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
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 |
|
|
|
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
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 |
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
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
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 |
|
|
|
|
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 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
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 |
|
|
|
. |
|
|
|
|
|||||||||
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 |
|
|
|
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 |
|
[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
|
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
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 |
|
|
|
|
|
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 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
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
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