Видно, что в этом случае сопротивление в проводе определяется градиентом кинетической энергии и завихренностью потока эфира в нём. В типичных случаях с0 ростом завихренности потока эфира удельное сопротивление падает, а с ростом гра-
диента его кинетической энергии – растёт. Таким образом, в за- висимости от характера течения эфира2/2в проводнике− × ( × может) = наблюдаться как сверхпроводимость
0
, так и диэлектрические свойства. При этом сопротивление проводникаопределяетсяособенностямитеченияэфиравнём,авозможное движение электронов или других носителей заряда является вторичным эффектом, обусловленным течением эфира.
В подтверждение данного вывода проанализируем опытный факт: при усилении тока с ростом напряжённости электрического поля эффект сверхпроводимости пропадает. С эфирной точки зрения данное наблюдение имеет простое объяснение. С ростом электрического поля возрастает градиент величины скорости эфира. Возросший поток эфира начинает нагревать проводник (в том числе увлекая и ускоряя свободные электроны, если они есть). Увеличение теплового движения структурных элементов проводника препятствует движению потока эфира,
что приводит к исчезновению эффекта сверхпроводимости.
Введение удельного сопротивления 0 для электрохимического тока и для тока в проводах позволяет сопоставить эти сопротивления. Удельное сопротивление электрохимической ячейки и газового разряда обусловлено частотой столкновения заряженных частиц с частицами эфирной среды, а удельное сопротивление провода – особенностью движения эфира в нём.
18.5. Электроёмкость, конденсаторы
Для объектов с зарядом , у которых плотность заряда меняется пропорционально заряду
211
с коэффициентом пропорциональности , являющимся функцией точки пространства, в физике вводится понятие электроём-
кости (ёмкости) уединённого проводника, погружённого в не-
ницаемостью (см., например: [36, с. 355, 359; 28, с. 97]). С помощью диэлектрической проницаемости описывают электриче-
подвижный диэлектрик с относительной диэлектрической про-
ское поле в диэлектрике: . Однако, как отмечено после си-
стемы (33), все эффекты среды входят в |
и |
. В этом смысле со- |
||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
отношение |
|
|
является более общим |
, чем |
∙ ( ) = |
|||||||||
формулу (71) к |
∙ = 4 / |
|
||||||||||||
4 . Применяя∙ = 4 / |
′ |
|
|
|
||||||||||
= |
|
|
|
|
′ |
|
′ |
= |
, |
|
(183) |
|||
|
|
( |
)| − |
| |
|
|
|
|
|
|
||||
≡ |
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
′, |
|
|
|
|
|
|
|
( ′) |
|
′ |
| |
|
|
|
|
||||
|
|
|
′ |
|
|
|
|
|
|
|
||||
получаем соотношение |
( |
)| − |
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
в котором коэффициент |
|
зависит только от геометрии заряжен- |
||||||||||||
ного объекта и диэлектрической проницаемости рассматривае- |
||||||
мой области. |
|
|
|
|
|
|
Заметим, что формулу |
|
|
|
можно получить математи- |
||
чески из единственности |
решения краевой задачи для уединён- |
|||||
|
|
= |
|
|||
ного проводника [115, с. 398]. |
|
|
|
|||
Принимая во внимание связь |
|
с давлением эфира (73), |
||||
находим с точностью до |
аддитивной константы эфирные пред- |
|||||
|
|
|
|
|
||
ставления последнего соотношения
212
|
|
|
|
|
,0 |
|
|
|
|
|
|
или с учётом уравнения состояния эфира (15) при = 0 |
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Данные выражения означают, что заряд объекта с заданной |
|||||||||||
,0 / |
или |
характеризует |
давление эфира в объекте |
|
|||||||
ёмкостью |
|
||||||||||
|
отклонение плотности энергии |
установившегося |
|||||||||
|
|
|
= |
||||||||
течения эфира от её характерной величины. |
|
|
|
||||||||
Уменьшение ёмкости |
|
при фиксированном заряде |
|
при- |
|||||||
водит к увеличению |
давления эфира |
|
(разности потенциалов). |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
В электротехнике широко |
применяются конденсаторы. По |
||||||||||
|
|
|
|
|
|
||||||
определению [36, с. 360] конденсатором называется система двух разноимённо заряженных равными по абсолютной величине зарядами проводников, имеющих такую форму и расположение друг относительно друга, что поле, создаваемое такой системой, локализовано в ограниченной области пространства. Сами проводники называются обкладками конденсатора.
Обкладка конденсатора обычно представляет собой тонкий
проводник с поверхностью |
|
. Для описания потенциала |
такой |
|||||||
обкладки рассматривают предел |
от формулы (71) или (183) |
при |
||||||||
стремлении толщины обкладки ∆ к нулю |
|
′ |
|
|||||||
= ∆lim→0 |
( ′)| − ′| |
′ |
= ∆lim→0 |
|
( ′)| − ′| |
|
||||
|
|
|
′ |
|
|
|
||||
|
= |
∆lim |
(∆) |
|
|
|
|
|||
|
|
→0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
( ′)| − |
′| |
|
|
|
|
|
||
и условии конечной поверхностной плотности заряда
213
|
|
∆ →0 |
|
|
|
|
|
|
Тогда, предполагая пропорциональность заряду |
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
для потенциала и ёмкости тонкой обкладки получаем |
|
|
||||||
= |
|
′ , |
≡ |
|
|
|
|
. |
|
( ′) |
|
|
|||||
|
(′)| − ′| |
|
|
|
|
′ |
|
|
|
|
|
|
( ′)| −′| |
|
|
||
По принципу суперпозиции (см. с. 26) потенциал |
|
между |
||||||
обкладками конденсатора равен сумме уединённых потенциалов |
||||
|
|
|
|
|
каждой из обкладок. Если обозначить |
|
потенциал обкладки с |
||
зарядом |
, то для потенциала |
конденсатора с положительно |
||
|
|
|
||
заряженной| |второй обкладкой имеем |
|
|
||
|
2 |
1 |
|
|
Выражения для потенциалов заряженных тел простой формы получены, например, в [28, п. 19]. Замечая, что заряд входит в эти выражения в качестве множителя, получаем для потенциала таких конденсаторов
|
|
|
|
|
(184) |
|
|
|
|
||
данной |
|
|
|
||
Величина |
называется |
ёмкостью конденсатора. Из вывода |
|||
|
|
|
|
||
формулы следует, что зависит только от геометрии
214