генератор
- •18.12. Эффект Холла. Постоянная Холла
- •18.13. Электростатические эффекты
- •18.14. Электростатические устройства
- •18.15. Удержание плазмы в тороидальных ловушках. Обобщение математических моделей плазмы
- •19. Интерпретация магнитных явлений
- •19.1. Поток эфира, создаваемый доменом
- •19.2. Магнит и ферромагнитный материал
- •19.3. Проводящий немагнитный материал и магнит
- •19.4. Проводник с током и магнит
- •19.5. Взаимодействие магнитов друг с другом
- •19.6. О попытках создания двигателя или генератора энергии на основе перемещения системы постоянных магнитов
- •20. Оценка плотности невозмущённого эфира
- •20.1. Единицы измерения плотности эфира
- •20.2. Оценки на основе экспериментов с лазерами
- •20.3. Оценки с использованием эфирной модели фотона и характеристик электромагнитного поля в нём
- •20.4. Оценка из эфирной модели фотона и его импульса
- •20.5. Оценки с применением эфирных моделей электрона и протона
- •20.6. Оценка на основе данных о кулоновском барьере
- •20.7. Основные выводы. Значение плотности эфира
- •20.8. Ошибочность принятия диэлектрической проницаемости вакуума в качестве невозмущённой плотности эфира
- •21. Структура носителей эфира – ньютониев. Кинетические эффекты в эфире и веществе
- •21.1. Давление невозмущённого эфира
- •21.2. Масса и размер носителей эфира – ньютониев. Среднее расстояние между ними
- •21.3. Распределение ньютониев при хаотическом тепловом и направленном движении
- •21.4. Краткий обзор моделей неравновесных, необратимых процессов и коэффициентов переноса в физике. Применение к описанию кинетики ньютониев
- •21.5. Теплопередача в эфире. Теплоёмкость эфира
- •21.6. Теплопередача в твёрдом веществе
- •21.7. Вязкость эфира
- •21.8. Самодиффузия в эфире
- •21.9. Электрическая проводимость эфира и вещества при отсутствии свободных зарядов
- •21.10. Оценка параметров эфирной модели электропроводности по опытным данным
- •21.11. Закон Видемана и Франца в металле и эфире
- •21.12. Давление эфира внутри твёрдых материалов и жидкостей
- •21.13. Слипание пластин с гладкой поверхностью, эффект Казимира. Фазовый переход состояний объектов. Радиоактивный распад
- •21.14. Явления в контактах
- •21.15. Электроотрицательность химических элементов
- •22. Оценка радиусов пограничных слоёв, обуславливающих возникновение силы Лоренца и силы гравитации
- •22.1. Заряженные объекты
- •23. Сводка экспериментальных фактов, подтверждающих наличие эфира
- •23.1. Основные общие законы электродинамики и гравитации
- •23.2. Электрический ток в проводе
- •23.2.1. Внутренняя противоречивость модели свободных электронов в твёрдом проводнике
- •23.2.2. Проблемы интерпретации опытов в электронной теории проводимости
- •23.2.3. Расчёт течения эфира внутри провода
- •23.3. Эксперименты с униполярным генератором. Эффект Аспдена
- •23.5. Теплопроводность металлов
- •23.5.1. Теплопроводность в поле силы тяготения
- •23.5.2. Теплопроводность во вращающемся диске
- •23.5.3. Теплопроводность при наличии вибрации
- •23.6. Вращение тел при отсутствии внешнего магнитного поля
- •23.6.1. Опыт Толмена и Стюарта с вращающейся катушкой
- •23.6.2. Инерционный опыт Лепёшкина с вращающейся спиралью
- •23.6.3. Создание магнитного поля вращающимся сверхпроводником, ферромагнетиком и другими объектами. Момент Лондона. Эффект Барнетта. Гравитомагнитный момент Лондона
- •23.6.4. Создание в эфире фантома вращением магнитного диска
- •23.6.5. Электромагнитное поле, создаваемое камертоном
- •23.6.6. Магнитное поле вращающегося немагнитного диска. Проект экспериментов
- •23.6.7. Опыт с вращающимся диском и флюгером
- •23.6.8. Ошибочные трактовки движения объектов в некоторых опытах как результата механического взаимодействия с эфиром
- •23.7. О разрушении материала вращением
- •23.8. Разрушение материала лазером
- •23.9. Эксперименты в техническом вакууме
- •23.9.1. Темновой ток
- •23.9.2. Темновой ток в присутствии магнита
- •23.9.3. Мельничка
- •23.9.4. Коловрат
- •23.9.5. Несимметричные конденсаторы. Эффект Бифельда – Брауна. Лифтер. Модифицированный коловрат
- •23.9.6. Автоэлектронная эмиссия и фотоэмиссия электронов из проводника
- •23.9.7. Пробойный ток
- •23.10. Противодействие гравитации. Экранировка гравитационного потока эфира
- •23.10.1. Вращение частично сверхпроводящего керамического диска в магнитном поле. Противодействие гравитации в эксперименте Подклетнова
- •23.10.2. Уменьшение веса электрона в вакуумной трубке, окружённой сверхпроводником, за счёт экранировки гравитационного потока эфира
- •23.10.3. Экранировка гравитационного потока эфира атомарным порошком
- •23.10.4. Проект стенда для опытов с гравитацией
- •23.11. Черенковское излучение в эфире
- •24. Эфирная модель шаровой молнии
- •24.1. Аномальные свойства ШМ
- •24.2. Попытки объяснения ШМ без учёта эфира
- •24.3. Простейшая эфирная модель ШМ. Трактовка аномальных свойств
- •24.4. Интерпретация экспериментов Теслы с ШМ. Резонансный механизм аномальных явлений в электротехнических устройствах
- •25. Эфирная модель строения Земли
- •Заключение
- •Приложение 1. Вывод уравнения Ампера
- •Приложение 2. О поисках эфирного ветра
- •Приложение 3. О движущихся источниках света
- •Приложение 4. Траектории лагранжевых частиц для уравнения движения с нулевой правой частью
- •Приложение 5. Новые системы единиц измерения, связанные с эфиром
- •Приложение 6. Концентрации электронов и ионов в воздухе при низком давлении
- •Приложение 7. Ионный ветер в коронном разряде
- •Литература
- •Литература, добавленная во 2-м издании
- •Представления некоторых великих учёных об устройстве материи
- •Цитаты из высказываний о первом издании книги
vk.com/club152685050 | ГУАП
Поэтому с эфирных позиций вполне естественными выглядят попытки разработки двигателей на основе передачи объекту импульса электромагнитной волны.
К таким попыткам относится широко анонсируемый проект
EmDrive [ru.wikipedia.org/wiki/EmDrive]. Сведения о силе тяги
EmDrive противоречивы: в одних экспериментах, в том числе NASA, утверждается, что она есть, в других – что отсутствует
[hi-news.ru/technology/nevozmozhnyj-dvigatel-okazalsya-dejstvitel no-nevozmozhnym.html].
Физика, выбросившая из арсенала своих понятий концепцию среды (эфира), отрицает возможность создания EmDrive ссылкой на нарушение закона сохранения импульса [ru.wikipedia
.org/wiki/EmDrive]. В эфирном понимании, наоборот, EmDrive возможен именно в соответствии с законом сохранения импульса.
Отсутствие в EmDrive испускаемого излучения, а также использование резонаторной камеры и сверхпроводящих пластин
[hi-tech.mail.ru/news/emdrive] подтверждают эфирный принцип его работы: квазипостоянный поток эфира трудно зарегистрировать, а сверхпроводник затрудняет движение такого потока (п.
23.10.2).
Обмен импульсом между потоком эфира и веществом, а также сформулированные в данном разделе общие условия эффективности этого обмена должны позволить целенаправленно усовершенствовать конструкцию EmDrive для получения значительной тяги. Например, усиление преграды потоку эфира можно пытаться добиться вращением сверхпроводника (п. 23.6).
23.5. Теплопроводность металлов
В физике считается, что переносчиком тепла в металлах является беспорядочное движение свободных электронов, а роль
410
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
ионов в этом процессе пренебрежимо малаб [28, с. 185]. Беспорядочная скоростьсрэлектронов в металле оценивается по формуле (231) для , см. [28, с. 183].
Однако в п. 21.6 показано, что теплопроводность металлов, как и других веществ, может быть объяснена без введения гипотезы о наличии свободных электронов. Кроме того, закон Видемана – Франца, согласно п. 21.11, не требует в металле наличия свободных электронов, а также выполнен в эфире без вещества.
Эффект теплопроводности в металле с эфирных позиций объясняется течением ньютониев в виде тепловых квантов (п. 21.6) и их взаимодействием со структурными элементами кристаллической решётки металла.
Ниже проведено сравнение следствий эфирной модели теплопроводности с экспериментальными данными. Количественное соответствие теории и эксперимента подтверждает адекватность эфирной модели теплопроводности металлов.
В данном разделе решены простейшие задачи теплопроводностивметаллесучётомэфирныхпроцессов,демонстрирующие методику применения теории эфира для изучения этого явления.
23.5.1. Теплопроводность в поле силы тяготения
Важный для понимания фундаментальных процессов в природе и в то же время относительно простой эксперимент провёл А.Р. Лепёшкин, см. его доклад от 02.22.2017 на сайте [шароваямолния.орг]. Изучалась теплопроводность (точнее, температуропроводность) частей хромированной проволоки из никелевого сплава – материала, аналогичного используемому2 в=лопатке20 [см] авиационной турбины. Отрезок проволоки длиной размещался внутри трубки с хорошим вакуумом. В середине
проволоки располагался микронагреватель, см. рис. 11. За время |
|||
эксперимента температура микронагревателя менялась от |
|
o до |
|
70o [С]. На концах проволоки 1 и 2 устанавливались |
термопары. |
||
|
20 |
|
|
411 |
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
В вертикальном положении проволоки температура |
|
o |
≈ |
|||||||||||
|
|
2 ≈ 48 [с] |
|
. Поворот |
|
∆ ≡ |
− 2 |
|||||||
установилась на нижней термопаре через |
|
|
|
|
верхней |
|||||||||
|
|
, на~30 [С] |
||||||||||||
4 [с] |
|
|
2/ 1 ≈ 0.92 |
|
|
составила |
|
|
180 |
|
||||
– через |
|
, то есть разница |
|
|
1 ≈ 52 [с] |
|
|
|
|
|||||
|
, а отношение |
|
|
|
|
|
|
проволоки на |
|
|
не |
|||
изменил результата. В горизонтальном положении проволокиo |
||||||||||||||
При длине 1 |
= 2 ≈ 50 [с] |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
(рис. 11, справа) времена установления тепла на термопарах ока- |
||||||||||||||
ном положении значительно = 100 [см] |
|
|
∆ |
|
|
|
|
|||||||
зались равными |
|
|
|
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
проволоки 2 |
|
|
|
|
разница в вертикаль- |
|||||||
|
|
|
|
уменьшилась. |
|
|
|
|
|
Рис. 11. Схема эксперимента с проволокой в вертикальном и горизонтальном положениях. Микронагревател0 ь находится в точке .
Теория свободных электронов в металле не объясняет1 2 эффекта различий времёнустановления тепла в точках и . Внешнее электрическое поле, в том числе отрицательное электрическое поле Земли, внутри металлической трубки, где расположен проводник, отсутствует в квазиравновесном состоянии (п.
412
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
18.13), поэтому не влияет на движение электронов внутри проводника. Сила тяжести должна смещать свободные электроны вниз. Тогда, если пренебречь силой Архимеда в электронном газе и кулоновским взаимодействием свободных электронов с положительно заряженными ядрами атомов решётки (ионами), тобыстреедолженбылбынагреватьсянижнийконецпроволоки, а не верхний. Однако учёт кулоновского взаимодействия приводит к выводу о том, что в достаточно широком диапазоне значений внешней силы (в том числе и силы Архимеда) свободные электроны могут смещаться относительно положительно заряженныхядерлишьнаоченьмалыерасстояния,сравнимыесмежатомными, см. п. 23.2.1. Поэтому, согласно электронной теории теплопроводности, время установления тепла, переносимого хаотическим движением свободных электронов в нижний и верхний концы проволоки, должно быть одинаковым, несмотря на присутствие силы тяжести и силы Архимеда.
В п. 21.6 рассмотрена простейшая модель передачи тепла в веществе с кристаллической решёткой. Сформулировано понятие теплового кванта – течения эфира в малой области с определённым направлением скорости, генерируемого тепловыми колебаниями структурного элемента (узла) кристаллической ре-
шётки. Введена скорость движения теплового кванта в направле- |
||||||||||||
нии распространения тепла пт |
(254): |
пт |
пт |
|
||||||||
вого х,тк |
пт,тк |
х,тк пт |
|
0,тк |
|
|
||||||
= 3 / se |
– средняя скорость хаотического тепло- |
|||||||||||
где |
|
|
|
|||||||||
движения тепловых квантов, |
|
|
– средняя скорость их |
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
масса узла кристаллической ре- |
||||
направленного движения, |
|
– |
|
0,тк |
|
|
||||||
шётки, |
|
– температура |
материала. |
|
|
|
|
|||||
|
|
se |
|
|
|
|
|
|
||||
Коэффициент теплопроводности |
|
(254) твёрдого веще- |
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
скорости |
|
: |
|||
ства пропорционален квадрату |
413 |
|
тк пт,тк |
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
|
пт,тк |
х,тк |
|
х,тк |
0,тк |
пт |
|
0,тк |
пт |
(289) |
|
увеличивает коэффициент |
0,тк |
в направлении потока тепла |
пт |
||||||||
Поэтому средняя скорость |
|
|
|||||||||
тепла – уменьшает. |
|
|
теплопроводности, а против потока |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
В условиях эксперимента вектор |
|
направлен вверх в верх- |
|||||||||
нейчастистержняивниз– внижней, |
см.рис.11. Издальнейшего |
||||||||||
пт |
|
|
|
|
|||||||
этому в нижней 0,тк |
|
0,тк ∙ пт = −0,тк, |
|
|
|
||||||
будет ясно, что во всей проволоке средняя скорость направлен- |
|||||||||||
ного движения |
|
тепловых квантов направлена вверх. По- |
|||||||||
|
|
части |
|
х,тк 0,тк |
|
0,тк |
|
|
|
||
|
|
пт,тк,1 |
х,тк |
|
|
(290) |
|||||
а в верхней части 0,тк ∙ пт |
= 0,тк, |
|
0,тк |
|
|
|
|||||
|
|
пт,тк,2 |
х,тк |
х,тк |
0,тк |
|
|
(291) |
|||
Здесь |
пт,тк ≡ пт,тк |
, |
0,тк ≡ 0,тк |
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
. |
|
|
|
|
|
Поскольку поведение температуры во времени обычно
имеет экспоненциальную зависимость от коэффициента тепло- |
|||||||||||||||
точке. |
|
|
тк |
[62, с. 192, 233], то даже относительно малые |
|||||||||||
проводности |
|
||||||||||||||
изменения |
|
ткмогут сказаться на времени появления тепла в |
|||||||||||||
Расчёт теплопередачи в изучаемом эксперименте сводится к |
|||||||||||||||
ковой |
|
( , ) |
|
0 ≤ ≤ |
нахождении |
температуры |
|||||||||
решению стандартной задачи о |
|||||||||||||||
стержня |
|
|
[С] |
на отрезке |
|
|
с теплоизолированной бо- |
||||||||
(0, ) = 0 |
|
|
|
= 0 |
|
|
, а конец |
|
|
теп- |
|||||
|
поверхностью при постоянной начальной температуре |
||||||||||||||
лоизолирован. |
, на одном конце |
|
|
0 |
[С] |
|
|
|
= |
|
|||||
|
|
|
o |
|
|
|
которого поддерживается |
заданная фиксированная температура
414
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
В уравнение теплопроводности входит коэффициент температуропроводности [62, c. 192]
,тк , ,тк
В соответствии с (254),
|
2 |
|
3 |
, ,тк |
пт,тк ,тк тк |
1 |
|
̅= |
1 |
2 |
|
(292) |
|
|
|
= |
,тк , ,тк |
|
= 3 |
пт,тк |
3 |
пт,тк |
. |
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
тк |
|
|
|
|||
Если в некотором диапазоне температур |
2 близок к кон- |
||||||||||||
станте, то задача является линейной. Решение линейной задачи |
|||||||||||||
получено, например, в [129, пример № 27, с. 48, 290]: |
|
||||||||||||
0 |
1 − |
∞ |
1 |
(2 +1) |
2 |
|
|
|
|
|
|||
4 |
− |
2 |
sin (2 + 1) . |
|
|||||||||
|
|
|
|
=0 |
2 + 1 |
|
|
|
|
2 |
|
|
|
Также там установлен момент времени |
, с которого насту- |
||||||||||||
пает так называемый регулярный режим [129, |
пример № 22, с. |
47]: отношение суммы всех членов ряда, начиная со второго, к |
|||||||||||
> 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
первому члену будет заведомо меньше наперёд заданного числа |
|||||||||||
|
, то есть меньше заданной относительной погрешности . |
||||||||||
Для |
|
получена формула |
|
ln(3 ). |
|
|
|
||||
|
|
|
≥ |
= − |
|
|
(293) |
||||
членом ряда с |
|
≥ |
|
температуру2 |
|
|
|||||
То есть при |
|
|
√ |
|
|
|
|
||||
|
|
|
относительной погрешностью |
|
: |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
415 |
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
|
1 |
( , ) ≈ 0 1 − |
|
− |
2 |
sin |
|
|
|
. |
|
|
|
(294) |
|||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||||||||||||
|
|
2 |
и |
регистрации |
|
|
|
|
|
|
|
|
той же температуры |
||||||||||||||||||
Времена |
|
|
одной и |
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||
локи |
|
|
|
|
1 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
в точках |
|
и |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
,1рис2. 11, определяются коэффициентами темпера- |
||||||||||||||||||||||||||||||
туропроводности |
|
|
и |
|
нижнего и верхнего участков прово- |
||||||||||||||||||||||||||
|
|
≈ 0 |
1 − |
− |
2 |
|
, |
= 1,2. |
|
|
|
(295) |
|||||||||||||||||||
Из условия 1 |
= 2 |
находим |
|
|
|
|
2 ≈ |
12. |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||
|
|
|
|
12 1 |
≈ 2 2 |
или |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||
времени свободного пробега |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
и том же промежутке |
|||||||||||||||||||
По формуле (292) получаем на1одном |
|||||||||||||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
12 ≈ |
птпт2 ,,тктк,,21 |
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(296) |
||||||||
Тогда, согласно (290), (291), |
|
|
|
|
|
|
1 −2 |
|
|
0х,тк + |
02, |
|
|
|
|||||||||||||||||
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(297) |
|||||||||
2 |
х,тк − |
х,тк 0,тк |
|
|
|
0,тк |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
х,тк |
|
|
|||||||||||
1 ≈ |
х2,тк + 2 х,тк 0,тк |
+ 02,тк |
= |
|
|
|
|
|
0,тк |
02,тк |
. |
|
|||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 + 2 |
х,тк |
+ |
х2,тк |
|
|
||||||||
Рассмотрим простейшую модель для скорости |
|
|
, возни- |
||||||||||||||||||||||||||||
кающей в данном эксперименте дополнительно к |
средней скоро- |
||||||||||||||||||||||||||||||
|
0,тк |
|
|||||||||||||||||||||||||||||
сти теплового хаотического движения х,тк. |
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
416 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
Микроисточник тепла генерирует тепловые кванты, скорость движения которых
х,тк = |
|
se |
выше скорости движения (254)
х,тк = se
тепловых квантов, генерируемых ещё не нагретыми узлами кри-сталлическойх,тк решётки. Тепловые кванты, имеющие скорость , сталкиваясь с узлами решётки, передают им импульс. Воз-
буждённые таким образом узлы сами начинают генерировать тепловые кванты с увеличенной тепловой скоростью.
Оценим с помощью уравнения состояния (15) отношение плотностей эфира в тепловых квантах, имеющих различную скорость теплового движения. Возьмём от (15) среднее по пространству скоростей, предполагая максвелловское распределение ньютониев в тепловом кванте (232), (233). Получим для средних величин в тепловых квантах, движущихся с разными скоростями,
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ние |
̅̅̅ ̅ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
и |
|
, |
|
– средние давления и плотности, |
|
2 |
и |
|
2 |
– сред- |
||||||
где |
квадратичные, |
скорости ньютониев (240). |
|
|
|
|
|||||||||||
|
Изменение объёма теплового кванта в квазиравновесном со- |
||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
417 |
|
̅= ̅= |
|
|
|
|
|
||
стоянии не происходит, поэтому давление внутри него должно |
|||||||||||||||||
равняться давлению окружающего эфира |
|
|
|
. |
|
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
Вычитая первое усреднённое уравнение состояния из второго, получаем
2 |
2 |
= 0 или ̅= |
2 |
. |
̅ |
−̅ |
|
||
Ньютонии движутся |
вместе с тепловым |
квантом, поэтому |
средняя квадратичная скорость движения ньютониев в тепловом |
||||||||||||||||||
|
|
пт,тк |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
кванте равна средней квадратичной скорости движения тепло- |
||||||||||||||||||
вого кванта |
2 |
|
(254). Тогда (см. (240), (289)) |
2 0,тк = . |
||||||||||||||
≈ |
2 |
пт,тк |
|
|
|
= |
|
2 |
х,тк |
х,тк 0,тк |
||||||||
̅ |
|
|
|
+ ∆ |
) |
|
|
х,тк |
± 2 |
х,тк |
|
0,тк |
+ |
0,тк |
|
= +∆ |
||
пт,тк( |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
В случае0малой,тк средней скорости направленного движения ньютониев по сравнению со средней скоростью теплового
хаотического движения х,тк имеем
х,тк |
0,тк х,тк. |
(298) |
̅≈ х2,тк( + ∆) = + ∆ , при |
|
Такое же отношение получается и из уравнения Клапейрона
– Менделеева (237), которое сразу оперирует со средними вели-
чинами. |
|
|
|
Из формулы (298) видно, что при |
|
плотность эфира в |
|
тепловом кванте уменьшается. |
Действующая на тепловой квант |
||
|
∆ > 0 |
|
сила Архимеда оказывается больше приложенной к нему силы тяжести. Происходит всплытие подогретого теплового кванта,
аналогичное подъёму тёплого воздуха от источника тепла. |
|
||
|
= ̅ |
|
|
Учтём в простейшей модели всплытия теплового кванта |
|||
только действующие на него силу Архимеда |
,тк |
тк |
(см., |
|
|
||
418 |
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
например: [26,с.477]), силу тяжести тк ,где – ускорениесвободного падения, и силу сопротивления со стороны кристаллической решётки. Возникновением движения присоединённой массы эфира, увлекаемой тепловым квантом, пренебрежём, учитывая крайне малую вязкость и самодиффузию эфира (п. 21.7, 21.8). Такжепренебрежёмцентробежнымускорением(силойКориолиса), считая, что из-за малой угловой скорости вращения Земли движение всей экспериментальной установки за время наблюдения близко к равномерному прямолинейному.
Кроме того, не будем рассматривать детали процесса исчезновениятепловыхквантовприпередачеимисвоейкинетической энергии узлам кристаллической решётки и последующей регене-
рации тепловых квантов узлами решётки. Учтём лишь, что после |
||
им новом |
0,тк |
|
передачи импульса тепловым квантом узлу решётки направлен- |
||
ная скорость |
|
воспроизводится этим узлом в генерируемом |
тепловом кванте. В простейшей модели такой процесс |
|
̅ |
|
|
|
представим как всплытие теплового кванта на большей длине по |
|
сравнению с его средней длиной свободного пробега . |
|
|
21.9, вос- |
Для описания сопротивления движению, как и в п.тк |
пользуемся моделью перепада давлений (259). Определим линейную плотность коэффициента сопротивления, оказываемого кристаллической решёткой движению теплового кванта, по аналогии с её сопротивлением течению ньютониев (257):
|
тк ≡ 1 − тк , |
(299) |
где |
– длина рассматриваемого участка течения тепловых кван- |
|
тов, |
– отношение средней на длине |
площади препятствий в |
поперечном к направлению течения сечении, не протекаемых |
||
тк |
|
тк |
для тепловых квантов, к площади сечения всего потока, |
||
|
419 |
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
[0,1) |
. По аналогии с |
|
назовём |
тк |
удельным геометрическим со- |
|||||||||||||
препятствий |
|
|
|
|
|
тк |
|
|
|
|
|
|
||||||
противлением решётки потоку тепловых квантов. |
||||||||||||||||||
|
В общем случае |
|
|
зависит от температуры, так как доля |
||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
растёт с увеличением амплитуды тепловых ко- |
||||||||||
|
|
|
|
|
|
кристаллической решётки. |
|
|||||||||||
лебаний узловтк |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
Итак, проекция на ось второго закона Ньютона для движе- |
|||||||||||||||||
|
|
|
̅ |
|
|
|
|
|
|
кванта в окружении эфира, имеющего |
||||||||
ния нагретого теплового |
|
|
|
|
|
|
||||||||||||
плотность |
|
|
, под действием рассматриваемых сил имеет вид |
|||||||||||||||
|
|
̅тк |
|
|
|
|
|
= ̅тк |
− ̅тк |
− ̅тк тк 02,тк, |
||||||||
|
|
|
– |
|
||||||||||||||
|
̅ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
̅ |
|
||||
где |
|
|
вес теплового кванта, |
– вес вытесненного |
||||||||||||||
|
|
|
|
|
||||||||||||||
эфира. На |
единицу объёма теплового |
кванта получаем |
||||||||||||||||
|
тк |
тк |
|
|||||||||||||||
|
|
̅ |
|
|
|
= |
|
̅− ̅ |
− ̅тк 02,тк, |
̅ 0,тк = 1 − ̅ − тк 02,тк.
С учётом (298) |
|
= + ∆ − тк 02,тк. |
+ ∆ |
0,ткДля/ установившейся= 0 скорости всплытия теплового кванта имеем
0 = + ∆ − тк 02,тк,
420
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
|
0,тк ≈ |
|
|
. |
||||
|
+ ∆ тк |
|||||||
формула (297) упрощается |
|
|
|
0,тк х,тк. В этом случае |
||||
В оценке (298) уже использовано |
|
|
||||||
|
12 |
≈ |
|
|
0х,,тктк |
. |
|
|
|
|
|
1 + 2 |
х,тк |
|
|
|
|
шения |
0,тк |
х,тк |
для отношения времён в рамках ре- |
|||||
Итак, при |
|
|
|
линейных задач о распространении тепла на нижнем и верхнем участках стержня, различающихся лишь величиной коэффициента теплопроводности, получаем
12 ≈ |
0х,,тктк |
, х,тк = |
|
3 se |
, 0,тк ≈ |
∆ |
тк |
. (300) |
|||
|
1 + 2 х,тк |
|
|
тк |
|
тк |
|
+ ∆ |
|||
метрических соображений. |
|
|
|
|
|
|
|
||||
В отличие от ньютониев размер тепловых квантов сопоста- |
|||||||||||
вим с размером атомов, поэтому |
|
и |
|
можно оценить из гео- |
На рис. 12 показано сечение кубической кристаллической решётки в плоскости грани. Сплошной линией выделен регулярный (повторяющийся) фрагмент сечения решётки. Чёрным цветом отмечены части ядер атомов, создающих на этом фрагменте
препятствия движению тепловых квантов. Видно, что отноше- |
||||||
|
|
/ м |
|
|
м |
|
ние площади препятствий к площади регулярного фрагмента |
||||||
есть |
2 |
2, где |
|
– радиус ядра атома решётки, |
|
– межатомное |
расстояние.
421
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
Рис. 12. Сечение кубической кристаллической решётки в плоскости грани. Сплошные линии – её регулярный фрагмент. Чёрным цветом закрашены участки, препятствующие движению тепловых квантов.
Тепловой квант, представляющий собой течение эфира, может обтекать препятствие, то есть доля не протекаемой для него площади может быть меньше доли геометрической площади
препятствий. Учтём этот эффект в модели сопротивления, |
|
уменьшив радиус непротекаемой части атома в ~4.5: |
|
тк,0 ~ 20 м2 . |
(301) |
Как отмечено выше, уравнение направленного движения теплового кванта рассматривается в данной модели на большей
длине по сравнению со средней длиной свободного пробега |
. |
|
Поэтому здесь нас интересует сопротивление решётки |
|
тк |
|
̅ |
|
|
|
|
направленномудвижениютепловогоквантанабóльших,чем |
тк, |
|
|
|
тк |
|
̅ |
|
422 |
|
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
расстояниях. Для хорошо проводящих тепло материалов можно |
|||||||||||||
|
|
|
|
|
|
> |
|
|
|
|
|
= |
|
принять, что доля непротекаемой площади сохраняется |
|
|
|||||||||||
|
тк,0 |
|
|
|
|
1 |
̅ |
доля |
|
||||
|
|
нанекотороммаломотрезкедлины |
|
|
|
|
.Далее |
|
тк |
||||
должна расти из-за увеличения площади |
препятствий. На неко- |
||||||||||||
|
|
тк |
|
|
|
|
тк |
||||||
торой длине |
свойство направленного |
движения тепловых |
|||||||||||
квантов полностью2 |
теряется из-за ослабления регенерации (рас- |
сеяния) направленной скорости течения теплового кванта, а также их выхода из проволоки через боковую поверхность (из-
лучения). Это соответствует достижению значения |
|
|
. |
||||||||||
|
Представим описанную модель поведения |
|
|
в виде ку- |
|||||||||
|
|
тк |
= 1 |
||||||||||
сочно-линейной функции |
|
|
− 2 |
тк |
|
|
|||||||
|
|
тк |
( ) ≈ 1 + 1 − тк,0 |
|
, |
|
(302) |
||||||
|
|
2 |
− 1 |
, 1 < ≤ 2 |
|
|
|||||||
где |
|
– координата вдоль направления движения теплового |
|||||||||||
участка течения тепловых |
|
тк( ) |
|
|
|
|
|
|
|||||
кванта. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
В формулу (299) для |
|
|
|
входит параметр |
|
– длина |
||||||
|
|
|
|
квантов, на которой средняя доля пло- |
|||||||||
щади препятствий составляет |
. Точное значение |
|
можно рас- |
||||||||||
считать, лишь зная детали |
законов образования тепловых кван- |
||||||||||||
тк |
|
|
|
|
|
|
|
тов и их взаимодействия с узлами решётки. Такая задача пока не |
|||||||||||||||||||||
ложить |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
тк |
|
|
|
|
|
|
|||
решена. Поэтому сейчас можно говорить лишь о разумном вы- |
|||||||||||||||||||||
боревеличины .Врассматриваемоймодели |
|
|
естественнопо- |
||||||||||||||||||
тк = тк,0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
сохраняется |
|||||||
|
|
|
|
равной длине , на которой значение |
|
|
|
||||||||||||||
от – как корень квадратный. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2/ 1 |
|
||||||||||
|
|
|
|
|
. Неопределённость1 |
выбора |
|
|
в |
некоторой степени |
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
тк |
|
|
|
|
|||||||||
компенсируется относительно слабой зависимостью |
|
|
(300) |
||||||||||||||||||
мер, |
|
Ni = 0.69 10 |
[см] |
|
м,Ni = 3.525 10 |
[см] |
|
|
|
|
|||||||||||
Для никеля имеем: радиус иона и межатомное расстояние |
|||||||||||||||||||||
равны |
|
|
|
|
−8 |
|
и |
|
|
|
|
|
−8 |
|
|
тк,0 |
≈ 0.0060 |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
, см., напри- |
||||||||
|
обзор [ru.wikipedia.org/wiki/Никель], отсюда |
|
|
|
|
. |
|||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
423 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
мер, тк = тк,0 |
которой доля непротекаемой площади сохраня- |
|||||||||||||||||
етсяДлину 1, на, можно установить экспериментально. Напри- |
||||||||||||||||||
снижаться |
, и взять |
|
. |
|
|
|
|
|
|
2/ 1 |
|
|
|
|||||
|
постепенно увеличивая длину проволоки, найти такую её |
|||||||||||||||||
длину |
, при которой скорость роста отношения |
|
|
|
|
начинает |
||||||||||||
|
В 1 |
~ 10 [см] |
2 |
~ 50 [см] |
|
тк ≈ 6.0 10 |
|
[1/см] |
||||||||||
|
Из экспери |
ентов1 =с проволоками различной длины заклю- |
||||||||||||||||
формула (294) имеет |
|
|
= = 10 [см] |
|
|
|
= 300 |
o |
[К] |
|||||||||
чаем: |
|
|
, |
|
|
. Поэтому |
|
|
|
|
|
|
−4 |
|
|
. |
||
0.1 |
условиях |
эксперимента |
≥ ≈ 8 [с] |
|
, |
|
|
|
|
|
= |
|||||||
Для средней |
скорости |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
относительную погрешность не более |
||||||||||||
|
, начиная с момента времени |
|
|
|
(293). |
|
|
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
хаотического |
движения тепловых |
квантов, средней скорости всплытия теплового кванта и отноше- |
||||||||||||||||||||||
70o |
[K] получаем |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∆ |
|
|
20 − |
||||||
ния времени установления тепла в верхней точке ко времени |
||||||||||||||||||||||
установления в нижней точке (300) при |
|
|
в диапазоне |
|
||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
− 5.53 102 [см/с], |
|
|||||||||||||||
|
0,тк ≈ х∆,тк /( тк) |
≈se3.18 102 |
|
|||||||||||||||||||
|
|
Из формулы |
|
/ |
~ 0.96 − 0.94. |
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
o |
|
[С,] |
2 |
1 |
|
|
|
|
|
|
(292), |
|
|
(290), (291) и |
|||||
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
= ∆ = 60 |
|
|
|
(295) можно найти время прихода заданной |
||||||||||||||||||
|
[С] |
|
= |
|
/3 |
|
|
|
|
|
|
. При |
||||||||||
температуры |
|
|
|
|
на конец стержня в линейной задаче |
|||||||||||||||||
̅ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
тк |
|
|
|
|
|
|
пт,тк, |
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
пт,тк, ̅ |
|
= ∆/2 |
|
|
|
|||||
~ 0.64 ∙ 10 |
−4 |
[см] |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
тк |
|
|
|
|
|
|
|
|
температура |
|
|
|
|
|
|
появляется через |
||||||
|
|
= − |
ln 4 |
|
|
|
|
= 1,2, |
|
|
||||||||||||
|
|
1 − 0 , |
|
|
||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
1 |
~ 51 |
[с], |
2 ~ 49 |
[с]. |
|
|
|
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
̅ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Здесь значение |
|
|
|
выбрано так, чтобы теплопроводность |
||||||||||||||||
хромированной |
проволоки из сплава никеля была высокой, по- |
|||||||||||||||||||||
|
|
|
|
тк |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
чти как у меди, см. с. 337, так как провод из двух металлов может
424
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019
vk.com/club152685050 | ГУАП
обладать повышенной теплопроводностью и электропроводностью из-за образования между металлами трубки-прослойки с практически идеальными поверхностями. Такой эффект имеет место, например, в медно-никелевом проводе, используемом в
промышленности. |
2/ 1 |
|
1 |
|
2 |
|
|
мента. В |
|
|
|
|
|||
В рамках погрешности линейной модели найденные теоре- |
|||||||
тически значения |
|
, |
|
, |
|
соответствуют данным экспери- |
|
|
методологии математического моделирования это под- |
тверждаетправильностьэфирноймоделираспространениятепла в проводнике.
Подчеркнём, что представленная в данном пункте методика |
|||||||
ренней |
тк |
|
тк |
|
|
|
(300) изу- |
позволяет по измеренному отношению времён |
|
||||||
чать геометрию |
|
и |
|
, определяющую |
сопротивление внут- |
||
|
|
|
2/ 1 |
|
структуры веществ направленному движению тепловых квантов эфира.
Проверку роли электронов в переносе тепла от источника можно провести в следующей модификации рассмотренного эксперимента.Наверхнемконцепроволокирасположимконтакт для снятия избыточных, по сравнению с нижним концом проволоки, электронов. Будем периодически замыкать этот контакт. Если более быстрый приход тепла в верхнюю точку обеспечивается увеличением там концентрации свободных электронов, то со временем, при электрически изолированном микроисточнике, на проволоке должен остаться положительный заряд, а на съёмнике – отрицательный.
С эфирных позиций замыкание контакта обеспечивает передачу давления эфира между проводниками. При большей температуре верхнего конца движение ньютониев в нём усиливается, азначит,согласноуравнениюсостояния(15),должнопадатьдавление. Такая ситуация соответствует возникновению положительного заряда (п. 18.13), то есть в эфирном понимании с верхнего конца должен сниматься положительный заряд, а не отрицательный.
425
Скачать http://eth21.ru | правкой от 13.04.2019