2.7 [К] |
|
|
. |
|
|
|
|
= |
≈ 1.35 |
|
|
|
|
|
|
|
= |
||
|
|
|
≈ ,0 |
|
|
|
|
|
|
~ 3.5 ∙ |
|||||||||
Согласно(231), |
|
х |
кв |
|
|
притемпературеэфира |
|
||||||||||||
10 [см /с] |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
|
. Тогда при |
|
|
|
(222) и |
|
э |
(228) находим |
|
||||||||||
модиффузии−16 2 |
|
|
Сравнивая это значение |
|
|
|
с коэффициентами са- |
||||||||||||
различных газов [121, с. 375], заключаем, что коэф- |
|||||||||||||||||||
фициент самодиффузии эфира меньше на |
|
порядков. |
|
||||||||||||||||
Малая самодиффузия и вязкость (п. |
21.7) в эфире обеспечи- |
||||||||||||||||||
|
~15 |
|
|
|
|||||||||||||||
вают возможность длительного существования в нём областей повышенного и пониженного давления, а также различных течений с резко выраженными границами. Эти свойства эфира объясняют возможность длительного удержания электростатического заряда в объекте, длительное существование и перемещение на большие расстояния различных вихрей, которые могут быть положены в основу моделей фотонов, электронов, протонов и других объектов микромира.
21.9.Электрическая проводимость эфира и вещества при отсутствии свободных зарядов
В п. 12.2 получена формула (139) для электрической прово- |
|||||
димости в направлении течения эфира /| |: |
|
||||
эл = |
,0 |
|
|
. |
(255) |
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
Эта формула выведена для установившегося течения эфира и справедлива как в отсутствие, так и при наличии вещества, так какявляетсяследствиемобщихуравненийдвиженияисостояния
эфира. Согласно (140), при |
|
направления тока и электри- |
||||
справедливо, например, на малых |
|
|
≈ , = |
|
||
ческого поля совпадают, приэл > 0 |
|
– противоположны. |
, что |
|||
Формула (255) |
упрощается, если |
|
||||
|
эл < 0 |
|
|
|
||
расстояниях,
342
,0 |
|
|
|
(256) |
|
|
|
||
эл = 2 , . |
|
|||
привлечения данных о деталях |
|
| |/ |
|
|
Изучим случай, когда свободных зарядов в среде нет. |
||||
Оценку градиента скорости |
|
|
получим с помощью |
|
|
движения ньютониев в среде. Это |
|||
внесёт новую информацию, дополнительную к использованной при выводе формулы (255). Аналогичный подход применяется в электронной теории проводимости металлов [28, с. 180, 181].
Для электрического тока в вакууме (в эфире без вещества) можно сначала рассмотреть движение одного ньютония, как в стандартномподходе.Нодлятокаввеществеприменениетакого подходавызываетсложности из-занеобходимостиописаниявза- имодействия несоизмеримых по объёму и массе частиц – ньютониев и структурных элементов вещества. Мы обойдём эту сложность следующим образом. Вместо изучения динамики отдельного ньютония решим задачу об описании в модели сплошной среды взаимодействия потока ньютониев с препятствиями в вакууме и веществе. Такое описание внесёт новые данные о деталях движения ньютониев. В результате электропроводность будет выражена через параметры структуры среды, по которой течёт электрический ток, что и требуется в кинетической теории электропроводности.
Использование модели сплошной среды для описания взаимодействия потока ньютониев со средой в некоторых случаях может быть даже более предпочтительным, так как позволяет учесть коллективные явления, например силу Жуковского, которые трудно описать в модели движения отдельной частицы.
Отметим, что в электронной теории проводимости сначала рассматривается движение одного электрона, но потом проводится усреднение по всем электронам [28, п. 42], то есть в конечном итоге для электрического тока также используется аналог модели сплошной среды.
343
Итак, рассмотрим движение лагранжевой частицы эфира |
|||||||||||
|
в режиме, когда градиент давления течения |
|
≈ , = |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
под действием плотности внешней силы |
(5). При |
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
эфира |
|
мал |
|
по сравнению с плотностью внешней силы |
, имеем |
|
|
||||||||
|
|
|
, |
|
= . |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
Учёт |
привёлбык |
|
|
|
|
|
|
|
|||
задачи с |
|
≠ |
|
|
|
|
|
||||
неразрывности (4). |
|
|
|
|
|
||||||
|
|
|
|
необходимостирешенияболеесложной |
|||||||
|
|
рассмотрением |
|
|
и вовлечением уравнения |
||||||
Подобная задача для установившегося течения эфира решена в п. 23.2.3, см. систему уравнений (281).
Лагранжева частица может участвовать в хаотическом движении, обусловленном, например, граничными условиями. Поэтому представим её скорость в виде суммы хаотической (беспорядочной) скорости, вызванной случайными воздействиями, и дрейфовой скорости
|
у |
|
|
х |
д |
В |
|
−сопр |
|
||
Пусть плотность силы |
состоит из двух компонент: ускоря- |
||||
ющей |
|
и тормозящей |
|
. |
|
|
электрическом поле |
|
, созданном внешним источником |
||
тока, |
плотность ускоряющей0 |
силы в установившемся режиме |
|||
определяется выражением (72):
у,0 0
Поле 0 может быть функцией пространства и времени. Подчеркнём, что наличие заряда у ньютония не предполага-
ется,авоздействиенанегоэлектрическогополяобъясняетсясвязью поля с градиентом давления (72).
344
Для описания сопротивления течению воспользуемся модельюперепададавлений,котораяобычноприменяетсявмеханике сплошной среды, см., например: [9, с. 122, 389]. В применении такой модели состоит отличие от стандартного подхода кинетической теории, оперирующей столкновениями частиц.
По аналогии с [152, п. 6.2] опишем протекание потока через средуспомощьюотношенияплощадиеёструктурныхэлементов на поперечной к течению площадке к площади всей площадки.
В простейшей модели представим приращение давления, возникающее из-за сопротивления среды течению, в виде
|
|
|
|
сопр = |
|
|
д2. |
|
|
Здесь |
|
– |
1 − |
|
|
||||
дината |
|
|
кинетическое давление течения, см. (15), |
– коор- |
|||||
д = д/ д |
|
|
|
|
|
|
|||
|
вдоль2 |
направления дрейфовой скорости течения эфира |
|||||||
|
|
|
вданнойточке, – длинарассматриваемогоучастка |
||||||
течения, – отношение средней площади непротекаемых пре- |
|||||||||||||||||||
пятствий |
в поперечном к течению сечении, встречающихся на |
||||||||||||||||||
длине , к площади сечения всего потока, |
|
|
. |
В общем |
|||||||||||||||
/(1 |
− ) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
= |
||||
случае отношение |
является функцией . |
Коэффициент |
|||||||||||||||||
[0,1) |
|
→ 1 |
|
||||||||||||||||
0 |
|
|
|
|
моделирует |
|
|
|
|
длины |
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
: при |
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
сопротивление участка |
|
|
|
|
|
|
||||||||
|
сопротивления нет, при полном перекрытии течения |
|
|
|
со- |
||||||||||||||
противление стремится к бесконечности. Выражение |
|
|
|
|
|
||||||||||||||
тивлением. При |
|
|
|
|
≡ |
|
|
|
|
(257) |
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||
плотность |
коэффициента |
сопротивления |
|
на |
|||||||||||||||
есть |
линейная |
|
|
1 − |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||
участке длины . Назовём |
|
удельным геометрическим сопро- |
|||||||||||||||||
и |
|
|
: |
|
|
. |
определённом поведении |
|
|
|
|
|
~ |
||||||
|
1 |
|
|
~ |
|
|
|
|
|
|
345 |
например, при |
|
|
|
||||
фициент |
|
может быть близок к константе, |
|
|
|
||||||||||||||
приращение давления, |
/ (1 − ) |
|
2 |
представляет |
собой |
||||||||||||||||||||
Таким образом, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
создаваемое сопротивлением среды тече- |
||||||||||||||||||
В результате на |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
нение движения |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
[0, ] |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
нию, несущему давление |
|
|
|
|
2. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
отрезке |
|
|
|
|
|
|
|
получаем следующее урав- |
||||||||||||
|
, х + д = ,0 |
0 |
− |
|
|
д, |
(258) |
||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
+ д |
= |
|
,0 0 |
|
|
2 |
|
|
|
|||||||||||
|
|
х |
|
, |
− д д. |
|
|
||||||||||||||||||
ность внешней силы |
|
х/ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||
Усредним уравнение (258) по всем лагранжевым частицам. |
|||||||||||||||||||||||||
Средняя производная |
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
обратится в ноль (п. 21.3). Плот- |
|||||||||||||||
0 = 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
Усреднённое |
|
|
|
|
не зависит от свойств частицы, поэтому |
||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
д |
|
= д |
= д |
|
|
|
|
|
|||||||||
|
. Среднее от квадрата средней дрейфовой скорости, в |
||||||||||||||||||||||||
соответствии с (234), есть |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
. |
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
уравнение принимает вид |
|
|
||||||||||||||||||||
|
|
|
= |
|
, |
|
− |
, |
|
|
|
д, |
|
(259) |
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
1 |
̅ |
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
= д. |
|
|
|
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
сопр |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
Перейдём к эйлеровым переменным |
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||||||
|
+ д ∙ д = |
|
, |
− |
, |
|
|
|
д. |
|
|||||||||||||||
Упростим это уравнение, предположив, что все векторы в нём имеютд ненулевые проекции только на направление скорости течения и зависимость по пространству определяется только
координатой в этом направлении
346
Хопфад =с |
|
+ д |
|
= |
, |
− , |
|
, |
||
д ∙ д |
, |
0 |
= 0 |
∙ д |
|
|
|
|||
где |
|
|
|
|
|
. Получилось уравнение Бюргерса – |
||||
ненулевой правой частью. Напомним, что в описываемых уравнением Бюргерса – Хопфа процессах возможно самопроизвольное формирование разрывов и ударных волн (п. 6.1).
При таком упрощении теряется описание магнитного поля внутри проводника, но появляется возможность получить относительно простые аналитические формулы для распределения тока вдоль провода. Магнитное поле внутри проводника рассчитано в п. 23.2.3 с помощью решения системы (281).
В установившемся по времени режиме находим для градиента дрейфовой скорости течения эфира
д |
|
|
|
,0 |
0 |
|
|
сопр |
|
|||
|
|
= |
д |
, |
|
− , |
|
, |
(260) |
|||
|
д |
1 |
,0 0 |
|
2 |
|
|
|||||
|
|
|
|
= д |
, |
− д . |
|
|||||
Информация о поведении отдельных ньютониев входит в уравнение (260) через коэффициент удельного геометрического сопротивления .
Предлагаемый здесь подход отличается от кинетической
теорииэлектронногогазавметаллеилиобычногогаза,вкоторой рассматривается время ослабленияпучка, не имеющего постоянной подпитки от источника. В традиционном подходе предполагается затухание направленного движения частиц пучка в раз на расстоянии, равном средней длине свободного пробега [27, c. 332] или за среднее время свободного пробега [28, с. 182]. Однако такое предположение в итоге приводит к несоответствию с
347
экспериментом в тысячи раз [32, с. 213; 154, гл. 3]. В нашей мо- |
||
|
0 |
|
дели электрический ток ньютониев имеет постоянно действую- |
||
щие источник |
|
и удельное геометрическое сопротивление , |
результирующая которых может перемещатьньютонии без остановки, на расстояние, большее длины свободного пробега нью-
тония. |
|
0 = 0( ) |
|
= ( ) |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
системы |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
Уравнение (260) решается аналитически в случае общих за- |
||||||||||||||||||||
висимостей |
|
|
|
|
|
|
и |
|
|
|
, например, с использованием |
|||||||||
|
|
Maple. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
Добавим к уравнению (260) граничное условие. Пусть на |
||||||||||||||||||||
границе |
= 0 |
задана величина градиента давления эфира |
|
|
|
|||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
=0 |
= − ,0 0(0). |
|
|
|
|
|
|
|||||
, ≈ |
, |
|
= 0 |
это означает, что на границе создаётся ≈ |
||||||||||||||||
В соответствии |
с уравнением |
состояния (15), |
при |
|
|
гра- |
||||||||||||||
диент квадрата скорости |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
|
= |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
д |
|
|
,0 0 |
|
|
|
|
(261) |
||||
[0, ] |
|
|
|
|
|
=0 |
, . |
|
|
|
|
|
|
|||||||
Имеем задачу (260), |
(261), описывающую на отрезке |
|
||||||||||||||||||
установившееся во времени распределение скорости |
эфира |
|||||||||||||||||||
|
|
|
||||||||||||||||||
на [0, ] |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
д |
|
≈ |
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
0 |
. |
|
|
под действием в проводе внешнего электрического поля |
|
|||||||||||||||||||
Решая (260), (261) относительно |
|
, находим при |
|
|
|
|||||||||||||||
д = |
|
,0 |
|
|
0 |
|
+ 2 |
−, |
≡ 2 0( ) , |
|
|
|
||||||||
|
, |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
348 |
|
|
|
|
|
|
|
|
д = 2 д ,,0 (2 0( ) − 0(0) −2 −4 −2) .
Здесь для д выбран знак «+», так как рассматривается проекция скорости на направление скорости д.
Из полученных выражений видно, что течение электрического тока определяется экспоненциальными зависимостями и поэтому в общем случае является достаточно тонким процессом.
|
Полученные |
|
формулы |
для |
функции |
|
|
|
общего |
вида |
||||||||||||||||||||||||
|
|
|
0 |
|
|
|
0( ) ≈ |
0(0) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
слабой за- |
|||||||||||||
трудно анализировать. Упростим их в предположении0( ) |
||||||||||||||||||||||||||||||||||
висимости |
|
от |
|
|
: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
. В этом случае |
|
вычисляется |
|||||||||||||||||
аналитически: |
|
|
|
|
|
,0 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
|
|
|
д = |
|
|
|
|
|
(2 − −2) |
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||
|
|
|
|
2 , |
|
|
|
|
|
|
(262) |
|||||||||||||||||||||||
|
|
|
|
д |
= |
1 |
|
,0 |
0 |
(0) |
|
− |
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
2 д |
|
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
стц ≈ |
|
|
|
||||||||||||
котором течение, |
|
|
|
|
д |
|
|
|
|
|
|
|
= 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
ния, перестаёт зависеть от |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1/ |
|
, на |
||||||||||||||||
|
Выражение для |
|
позволяет найти расстояние |
|
|
|
||||||||||||||||||||||||||||
жутке |
|
|
|
|
|
имея в точке |
|
|
|
заданный градиент давле- |
||||||||||||||||||||||||
|
|
|
д, |
(можно) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
√2 ≈ 1.41 |
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||
на |
|
. [0, +∞) |
|
|
|
|
|
|
пространства. Однако с учётом изме- |
|||||||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
не более чем в |
|
|
[0, ] |
|
раз на проме- |
||||||||||||||||||||||||
нения скорости |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
приближённо считать её постоянной |
|||||||||||||||||||||
|
рассматриваемом участке течения |
|
|
|
|
|
, то есть взять |
|||||||||||||||||||||||||||
постоянна на |
|
|
1/ |
, то и |
|
д/ |
|
|
|
д/ |
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||
|
Зависимость |
производной |
|
|
|
|
|
|
|
от |
|
может быть более |
||||||||||||||||||||||
стц ≈ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||||||||||
Вп.21.10 будетпоказано,чтотечение |
|
|
|
|
< |
1 |
|
|
≈ 1 |
|
||||||||||||||||||||||||
сильной. Но если |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
эфиравметалле ивакууме− |
|||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
производная |
|
|
|
практически |
|||||||||||||||||||
|
|
|
|
участке течения |
|
, так как |
|
|
|
|
|
|
и |
|
|
|
. |
|||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
349 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
В случае 1/ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1/ |
для |
||||||||||
в отсутствие вещества) удовлетворяет условию |
||||||||||||||||||||||
встречающихся( |
на практике . |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||
|
д ≈ |
,0 |
0 |
|
|
|
|
|
д |
|
|
|
,0 0 |
|
. |
(263) |
||||||
|
, , |
|
|
|
≈ 2 , |
|
|
|
|
|||||||||||||
Отсюда, исключая ,0 |
0 |
(0)/ , , находим |
|
|
|
|
|
|||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
≈ |
|
|
|
|
. |
|
|
|
|
|
|
|
То есть |
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
и скоростью |
|
|||||||||
в ней, а д/ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(264) |
||||||
определяются строением среды |
|
|
|
|
д |
|||||||||||||||||
этой |
|
эл |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
(256), кроме того, и характерной плотностью эфира в |
||||||||||||||||||
|
среде |
|
|
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Соотношение (264) устанавливает физический смысл производной дрейфовой скорости течения эфира вдоль направления теченияввеществекаквеличины,пропорциональнойкоэффици-
енту удельного геометрического сопротивления |
и установив- |
|||||
|
|
д. д = д |
|
д |
|
|
шейся скорости течения. |
|
|
|
|||
|
Заметим, что |
|
, так как направление |
|
координаты |
|
|
выбрано вдоль |
|
Поэтому |
|
|
|
д = д.
Согласно формуле (256), для электропроводности эфира в отсутствие или при наличии вещества получаем
,0 |
д |
|
,0 |
д. |
(265) |
эл ≈ 2 , |
|
≈ , |
|
||
|
|
350 |
|
|
|
ского |
|
д |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Установившаяся в среде скорость электрического тока нью- |
|||||||||||
тониев |
в общем случае зависит от приложенного электриче- |
||||||||||
Однако в случае, |
|
|
|
|
|
|
, |
и удельного геомет- |
|||
|
поля , плотности эфира в среде |
||||||||||
рического сопротивления0 |
|
, см. (263). |
|
|
|||||||
д |
, получаем |
когда |
д |
сопоставима со скоростью света |
|||||||
|
|
|
|
||||||||
|
|
эл |
|
,0 |
. |
|
|
|
(266) |
||
|
|
, |
|
|
|
|
|||||
Втакомприближениизависимость |
отплотностивнешних |
||||||||||
сил не вошла в электропроводность |
|
. Этотд |
результат соответ- |
||||||||
ствует опытному факту – слабой |
зависимости электропроводно- |
||||||||||
|
эл |
|
|
|
|||||||
сти многих веществ в обычных условиях от внешних сил, вызывающих электрический ток.
Из-за быстрых тепловых колебаний структурных элементов |
|||||||||||
в разные стороны площадь препятствий растёт как |
2, где |
||||||||||
|
|
ср |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
– время одного теплового колебания структурного( срэлемента1) |
|||||||||||
ности площади |
|
~ |
|
~ |
|
|
|
|
|||
среды1 |
, |
|
– средняя скорость его тепловых колебаний. Тогда, в |
||||||||
соответствии с (231), |
|
. Поэтому при малых |
|
(малой плот- |
|||||||
|
|
|
|
препятствий) |
|
(257) и |
|
|
|
||
(267)
Тогда электропроводность (266) падает с ростом как 1/ . Именно такое поведение наблюдается в опытах с металлами
[121, с. 438; 32, с. 213].
Дополнительное подтверждение адекватности эфирной формулы для электропроводности металла (266) дано п. 21.11, где экспериментальный закон Видемана – Франца воспроизведён с помощью рассмотрения кинетики ньютониев в металле.
351
кинетических параметров |
, см. |
д |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
д |
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||
|
В общем случае электропроводность |
|
|
может быть более |
||||||||||||||||||||||||||||||
сложной функцией |
, так как |
|
|
может |
зависеть от |
|
|
и других |
||||||||||||||||||||||||||
|
|
|
эл |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(263). Подставим |
|
|
(263) в (265) |
||||||||||||||||
|
|
|
|
эл ≈ |
,0 |
|
, ,0 0(0) |
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(268) |
||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
|
Формула |
|
|
эл |
ведёт ~ |
|
|
|
1/√ |
|
|
(267). Поэтому элек- |
||||||||||||||||||||||
|
Выше показано,√что |
|
|
|
|
|
|
при малых |
|
|||||||||||||||||||||||||
тропроводность |
|
|
|
|
|
себя как |
|
|
|
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
|
(268) для |
|
|
|
|
|
|
соответствует некоторым полупро- |
|||||||||||||||||||||||
водникам, так как в |
опытах [121, с. 454, 458; 32, с. 228] их элек- |
|||||||||||||||||||||||||||||||||
|
|
эл |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
тропроводность падает с ростом медленнее, чем |
|
|
|
|
, напри- |
|||||||||||||||||||||||||||||
мер, ведёт себя как |
|
|
|
|
|
, или даже |
растёт (что |
возможно при |
||||||||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
1/ |
|
|
|||||||||||||||||||||||||
большой доле |
площади препятствий |
|
), |
см. [121, |
|
с. 438; 32, с. |
||||||||||||||||||||||||||||
|
|
1/√ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
д → 0 |
|
д/ → |
||||||||||||||||
|
, см. (263), и, согласно (256), → ∞ |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||||||||||
228], а также теоретические оценки в [152, гл. 6]. |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||||||||||
∞ |
В хороших диэлектриках |
|
|
|
. Поэтому |
|
|
|
|
|
|
, |
|
|
|
|||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||||||
нулю: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
электропроводность стремится к |
|||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
эл |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
→ 0. Тогда из (263) |
д/ → 0 и |
|||||||||||||||||||||
по (256) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||||||||
|
Для сверхпроводников |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
эл |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
При этом дрейфовая скорость |
|
должна быть ограничена скоро- |
||||||||||||||||||||||||||||||||
стью света, иначе возникнет |
ударная волна, разрушающая свой- |
|||||||||||||||||||||||||||||||||
д |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||
ство сверхпроводимости или даже сам сверхпроводник. |
|
|
||||||||||||||||||||||||||||||||
из-за |
|
уже на очень малых расстояниях. |
д |
|
д/ |
|
||||||||||||||||||||||||||||
|
Отличительнойособенностьюсверхпроводникаявляетсяис- |
|||||||||||||||||||||||||||||||||
|
|
~ 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
352 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
и |
|
|
|
|
|
|
(262) |
||
чезновение пространственной зависимости в |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||||||||||||||||
Это соответствует
обнулению внутри него магнитного и электрического полей,
определяемых производными от плотности потока эфира (20), |
|||||||||
эл → ∞ |
|
|
|
|
|
|
д |
≈ |
|
(21). Данный вывод подтверждается рассмотрением предела |
|||||||||
|
от решения задачи (281), построенного для |
|
|
. |
|||||
гут сильно зависеть от |
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
В общем случае удельное геометрическое сопротивление |
|
||||||||
(257) и электрическое поле , созданное источником тока, мо- |
|||||||||
|
|
координаты |
вдоль |
скорости |
течения |
||||
эфира. В результате электропроводность |
|
в эфире или веще- |
|||||||
стве может быть сложной функцией |
точки пространства, в том |
||||||||
|
|
эл |
|
|
|
|
|||
числе могут возникать режимы запирания, усиления течения эфира и т. п.
В соответствии с общей методологией кинетической теории, краткий обзор которой дан в п. 21.4, на относительно малом промежутке времени в области относительно малого размера состояние эфира можно считать квазиравновесным и воспользоваться
уравнением Клапейрона – Менделеева (225), (237). Тогда
эл
(265) можно выразить через термодинамические параметры и
массу ньютония
эл ≈ 2 ,0 э д,
где и – температура и давление эфира в электрическом токе. В общем случае, когда термодинамическое равновесие отсутствует, закон (225), (237) нельзя использовать в уравнении (259).
Известно, что ни классический, ни квантовый подход нэле дают приемлемых значений электропроводности веществ [32, с. 213; 152, гл. 6, с. 55; 154, гл. 3]. Поэтому на практике используются эмпирические данные [121]. Можно ожидать, что развитие эфирных представлений об атомах и ихэлсовокупностях приведёт к получению адекватных формул для .
353