движения центра масс объекта и в формуле (236): = . В общем случае закон взаимодействия ньютониев с объектами, которые сами состоят из ньютониев, пока не установлен. Кроме того, на больших расстояниях от макроскопического объекта по аналогии с молекулярно-кинетической теорией температура ньютониев определяется их теплопроводностью, конвекцией, а также другими процессами и может существенно отличаться от температуры около объекта. Поэтому далее в формуле (236) будем использовать обозначение , подчёркивающее, что речь идёт именно о температуре эфира.

Наибольший интерес в эфире представляет случай высокой концентрации ньютониев, так как, видимо, он лежит в основе доступных для наблюдения объектов и процессов. Явления переноса в концентрированных (плотных) средах рассмотрены в [146, гл. 9; 147, гл. 4, п. 32]. В таких средах главным механизмом переноса является столкновение частиц среды и увеличение частоты столкновений [146, с. 480, 497].

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 про-

321

цессов в газе, жидкости, твёрдом теле и плазме раскрывается мо- лекулярно-кинетической теорией. Передача тепла связывается в физике с хаотическим (случайным)движениемструктурных элементов(молекул,атомовит.п.),изкоторыхсостоитсреда.Наличиехаотическогодвиженияобъясняетсястолкновениямииликолебаниями 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 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), устре-

322

мив 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):

риях хаотического теплового движения ньютониев нельзя, так

323

как такие траектории могут содержать изломы. Однако средние величиныужеможносчитатьгладкимифункциямивремени.Поэтому рассмотрим среднее по пространству скоростей от выражения(238) сучётоммаксвелловскогораспределенияньютониев (232), (233). В случае не зависящей от скорости ньютония плотности получаем

Итак, среднее давление в эфире (плотность энергии) , со-

среды, 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-

Взяв̅( ) от (242) полную производную по времени на траектории , получаем плотность мощности хаотического и поступательного теплового течения, переносимую ньютонием вдоль этой траектории

325

установившемся режиме (частные производные по времени обращаются в ноль) при отсутствии внешних источников имеем

тониев. При том, что наличие заряда у ньютония не предполага-

Всоответствиисприменяемойздесьстандартнойметодикой расчёта коэффициентов переноса (см. п. 21.4), произведение

326

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]

сти (см. обсуждение в [147, с. 128]), а также возможное наличие направленного движения со средней скоростью .

0

Для сыпучей среды по аналогии с идеальным одноатомным газом можно рассчитать удельную теплоёмкость при постоянном объёме [27, c. 213; 121, с. 197]. С учётом введения в эфире

327

энергии1/2поступательного движения по формуле (229) (без множителя ) имеем

лой, полученной в молекулярно-кинетической теории газа, см.,

например: [27, c. 340; 147, с. 122].

Анализируя данные [121, гл. 9], заключаем, что теплоёмкость

328

эфира на 12–13 порядков превышает теплоёмкости обычных ве-

етсятермостатом.Колоссальнуютеплоёмкостьэфираможнопытаться использовать в практических целях.

329

= 3 э , .

Используем методику [147, c. 269–272] для модификации формулы (245) на случай большой концентрации ньютониев, ко-

эфира соответствует опытным данным, показывающим очень высокое теплоизоляционное свойство вакуума. Увеличение характерного расстояния между ньютониями (250) на 4–5 порядков не меняет принципиально данный вывод.

Измерение коэффициента теплопроводности эфира в эксперименте подтвердит модель структуры эфира и даст возможность оценить те или иные её параметры, входящие в формулу (248). Но уже сейчас, исходя из опытного факта о малой тепло-

331

Иначе коэффициент теплопроводности эфира (245) 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.) намного/ э ~ 10порядков13 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 ве-