Обоснование СЕ при Кавитации жидкостей

 
 

Обоснование СЕ при Кавитации жидкостей

СЕ технологии



ОБОСНОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ «СВЕРХ-ЕДИНИЧНЫХ» ТЕПЛОВЫХ КОНТАКТОВ ГОРЯЧИХ И ХОЛОДНЫХ ТЕЛ

 

 

А.А.Гришаев,  независимый исследователь

Источник http://newfiz.info/gor-hol.htm

 

Введение.

Хорошо известно, что, при тепловом контакте горячего и холодного тел, горячее охлаждается, а холодное нагревается – до тех пор, пока их температуры не сравняются. Традиционно полагают, что температура тела тем больше, чем больше в этом теле теплоты, которая имеет свойство переходить от горячих тел к холодным. Натурфилософы средневековья представляли теплоту как особую субстанцию – тепловую материю. Полную несостоятельность таких воззрений показал М.В.Ломоносов. Но, после его кончины, к этим воззрениям вернулись, добавив тепловой материи такое фантастическое свойство, как отсутствие веса, и назвав её теплородом. В дальнейшем, под давлением фактов, стало ясно, что теплота не может быть субстанцией. Теперь считается, что теплота – это одна из форм энергии, а именно, это энергия хаотического, теплового движения частиц, составляющих тело. Но, в этом понимании, теплота – или тепловая энергия – полностью унаследовала свойство переходить от горячих тел к холодным.

Апеллируя к закону сохранения энергии, полагают, что, в результате такого перехода, холодное тело приобретает тепловой энергии ровно столько, сколько горячее тело ему отдаёт – при отсутствии потерь. Из такого подхода следует принципиальная невозможность «сверх-единичных» тепловых контактов горячих и холодных тел – т.е. невозможность того, что, в результате выравнивания их температур, прирост тепловой энергии в нагревшемся теле окажется больше, чем убыль тепловой энергии в остывшем теле.

Такой подход математически безупречен, но он некорректен с физической точки зрения хотя бы потому, что здесь закон сохранения применяется лишь к одной форме энергии, хотя его следует применять для всех форм энергии в совокупности. Поэтому могут оказаться ошибочными традиционные представления – как о переходе тепловой энергии от горячих тел к холодным, так и о невозможности «сверх-единичных» тепловых контактов.

 

Зачем в физике понадобились теплоёмкости?

О тепловом эффекте в теле, т.е. об изменении количества тепловой энергии в нём, судят по изменению его температуры. Энергия, приходящаяся на одну «тепловую» степень свободы, исчисляется в единицах kT [1] (k - постоянная Больцмана, T - абсолютная температура). И если знать, во-первых, количество атомов в теле, во-вторых, число «тепловых» степеней свободы, приходящихся на один атом, и, в-третьих, количество (хотя бы среднее) единиц kT, приходящихся на одну «тепловую» степень свободы, то, обозначив произведение этих трёх величин через a, для теплового эффекта DQ в конкретном теле можно записать

DQ = akDT.                                                                                        (1)

Расчёт теплового эффекта по принципу (1) – вполне корректен, но он обычно используется в теории, а на практике используется другое выражение:

DQ = mcDT,                                                                                        (2)

где m - масса тела, c - удельная теплоёмкость вещества, из которого состоит тело. По определению, теплоёмкость тела – это отношение малого количества тепловой энергии, сообщённой телу, к результирующему малому приращению температуры этого тела (если тело при этом не испытывает ни структурных, ни агрегатных превращений).

На первый взгляд, выражения (1) и (2) совершенно эквивалентны – оба они дают нам произведения приращения температуры тела на тот или иной параметр, значение которого является для тела характеристическим. Однако, мы усматриваем здесь принципиальную разницу. Что касается параметра a в (1), то он не зависит от нашего произвола – и, соответственно, от нашего произвола не зависит значение теплового эффекта (1). Что же касается теплоёмкости, то эта характеристика допускает произвол – а, значит, допускается произвол и для теплового эффекта (2).

Потребность в этом произволе возникла вот почему. Наблюдения за выравниванием температур контактирующих горячих и холодных тел говорили о том, что результирующие тепловые эффекты в них, рассчитываемые по принципу (1) – как правило, неодинаковы. Если тепловой эффект в остывшем теле был больше, чем в нагревшемся, то, с позиций концепции перехода тепловой энергии от горячего тела к холодному, здесь не происходило ничего экстраординарного – впрочем, для объяснения того, почему нагревшееся тело получило не всю энергию, которую отдало остывшее, добавлялся тезис о диссипации части передававшейся энергии. Но наблюдались случаи, когда тепловой эффект в нагревшемся теле оказывался больше, чем в остывшем. Такие «сверх-единичные» случаи совершенно не укладывались в рамки концепции перехода тепловой энергии от горячего тела к холодному – поскольку, очевидно, одно тело не может получить больше того, чем другое тело ему отдаёт.

Когда возникла эта проблема, можно было сразу пересмотреть концепцию передачи тепловой энергии от тела к телу. Но эту концепцию сохранили, и постулировали, что, в условиях отсутствия диссипации передаваемой энергии, холодное тело получает её ровно столько, сколько горячее ему отдаёт, т.е. что результирующие тепловые эффекты у того и другого – одинаковы по величине. А чтобы скомпенсировать их неодинаковость, обнаруживаемую при расчётах по принципу (1), ввели подгоночные характеристики – теплоёмкости. Баланс тепловых эффектов в горячем и холодном телах, при выравнивании их температур, записывают, для условий отсутствия диссипации тепловой энергии, известным образом:

m1c1DT1 = m2c2DT2 ,                                                                           (3)

где справа и слева от знака равенства стоят произведения массы тела, удельной теплоёмкости его вещества, и приращения его температуры. Как видно из (3), подходящим отношением теплоёмкостей c1 и c2 можно, сохраняя равенство правой и левой частей, скомпенсировать любое соотношение между DT1 и DT2, особенно для «сверх-единичных» случаев – которые низводятся, таким образом, до «ровно единичных». Такая теория требует, для своей поддержки, «правильного» набора значений теплоёмкостей веществ – т.е. такого их набора, который не оставлял бы возможности для «сверх-единичных» тепловых контактов. Нахождение этих «правильных» теплоёмкостей – в условиях, когда диссипация тепловой энергии сведена к минимуму – выполняется с помощью калориметров. После этого нас уверяют, что корректные измерения тепловых эффектов обеспечивает только калориметрический метод – и, если этот метод применяется без ошибок, то «сверх-единичных» эффектов он никогда не выявляет. Разумеется, это так – ведь для теплоёмкостей веществ подобрали, с помощью этого же калориметрического метода, такие соотношения, которые «сверх-единичных» эффектов не допускают.

О том, что значения теплоёмкостей веществ подвержены произволу, свидетельствует хотя бы тот факт, что проводится титаническая работа по согласованию и пересогласованию их значений, получаемых различными способами и при различных условиях. Кроме того, обратим внимание на следующее обстоятельство.

У тела, находящегося при определённой температуре, атомы имеют не только равновесное распределение энергий, приходящихся на кинематические степени свободы, но и равновесное распределение энергий теплового квантового возбуждения – что описывает планковский спектр. Наличие энергий теплового квантового возбуждения является неотъемлемой чертой тела, находящегося в термодинамическом равновесии – независимо от химического строения его вещества, от его структурной модификации и агрегатного состояния. Тем не менее, тепловая энергия, по традиционному определению, включает в себя лишь энергию теплового движения частиц, а энергия их теплового квантового возбуждения здесь проигнорирована.

На наш взгляд, такое игнорирование является необоснованным. Из того факта, что конкретной температуре соответствует конкретное распределение энергий теплового квантового возбуждения, немедленно следует, что для увеличения температуры тела требуется увеличить не только энергии теплового движения его атомов, но и энергии их теплового квантового возбуждения. Может быть, энергии теплового квантового возбуждения ничтожно малы, и ими просто пренебрегают? Нет, это не так. Например, у одноатомного газа, при абсолютной температуре T, наиболее вероятная энергия теплового движения атома составляет kT [1], а наиболее вероятная энергия теплового квантового возбуждения составляет 5kT [2]. Таким образом, никак нельзя не принимать в расчёт приращения энергий теплового квантового возбуждения при процессах, в которых изменяется температура тела. Фактически, в рамках традиционных представлений, увеличение температуры тела через приращение его внутренней энергии требовало бы «вкачивания» в это тело до шести раз большее количество энергии, чем это обычно полагают.

Тогда, спрашивается: имеют ли отношение к реальности значения теплоёмкостей, приведённые в справочниках? Похоже, что слишком высока оказалась цена, которую заплатили за то, чтобы во что бы то ни стало сохранить концепцию перехода тепловой энергии от одного тела к другому. Ведь расплачиваться пришлось не столько нагромождением подгоночных характеристик, называемых теплоёмкостями, сколько тем, что использование в расчётах теплоёмкостей не даёт истинную картину тепловых эффектов.

Мы предлагаем другой путь – который не только констатирует наличие «сверх-единичных» тепловых контактов, но и объясняет, каким образом они возможны.

 

Максвелловская и планковская температуры тела.

Температура фигурирует в качестве главного параметра как в выражении для распределения энергий теплового движения атомов (например, распределения Максвелла), так и в выражении для распределения энергий теплового квантового возбуждения атомов (распределение Планка). Обычно полагают, что наличие у тела определённой температуры обязывает оба названные распределения энергий иметь вид, соответствующий этому значению температуры. Мы же полагаем, что не температура обусловливает эти распределения энергий, а всё происходит наоборот. Равновесное распределение энергий теплового движения атомов обусловливает температуру тела, которую мы называем максвелловской [3], а равновесное распределение энергий теплового квантового возбуждения атомов обусловливает температуру тела, которую мы называем планковской [3].

Поскольку две различные формы энергии – теплового движения и теплового квантового возбуждения атомов – могут перераспределяться, вообще говоря, независимо друг от друга, то максвелловская и планковская температуры тела не обязаны быть равны друг другу. Их равенство, как мы полагаем, имеет место лишь тогда, когда тело пребывает в термодинамически равновесном состоянии. Но тело легко может быть выведено из этого равновесного состояния. Например, механическое перемешивание жидкости увеличивает энергосодержание кинематических степеней свободы её молекул и, соответственно, увеличивает её максвелловскую температуру – которая становится выше планковской. Другой пример: лазерное воздействие на образец увеличивает энергии квантовых возбуждений и, соответственно, увеличивает, в зоне воздействия, планковскую температуру – которая становится выше максвелловской. Как мы постараемся показать, неравенство друг другу максвелловской и планковской температур тела играет ключевую роль в процессах тепловой релаксации.

Прежде чем говорить об этих процессах, укажем важное общее свойство энергии теплового квантового возбуждения атома и энергии его теплового движения. Если атомарный электрон находится не в основном квантовом состоянии, а в возбуждённом, то энергия связи этого электрона уменьшена как раз на величину энергии квантового возбуждения – об этом свидетельствуют эксперименты по ионизации возбуждённых атомов. Таким образом, у атомарного электрона энергия квантового возбуждения и энергия связи образуют сопряжённую пару энергий [4,3] – где увеличение одной из них происходит за счёт такого же уменьшения другой, так что их сумма остаётся постоянной. Атом увеличивает свою энергию квантового возбуждения не за счёт приобретения дополнительной энергии извне, а за счёт убыли энергии связи, которая присуща ему же. Аналогичный принцип работает и для энергии теплового движения атома. На наш взгляд, кинетическая энергия у частицы образует сопряжённую пару с собственной энергией этой частицы [5], т.е. с её массой, умноженной на квадрат скорости света. Это означает, что энергия движения появляется у частицы, опять же, не за счёт приобретения дополнительной энергии извне, а за счёт убыли её массы – в согласии с экспериментами, прямо продемонстрировавшими отсутствие релятивистского роста массы у электронов [6] (см. наш анализ [7]).

Феномен сопряжённых пар энергии, в которых участвуют энергии теплового квантового возбуждения и теплового движения атома, имеет парадоксальное следствие. Приращения той и другой энергии оставляют прежней полную сумму энергий атома – дело ограничивается лишь перераспределениями энергий в соответствующих сопряжённых парах. Поэтому повышение как планковской, так и максвелловской температуры тела не требует «вкачивания» в это тело энергии (или совершения над ним работы) – которая пошла бы на увеличение энергий теплового квантового возбуждения или теплового движения атомов. И, в продолжение этой логики: при тепловом контакте горячего и холодного тел, в процессе выравнивания их температур не происходит никакой передачи «тепловой энергии» от горячего тела к холодному – в каждом из них происходят перераспределения содержимого своих собственных энергетических закромов.

При таком подходе, оказывается физически бессмысленным традиционное определение теплоёмкости – декларирующее, что, для увеличения температуры тела, требуется сообщить этому телу энергию.

 

Свободная внутренняя термо-релаксация в теле.

Если тело, в котором создано неравенство друг другу максвелловской TМ и планковской TП температур, предоставлено самому себе, то в нём начинается процесс выравнивания этих температур, который мы будем называть свободной внутренней термо-релаксацией. Если, в стартовом состоянии, планковская температура тела ниже максвелловской (Рис.1а), то, в процессе свободной внутренней термо-релаксации, энергия тепловых движений уменьшается, а энергия тепловых квантовых возбуждений – увеличивается. Если же, в стартовом состоянии, планковская температура выше максвелловской (Рис.1б), то, в процессе свободной внутренней термо-релаксации, динамика энергий имеет противоположный характер.

 

 

22

 

Рис.1. Динамика максвелловской и планковской температур

при свободной внутренней термо-релаксации.

 

Вопрос о том, почему свободная эволюция состояния тела, в котором создано неравенство максвелловской и планковской температур, происходит в сторону выравнивания этих температур, обсуждался в статье [3]. Для случая твёрдых тел, можно уточнить, что, согласно ранее изложенным моделям, поддержание структуры твёрдого тела по принципу коллективной сцепки молекул [8], а также механизм теплового расширения молекулярных кристаллов [9], основаны на тесной связи между тепловыми квантовыми возбуждениями и тепловыми движениями молекул – главным типом которых, в данном случае, являются крутильные вибрации. Само наличие квантов теплового возбуждения молекул и результирующие осцилляции дипольных моментов в них является генератором крутильных вибраций молекул – из-за кулоновских взаимодействий с соседями [9]. Чем выше наиболее вероятная энергия кванта теплового возбуждения, тем больше ширина планковского спектра. Значит, в среднем, выше разности частот осцилляций электрических зарядов в соседних молекулах – и, значит, выше частоты крутильных вибраций молекул и интенсивность их результирующих соударений с соседями. Такая тесная связь между тепловыми квантовыми возбуждениями и тепловыми движениями обеспечивает, на наш взгляд, особенно эффективный механизм свободной внутренней термо-релаксации, выравнивающий планковскую и максвелловскую температуры в твёрдом теле.

После завершения свободной внутренней термо-релаксации, значение итоговой равновесной температуры, которому становятся равны максвелловская и планковская температуры, находится где-то между их стартовыми значениями. Временем tрел свободной внутренней термо-релаксации мы будем называть время, за которое исходная разность между значениями максвелловской и планковской температур уменьшится до средней величины флуктуаций температуры в равновесном состоянии.

 

Почему выравниваются температуры горячего и холодного тел.

В соответствии с двумя распределениями энергий – теплового движения и тепловых квантовых возбуждений атомов – которые определяют максвелловскую и планковскую температуры тела, существует два механизма взаимодействия атомов горячего и холодного тел, благодаря которым температуры этих тел выравниваются: это механические столкновения и радиационный обмен тепловыми квантами. На наш взгляд, в процессе выравнивания температур горячего и холодного тел, ведущую роль играет радиационный обмен тепловыми квантами. Действительно, радиационный механизм должен доминировать над столкновительным – даже если учитывать только контактные взаимодействия частиц (атомов, молекул) горячего и холодного тел – хотя бы потому, что средняя энергия теплового квантового возбуждения значительно больше средней энергии теплового движения. Если же учесть, что взаимодействовать радиационно способны не только контактирующие друг с другом частицы, но и находящиеся на расстоянии друг от друга, то доминирование радиационного механизма должно быть подавляющим – тем более, что быстрота радиационных взаимодействий на несколько порядков больше, чем столкновительных.

Пусть температуры наших тел таковы, что наиболее вероятная энергия теплового квантового возбуждения, т.е. 5kT, много меньше энергий первых возбуждённых квантовых уровней в атомах, из которых состоят тела – под это условие подходят температуры до 1-2 тысяч градусов Кельвина. Пусть, по ходу выравнивания температур горячего и холодного тел, эти тела не испытывают ни структурных, ни агрегатных превращений. Наконец, будем анализировать ситуацию в примыкающих к поверхности контакта пограничных слоях – достаточно тонких для того, чтобы процессами теплопроводности в них можно было пренебречь (тело всегда можно разбить на такие тонкие слои, каждую контактирующую пару которых можно рассматривать как горячее и холодное тело). В исходных состояниях, максвелловская и планковская температуры равны друг другу как у горячего тела, так и у холодного. После приведения тел в тепловой контакт, эти равенства нарушатся. Благодаря радиационному обмену тепловыми квантами, за ничтожные доли секунды изменятся планковские температуры обоих тел – у холодного тела она повысится, а у горячего понизится. Поскольку быстрота радиационных взаимодействий на несколько порядков больше, чем столкновительных, то, для простоты изложения, будем считать, что, при названных изменениях планковских температур, максвелловские температуры обоих тел останутся прежними. Таким образом, в каждом из тел планковская температура окажется не равна максвелловской, причём, планковские температуры тел будут сдвинуты друг к другу ближе, чем максвелловские.

Заметим, что образовавшиеся разности планковской и максвелловской температур в горячем и холодном телах могут быть неодинаковы. Действительно, в каждом элементарном радиационном взаимодействии (квантовом перебросе энергии [5]), происходящем между горячим и холодным телом участвуют по одному атому от того и другого тела – и, если концентрации атомов в них заметно различаются, то процент атомов, участвующих в радиационном взаимодействии, больше в теле с меньшей их концентрацией. Значит, при том, что, в результате радиационного обмена тепловыми квантами, энергия тепловых квантовых возбуждений в холодном теле увеличится на столько же, насколько в горячем теле она уменьшится – в том теле, где концентрация атомов меньше, образуется более сильная «деформация» планковского распределения и, соответственно, больший сдвиг планковской температуры.

Итак, после приведения горячего и холодного тел в тепловой контакт, оба они окажутся в термодинамически неравновесных состояниях, при которых планковская и максвелловская температуры не равны друг другу, и в каждом из этих тел начнётся внутренняя термо-релаксация. При этом, в обоих телах планковские температуры будут «подтягивать» к себе максвелловские, но, поскольку быстрота радиационных взаимодействий выше, чем столкновительных, то планковские температуры наших тел должны будут оставаться сдвинуты друг к другу ближе, чем сближающиеся максвелловские – поэтому планковские температуры тоже будут сближаться друг с другом. В результате, все четыре температуры – две температуры горячего тела и две холодного – будут сближаться, пока не достигнут одинакового значения, которое и станет равновесным.

Заметим, что соотношение между результирующими тепловыми эффектами (1) в обоих телах зависит не только от отношения параметров a у того и другого тел, но и от того, что, при их тепловом контакте, скорости изменения их температур могут быть не равны друг другу – и тогда, в итоге, приращения температур того и другого тоже окажутся неравными. Неодинаковость скоростей изменения температур горячего и холодного тел при их тепловом контакте может быть обусловлена, как мы постараемся показать ниже, неодинаковостью скоростей свободной внутренней термо-релаксации в этих телах.

 

Динамика эффективных температур горячего и холодного тел при их контакте.

Выравнивание температур при тепловом контакте горячего и холодного тел удобно описывать в терминах их эффективных температур – текущее значение эффективной температуры тела, при текущих значениях его максвелловской и планковской температур, TМ и TП, определим как равновесную температуру, которая установилась бы в результате свободной внутренней термо-релаксации в этом теле, начавшейся из состояния с названными значениями TМ и TП (см. Рис.1).

При выравнивании температур горячего и холодного тел, эволюцию эффективной температуры того и другого к «точке встречи» можно, весьма упрощённо, представить через последовательность этапов, на каждом из которых происходит только свободная внутренняя термо-релаксация. Пусть, например, температура холодного тела, до теплового контакта с горячим, равна T0. После установления теплового контакта, из-за различия скоростей радиационных и столкновительных взаимодействий, за ничтожные доли секунды возникнет состояние, при котором планковская температура холодного тела станет равна T0+DT, а максвелловская – останется, практически, равной T0 (см. Рис.2). Пусть далее в холодном теле

 

 2333

Рис.2. Упрощённое представление эволюции эффективной

температуры (зелёная ломаная).

 

происходит свободная внутренняя термо-релаксация – с выравниванием планковской и максвелловской температур за время tрел. Пусть это состояние будет исходным для следующего этапа, т.е. скачка планковской температуры вверх, за которым опять следует свободная внутренняя термо-релаксация, и т.д. На Рис.2, где схематически изображена цепочка таких этапов, зелёная ломаная отражает эволюцию эффективной температуры. В течение каждого этапа, эффективная температура увеличивается на величину (TПi-TМi)×x, где TПi и TМi - планковская и максвелловская температуры в начале этапа, а безразмерный коэффициент x - меньше единицы. Для реальной ситуации плавного изменения температур, скорость изменения эффективной температуры составит

,                                                                         (4)

где TП и TМ – текущие значения планковской и максвелловской температур, x1<1.

Возвратимся к задаче горячего и холодного тел и будем считать, что, в обоих телах, текущие разности между планковской и максвелловской температурами – которые, по логике вышеизложенного, являются «движущей силой» выравнивания температур тел –прямо пропорциональны разности текущих эффективных температур того и другого; но коэффициенты этой пропорциональности у того и другого могут быть неодинаковы, например, при неодинаковых концентрациях атомов в том и другом, как отмечалось выше. Тогда, в согласии с (4), динамику эффективных температур горячего и холодного тел при их тепловом контакте можно описать системой дифференциальных уравнений

,                                                                               (5)

где T1 и T2 – эффективные температуры, соответственно, горячего и холодного тел, t1 и t2 – времена свободной внутренней термо-релаксации в них, h1<1, h2<1. Уравнения (5) показывают, что скорости изменения эффективных температур прямо пропорциональны отношениям h1/t1 и h2/t2, которых мы назовём релаксационными параметрами (с размерностью «Гц»).

В приближении постоянных релаксационных параметров, решения системы (5) средствами Mathcad представлены, в виде схематических графиков, на Рис.3 и Рис.4 для случаев, когда релаксационные параметры не равны друг другу. У кого из двух тел  релаксационный параметр больше, у того эффективная температура быстрее продвигается к «точке встречи» в ходе выравнивания их температур при тепловом контакте.

 

 322

Рис.3. Динамика выравнивания эффективных температур горячего и холодного тел.

Релаксационный параметр в горячем теле – в 4 раза больше.

 

 411

Рис.4. Динамика выравнивания эффективных температур горячего и холодного тел.

Релаксационный параметр в горячем теле – в 3 раза меньше. 

 

«Сверх-единичные» тепловые контакты горячих и холодных тел.

Традиционно, тепловым эффектом, т.е. изменением количества тепловой энергии в теле, считается изменение суммарной энергии теплового движения атомов тела. Но, как отмечалось выше, при рассмотрении вопросов, связанных с изменениями температуры, никак нельзя игнорировать изменения суммарной энергии тепловых квантовых возбуждений атомов тела. Поэтому следует говорить о полном тепловом эффекте – равном изменению суммы энергий теплового движения и тепловых квантовых возбуждений всех атомов тела. Полный тепловой эффект в некотором теле, как можно видеть, прямо пропорционален приращению температуры этого тела. Действительно, как из теоремы о равнораспределении энергии по степеням свободы, так и из факта наличия распределений Максвелла и Планка следует, что энергосодержание всех «тепловых» степеней свободы – кинематических и квантового возбуждения – исчисляется в единицах kT. Значит, полное «тепловое энергосодержание» тела равно произведению kT на константу, зависящую от количества тех и других степеней свободы в этом теле. Таким образом, если в параметрах a (см. (1)) у контактирующих тел учтены все их «тепловые» степени свободы, то о полных тепловых эффектах в этих телах можно судить, с точностью до коэффициентов ak, по изменениям температур этих тел. Поэтому динамика эффективных температур контактирующих тел, о которой речь шла выше, отражает динамику тепловых эффектов в этих телах.

Скорости изменения эффективных температур контактирующих тел зависят от времён свободной внутренней термо-релаксации в них (см. (5)), а эти времена определяются множеством факторов – например, химической структурой тела, агрегатным состоянием, размерами частиц и их концентрацией. Также следует указать на зависимость времён свободной внутренней термо-релаксации от температуры – ведь, чем выше температура, тем, очевидно, быстрее происходят перераспределения энергий. Поэтому решения системы (5), полученные выше при допущении о постоянных релаксационных параметрах, являются лишь первым приближением, поскольку, в действительности, релаксационные параметры зависят от температуры.

Так, рассмотрим контакт двух однотипных образцов, с одинаковыми параметрами a (см. (1)), в которых учтены все «тепловые» степени свободы. Пусть образцы различаются только своими температурами. В холодном образце время свободной внутренней термо-релаксации больше, чем в горячем, поэтому итоговое приращение температуры в нагревшемся образце окажется меньше, чем в охладившемся – и таким же соотношением будут связаны тепловые эффекты в них. Подобные тепловые контакты не являются «сверх-единичными».

Иная ситуация возможна при тепловом контакте разнотипных образцов, имеющих такие значения параметров a и релаксационных параметров, что тепловой эффект в нагревшемся образце окажется больше, чем в остывшем. В рамках традиционной концепции о передаче тепловой энергии от горячего тела к холодному, этот случай будет выглядеть как сверх-единичная теплоотдача, нарушающая закон сохранения энергии. По нашей же логике, никакая теплоотдача здесь не происходит, никакая тепловая энергия от горячего тела к холодному не переходит – а происходят лишь внутренние перераспределения энергий в обоих образцах. Эти внутренние перераспределения происходят в полном согласии с законом сохранения энергии – поэтому, если даже в нагревающемся образце перераспределится большее количество энергии, чем в охлаждающемся, то никаких нарушений закона сохранения энергии мы здесь не усматриваем.

 

Заключение.

С нагреванием-остыванием тел мы повседневно сталкиваемся даже в быту – и, казалось бы, объяснение причин и самого процесса тепловой релаксации должно быть в школьных учебниках. Увы, даже в академических трудах, на темы тепловой релаксации можно узнать про релаксацию ядерных спинов, релаксацию электронов и дырок в полупроводниках – только не про выравнивание температур горячего и холодного тел при их контакте. Уравнения теплового баланса вроде (3) ничего не говорят ни о причинах тепловой релаксации, ни о том, как она происходит – эти уравнения записываются для состояния, когда процессы выравнивания температур уже закончились.

Как мы постарались показать выше, традиционный подход, основанный на концепции перехода тепловой энергии от горячего тела к холодному, оперирует не реальными тепловыми эффектами, а искусственными. Эти тепловые эффекты определяются через расчёты с использованием теплоёмкостей, значения которых специально подобраны так, чтобы в принципе исключить возможность «сверх-единичных» тепловых контактов – на чём и основана идеология калориметрического метода. Наш же подход, основанный на концепции внутренних перераспределений энергий в контактирующих горячем и холодном телах, оперирует реальными тепловыми эффектами – при этом вполне допустимы случаи «сверх-единичных» тепловых контактов, которым способствует ситуация, когда скорость изменения температуры у холодного тела больше, чем у горячего.

Согласно нашему подходу, в теплогенераторах, работающих от электрической сети, электрическая энергия отнюдь не превращается в тепловую энергию, отдаваемую затем в отапливаемое помещение. Здесь тоже имеет место контакт горячего и холодного тел, и температура холодного тела увеличивается оттого, что в нём происходят соответствующие внутренние перераспределения энергии. Вот почему для кавитационных теплогенераторов (см., например, [10]), а также для обогревателя на угольных нитях [11], возможны режимы, при которых тепловой эффект превышает количество потребляемой электроэнергии.

 

 

Ссылки.

1.        А.К.Кикоин, И.К.Кикоин. Молекулярная физика. «Наука», М., 1976.

2.        А.А.Гришаев. К вопросу о равновесном излучении. – Доступна на данном сайте.

3.        А.А.Гришаев. О максвелловской и планковской температурах, тепловом равновесии и роторных теплогенераторах. – Доступна на данном сайте.

4.        А.А.Гришаев. О температуре и тепловых эффектах химических реакций. – Доступна на данном сайте.

5.        А.А.Гришаев. Книга «Этот «цифровой» физический мир». М., 2010. – Доступна на данном сайте.

6.        Liangzao Fan. Three experiments challenging Einstein’s relativistic mechanics and traditional electromagnetic acceleration theory. Серия «Проблемы исследования Вселенной», Вып. 34. Труды Конгресса-2010 «Фундаментальные проблемы естествознания и техники», Часть III, стр.5-16. С-Пб., 2010. Также доступна на  http://ivanik3.narod.ru/TO/DiHUALiangzaoFAN/3LiangzaoFAN.doc

7.        А.А.Гришаев. Линейный ускоритель: очевидные свидетельства об отсутствии релятивистского роста энергии. – Доступна на данном сайте.

8.        А.А.Гришаев. Универсальный подход к причинам агрегатных превращений у веществ, образующих молекулярные кристаллы. – Доступна на данном сайте.

9.        А.А.Гришаев. Механизм теплового расширения у молекулярных кристаллов. – Доступна на данном сайте.

10.     А.А.Гришаев. О механизме нагрева воды при гидродинамической кавитации. – Доступна на данном сайте.

11.     Видео «Эпизод З. Сверх-единичные режимы карбонового обогревателя». – Доступно на данном сайте, в папке «НАШИ ФИЛЬМЫ».

 

Источник:  http://newfiz.info

Поступило на сайт: 10 июля 2017.



Создан 10 июл 2017