Отрывок из книги Николая Левашова "Неоднородная Вселенная" , Глава 3. Неоднородность пространства и качественная структура физически плотного вещества.

В классической физике под электрическим током понимается направленное движение электронов от плюса к минусу. Вроде бы, всё предельно просто, но, к сожалению, это - иллюзия. Что такое электрон, классическая физика не объясняет, за исключением того, что электрон объявляется отрицательно заряженной частицей. Но, что такое отрицательно заряженная частица, никто не удосужился объяснить.

В то же время, отмечалось, что электрон обладает дуальными (двойственными) свойствами, как частицы, так и волны. Даже в этом определении скрыт ответ. Если какой-то материальный объект обладает свойствами, как волны, так и частицы, то это может означать только одно - он не является ни тем, ни другим. По своей природе, частица и волна, в принципе, не совместимы и не нужно совмещать несовместимое. Что такое электрон мы детально разобрались выше, поэтому перейдём к следующей части объяснения электрического тока. Направленное движение, казалось бы, что может быть проще - движение в заданном направлении. Всё это так, но существует маленькое «но ». Электроны вообще не двигаются в проводнике , по крайней мере, то, что понимают под электроном. А если предположить, что они двигаются, то должна быть скорость их передвижения в проводнике.

Давайте вспомним объяснение природы постоянного тока. Электроны в проводнике распределены неравномерно в радиальном направлении, в результате чего возникает радиальный градиент (перепад) электрического поля. Перепад электрического поля индуцирует магнитное поле в перпендикулярном направлении, которое, в свою очередь, индуцирует перпендикулярное электрическое поле и т.д. Но, опять таки, понятия электрического и магнитного полей вводятся в виде постулатов, т.е., принимаются без каких-либо объяснений. Получается интересная ситуация, новые понятия объясняются другими, которые сами были приняты без объяснений и поэтому, подобные объяснения не выдерживают критики. Стоит только вдуматься в значение слов и красивая фраза превращается в бессмыслицу. Но, тем не менее, если закрыть на это глаза и провести рассчёт скорости распространения поверхностного заряда по соответствующим формулам, полученный результат окончательно поставит все точки над «i » . Скорость получается несколько миллиметров в секунду. Казалось бы, всё вроде бы прекрасно, но это только кажется. Так как, после замыкания цепи, электрический ток в ней появляется мгновенно, вне зависимости от того, как далеко находится источник постоянного тока, и результаты расчётов становятся лишёнными какого-либо физического смысла. Факты из реальной жизни полностью опровергают теоретические объяснения. И, наконец, что такое «плюс» и «минус»?! Снова никаких объяснений. В результате простого анализа, мы пришли к выводу, что общеупотребляемое в физике понятие электрического тока не имеет под собой никакого обоснования, другими словами, с существующих на данный момент позиций современная физика не может объяснить природу электрического тока. При всём при том, что это - реальное физическое явление.

В чём же дело, какова же, всё-таки, природа этого явления?!

Давайте попытаемся подойти к пониманию этого явления с несколько других позиций. Вспомним, что ядро любого атома влияет на свой микрокосмос. Только степень этого влияния у ядер разных элементов, весьма различна. В случае образования из атомов одного элемента или молекул, состоящих из атомов разных элементов, кристаллических решёток, возникает однородная среда, в которой все атомы имеют одинаковый уровень мерности. Для более глубокого понимания этого явления, рассмотрим механизмы образования молекул из отдельных атомов. При этом, вспомним, что восстановление исходного уровня мерности макрокосмоса происходит по следующим причинам. Шесть сфер из гибридных форм материй, возникшие внутри неоднородности, компенсируют деформацию пространства, возникшую в результате взрыва сверхновой. При этом, гибридные формы материй увеличивают уровень мерности макропространства в пределах объёма, который они занимают. При мерности пространстваL=3,00017 все формы материй нашей Вселенной уже никак друг с другом не взаимодействуют. Примечательно, что все излучения, известные современной науке, являются продольно-поперечными волнами, которые возникают, как результат микроскопических колебаний мерности пространства.

3.000095 < L λ < 3.00017

0 < ΔL λ < 0.000075 (3.3.2)

Скорость распространения этих волн меняется, в зависимости от уровня собственной мерности среды распространения. Когда излучения Солнца и звёзд проникают в пределы атмосферы планеты, скорость их распространения в этой среде уменьшается. Так как собственный уровень мерности атмосферы меньше собственного уровня мерности открытого пространства.

2.899075 < L λ ср. < 2.89915

0 < ΔL λ ср. < 0.000075 (3.3.3)

Другими словами, скорость распространения продольно-поперечных волн зависит от собственного уровня мерности среды распространения. Что обычно выражается коэффициентом преломления среды (n ср ). Продольно-поперечные волны при своём распространении в пространстве переносят это микроскопическое возмущение мерности ΔLλ ср . При пронизывании ими разных материальных субстанций, происходит накладывание ΔLλ ср . на уровень мерности этих веществ или сред. Внутреннее колебание мерности, возникшее, как результат такой интерференции (сложения), является катализатором большинства процессов, происходящих в физически плотной материи. В силу того, что атомы разных элементов имеют разные подуровни мерности, они не могут образовывать новые соединения (Рис. 3.3.10).

При распространении продольно-поперечных волн в среде, микроскопическое возмущение мерности ими вызываемое, нейтрализует различия значений уровней собственной мерности разных атомов. При этом, электронные оболочки этих атомов сливаются в одну, образуя новое химическое соединение, новую молекулу. Атомы можно сравнить с поплавками на поверхности воды. Продольно-поперечные волны поднимают и опускают на своих гребнях «поплавки»-атомы, тем самым, изменяя уровень их собственной мерности и создавая возможность новых соединений. Принципиально важны для реализации синтеза следующие параметры продольно-поперечных волн: амплитуда и длина волны (λ). Если расстояние между атомами соизмеримо с длиной волны, происходит взаимодействие между собственной мерностью этих атомов и мерностью волны. Влияние одной и той же волны на уровни мерности разных атомов - неодинаково. Мерность одних атомов увеличивается, а других - уменьшается или остаётся той же. Именно это и приводит к необходимому для слияния атомов балансу мерностей (Рис. 3.3.11).

Если же длина волны значительно превышает расстояние между атомами, то при этом, различие уровней мерностей атомов сохраняется или изменяется незначительно. Происходит синхронное изменение уровней собственной мерности всех атомов, и изначальное качественное различие уровней мерностей атомов сохраняется. Амплитуда волн определяет величину изменения мерности пространства, вызываемую этими волнами при их распространении в данной среде. Различие уровней мерностей между разными атомами требует различного уровня влияния на них. Именно амплитуда и выполняет эту функцию при распространении волн в среде. Величина расстояния между атомами в жидких и твёрдых средах лежит в диапазоне значений от 10 -10 до 10 -8 метра. Именно поэтому спектр волн от ультрафиолетовых до инфракрасных поглощается и излучается при химических реакциях в жидких средах. Другими словами, при соединении атомов в новом порядке, происходит выделение или поглощение тепла или видимого света (экзотермические и эндотермические реакции), так как только эти волны отвечают требуемым условиям. Итак, продольно-поперечные волны, от инфракрасных до гамма, являются микроскопическими колебаниями мерности, возникшими при термоядерных и ядерных реакциях. Амплитуда волн, участвующих в химических реакциях, определяется величиной разницы между уровнями мерностей атомов до начала реакции и атомов, возникших в результате этой реакции. И не случайно, излучение происходит порциями (квантами). Каждый квант излучения является результатом единичного процесса преобразования атома. Поэтому, при завершении этого процесса, прекращается и генерация волн. Выброс излучений происходит в миллиардные доли секунды. Соответственно, излучения поглощаются также квантами (порциями).

А теперь, рассмотрим кристаллические решётки. Кристаллические решётки образуются из атомов одного и того же элемента или из одинаковых молекул. Поэтому все атомы, образующие кристаллическую решётку, имеют одинаковый уровень собственной мерности. Причём, для каждой кристаллической решётки уровень собственной мерности будет свой. Возьмём два металла, имеющие различные уровни мерности (Рис. 3.3.12).

Они представляют собой две качественно разные среды, по-разному влияющие на окружающее пространство. Если они никак друг с другом не взаимодействуют, никаких необычных явлений не наблюдается. Но, стоит им только вступить в непосредственное взаимодействие, как появляются качественно новые явления. В зоне стыкования кристаллических решёток с разными уровнями собственной мерности, возникает горизонтальный перепад (градиент) мерности, направленный от кристаллической решётки с большим уровнем собственной мерности к кристаллической решётке с меньшим уровнем собственной мерности. Теперь, поместим между пластинами из этих материалов жидкую среду, насыщенную положительными и отрицательными ионами. В жидкой среде молекулы и ионы не имеют жёсткого положения и находятся в постоянном хаотичном движении, так называемом, броуновском. Поэтому под воздействием горизонтального перепада мерности ионы начинают двигаться упорядочено. Положительно заряженные ионы начинают двигаться к пластине с большим уровнем собственной мерности, в то время, как отрицательно заряженные ионы - к пластине с меньшим уровнем собственной мерности (Рис. 3.3.13).

При этом, происходит перераспределение ионов в жидкой среде, в результате чего, на пластинах происходит накапливание положительных и отрицательных ионов. Положительные ионы, при своих столкновениях с пластиной, захватывают из атомов кристаллической решётки пластины электроны, становясь, при этом, нейтральными атомами, которые начинают оседать на самой пластине, в то время, как в самой пластине возникает недостаток электронов. Причём, «бомбардировке» положительными ионами пластина будет подвергаться постоянно и по всей поверхности. Так как, при всём при этом, перепад мерности между двумя пластинами продолжает сохраняться и ионы из жидкой среды, под воздействием этого перепада, приобретают направленное движение. Хаотический процесс столкновений молекул и ионов жидкой среды между собой, приобретает качественно новый характер. Движение ионов и молекул становится направленным. При этом, поведение положительных и отрицательных ионов будет различным под воздействием существующего перепада мерности между пластинами. Горизонтальный перепад мерности создаёт условия, при которых, положительные ионы должны двигаться против перепада, в то время, как отрицательные ионы - вдоль этого перепада мерности. Положительные ионы вынуждены двигаться «против течения», в то время как отрицательные «по течению». В результате этого скорость движения, а следовательно энергия положительных ионов уменьшается, а отрицательных ионов - увеличивается. Ускоренные подобным образом отрицательные ионы, при столкновении с кристаллической решёткой, теряют избыточные электроны, становясь нейтральными атомами. Кристаллическая решётка, при этом, приобретает дополнительные электроны. И если теперь, соединить между собой эти две пластины с разными уровнями собственной мерности посредством провода из совместимого с ними материала, то в последнем (проводе) возникнет, так называемый, постоянный электрический ток - направленное движение электронов от плюса к минусу, где плюс - пластина, имеющая больший уровень собственной мерности, а минус - пластина имеющая меньший уровень собственной мерности. И если продолжить данный анализ, то перепад потенциалов между пластинами есть ни что иное, как перепад уровней собственной мерности кристаллических решёток этих пластин. В результате анализа этого процесса, мы пришли к пониманиюприроды постоянного тока .

Для понимания природы движения электронов в проводнике, необходимо чётко определиться с природой магнитного B и электрического E полей. Природа гравитационного поля любого материального объекта определяется перепадом мерности в зоне неоднородности, в которой произошёл процесс образования данного материального объекта. И в случае образования планеты, изначальной причиной возникновения подобного искривления пространства послужил взрыв сверхновой звезды. Перепад мерности направлен от краёв зоны неоднородности пространства к её центру, чем и объясняется направленность гравитационного поля к центру планеты или любого другого материального объекта. В силу того, что деформация пространства по-разному проявляется внутри зоны неоднородности, происходит синтез атомов разных элементов и, когда данный процесс происходит в масштабе всей планеты, происходит распределение вещества по принципу уровня собственной мерности. Что означает распределение вещества планеты по зонам, где данное вещество максимально стабильно. Это не означает, что атомы с отличными от оптимального значениями собственной мерности не могут синтезироваться в пределах данного объёма с конкретным значением мерности пространства. Это означает только одно, что атомы, имеющие уровень собственной мерности выше уровня мерности объёма пространства в котором произошёл этот синтез, становятся неустойчивыми и вновь распадаются на первичные материи, из которых они сформировались. И чем больше разница между уровнем собственной мерности образовавшегося атома и уровнем мерности пространства, в котором этот синтез произошёл, тем быстрей произойдёт распад этого атома. Именно поэтому происходит естественное перераспределение атомов, а следовательно и вещества внутри зоны неоднородности планеты. Именно поэтому происходит формирование поверхности планеты в том виде, к которому мы привыкли с самого рождения и воспринимаем, как должное. Необходимо иметь в виду, что любой атом имеет некоторый диапазон, в пределах которого он сохраняет свою устойчивость, а это означает, что вещество, образованное из этих атомов, тоже будет устойчиво в пределах этого диапазона. Твёрдая поверхность планеты просто повторяет форму зоны неоднородности пространства, в пределах которой, твёрдое вещество устойчиво, океаны, моря заполняют впадины, и атмосфера окружает всё это. Таким образом атмосфера располагается в верхней границе диапазона устойчивости физически плотного вещества, в то время, как собственно планета, находится в средней и нижней части этого диапазона...

А теперь, давайте вернёмся на уровень микромира и попытаемся понять природу магнитного и электрического полей. Рассмотрим кристаллическую решётку, образованную атомами одного и того же элемента или атомами нескольких элементов (Рис. 3.3.14).

В твёрдом веществе соседние атомы смыкаются своими электронными оболочками и образуют жёсткую систему, а это означает, что искривления микропространства, вызванные ядром одного атома, смыкаются с искривлениями микропространства соседнего и т.д. и образуют между собой единую систему искривления микропространства для всех атомов, сомкнувшихся между собой и образующих, так называемые, домены. «Связанные» подобным образом, атомы создают единую систему, состоящую из сотен тысяч миллионов атомов. Все атомы, входящие в эту систему, имеют одинаковый уровень собственной мерности, который, в большинстве случаев, отличается от уровня мерности микропространства, в котором находится эта система атомов. В результате, возникает перепад мерности, направленный против перепада мерности макропространства. Формируется зона взаимодействия между микропространством и макропространством. Встречный перепад мерности подобных систем атомов приводит к компенсации деформации мерности макропространства, в котором происходит синтез физически плотного вещества. При завершении процесса синтеза вещества, в зоне деформации мерности макропространства происходит взаимная нейтрализация - деформация мерности макропространства нейтрализуется встречными деформациями микропространства. Причём, деформация мерности макропространства в физике получило название гравитационного поля, в то время, как встречная деформация микропространства, созданная системой из атомов доменов создаёт, так называемое, магнитное поле домена, на уровне одного домена и магнитное поле планеты, на уровне планеты.

Магнитное поле планеты возникает, как совокупность магнитных полей всех доменов, существующих в физически плотном веществе планеты в целом. Совокупное магнитное поле планеты - на порядки меньше гравитационного поля планеты только по одной простой причине - мириады микроскопических магнитных полей доменов всей планеты ориентированны хаотично друг относительно друга и только незначительная их часть сориентированы параллельно относительно друг друга и сохраняют свою намагниченность, создавая магнитное поле планеты. Причём, домены образованные разными атомами, обладают и разной степенью намагничниченности. Намагниченность определяется способностью данного домена сохранять определённую направленность магнитного поля домена и в физике определяется площадью петли гистерезиса. Максимально свойства намагничивания проявляются у железа, сонастроенность доменов которого в масштабе планеты и формирует в основном магнитное поле планеты. Именно по этой причине аномальные залежи железосодержащих руд создают магнитные аномалии - локальные возмущения магнитного поля планеты в пределах данных аномалий.

Теперь, давайте разберёмся, какое влияние магнитное поле - встречный перепад мерности пространства - оказывает на сами атомы, его порождающие. При наличии магнитного поля, электроны атомов становятся более неустойчивыми, что в значительной степени увеличивает возможность их перехода не только на высшие орбиты одного и того же атома, но и возможность полного распада электрона у одного атома и синтез его у другого. Аналогичные процессы происходят, при поглощении атомом волн; отличие заключается лишь в том, что поглощение волн фотонов происходит каждым атомом в отдельности, в то время, как, под воздействием магнитного поля в возбуждённом состоянии одновременно оказываются миллиарды атомов одновременно, без какого-либо существенного изменения их агрегатного состояния (Рис. 3.3.15).

При наличии продольного перепада мерности, называемого постоянным электрическим полем, внешние электроны атомов, ставшие неустойчивыми под воздействием поперечного перепада мерности, называемогопостоянным магнитным полем , начинают распадаться на материи их образующие и, под воздействием продольного перепада мерности, начинают двигаться вдоль кристаллической решётки от большего уровня мерности, называемого плюсом, к меньшему уровню мерности, называемого минусом (Рис. 3.3.16).

Продольный поток первичных материй, высвободившихся при распаде внешних электронов одних атомов, попадая в расположение других атомов с меньшим уровнем собственной мерности, вызывает у этих атомов синтез электронов. Другими словами, электроны «исчезают» у одних атомов и «появляются» у других. Причём, это происходит одновременно с миллионами атомов одновременно и в определённом направлении. В так называемом, проводнике возникает постоянный электрический ток - направленное движение электронов от плюса к минусу. Только, в предложенном варианте объяснения, становится предельно ясно, что такое направленное движение, что такое «плюс» и «минус» и, наконец, что такое «электрон». Все эти понятия никогда не объяснялись и принимались, как должное. Только, чтобы быть предельно точным, следует говорить не о «направленном движении электронов от плюса к минусу», а о направленном перераспределении электронов вдоль проводника.

Как стало ясно из вышеизложенного объяснения, электроны не движутся вдоль проводника, они исчезают в одном месте, где уровень собственной мерности атомов становиться критическим для существования внешних электронов и образуются у атомов, у которых выполняются необходимые для этого условия. Происходит дематерилизация электронов в одном месте и материализация их в другом. Подобный процесс происходит в природе постоянно, хаотично и поэтому становится наблюдаемым только в случае управления этим процессом, что и осуществляется при искусственном создании направленного перепада мерности вдоль проводника. Хотелось бы отметить, что причинами проявления, как магнитного поля, так и электрического, являются перепады мерности (градиенты мерности) пространства, которые принципиально не отличаются друг от друга. Как в одном случае, так и в другом это перепад мерности между двумя точками пространства, имеющими, по той или иной причине, разные уровни собственной мерности. Различие в проявлении этих перепадов обусловлено только их пространственной ориентировкой по отношению к кристаллической решётке. Взаимоперпендикулярность двух перепадов мерности относительно, так называемой, оптической оси кристалла, приводит к качественному отличию реакции каждого атома на эти перепады мерности при полной тождественности природы самих перепадов. Анизотропность качественной структуры, как макропространства, так и микропространства приводит к качественно другим реакциям материи, заполняющей эти пространства, как на уровне макропространства, так и на уровне микропространства.

Понимание природы постоянного магнитного и электрического полей и природы их влияния на качественное состояние физически плотной материи позволяет понять и природу переменного электромагнитного поля. Переменное магнитное поле влияет на один и тот же атом по-разному, в разных фазах своего качественного состояния. При нулевой напряжённости переменного магнитного поля, естественно, влияние на качественное состояние атомов кристаллической решётки равно нулю. При прохождении через кристаллическую решётку условно положительной фазы напряжённости переменного магнитного поля, каждый атом начинает терять свои внешние электроны вследствие того, что дополнительное внешнее воздействие перепада мерности влияет на качественное состояние электронных оболочек атомов, не влияя существенно на качественное состояние атомных ядер. В результате этого, некоторые внешние электроны становятся неустойчивыми и распадаются на материи, их образующие. При прохождении условно отрицательной фазы напряжённости переменного магнитного поля наоборот создаются условия для синтеза электронов в зонах деформации микропространства, созданных под воздействием атомных ядер. Поэтому, при прохождении волны переменного магнитного поля через кристаллическую решётку возникает любопытная картина. Если у данного атома или атомов под воздействием магнитного поля внешние электроны стали неустойчивыми и распались на материи их образующие, то у впереди лежащих по оптической оси атома или атомов, та же самая волна создаёт благоприятные условия для синтеза электронов (Рис. 3.3.17)

Это создаёт перепад мерности (электрическое поле), смещённый по фазе на π/2 у расположенных впереди по оптической оси атомов, перпендикулярно переменному магнитному полю, вследствие чего, у этих атомов происходит синтез дополнительных электронов (Рис. 3.3.18).

Дополнительно синтезированные электроны, в свою очередь, создают перпендикулярно электрическому полю смещённый по фазе на π/2 перепад мерности (магнитное поле). И, как следствие всего этого, по проводнику происходит распространение переменного электрического тока вдоль оптической оси (Рис. 3.3.19). По аналогичному принципу в пространстве распространяются электромагнитные волны.

Таким образом, переменное магнитное поле порождает в проводнике переменный электрический ток, который, в свою очередь, порождает переменное магнитное поле в том же проводнике. При наличии вблизи одного проводника с переменным магнитным полем другого, в последнем возникает так называемый индуцированный электрический ток. И, как следствие, появилась возможность создать генератор электрического тока, в котором вращательное движение турбины преобразуется в переменный электрический ток. Наложение на конкретное микропространство, с конкретными свойствами и качествами внешнего воздействия, в виде перепада (градиента) мерности приводит к тому, что свойства и качества микропространства в зоне наложения изменяются. В силу того, что пространство, как на макроуровне, так и микроуровне - анизотропно, т.е., свойства и качества пространства не одинаковы в разных направлениях, дополнительные внешние перепады мерности, в зависимости от того, в каком из направлений пространства они проявляются, будут вызывать различные реакции физически плотного вещества, заполняющего это пространство. При одной и той же природе перепада мерности, именно анизотропность пространства приводит к тому, что реакция физически плотной материи зависит от того, в каком из пространственных направлений проявляется этот перепад. Именно поэтому природа магнитного и электрического полей - тождественна, как ни парадоксально это звучит. Различие их свойств и качеств определяется именно их пространственными характеристиками. Именно тождественность природы магнитного и электрического полей и создаёт возможность их взаимодействия и взаимоиндуцирования.

Об электрическом поле и неоднородности пространства

В природе все вещества состоят из молекул. Молекула, в свою очередь, состоит из атомов, атом – из ядра, состоящего из не имеющих заряда нейтронов и положительных протонов, вокруг которого вращаются электроны. Ядро имеет положительный заряд, а электроны – отрицательный:

Атом в целом электрически нейтрален, но при воздействии на него (например, при нагревании) он приобретает дополнительную энергию, в результате чего разрывается связь между ядром и наиболее удалённым электроном. Этот электрон уходит со своей орбиты, и весь атом становится положительно заряженным ионом. Оторвавшийся электрон либо начинает хаотическое движение (т.н. свободный электрон ), либо присоединяется к другому атому, превращая его в отрицательно заряженный ион.

Если к концам проводника подсоединить источник ЭДС (например, батарею), то движение свободных электронов в проводнике станет упорядоченным, т.е., по проводнику потечёт электрический ток. Упорядоченное движение электронов называется электрически током. Количество свободных электронов характеризует способность материала проводить электрический ток. Количество электронов, равное 6,23 10 19 принято считать, как 1 Кулон (Кл). При силе тока 1А за 1с в проводнике проходит количество электричества, равное 1Кл.

Все вещества в зависимости от электропроводности делятся на проводники, полупроводники и диэлектрики.

Проводники делятся на 2 класса:

1 класс - металлы и сплавы

2 класс - водные растворы кислот, солей и щелочей.

Полупроводники пропускают ток только в одном направлении.

Диэлектрики не имеют свободных электронов, поэтому не проводят электрический ток.

- Электрический потенциал (читается «фи» ).

Если в электрическом поле положительного заряда находится другой положительный заряд, то эти заряды стремятся оттолкнуться друг от друга. При этом совершается определённая работа (W ) за счёт совместного действия полей обоих зарядов. Отношение этой энергии к величине заряда (q ) называется электрическим потенциалом:

φ = W /q , то есть 1В=

Т.к. энергия совместного поля зарядов W при отдалении двух зарядов ослабевает, то и электрический потенциал в разных точках проводника будет разным.

- Электрическое напряжение.

Электрическим напряжением называется разность потенциалов между двумя точками проводника. Измеряется в вольтах (В), обозначается U:

U = φ 1 – φ 2 = E

-ЭДС.

Если два разноимённо заряженных тела соединить проводником, то свободные электроны начнут направленное движение, т.е., по проводнику потечёт электрический ток. Он будет протекать до тех пор, пока напряжение (разность потенциалов) на концах проводника не станет равным нулю. Для непрерывности процесса необходимо постоянно поддерживать разность потенциалов, т.е., к концам проводника необходимо присоединить источник электрической энергии – источник ЭДС (электродвижущей силы), например, генератор или АКБ. Источник электрической энергии, соединённый с потребителем при помощи проводов (проводников) образует замкнутую электрическую цепь. При этом в электротехнике принято считать, что ток движется от «+ » к «- ». Единица измерения - Вольт (В).

- Сила тока.

Силой тока (I ) называется количество электричества, проходящее через поперечное сечение проводника за 1сек.

I = , где q - количество электричества (Кл), t - время (с).

Сила тока измеряется в Амперах (А ).

- Сопротивление.

При движении свободных электронов в проводнике, они на своём пути сталкиваются с атомами, отдавая при этом часть своей энергии. Эта энергия переходит в тепловую и нагревает проводник. Каждый материал имеет свои свойства проводимости. Чем хуже проводимость (т.е., больше сопротивление движению электронов), тем больше нагрев проводника. Медь и алюминий имеют низкое сопротивление, а нихром и фехраль – высокое. Поэтому в электрических цепях подвижного состава метрополитена используют медные провода, а для ограничения силы тока применяют сопротивления из фехраля. Обозначение - R, единица измерения - Ом.

- Типы электрических соединений.

Существуют 3 основных типа электрических соединений:

1. Последовательное соединение. При этом все аппараты и приборы соединяются в единую непрерывную цепь, как лампы в ёлочной гирлянде. Если в такой гирлянде (с последовательным соединением) перегорит хотя бы одна лампа, то погаснет вся гирлянда. В последовательной цепи сила тока одинакова на всех участках, общее сопротивление всей цепи будет равно сумме всех сопротивлений: R общ =R 1 +R 2 +R 3 , а общее напряжение будет равно сумме напряжений на каждом участке цепи: U общ =U1+U 2 +U 3 Для расчёта последовательной цепи применяют Закон Ома для неразветвлённой цепи:

I = , где U - напряжение, R - сопротивление или R =

В физике объяснение основных закономерностей электрического тока основывается на гипотезе свободных электронов. Недостатком теории электропроводности являлось то, что классическая теория не смогла объяснить главного - почему электроны в металлах ведут себя как свободные .

Для создания внутренне непротиворечивой теории электропроводности необходимо найти объяснение экспериментальным фактам: почему при разности потенциалов менее 10 -8 эВ в проводнике появляется электрический ток, почему скорость теплового (неупорядоченного) движения свободных электронов при комнатной температуре - 10 5 м/сек. Хотя, согласно Савельеву (И.В.Савельев, Курс общей физики, стр. 272) даже при очень больших плотностях тока средняя скорость упорядоченного (полем) движения электронов равна 10 3 м/сек. Дополнительная энергия, сообщаемая электронам при наложении поля, увеличивает их кинетическую энергию только на 10 -14 %.

При наложении электрического поля увеличивается скорость электронов, двигающихся в направлении поля, и уменьшается в той же степени скорость электронов, двигающихся против поля. Количество электронов, двигающихся в направлении поля и против поля в среднем равны между собой. Если электроны находятся в металле в виде газа, то между ними будет происходить обмен кинетической энергией, и, соответственно, создание поля внутри проводника не должно даже в столь малой степени (точность расчетов сомнительна) влиять ни на скорость, ни на энергию электронов в проводнике.

Свойства проводника, по которому течет ток, резко отличаются от свойств этого же проводника при отсутствии в нём тока. Проводник, по которому течет ток электронов, имеет магнитное поле и разогревается по мере прохождения тока. Как же это объясняется в рамках предложенной нами теории металлической связи? В предлагаемой нами теории электропроводности показано, что связанные электроны в металлах легко (практически без энергетических затрат) перемещаются вдоль металлических связей. Их движение в направлении, создаваемом полем, обусловлено не действием поля, а их вытеснением из проводника с одного его конца электронами, поступающими в проводник с противоположного конца проводника.

Атом в металле может быть связан с другими атомами различными типами связи (одно и двухэлектронными ковалентными, ван-дер-ваальсовскими). В этом случае система состоящая, из ядер и связывающих электронов, имеет несколько близко лежащих энергетических минимумов (энергетических состояний), и возможные формы переходят друг в друга за счет перехода электронов. Если формы различаются по энергии, то равновесие между формами сдвигается в сторону формы с меньшей энергией.

Рассмотрим пример. В молекуле иода I 3 согласно теории химической связи наряду с равновесием

I - ... I - I →← I - I ... I -

могут существовать и равновесия между различными формами I 6 и I 9 и т. д.

I - ... I - I… I - ... I - I… I - ... I - I→← I - I ... I - …I - I ... I - …I - I ... I -

т.е. возможность образования за счет динамических связей полимерных молекул предполагает возможность быстрого перемещения электронов вдоль полимерной цепи.

Для начала рассмотрим, как изменится ситуация, если к I 3 (I - ... I - I) добавить электрон. Известно, что I 2 имеет положительное сродство к электрону. При присоединении электрона к молекуле I 2 образуется I 2 - , имеющий структурную формулу I - I - . Соответственно, при присоединении одного электрона могут образоваться I - ... I ˙ …I - и I - ... I - …I˙

Оба эти соединения должны легко присоединять электрон с образованием соответственно одного соединения I - …I - …I -

Выделение энергии, обуславливающее легкость присоединения следующего электрона, в свою очередь, ожидается в связи с тем, что молекула иода (I 2) имеет положительное сродство к электрону, хотя в этом случае присоединение первого электрона протекает с разрывом ковалентной связи (т.е. с затратами энергии). Второй электрон присоединяется уже к радикалу I˙, что предполагает выделение энергии.

Все три атома иода в молекуле I - …I - …I - имеют во внешней оболочке 8 электронов и, соответственно, согласно теории химической связи никаких других, в том числе и динамических, связей кроме Ван - дер- Ваальсовских между атомами иода образоваться не может.

Давайте рассмотрим, как измениться ситуация в системе, если цепочка состоящая из атомов иода будет подсоединена с одной стороны к катоду, несущему при включении в цепи электрического тока положительный заряд, а с другой стороны к аноду, несущему отрицательный заряд. После превращения крайней молекулы I - ... I - I в I - …I - …I - за счет электронов, поступающих с анода, обратимая, первая слева электронная изомеризация прекращается (для пары электронов, переходящих в ходе изомеризации I - ... I - I →← I - I ... I - от крайнего, скажем, слева аниона к крайнему справа. Во всех оболочках трех анионов в молекуле I - …I - …I - нет места, не только равного по энергии, которую эта пара электронов имела в молекуле I - ... I - I, но даже близкого к ней по значению. При этом скорость реакции перехода пары электронов с молекулы I - …I - …I - на молекулу I - I ... I - с образованием молекулы I - ... I ˙ …I - существенно не меняется, т.к. стадией лимитирующей скорость реакции в обоих случаях является стадия вытеснения пары связывающих электронов в молекуле I 2 свободной (не участвующей в образовании связей) парой электронов аниона иода.

Таким образом, создание напряжения между анодом и катодом, увеличение концентрации электронов на аноде выше равновесного и ее уменьшение на катоде ниже равновесного просто уменьшает скорость перемещения электронов справа налево в полимерной цепи, образованной за счет динамических связей. Снижение скорости перемещения электронов обусловлено уменьшением количества таких мест для электронов, при переходе в которые при изомеризации энергия системы могла бы уменьшиться. В свою очередь, уменьшение доступных мест для электронов обусловлено их заполнением за счет электронов, поступающих с анода. С другой стороны, уменьшение потока электронов, двигающихся вдоль поля, увеличивает по сравнению с обесточенным проводником движение в нем электронов другую сторону. Все стадии предложенного механизма образования электрического тока нашли подтверждение в химических и физических экспериментах. Основными положениями данной теории являются следующие:

1. электрический ток является потоком электронов, двигающихся в проводниках в одном направлении от анода (отрицательно заряженного электрода) к катоду, заряженному положительно. Носителями электрического тока в металлах являются электроны, что установлено в физических экспериментах Толмена и Стюарта в 1916 г.
2. В металлах каждый атом металла связан с восемью или двенадцатью другими атомами. Соответственно, электроны могут двигаться свободно по 8 или 12 направлениям вдоль связей со скорость близкой и даже большей, чем электроны в виде газа, т.е.ведут себя как «свободные» электроны. В неметаллах электроны не переходят со связи на связь, так как в неметаллах нет близко лежащих энергетических состояний.
3. электроны, связывающие атомы в молекулы, при наличии близко расположенных (0,5 - 2Å) минимумов энергии, с большой скоростью (> 10 5 м/сек) переходят из одного минимума в другой. Это доказывается химическими экспериментами, в ходе которых было открыто это явление и изучена кинетика его протекания.

Результатом обобщения экспериментов стало открытие явления обратимой электронной изомеризации, была изучена кинетика его протекания. Эти успехи позволили ответить на очередные вопросы, возникшие в ходе развития теоретической химии: физический смысл правил резонанса, как протекает химическая реакция и выяснить физический смысл металлической связи. Применительно к теории электрического тока в металле использование этого обобщения позволило ответить на ряд парадоксальных вопросов и предложить новое и, главное, непротиворечивое объяснение природы электрического тока. В предложенной нами теории нет никаких новых предположений. (Наличие внешних противоречий предполагает существование экспериментов или теорий, которые спорят с данной теорией).

Экспериментальные данные по обратимой электронной изомеризации были получены после создания элементарной классической теории электрического тока - теории Пауля Друде (Paul Karl Drude), возникшей сразу после открытия электрона Дж. Томсоном в 1897 году. Классическая теория электропроводности было «дите своего времени» (Truth is the Daughter of Time, not of Authority, F. Bacon (1561-1626 г.г.). Закреплению классической теории в науке способствовало то, что «классическая теория электропроводности смогла объяснить законы Ома и Джоуля - Ленца, а также дала качественное объяснение закона Видемана - Франца» (И.В. Савельев, Общий курс физики, т.2). Кроме того, признанию теории способствовало то, что эта теория легла в основу теории металлической связи и стала широко использоваться в химии для объяснения связи в металлах.

Металлы – хорошие проводники электрического тока. Проводимость в металлах обусловлена наличием в них свободных электронов, которые сравнительно легко отрываются от атомов. Образуя положительный ион и свободный электрон.

В отсутствие электрического поля электроны движутся беспорядочно, участвуя в тепловом (хаотическом) движении.

Под действием электрического поля электроны начинают упорядоченно перемещаться между ионами, находящимися в узлах кристаллической решетки, со средней скоростью порядка 10 -4 м/с, образуя электрический ток.

Экспериментальное доказательство того, что проводимость металлов обусловлена движением свободных электронов, было дано в опытах Л.И. Мандельштама и Н.Д. Папалекси в 1912г (результаты не были опубликованы), а также Т. Стюарта и Р. Толмена в 1916 г.

Идея опытов : если резко тормозить движущийся кусок металла, то находящиеся в нем свободные заряды, двигаясь по инерции, будут скапливаться у переднего его конца, и между концами проводника возникает разность потенциалов.

Опыт Мандельштама и Папалекси

Катушка, соединенная с телефоном, приводилась в колебательное движение вокруг своей оси. Благодаря инерции свободный зарядов на концах катушки возникала переменная разность потенциалов, и телефон издавал звук.

Это были лишь качественные опыты. Никакие измерения и количественные расчеты в этих опытах не были произведены.

Опыт Стюарта и Толмена

Катушка большого диаметра с намотанным на ней металлическим проводом приводилась в быстрое вращение и затем резко тормозилась. При торможении катушки свободные заряды в проводнике продолжали некоторое время двигаться по инерции. Вследствие движения зарядов относительно проводника в катушке возникал кратковременный электрический ток, который регистрировался гальванометром присоединённым к концам проводника с помощью скользящих контактов.

Направление тока свидетельствовало о том, что он обусловлен движением отрицательно заряженных частиц.

Измеряя заряд, проходящий через гальванометр за все время существования тока в цепи, удалось определить отношение q 0 /m. Оно оказалось равным 1,8*1011Кл/кг. Это значение совпадает со значением аналогичного отношения для электрона, найденным из других опытов.

Таким образом было экспериментально установлено, что носителями электрического тока в металлах являются свободные электроны.

Зависимость сопротивления проводника R от температуры :

При нагревании размеры проводника меняются мало, а в основном меняется удельное сопротивление.
Удельное сопротивление проводника зависит от температуры:

где ро - удельное сопротивление при 0 градусов, t - температура, - температурный коэффициент сопротивления (т.е. относительное изменение удельного сопротивления проводника при нагревании его на один градус)

Для металлов и сплавов
Обычно для чистых металлов принимается

Таким образом, для металлических проводников с ростом температуры
увеличивается удельное сопротивление, увеличивается сопротивление проводника и уменьшается эл.ток в цепи.

Явление сверхпроводимости

Низкотемпературная сверхпроводимость:
наблюдается при сверхнизких температурах (ниже 25 К) во многих металлах и сплавах; при таких температурах удельное сопротивление этих веществ становится ничтожно малым.

В 1986 г. открыта (для металлокерамики) высокотемпературная сверхпроводимость (при 100 К).

Трудность достижения сверхпроводимости:
- необходимость сильного охлаждения вещества

Область применения:
- получение сильных магнитных полей;
- мощные электромагниты со сверхпроводящей обмоткой в ускорителях и генераторах.

Теоретична електротехніка

УДК 621.3.022:537.311.8

М.И. Баранов

КВАНТОВО-ВОЛНОВАЯ ПРИРОДА ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА В МЕТАЛЛИЧЕСКОМ ПРОВОДНИКЕ И ЕЕ НЕКОТОРЫЕ ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ МАКРОПРОЯВЛЕНИЯ

Представлені результати теоретичних і експериментальних досліджень хвилевого подовжнього і радіального розподілів вільних електронів, що дрейфують, в круглому однорідному металевому провіднику з імпульсним аксіальним струмом свідчать про квантово-хвилевий характер протікання електричного струму провідності в даному провіднику, що приводить до виникнення в його внутрішній структурі явища квантованої періодичної макролокалізації вільних електронів.

Представленные результаты теоретических и экспериментальных исследований волнового продольного и радиального распределений дрейфующих свободных электронов в круглом однородном металлическом проводнике с импульсным аксиальным током свидетельствуют о квантово-волновом характере протекания электрического тока проводимости в рассматриваемом проводнике, приводящем к возникновению в его внутренней структуре явления квантованной периодической макролокализации свободных электронов.

ВВЕДЕНИЕ

Как известно, согласно классическим научным положениям теории электричества ток проводимости в металлическом проводнике представляет собой направленное перемещение коллективизированных свободных электронов в его внутренней кристаллической микроструктуре . Кроме того, в нерелятивистской физике известно и то, что свободные электроны как элементарные частицы образуются из валентных электронов квантовым образом энергетически возбужденных атомов твердого материала проводника . В металлическом проводнике всегда существует огромное количество свободных электронов с массой покоя те=9,108-10~31 кг и объемной плотностью (концентрацией) пе, численно составляющей для основных проводниковых материалов величину, равную порядка 1029 м_3 . В случае, когда металлический проводник своими концами не включен в электрическую цепь с источником электропитания, то его свободные электроны перемещаются в трехмерном межатомном пространстве проводника хаотично. При приложении же к металлическому проводнику неизменяющейся или произвольно изменяющейся во времени t разности электрических потенциалов (электрического напряжения) данные элементарные носители электричества начинают в нем направленно дрейфовать (в одну сторону при приложенном постоянном и импульсном униполярном электрическом напряжении или в обе стороны при приложенном к нему переменном биполярном электрическом напряжении внешнего источника электропитания). Именно данный дрейф свободных электронов проводника и будет определять протекающий по нему электрический ток проводимости.

Не менее известным научным положением в области классической и квантовой физики является то, что электроны как элементарные частицы, имеющие соответственно корпускулярные свойства, обладают также и волновыми свойствами . Этот факт как раз наглядно демонстрирует нам их дуалистичность (двойственность). Хорошо известно, что корпускулярно-волновой дуализм электронов удовлетворяет фундаментальному принципу дополнительности,

сформулированному в XX веке выдающимся датским физиком-теоретиком Нильсом Бором . Поэтому электрический ток проводимости в металлическом

проводнике представляет распространение электронных (дебройлевских) волн длиной Хе в межатомном пространстве его кристаллического материала . Причем, для длины Хе электронной волны в металле проводника выполняется фундаментальное соотношение из области волновой механики выдающегося французского физика-теоретика Луи де Бройля :

Хе = И /(шеуД (1)

где И=6,626-10~34 Дж-с - постоянная Планка; уе - скорость дрейфа электрона в материале проводника.

Усредненная скорость уе дрейфа свободных электронов в металле проводника с током ц(1:) определяется из следующего классического соотношения :

^е =§0/(е0Пе), (2)

где 50 - плотность электрического тока в проводнике; е0=1,602-10~19 Кл - электрический заряд электрона.

Что касается скорости ует хаотичного (теплового) движения свободных электронов в металле проводника без тока, определяемой согласно квантовой статистике Ферми-Дирака энергией Ферми Ер, то она для меди принимает численное значение около 1,6-106 м/с . Подставив это значение скорости ует в (1), находим, что ей будет соответствовать длина Хе электронной волны в медном токопроводе, равная примерно 0,5-10~9 м. Видно, что в этом случае величина Хе будет несоизмеримо малой по сравнению с геометрическими макроразмерами реальных проводников, участвующих в передаче электрической энергии. В этой связи для свободных электронов, перемещающихся в межатомном пространстве твердого макропроводника с указанной тепловой скоростью ует, их волновые свойства не будут играть существенной роли и соответственно оказывать заметного влияния на протекающие в нем электрофизические процессы.

Из (1) и (2) при 50=106 А/м2 для медного проводника (пе=16,86-1028 м_3; уе=0,37-10~4 м/с ) находим, что величина длины Хе электронной волны в нем будет составлять уже значение, равное около 19,6 м. При больших значениях 50, характерных для сильноточных электрических цепей высоковольтной техники (при плотностях тока 109 А/м2 и более) , длина Хе дебройлевской волны в основных металлах токонесущих частей изолированных проводов и кабелей

© М.И. Баранов

(меди и алюминии, для которых уе>37-10~3 м/с) будет принимать значение около 19,6 мм и менее. Это обстоятельство является определяющим для электрофизиков при экспериментальном изучении в весьма ограниченных условиях высоковольтной научной лаборатории волновых процессов, сопровождающих формирование и распространение тока проводимости /0(/) в металлических проводниках, реальная длина которых при этом может не превышать 1 м. Приведенные выше оценочные данные свидетельствуют о том, что из-за относительно малых значений скоростей дрейфа уе свободных электронов (значительно меньше 1 м/с) в основных проводниковых материалах токопроводов длины Хе электронных волн в них становятся соизмеримыми с их габаритными макроразмерами (длиной, шириной, высотой или диаметром). Поэтому для прикладного электротехнического случая, связанного с протеканием электрического тока различного вида (постоянного, переменного или импульсного) по металлическим проводникам, волновые свойства дрейфующих по ним свободных электронов начинают играть существенную роль в процессах пространственного распределения в них этих носителей электричества и соответственно джоулева тепловыделения.

Из области математической физики (например, для краевых задач о механических колебаниях струны или мембраны ) известно, что аналитическое решение дифференциальных уравнений в частных производных, описывающих большинство физических процессов, обычно представляется собственными функциями, имеющими собственные значения и соответственно собственные числа (например, целые числа п=1,2,3,...) . Укажем, что в квантовой физике, занимающейся теоретическим изучением поведения различных микрообъектов (например, электронов, протонов, нейтронов и др.) в тех или иных физических полях, описываемого волновыми дифференциальными уравнениями в частных производных, собственные числа п получили название квантовых чисел .

С учетом вышеизложенного и известных фундаментальных научных положений современной физики для реальных физических микрообъектов и элементарных микрочастиц становится ясным, что в металлических проводниках с электрическим током проводимости /0(/) при определенных условиях и амплитудно-временных параметрах (АВП) указанного тока могут проявляться как волновые, так и квантовые свойства дрейфующих в их проводящем материале свободных электронов. Исследование этих условий и АВП электрического тока проводимости и соответственно изучение его квантово-волновой природы и ее возможных как слабоизученных, так и новых макропроявлений является на сегодня в области теоретической электротехники и электрофизики и прикладной электродинамики актуальной научной задачей.

1. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ ИССЛЕДОВАНИЯ КВАНТОВО-ВОЛНОВОЙ ПРИРОДЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА В МЕТАЛЛИЧЕСКОМ ПРОВОДНИКЕ

/0>>Г0 протекает аксиальный импульсный ток 10(^ произвольных АВП с большой плотностью (рис. 1).

Рис. 1. Схематический вид исследуемого металлического проводника радиусом г0 и длиной 10 с аксиальным импульсным

током г"0(^ большой плотности 50(0, содержащего квантованные относительно "горячие" шириной Дгпг и "холодные" шириной продольные проводящие участки

Принимаем, что радиус г0 нашего проводника меньше толщины токового скин-слоя в его изотропном материале, а протекающий по нему ток 10(^ распределен по его поперечному сечению £0 с усредненной в нем плотностью 5о(0=/о^)/50|. Влиянием дрейфующих свободных электронов друг на друга и ионов кристаллической решетки материала проводника на эти коллективизированные электроны пренебрегаем. Используемое нами приближение соответствует известному приближению Хартри-Фока, положенному в основу классической зонной теории металлов . Отметим, что данное одноэлектронное приближение, не учитывающее электронно-ионных взаимодействий во внутренней структуре проводника, неприемлемо для исследования случая идеальной электронной проводимости металлов (явления их сверхпроводимости), когда требуется рассмотрение корреляционного движения электронных пар и для которого характерна сверхтекучесть свободных электронов с присущим ей отсутствием рассеяния электронных волн де Бройля на тепловых колебаниях ионов (фононах) кристаллической решетки металлического проводника . Предположим, что пространственные распределения по координатам г и г свободных электронов в материале исследуемого проводника с импульсным током 1$) будут приближенно подчиняться соответствующим одномерным волновым уравнениям Шредингера . Тогда для рассматриваемых носителей электричества физический смысл будут иметь только их вероятностные характеристики, а понятие местонахождения свободного электрона в металлическом проводнике с импульсным током 10(() нам приходиться заменить на понятие вероятности его обнаружения в том или ином элементе цилиндрического объема проводника. Требуется на основе квантовомеханического подхода в приближенном виде описать волновые продольные и радиальные распределения дрейфующих свободных электронов в исследуемом проводнике с импульсным аксиальным током /0(/), установить с их помощью основные признаки квантово-волновой природы этого тока проводимости и выполнить с использованием мощного высоковольтного генератора апериодических импульсных токов экспериментальную проверку предложенного автором квантовомеханического подхода и некоторых полученных с его помощью результатов приближенного расчета в нем продольного распределе-

ния электронных волн де Бройля и обусловленных их рассеянием на тепловых колебаниях ионов кристаллической решетки металлического проводника особенностей его температурного поля.

2. ПРИБЛИЖЕННОЕ РЕШЕНИЕ ДЛЯ ВОЛНОВОГО ПРОДОЛЬНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ СВОБОДНЫХ

Ранее в автором на основе решения нерелятивистского одномерного временного волнового уравнения Шредингера, являющегося дифференциальным уравнением в частных производных и определяющего динамическое распространение в пространстве и времени t той или иной плоской волны вещества, было показано, что в металлическом проводнике с импульсным аксиальным током i0(t) квантованная волновая уяг-функция, описывающая в первом приближении продольно-временное распределение в его микроскопической структуре нерелятивистских дрейфующих свободных электронов, имеет вид:

Vnz(z0 = AZ ■ sin(knzz) ■ (cosrnenzt -i sinrnenzt), (3) где A0z=1/2 - амплитуда n - моды собственной продольной волновой функции ynz(z,t) с квантованной круговой частотой raenz=nn2h/(4mel02); knz=nn/l0 - квантованное продольное волновое число; z - текущее значение продольной координаты в материале проводника; i=(-1)12 - мнимая единица; n=1,2,3,...,nm -целое квантовое число, равное номеру моды собственной волновой пси-функции ynz(z,t); nm - максимальное значение квантового числа n.

Из анализа стационарного волнового уравнения Шредингера и его граничных условий, использованных в при получении (3), следует, что в рассматриваемом нами проводнике дрейфующие свободные электроны распределяются вдоль его продольной оси OZ так, что на длине l0 проводника всегда умещается целое квантовое число n волновых пси-функций ynz(z,t) для данных электронов или электронных полуволн де Бройля, удовлетворяющих соотношению : nkeJ2=kh (4)

где Xenz=h/(mevenz) - квантованная длина продольной волны свободного электрона, равная длине стоячей волны де Бройля ; venz=ttienz%enz/%=nh/(2mel0) - квантованная продольная скорость дрейфующего свободного электрона .

Исходя из (4), нам можно сформулировать следующее правило квантования I продольных волновых функций ynz(z,t) или электронных (дебройлевских) волн в исследуемом проводнике с током i0(t) произвольных АВП: на длине l0 металлического проводника с электрическим током i0(t) различных видов и АВП должно укладываться целое квантовое число n плоских электронных полуволн де Бройля длиной \nJ2.

Согласно для определения в (1) значения квантового числа nm при выборе волновых функций ynz(z,t), квадрат модуля которых определяет плотность вероятности нахождения свободных электронов в том или ином месте межатомного пространства проводника , можно использовать следующую формулу:

где nk - главное квантовое число, равное числу электронных оболочек в каждом идентичном атоме ме-

талла рассматриваемого проводника и соответственно номеру периода в периодической системе химических элементов Д.И. Менделеева, которому этот металл исследуемого проводника принадлежит .

В пользу приближенного выбора по (5) максимального значения квантового числа п может свидетельствовать : во-первых, наличие у твердого вещества (металла) проводника широкой области поглощения внешнего электромагнитного излучения, потенциально приводящей к определенным различиям в электронно-энергетических конфигурациях отдельных атомов материала проводника; во-вторых, выполнение для электронных конфигураций атомов материала проводника фундаментального принципа Паули (каждое энергетическое состояние в атоме вещества может быть занято только одним электроном ), согласно которому квантовое число пт может указывать на наибольшее число энергетических состояний валентных электронов указанных атомов.

Суперпозиция квантованных (дискретных) мод волновых функций упг(г,() для каждого из значений квантового числа п=1,2,3,... и каждого дрейфующего свободного электрона в материале исследуемого проводника с импульсным током /0(/) аналогично широко известному в физике (волновой оптике) явлению интерференции (наложения) когерентных волн (волн, согласованно изменяющихся во времени) приводит к формированию во внутренней проводящей структуре проводника квантованных волновых электронных пакетов (ВЭП) . Физическими аргументами в пользу наступления такого наложения волновых функций упг(г,0 в проводящем материале проводника является: во-первых, когерентность продольных (но по своей физической сути поперечных и линейно поляризованных) электронных волн в проводнике для рассматриваемых носителей электричества; во-вторых, выполнение согласно (4) необходимых основных условий максимального усиления и ослабления когерентных продольных электронных волн при их наложении . Так как квантованные длины Хепг электронных волн во внутренней структуре проводника с током /0(/) характеризуются макроскопическими величинами (см. раздел Введение), то и геометрические размеры ВЭП будут также носить макроскопический характер. Порядок размытости границ квантованных ВЭП вдоль проводника (порядок интерференции квантованных продольных электронных волн проводника) будет определяться степенью монохроматичности квантованных электронных волн де Бройля и соответственно квантованных волновых функций упг(г,/). Для наблюдения в металлических проводниках с электрическим током /0(/) интерференции квантованных продольных электронных волн большого порядка или ВЭП с четкими границами эти волны должны быть практически монохроматичными. В зонах ВЭП будет происходить резкое возрастание (усиление) рассматриваемых волновых функций упг(г,0, а вне их ширины - уменьшение (ослабление) соответствующих выражению (3) продольных пси-функций упг(г,/) . В связи с тем, что квадрат модуля квантованных волновых функций (например, пси-функций упг(г,0 согласно (3) до их интерференции) соответствует плотности вероятности (например, вида рм,е= автором было показано, что при п=п„1 для металлического проводника с током выполняется приближенное соотношение пег/пех^4/(п-2)~3,5. Именно указанное продольное изменение плотности пе дрейфующих свободных электронов в проводящем материале проводника и приводит к пространственному перераспределению выделяемой в нем удельной тепловой энергии. В зонах квантованных ВЭП (в области "горячих" продольных участков) с повышенной плотностью пег дрейфующих свободных электронов плотность тепловой энергии будет увеличиваться, а вне зон квантованных ВЭП (в области "холодных" продольных участков) с пониженной плотностью пех дрейфующих свободных электронов плотность тепловой энергии будет уменьшаться . Эта впервые теоретически установленная автором для металлического проводника с электрическим током i0(t) особенность тепловыделения находится в полном согласии с известным классическим положением о том, что при наложении когерентных плоских электромагнитных волн в местах их интерференционных максимумов плотность электромагнитной энергии увеличивается, а в местах их интерференционных минимумов плотность электромагнитной энергии уменьшается .

Далее необходимо указать, что отмеченное выше изменение плотности пе дрейфующих свободных электронов вдоль продольной оси OZ исследуемого проводника с током ^(() согласно полученным квантованным волновым функциям у„г(г,/) по (3) и правилу их квантования (4) будет носить периодический характер, соответствующий порядку чередования образующихся вдоль проводника его относительно "горячих" и "холодных" продольных участков. При этом "горячие" продольные участки шириной Аг, будут размещаться в зонах образования ВЭП проводника, а "холодные" внутренние продольные участки шириной Аг„хв - между зонами ВЭП (см. рис. 1) . На концах проводника (в местах их подключения к силовой электрической цепи с переменным (постоянным) током ^(() или высоковольтному генератору биполярного (униполярного) импульсного тока большой плотности 50) между крайними ВЭП и обоими концами проводника будут размещаться "холодные" крайние продольные участки шириной Аг„хк . Продольные координаты середин зон крайних ВЭП или середин ширин Аг„г "горячих" крайних продольных участков проводника могут быть рассчитаны по формуле : г„к = 10 /(2п). (6)

Что касается квантованных продольных координат середин "горячих" внутренних продольных участков, то расстояния между ними и серединами "горячих" крайних продольных участков с координатами по (6) определяются из следующего выражения :

г„Ь = 10/п. (7)

Из (6) и (7) следует, что центры ВЭП и "горячих" продольных участков исследуемого проводника четко соответствуют амплитудам квантованных волновых функций у„г(г,/) или квантованных электронных полуволн де Бройля длиной Хе„/2, определяемой по (4). При этом для краевых зон рассматриваемого проводника с током будет выполняться соотношение :

^епг /2= ^„г +2 ^пхк = 10 /п. (8)

Для внутренних зон проводника с током i0(t) будет справедливо квантованное соотношение вида :

^епг /2= ^„г + ^пхв = 10/п. (9)

Для расчетного определения входящей в (8) и (9) ширины Агш "горячих" крайних и внутренних продольных участков используем фундаментальное в квантовой физике (волновой механике) соотношение неопределенностей Гейзенберга . Тогда для минимального значения ширины Агш получаем :

&„г = е0„е0^ (те^0ш) 1 -1, (10)

где 50т - амплитуда усредненной плотности тока ^), протекающего в проводнике (в первом приближении §0т=10т/£0); 10т - амплитуда тока ^(/) проводника.

С учетом (8) и (10) для расчетного значения квантованной ширины Аг^, "холодных" крайних продольных участков проводника с током i0(t) имеем : Аг„хк =0,5[ У„- е0„е0к (теъ0ш) 1 -1]. (11)

Из (9) и (10) для квантованной ширины "холодных" внутренних продольных участков рассматриваемого проводника с током i0(t) получаем :

^пхв = 10/п е0пе0^ (те^0т) . (12)

Из атомной физики известно, что значение первоначальной плотности пе0 свободных электронов в металле проводника, входящее в (10)-(12), равно концентрации его атомов Ы0, умноженной на его валентность, определяемую числом неспаренных электронов на внешних (валентных) электронных слоях атомов материала проводника (например, для меди, цинка и железа валентность равна двум ). Расчетная величина концентрации N (м-3) атомов в металле проводника с массовой плотностью ё0 до протекания по нему импульсного тока ^(/) определяется формулой :

Ж0 = Й?0(Ма -1,6606-10-27)-1, (13)

где Ма - атомная масса материала проводника, входящая в данные периодической системы химических элементов Д.И. Менделеева и практически равная массовому числу ядра атома металла проводника (одна атомная единица массы равна 1,6606-10-27 кг ).

3. ПРИБЛИЖЕННОЕ РЕШЕНИЕ ДЛЯ ВОЛНОВОГО РАДИАЛЬНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ СВОБОДНЫХ

ЭЛЕКТРОНОВ В ПРОВОДНИКЕ С ТОКОМ

Для приближенного описания поведения вероятностным образом движущихся, в том числе и вдоль текущей радиальной координаты г к наружной поверхности металлического проводника с импульсным аксиальным током ^((), нерелятивистских дрейфующих свободных электронов воспользуемся ранее полученным автором аналитическим решением соответствующего одномерного временного волнового уравнения Шредингера, имеющим следующий вид : у „г (г, /) = ^0г ■ ып(к„гГ) ■ ехр(-г"Юе„гО, (14)

где Л0г=(к/0г0г)-1/2 - амплитуда собственной радиаль-

ной волновой функции у„г(г,/); к„г=пп/г0 - квантованное радиальное волновое число; юепг=ля2к/(4тег02) -квантованная круговая частота собственной радиальной волновой функции у„г(г,/); п=1,2,3,...,пт - целое квантовое число, равное номеру моды собственной радиальной волновой пси-функции у„г(г,/).

Согласно при расчетной оценке квантованных радиальных скоростей уепг=юе„Депг/л дрейфующих электронов, где %епг=к/(теуепг) - квантованная длина радиальной волны (плоской волны де Бройля) для свободного электрона , можно воспользоваться соотношением:

Vепг = „к /(2т еП)). (15)

С учетом (14) и того, что кпг=2%/Хепг можно записать следующее квантовомеханическое соотношение для радиальных волновых пси-функций и электронных полуволн де Бройля в исследуемом проводнике:

„Xепг /2= г0. (16)

Поэтому на основании (16) аналогично (4) правило квантования II радиальных волновых функций У„г(г,/) в исследуемом проводнике с импульсным аксиальным током i0(f) следует сформулировать в таком виде: на радиусе г0 металлического проводника с электрическим током /0(/) различных видов и АВП должно укладываться целое квантовое число п плоских электронных полуволн де Бройля длиной Хепг/2.

В связи с когерентностью плоских радиальных электронных (дебройлевских) полуволн длиной Хепг/2 они, как и продольные электронные полуволны де Бройля длиной Хе„/2 в кристаллической микроструктуре проводника, в результате суперпозиции или интерференции (взаимного наложения) будут образовывать вдоль внешнего радиуса г0 проводника ВЭП. Процесс образования вдоль радиуса г0 данных ВЭП ("горячих" радиальных участков) будет носить периодический характер, радиальный шаг которого на длине Хепг/2 для центральных и наружных зон проводника аналогично (8) может быть представлен в таком виде:

Хепг /2= ^гпг +2 ^гпхк = г0 /п, (17)

где Аг„г, Агпхк - соответственно ширина относительно "горячих" и "холодных" крайних радиальных участков проводника с импульсным аксиальным током i0(t).

Для внутренних проводящих зон проводника рассматриваемый нами шаг периодизации образования вдоль радиуса г0 ВЭП может быть записан в виде:

Хепг /2= ^гпг + ^гпхв = г0 /п, (18)

где Агх - ширина "холодных" внутренних радиальных участков проводника с импульсным током i0(t).

Для расчетного определения в (17) и (18) величины Агпг воспользуемся соотношением неопределенностей Гейзенберга применительно к локализующимся на "горячих" радиальных участках (ВЭП) проводника дрейфующих свободных электронов в виде : Ар„г > к /(4л), (19)

где Арпг=теуепг=„к/(2г0) - квантованная радиальная проекция импульса дрейфующих в кристаллической микроструктуре проводника свободных электронов.

Тогда на основании (19) для квантованной минимальной ширины Агпг "горячих" радиальных участков или ширины квантованных радиальных ВЭП металлического проводника с импульсным аксиальным током i0(t) в принятом электрофизическом приближе-

нии получаем следующее расчетное выражение:

Arnz = r0 /(2лп) . (20)

Из (20) видно, что ширина Arns "горячих" радиальных участков или ширина радиальных ВЭП проводника оказывается как минимум (при n=1) в 2п раз меньше его внешнего радиуса r0. Кстати, такая же математическая зависимость характерна и для квантованной ширины Azns "горячих" продольных участков по отношению к длине l0 проводника с током i0(t).

Используя (17) и (20), для квантованной наибольшей ширины Агтк "холодных" крайних радиальных участков исследуемого проводника находим:

ЬГгжк = (2я - 1)Г0 /(4лп) . (21)

Из (18) и (20) для квантованной наибольшей ширины Arms "холодных" внутренних радиальных участков исследуемого проводника с током i0(t) получаем: Arnx6 = (2^ - 1)п /(2го?). (22)

Из соотношений (20)-(22) следует, что "холодные" внутренние радиальные участки металлического проводника с электрическим током по ширине ровно в два раза превышают "холодные" крайние радиальные участки и в (2л-1)~5,3 раз больше (шире) его "горячих" радиальных участков. По аналогии с (6) радиальные координаты середин ширин Агш "горячих" крайних радиальных участков проводника равны:

rnk = Гэ/(2п). (23)

Расстояние между серединами ширин "горячих" внутренних и крайних радиальных участков проводника будет определяться квантовым соотношением:

rnb = r0/n. (24)

Для "горячих" и "холодных" радиальных участков исследуемого металлического проводника, как и для соответствующих им по названию и рассмотренных чуть выше его продольных участков, будет также выполняться следующая характерная электрофизическая особенность: плотность как дрейфующих свободных электронов, так и плотность тепловой энергии на "горячих" радиальных участках или радиальных ВЭП металлического проводника будет заметно выше, чем на его "холодных" радиальных участках.

Приведенные выше выражения (20)-(24) с учетом заметно отличающихся температур относительно "горячих" и "холодных" радиальных участков однозначно указывают на возможность радиального расслоения проводящих плазменных продуктов, образующихся от круглого цилиндрического металлического проводника при явлении его электрического взрыва (ЭВ). Следует заметить, что эффект радиального расслоения "металлической" плазмы как раз реально и наблюдается при ЭВ даже тонких металлических проволочек . Кроме того, полученные согласно выражениям (4)-(12) и (16)-(24) приближенные расчетные данные могут говорить о том, что возникающие при ЭВ круглых металлических проволочек радиальные фракции указанной плазмы будут примерно в l0/r0 раз меньше ее продольных фракций.

4. ЯВЛЕНИЕ КВАНТОВАННОЙ ПЕРИОДИЧЕСКОЙ МАКРОЛОКАЛИЗАЦИИ СВОБОДНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ В ПРОВОДНИКЕ С ТОКОМ Расчетная оценка по (10) ширины Azns "горячих" крайних и внутренних продольных участков металли-

ческого проводника с импульсным током /0(0 показывает, что для медного провода (пе0=16,86-1028 м3 ) при плотности тока 50т=2 А/мм2, характерной для электрических сетей переменного тока частотой 50 Гц , величина принимает значение, равное около

1,06 м. При 50т=200 А/мм2, характерной для сильноточной высоковольтной импульсной техники , рассматриваемая ширина становится равной уже примерно 10,6 мм. Из этих приведенных нами количественных данных становится понятным, что экспериментально выявить проявление волновых свойств дрейфующих свободных электронов в металлических проводниках можно путем явного обнаружения в них мест формирования макроскопических ВЭП и соответственно "горячих" крайних и внутренних продольных участков, а также проявляющихся на их фоне "холодных" крайних и внутренних продольных участков. Понятным становится и то, что для подобного обнаружения в лабораторных условиях квантованных величин Аіпг, Аіпхк и Аіпхв соответственно для "горячих" и "холодных" продольных участков проводника необходимо использовать мощное высоковольтное электрооборудование, способное генерировать в электрической цепи с исследуемым металлическим проводником сравнительно большие импульсные токи. Причем, такие токи, протекание которых через металлический проводник вызывало бы интенсивный нагрев его материала и особенно проводящей кристаллической структуры в зоне его квантованных ВЭП.

Приведенные выше в разделах 2 и 3 теоретические результаты указывают на процессы периодической макролокализации дрейфующих свободных электронов в зонах продольных и радиальных ВЭП исследуемого проводника с импульсным аксиальным током і0(/). Характерным для данной электронной макролокализации является то, что она носит квантованный характер, математически определяемый согласно выражениям (3) и (14) значением квантового числа п, а физически - энергетическим состоянием свободных электронов, оказавшихся в микроструктуре материала проводника в момент подачи на него электрического напряжения и начала протекания по нему электрического тока того или иного вида. Поэтому значение квантового числа п для продольных упг(г,/) и радиальных \упг(г,ґ) волновых функций, а также для плоских продольных и радиальных полуволн де Бройля длиной Хгпг/2 и Хгпг/2 в микроструктуре металлического провода с импульсным током і0(/) будет носить вероятностный (стохастический) характер. Очевидным для автора является то, что практически численное значение квантового числа п будет всегда равно числу макроскопических "горячих" продольных участков (ВЭП) шириной Аіпг, периодически образующихся вдоль рассматриваемого металлического проводника длиной 10 с аксиальным током і0(ґ).

5. РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ ВОЛНОВОГО ПРОДОЛЬНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ СВОБОДНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ И ОСОБЕННОСТЕЙ ТЕМПЕРАТУРНОГО ПОЛЯ В ПРОВОДНИКЕ С ИМПУЛЬСНЫМ ТОКОМ

Для осуществления опытной проверки представленных в разделах 2 и 3 расчетных результатов кван-

тованных волновых распределений дрейфующих свободных электронов в цилиндрическом проводнике с импульсным аксиальным током і0(ґ) наиболее простым, надежным и соответственно целесообразным путем может служить экспериментальное исследование в нем продольного волнового распределения данных электронов. В проводимых экспериментах используем жестко закрепленный в разрядной цепи высоковольтного генератора импульсных токов ГИТ-5С круглый оцинкованный (с толщиной защитного покрытия А0=5 мкм) стальной провод , имеющий следующие геометрические характеристики (рис. 2): г0=0,8 мм; /0=320 мм; 50>=2,01 мм2. Разряд предварительно заряженной до постоянного зарядного напряжения и3Г=-3,7 кВ емкости С/=45,36 мФ (при запасаемой электрической энергии ^/=310 кДж) конденсаторной батареи генератора ГИТ-5С обеспечивал протекание через исследуемый стальной провод апериодического импульса тока і0(/), характеризуемого следующими АВП: амплитудой /0т=-745 А; временной формой /т/тр=9 мс/576 мс, где ґт - время, соответствующее токовой амплитуде 10т, а тр - полная длительность импульса тока; модулем усредненной плотности импульсного тока, равным |50т|=0,37 кА/мм2 .

Рис. 2. Общий вид круглого прямолинейного оцинкованного стального провода (г0=0,8 мм; /0=320 мм; Д0=5 мкм; 50=2,01 мм2), размещенного в воздухе над теплозащитным асбестовым полотном, до протекания по нему в разрядной цепи высоковольтного генератора ГИТ-5С апериодического импульса аксиального тока г"0(/) большой плотности

На рис. 3 приведены результаты одного из воздействий указанного апериодического импульса аксиального тока временной формы 9 мс/576 мс на используемый в экспериментах металлический провод.

Рис. 3. Внешний вид теплового состояния оцинкованного стального провода (г0=0,8 мм; /0=320 мм; А0=5 мкм; 5о=2,01 мм2) с одним "горячим" (зоной ВЭП шириной Аіпг=7 мм посередине провода) и одним "холодным" крайним левым (шириной Аітк=156,5 мм; второй "холодный" крайний правый участок подвергся частичной сублимации) продольными участками после протекания по нему апериодического импульса тока і0(ґ) временной формы 9 мс/576 мс большой плотности (/0т=-745 А; |50т|=0,37 кА/мм2; п=1)

Из данных рис. 3 следует, что на длине /0=320 мм интенсивно нагреваемого униполярным импульсным током (|50т|=0,37 кА/мм2) оцинкованного стального провода (для его стального основания согласно (13)

„ео=2Ао=16,82-1028 м~3 ) в исследуемом случае имеется один "горячий" продольный участок (одна ярко светящаяся вспученная сферообразная зона ВЭП посередине провода, однозначно указывающая на то, что п=1) шириной Дг„г=7 мм (при его расчетной ширине по (10) в 5,7 мм) и два крайних "холодных" продольных участка (цилиндрические перешейки по обоим краям провода, один из которых подвергся частичной сублимации) шириной Дгнхк=156,5 мм (при их расчетной ширине по (11) в 157,1 мм). Металлографические исследования остывшей посередине провода сферообразной зоны ВЭП показали, что она содержит затвердевшие фракции вскипевшего (вспученного) цинкового покрытия (при температуре кипения для цинка в 907 °С ) и расплавленного стального основания провода (при температуре его плавления примерно в 1535 °С ). О данном высоком уровне температуры в сферообразной зоне ВЭП (на единственном "горячем" продольном участке провода) свидетельствует ее белый цвет каления (не менее 1200 °С ) и обнаруженные под ней прожоги теплозащитного покрытия из хризотил-асбеста толщиной 3 мм с температурой его плавления примерно 1500 °С . На основании полученных в этом случае (п=1) опытных данных и выполненных для него расчетных квантовофизических оценок можно заключить, что в кристаллической микроструктуре оцинкованного стального провода происходит суперпозиция квантованных продольных волновых функций ^ш(2,(), моды которых характеризуются одним квантовым числом п=1. В результате существования в проводе таких мод пси-функций на его длине /0=320 мм умещается лишь одна электронная полуволна де Бройля, для которой выполняется равенство Хе„г/2=320 мм и в зоне ее амплитуды (при продольной координате по (6) г„к=160 мм) формируется только один ВЭП или один "горячий" продольный участок шириной около Дг„г=7 мм.

На рис. 4 показаны опытные результаты очередного воздействия на оцинкованный стальной провод (г0=0,8 мм; /0=320 мм; Д0=5 мкм; 50>=2,01 мм2) униполярного импульса аксиального тока /0(/) временной формы /т/тр=9 мс/576 мс большой плотности (/0т=-745 А; |50т|=0,37 кА/мм2; П3Г =-3,7 кВ; ЖГ=310 кДж ). Видно, что в данном опытном случае вдоль интенсивно нагретого стального провода (для его покрытия пе0=2Л/0=13,08-1028 м_3 ) размещаются уже четыре ВЭП или четыре "горячих" (опытной шириной Дг„г=7 мм при их расчетной по (10) ширине в

5,7 мм) и два внутренних "холодных" (опытной шириной Дг„хв=26,9 мм при их расчетной по (12) ширине для п=9 в 29,9 мм) продольных участка. Следует отметить, что здесь пять "горячих", два крайних и шесть внутренних "холодных" продольных участков исследуемого провода подверглись полной сублимации. Наличие в этом экспериментальном случае на испытываемом стальном проводе высокотемпературных зон ВЭП также шириной Дг„г=7 мм может свидетельствовать о достоверности расчетной формулы (10).

Согласно (6) продольные координаты г„к "холодных" крайних продольных участков при этом составили около 2„к=320 мм/18=17,8 мм, а расчетные координаты 2„ь по (7) для "горячих" продольных участков будут примерно равны 35,6 мм. Величина п-2„ь долж-

на в рассматриваемом случае (п=9) приближаться к длине /0=320 мм исследуемого стального провода. Из полученных расчетных и опытных данных видно, что подобное геометрическое условие выполняется. Результаты последнего опыта также наглядно показывают, что в исследуемом стальном проводе имеет место периодическая макролокализация дрейфующих свободных электронов, вызывающая появление в его проводящей макроструктуре неоднородного периодического продольного температурного поля. Опытный шаг продольной квантованной периодизации такого теплового поля в указанном стальном проводе оказался примерно равным (Дг„хв+Дг„г)=31,6 мм и немного меньшим соответствующего соотношениям (8) и (9) расчетного шага, составляющего около /0/п=35,6 мм.

Рис. 4. Внешний вид рабочего стола генератора ГИТ-5С

и теплового состояния оцинкованного стального провода (г0=0,8 мм; /0=320 мм; Д0=5 мкм; 50=2,01 мм2) с четырьмя "горячими" (зонами ВЭП шириной Дгиг=7 мм) и двумя "холодными" внутренними (шириной Д2га=16,9 мм) продольными участками после очередного воздействия на него апериодического импульса тока г0(/) временной формы 9 мс/576 мс большой плотности (/0т=-745 А; |50т|=0,37 кА/мм2; „=9; остальные пять "горячих" и восемь "холодных" продольных участков исследуемого оцинкованного стального провода подверглись полной сублимации)

6. ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА И ПРИЗНАКИ КВАНТОВО-ВОЛНОВОЙ ПРИРОДЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА В МЕТАЛЛИЧЕСКОМ ПРОВОДНИКЕ

1. Подчинение электрофизических процессов, сопровождающих протекание электрического тока проводимости в металлических проводниках, фундаментальным научным положениям как классической физики, так и нерелятивистской квантовой физики (волновой механики) применительно к его носителям электричества - дрейфующим свободным электронам. В соответствии с этими классическими положениями указанные электроны обладают волновыми свойствами, которые, как показано выше, в металлических проводниках с электрическим постоянным, переменным или импульсным током различной плотности 50 могут оказывать существенное влияние на протекающие в них макроскопические процессы формирования и пространственного распределения в их однородном материале тока проводимости /0(/). Благодаря выполнению данных физических закономерностей электромагнитная энергия, переносимая в кристаллической микроструктуре исследуемых проводников дрейфующими свободными электронами, представляется соответствующими квантами (порциями) с определенной длиной электронной волны (полуволны), а поведение рассматриваемых электро-

нов в материале металлических проводников и их пространственно-временные распределения описываются соответствующими квантованными волновыми у „-функциями (например, у„г(г,/) и у„г(г,/) ).

2. Наличие во внутренней кристаллической микроструктуре материала исследуемого металлического проводника с электрическим током различного вида квантованных электронных полуволн де Бройля, распространяющихся вдоль его продольной г и радиальной г координат. Существование данных плоских дебройлевских электронных полуволн в материале проводника вытекает из расчетных соотношений (4) и (16). Для прикладного случая продольного волнового распределения в круглом оцинкованном стальном проводе (г0=0,8 мм; /0=320 мм) апериодического импульса аксиального тока большой плотности (50т=370 А/мм2) существование данных электронных полуволн де Бройля было подтверждено автором опытным путем на основе результатов выполненных высокотемпературных экспериментов, приведенных в .

3. Проявление в материале исследуемого металлического проводника с электрическим током эффекта суперпозиции (интерференции) квантованных электронных полуволн де Бройля, приводящего к периодическому возникновению вдоль продольной г и радиальной г координат проводника квантованных макроскопических ВЭП. Данные ВЭП, в свою очередь, порождают появление в материале проводника относительно "горячих" и "холодных" продольных и радиальных участков макроскопических размеров. Пространственный шаг периодизации продольных и радиальных ВЭП проводника согласно соотношениям (8), (9), (17) и (18) равен соответствующим квантованным длинам Хе„г/2 и Хе„г/2 электронных полуволн.

4. Возникновение в проводящей структуре исследуемого металлического проводника с электрическим током /0(/) в зонах указанных выше продольных и радиальных ВЭП явления квантованной периодической макролокализации дрейфующих свободных электронов, характеризующегося заметным различием плотностей дрейфующих свободных электронов, плотностей тепловой энергии и соответственно температур на относительно горячих" и "холодных" продольных и радиальных участках рассматриваемого проводника. Данное явление приводит к возникновению в материале металлического проводника с электрическим током неоднородных периодических продольных и радиальных температурных полей, которые можно реально зафиксировать и исследовать.

1. Полученные данные свидетельствуют о том, что в прямолинейном однородном круглом металлическом проводнике с электрическим аксиальным током из-за волновых свойств дрейфующих в нем свободных электронов, обуславливающих существование в его внутренней микроскопической структуре определенным образом квантованных электронных полуволн де Бройля, и процессов суперпозиции (взаимного наложения) данных дебройлевских электронных полуволн по всему проводящему объему проводника происходит периодическое формирование квантованных продольных и радиальных ВЭП макроскопических размеров. Возникающие при этом ВЭП харак-

теризуются повышенными по отношению к исходной усредненной электронной плотности пе0 проводника плотностями дрейфующих свободных электронов и соответственно увеличенными на них значениями плотностей тепловой энергии и температуры. Подобное продольное и радиальное перераспределение в объеме проводника указанных носителей электричества приводит к появлению в его макроструктуре неоднородного периодического температурного поля.

2. Представленные результаты теоретических и экспериментальных исследований волновых электрофизических процессов, сопровождающих протекание электрического тока проводимости различного вида (постоянного, переменного или импульсного) в рассматриваемом металлическом проводнике, однозначно указывают на то, что во внутренней кристаллической структуре исследуемого проводника из-за волнового характера продольного и радиального распределений в ней дрейфующих электронов возникает

явление квантованной периодической макролокализации свободных электронов. Степень и характер проявления данного квантовофизического явления по длине и радиусу металлического проводника с током і0(ґ) различных АВП определяется плотностью электрического тока в нем и энергетическим состоянием его свободных электронов в момент приложения к проводнику электрического напряжения и соответственно начала протекания по нему тока проводимости.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Тамм И.Е. Основы теории электричества. - М.: Наука, 1976. - 616 с.

2. Яворский Б.М., Детлаф А.А. Справочник по физике. -М.: Наука, 1990. - 624 с.

3. Кузьмичев В.Е. Законы и формулы физики / Отв. ред.

В.К. Тартаковский. - Киев: Наукова думка, 1989. - 864 с.

4. Солимар Л., Уолш Д. Лекции по электрическим свойствам материалов: Пер. с англ. / Под ред. С.И. Баскакова. -М.: Мир, 1991. - 504 с.

5. Баранов М.И. Избранные вопросы электрофизики: Монография в 2-х томах. Том 2, Кн. 2: Теория электрофизических эффектов и задач.- Харьков: Изд-во "Точка", 2010. - 407 с.

6. Баранов М.И. Избранные вопросы электрофизики: Монография в 2-х томах. Том 2, Кн. 1: Теория электрофизических эффектов и задач.- Харьков: Изд-во НТУ "ХПИ", 2009. - 384 с.

7. Техника больших импульсных токов и магнитных полей / Под ред. В.С. Комелькова. - М.: Атомиздат, 1970. - 472 с.

8. Мэтьюз Дж., Уокер Р. Математические методы физики / Пер. с англ. - М.: Атомиздат, 1972. - 392 с.

9. Анго А. Математика для электро- и радиоинженеров: Пер. с франц. / Под общ. ред. К.С. Шифрина. - М.: Наука, 1965. - 780 с.

10. Баранов М.И. Волновое распределение свободных электронов в проводнике с электрическим током проводимости // Электротехника. - 2005. - №7. - С. 25-33.

11. Баранов М.И. Энергетический и частотный спектры свободных электронов проводника с электрическим током проводимости // Электротехника. - 2006. - №7. - С. 29-34.

12. Баранов М.И. Новые физические подходы и механизмы при изучении процессов формирования и распределения электрического тока проводимости в проводнике // Технічна електродинаміка. - 2007. - №1. - С. 13-19.

13. Баранов М.И. Эвристическое определение максимального числа электронных полуволн де Бройля в металлическом проводнике с электрическим током проводимости // Електротехніка і електромеханіка. - 2007. - №6. - С. 59-62.

14. Баранов М.И. Волновой электронный пакет проводника с электрическим током проводимости // Електротехніка і електромеханіка. - 2006. - №3. - С. 49-53.

15. Баранов М.И. Основные характеристики вероятностного распределения свободных электронов в проводнике с электрическим током проводимости // Технічна електродинаміка. - 1008. - №1. - С. 8-11.

16. Баранов М.И. Квантовомеханический подход при расчете температуры нагрева проводника электрическим током проводимости // Технічна електродинаміка. - 2007. - №5. -

17. Баранов М.И. Теоретические и экспериментальные результаты исследований по обоснованию существования в микроструктуре металлического проводника с током электронных дебройлевских полуволн // Електротехніка і електромеханіка. - 1014. - №3. - С. 45-49.

18. Баранов М.И. Волновое радиальное распределение свободных электронов в цилиндрическом проводнике с переменным электрическим током // Технічна електродинаміка. - 1009. - №1. - С. 6-11.

19. Столович Н.Н. Электровзрывные преобразователи энергии / Под ред. В.Н. Карнюшина. - Минск: Наука и техника, 1983. - 151 с.

20. Электротехнический справочник. Производство и распределение электрической энергии / Под общей ред. И.Н. Орлова и др. - М.: Энергоатомиздат, Том 3, Кн. 1, 1988. - 880 с.

21. Баранов М.И. Расчетно-экспериментальное обоснование существования дебройлевских электронных полуволн в металлическом проводнике с импульсным током большой плотности// Вісник НТУ "ХИТ. - 1013. - №60(1033). - С. 3-11.

22. Баранов М.И., Колиушко Г.М., Кравченко В.И. и др. Генератор тока искусственной молнии для натурных испытаний технических объектов // Приборы и техника эксперимента. - 1008. - №3. - С. 81-85.

23. Электрические кабели, провода и шнуры: Справочник / Н.И. Белоруссов, А.Е. Саакян, А.И. Яковлева; Под ред. Н.И. Белоруссова.- М.: Энергоатомиздат, 1988. - 536 с.

REFERENCES: 1. Tamm I.E. Osnovy teorii jelektrichestva . Moscow, Nauka Publ., 1976. 616 p. 2. Javorskij B.M., Detlaf A.A. Spravochnik po fizike . Moscow, Nauka Publ., 1990. 624 p. 3. Kuz"michev V.E. Zakony i formuly fiziki . Kiev, Naukova Dumka Publ., 1989. 864 p. 4. Solymar L., Walsh D. Lekcii po jelektricheskim svojstvam materialov . Moscow, Mir Publ., 1991. 504 p. З. Baranov M.I. Izbrannye voprosy elektrofiziki: Monografija v 2-h tomah. Tom 2, Kniga 2: Teorija elek-trofizicheskih effektov i zadach . Kharkov, Tochka Publ., 2010. 407 p. б. Baranov M.I. Iz-brannye voprosy elektrofiziki: Monografija v 2-h tomah. Tom 2, Kn. І: Teorija elektrofizicheskih effektov i zadach . Kharkov, NTU "KhPI" Publ., 2009. 384 p. 7. Tehnika bol"shih impul"snyh tokov i magnitnyh polej. Pod red. V.S. Komel"kova . Moscow, Atomizdat Publ., 1970. 472 p. 8. Matthews J., Walker R. Matematicheskie metody fiziki . Moscow, Atomizdat Publ., 1972. 392 p. 9. Ango A. Mate-matika dlja elektro- i radioinzhenerov . Moscow, Nauka Publ., 1965. 780 p. 10. Baranov M.I. Volnovoe raspredelenie svobodnyh elektronov v provodnike s elek-tricheskim tokom provodimosti . Elektrotehnika - Electrical Engineering, 2005, no.7, pp. 25-33. 11. Baranov M.I. Ener-geticheskij i chastotnyj spektry svobodnyh elektronov provodnika s jelektricheskim tokom provodimosti . Elektro-tehnika - Electrical Engineering, 2006, no.7, pp. 29-34. 12. Baranov M.I. Novye fizicheskie podhody i mehanizmy pri izuchenii processov formirovanija i raspredelenija elektricheskogo toka provodimosti v provodnike . Tekhnichna elektrodynamika - Technical electrodynamics,

2007, no.1, pp. 13-19. 13. Baranov M.I. Evristicheskoe opredelenie maksimal"nogo chisla jelektronnyh poluvoln de Brojlja v metal-licheskom provodnike s elektricheskim tokom provodimosti . Elektrotekhnika i elektromekhanika - Electrical engineering & electromechanics, 2007, no.6, pp. 59-62. 14. Baranov M.I. Volnovoj elektronnyj paket provod-nika s elektricheskim tokom provodimosti . Elektrotekhnika i elek-tromekhanika - Electrical engineering & electromechanics, 2006, no.3, pp. 49-53. 1З. Baranov M.I. Osnovnye harakteristiki verojatnostnogo raspredelenija svobodnyh elektronov v provodnike s elektricheskim tokom provodimosti . Tekhnichna elektrodynamika - Technical electrodynamics, 2008, no.1, pp. 8-12. 16. Baranov M.I. Kvantovomehanicheskij podhod pri raschete temperatury nagreva provodnika elektricheskim tokom provodimosti . Tekhnichna elektrodynamika - Technical electrodynamics, 2007, no.5, pp. 14-19. 17. Baranov M.I. Teoreticheskie i eksperimental"nye rezul"taty issledovanij po obosno-vaniju sushhestvovanija v mikrostrukture metallicheskogo provodnika s tokom elektronnyh debrojlevskih poluvoln . Elektrotekhnika i elektromekhanika - Electrical engineering & electromechanics, 2014, no.3, pp. 45-49. 18. Baranov M.I. Volnovoe radial"noe raspredelenie svobodnyh elektronov v cilindricheskom provodnike s peremennym elektricheskim tokom . Tekhnichna elektrodynamika - Technical electrodynamics, 2009, no.1, pp. 6-11. 19. Stolovich N.N. Elektrovzryvnye preobrazovateli energii . Minsk, Nauka & Tehnika Publ., 1983. 151 p. 20. Elektrotehnicheskij spravochnik. Proizvodstvo i raspredelenie elek-tricheskoj energii. Tom З, Kniga І . Moscow, Ener-goatomizdat Publ., 1988. 880 p. 21. Baranov M.I. Raschetno-eksperimental"noe obosnovanie sushhestvovanija debrojlevskih elek-tronnyh poluvoln v metallicheskom provodnike s impul"snym tokom bol"shoj plotnosti . Visnyk NTU "KhPI" - Bulletin of NTU "KhPI", 2013, no.60 (1033), pp. 3-12. 22. Baranov M.I., Koliushko G.M., Kravchenko V.I., Nedzelskyi O.S., Dnyschenko V.N. Generator toka iskusstvennoj molnii dlja naturnyh ispy-tanij tehnicheskih ob’ektov . Pribory i tekhnika eksperimenta - Instruments and experimental techniques, 2008, no.3, pp. 81-85. 23. Belorussov N.I., Saak-jan A.E., Jakovleva A.I. Elektricheskie kabeli, provoda i shnury: Spra-vochnik . Moscow, Ener-goatomizdat Publ., 1988. 536 p.

Поступила (received) 05.02.2014

Баранов Михаил Иванович, д.т.н., с.н.с.,

НИПКИ "Молния" НТУ "ХПИ",

61013, Харьков, ул. Шевченко, 47

тел/phone +38 057 7076841, e-mail: [email protected]

Scientific-&-Research Planning-&-Design Institute "Molniya"

National Technical University "Kharkiv Polytechnic Institute"

47, Shevchenko Str., Kharkiv, 61013, Ukraine Quantum-wave nature of electric current in a metallic conductor and some of its electrophysical macro-phenomena.

The paper presents results of theoretical and experimental research on wave longitudinal and radial distribution of drifting free electrons in a round homogeneous metallic conductor with a pulse axial current. The studies reveal quantum-wave character of electric conduction current flow in the conductor examined, which results in a phenomenon of quantized periodic macrolocalization of free electrons in the conductor inner structure.

Key words - metallic conductor, electric current, drifting free electrons, electronic half-waves, phenomenon of macro-localization of electrons.