Единое окно доступа к образовательным ресурсам

"Сверхпроводимость электричества" как понятие о сверхъестественном явлении, тогда как в действительности, оно есть метастабильное сверхдианамагничивание веществ

Голосов: 2

Выполнен анализ основных экспериментов, их интерпретаций и множества теорий так называемой "сверхпроводимости электрического тока" в металлах и других твердых телах при низких (криогенных) температурах. Показана ошибочность представлений о "сверхпроводимости". Доказывается, что явление, названное Камерлинг-Онессом сверхпроводимостью, не является таковым и оно не обусловлено невероятной сверхтекучестью электронов в теле. Утверждается, что обнаруженное К-Онессом явление есть метастабильная диаполяризация электронной структуры атомов и, как следствие этого, сверхдианамагниченность всего тела. Изложена оригинальная модель микроскопической теории сверхмагнетизма. Разрабатываемый автором подход к созданию новой теории сверхдианамагничиваемости веществ при низких закритических температурах представляется более адекватным физической природе этого явления, что очевидно позволит решить многие принципиальные вопросы науки и практики использования сверхдиамагнетизма в технике будущего. Для инженерно-технических, научных работников, аспирантов и студентов, занимающихся или интересующихся проблемами физики и технологий производства новой техники.

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
    ны «сверхнамагниченность», «супер- или сверхмагнитное со-
стояние», «сверхмагнетики» и т.п.
      Теперь обратимся к фактам и к термодинамическому рас-
смотрению перехода тел из нормального состояния в состояние
сверхнамагничиваемости при температурах меньше Ткр.
      Очевидно, что при температуре Т немного меньшей Ткр и в
отсутствие магнитного поля, внутренняя энергия Wc тела, нахо-
дящегося в состоянии способности к сверхнамагничиваемости,
несколько меньше Wн, чем будучи в нормальном состоянии (при
Т>Ткр). При Т=Ткр Wc≈Wн, т.к. в теле не происходят какие-либо
микроскопические изменения структуры. Поэтому отсутствие
сколько-нибудь заметного температурного эффекта при свобод-
ном переходе тел от нормального состояния в состояние возмож-
ного сверхнамагничивания, свидетельствует о том, что этот пере-
ход есть фазовый переход второго рода, обусловленный измене-
нием субмикроскопического (внутриатомного) состояния веще-
ства.
      Если образец из сверхмагнетика вначале охладить до Т<Ткр,
а потом включить внешнее магнитное поле или начать пропус-
кать обычный электрический ток (электромагнитный поток), то
внутренняя энергия образца Qпр будет состоять из Wc и энергии
намагничивания Wcм. То есть общая энергия прямого фазового
перехода с намагничиванием равна
                         Qпр = Wс + Wсм ,
а при размагничивании (при Н ≥ Нкр, J ≥ Jкр или при Т ≥ Ткр) энер-
гия обратного перехода в нормальное состояние такова:
                        Qоб = Qпр − Wсм .
     Из этих двух простых формул следует, что Qпр>Qоб, т.е., что
при сверхнамагничивании и размагничивании сверхмагнетика
должна наблюдаться энергетическая петля гистерезиса.
     Энергия сверхмагнетика – тела, способного к сверхнамагни-
чиванию, увеличивается при прямом превращении в сверхмаг-
нитное состояние и уменьшается при обратном переходе в нор-
мальное состояние. Поэтому, если, например, разрушение сверх-
намагниченности под влиянием внешнего магнитного поля
большего чем Нкр, то, в условиях адиабатической изоляции об-
разца, он будет охлаждаться.

                                51


      Измерения теплоемкости С сверхмагнетиков (по-старому
«сверхпроводников») при отсутствии магнитного поля (Н=0) по-
казали, что при снижении температуры теплоемкость в точке пе-
рехода Ткр испытывает мгновенное увеличение до значений, ко-
торые примерно в 2,5 раза превышают ее значение в нормальном
состоянии вблизи Ткр. При этом теплота фазового перехода веще-
ства
                      ΔQ = ⎥Wc – Wн⎪ = 0 .
      Рассматривая тепловое движение одного атома в твердом
теле, имеющиего 3 степени свободы движения, получаем, что
средняя энергия колебательного движения атома ε в теле равна
                             ε = 3kT ,
а на один килограмм-атом вещества приходится энергия
                    Q = N o ε = 3N o kT = 3RT ,
где Nо – число Авогардо, k – постоянная Больцмана, Т – темпера-
тура, R – универсальная постоянная вещества (R=Bμ : В – посто-
янная величина, зависящая от природы тела, а μ – атомный или
молекулярный вес вещества).
      Темлоемкость С – это количество теплоты Q, необходимое
для нагревания одного килограмм-атома твердого тела на 1 гра-
дус температуры, Следовательно, теплоемкость тела при опреде-
ленной температуре равна
                               dQ
                         C=        = 3R .
                               dT
      У твердых тел при обычных температурах Сн≈25 кДж /кг-
атом⋅град [30], а при температуре равной Ткр Сс≈62,5 кДж/кг-
атом⋅град.
      Зависимость теплоемкости С от температуры Т при перехо-
де сверхмагнетика от его нормального состояния к состоянию
сверхнамагничиваемости имеет известный вид, приведенный на
рис. 6.




                              52


              C
         Cс (Tкр)




                                                             Cн
                                       Cс




               0                                                           T
                                                Tкр
   Рис. 6. Скачок теплоемкости сверхмагнетика в точке перехода (Tкр)
   в отсутствии внешнего магнитного поля (Сс и Сн – теплоемкости в
           сверхнамагничиваемом и в нормальном состояниях)

     Немного перефразировав, можно сказать, что на рис. 7 при-
ведены известные схемы фазовых диаграмм обратного перехода
для сверхмагнетиков первого и второго родов.

        H                                 H
                                      Hкр2(0)

                Нормальное                                   Hкр2
                 состояние                                           Нормальное
                                                  Смешан-             состояние
                                                  ное сос-
    Hкр1(0)         Hкр1   Сверхмагнитное          тояние
                              состояние
                                                      Hкр1
                                      Hкр1(0)


          0                     Tкр         T 0                          Tкр      T
                           а)                                       б)
     Рис. 7. Виды фазовых диаграмм распада сверхнамагниченности
 (схемы фазовых диаграмм обратного перехода в нормальное состояние)
              сверхмагнетиков первого (а) и второго (б) рода


                                        53


     Кстати следует заметить, что фазовых термодинамических
диаграмм прямого перехода, т.е. перехода от нормального со-
стояния в «сверхпроводящее», а по нашему в сверхнамагниченн-
ное состояние, не существует. Но на основе имеющихся данных,
можно предположить, что такие термодинамические диаграммы
перехода тел в состояние сверхнамагниченности имеют вид, по-
казанный на рис 8.

М                                              М

                        Нормальное                              Нормальное
 Мс                      состояние             Мс                состояние
       Сверх-                                        Сверх-
      магнитное                                     магнитное      Н=const
      состояние             Н=const                 состояние
                                                                 Пере-
                                                                ходное
                                                                 состо-
                                                                  яние
  0                                             0
                  Ткр                 Т                     Ткр2        Ткр1   Т
                   а)                                            б)

Рис. 8. Вероятные схемы термодинамических диаграмм прямого перехода
       (т.е. от нормального состояния к сверхмагнитному) образцов
               сверхмагнетиков первого (а) и второго (б) рода

     Рассматривая переход к сверхмагнетизму следует обсудить
здесь имеющиеся в литературе зависимости сверхнамагничива-
ния Мс под действием постоянного магнитного поля Н. Есть не-
сколько однотипных графиков зависимости Мс от Н, приведен-
ных, например, в книгах [29, стр. 45 и 67, стр. 24]. Обобщенное
изображение этих зависимостей показано на рис. 9,а, но такое
представление сверхнамагничиваемости вызывает сомнение в его
правильности. Во-первых, намагничение магнитным полем Н при
уменьшении величины Н не снижает намагниченность Мс. В про-
тивном случае постепенное или ускоренное отклонение Н от
сверхнамагниченного образца уничтожало бы его намагничен-
ность, но этого не происходит. Во-вторых, намагниченность Мс
всегда и на много больше внешнего поля Н. Поэтому график за-



                                          54


висимости Мс от Н имеет, очевидно, вид, приведенный на рис.
9,б.

                                         М
  М
                                              Намагниченность
                                        –Мс




 –Мс



                                                                  Размагничи-
                                              Намагничи-          вание
                                              вание
   0                                      0
                    Нкр        Н                            Нкр          Н
               а)                                      б)

Рис. 9. Зависимость сверхнамагничивания 1-го рода от действия внешнего
                           магнитного поля Н

     Схематически изображенная зависимость Мс от Н и ее скач-
кообразный характер фазового перехода образца в магнитном по-
ле (рис. 9,б) наблюдается только в случае когда охлажденный до
температуры Т<Ткр и обрабатываемый магнитным полем образец
имеет вытянутую цилиндрическую форму и находится в про-
дольном магнитном поле. При произвольной форме образца или
большой массы и при иных ориентациях магнитного поля пере-
ход в сверхнамагниченное состояние оказывается растянутым в
достаточно широком диапазоне значений Н<Нкр. Это свидетель-
ствует о том, что переход тел от нормального состояния (ферро-
магнитного, парамагнитного или диамагнитного) к состоянию
сверхнамагничиваемости есть фазовый переход второго рода и
что его физическая природа состоит не в межатомном, не в элек-
трон-фононном и не в межмолекулярном взаимодействии, а обу-
словлена она в основном внутриатомными изменениями во взаи-
модействии парных электронов (диполей) между собой. Следова-
тельно, должна быть не микроскопическая, а субмикроскопиче-

                                   55


ская теория сверхнамагничиваемости тел, т.е. эта теория должна
быть атомной, а способы перевода веществ в сверхмагнитное со-
стояние надо считать не нанотехнологий, а пикотехнологий.




                              56


   3. Введение в субмикроскопическую (атомную) теорию
                     сверхмагнетизма

           3.1. Анализ планетарной модели атома

     Можно согласиться в автором работы [69] сделавшем выво-
ды о том, что, с одной стороны, «важнейшим препятствием, чрез-
вычайно затруднившим процесс исследований сверхпроводимо-
сти, явилось то, что образно говоря, Природа необычайно искус-
но «загримировала» сверхпроводимость под, фактически не
имеющую с ней ничего общего, идеальную проводимость», и, с
другой стороны, «… проблема сверхпроводимости тормозила
прогресс электронной теории металлов и, наоборот, стимулиро-
вала разработку теории фазовых переходов II рода» [69, стр. 9].
Очевидно, что надо рассматривать явление сверхнамагничивае-
мости тел при фазовом переходе II рода в условиях температуры
Т ≤ Ткр с позиций новых и более реалистичных моделей и теорий
электронного строения атомов и их связей в твердых телах.
     В 1896 г. Лоренц изложил свое представление об электро-
нах, входящих в состав атомов. По мнению Лоренца атом пред-
ставляет собой систему электрических зарядов (электронов и ио-
нов), которые под действием электромагнитных волн совершают
колебательные движения с определенной частотой. Исследова-
ниями поглощения света атомами установлено, что частота ви-
димого света составляет 1014–1015 колебаний в секунду. С такой
частотой могут колебаться только частицы малой массы – элек-
троны. Электроны внутри атома, по Лоренцу, имеют упругие
взаимосвязи. Электронная теория атомного строения атомов Ло-
ренца объясняет многие явления, связанные с распространением
и поглощением света в веществе.
     В начале XX столетия Д.Д. Томсон предложил уточненную
модель атома. Томсон считал, что положительный заряд атома
непрерывно распределен в пределах сферы, размеры которой оп-
ределяют размер атома. Внутри этой сферы электроны распреде-
лены симметрично.
     Вскоре опытами Резерфорда по расселению атомами α-
частиц было доказано, что представление об обобщенном поло-


                              57


жительном заряде, предложенное Томсоном, не соответствует
действительности. Согласно модели атома, предложенный Ре-
зерфордом, весь положительный заряд и почти вся масса атома
сосредоточена в центральной части атома – в атомном ядре с
диаметром порядка 10–13 см. Атом по Резерфорду подобен сол-
нечной системе (солнце – ядро, планеты – электроны). Эта мо-
дель представляла атом как динамическую систему движущихся
электронов вокруг положительно заряженного ядра. Но модель
Резерфорда тоже оказалась неудовлетворительной.
     Дело в том, что электроны могут двигаться вокруг ядра по
траекториям, являющимся кривыми второго порядка, т.е. по ок-
ружности или по эллипсу. Но такое обращение электронов вбли-
зи ядра не может быть устойчивым, оно (по расчетам ученых)
должно сопровождаться излучением (затратой) энергии и в ре-
зультате они обязаны упасть на ядро и атом прекратить свое су-
ществование за доли секунда. Однако этого не происходит. Ато-
мы в устойчивом состоянии существуют, вероятно, миллиарды
лет.
     По планетарной модели все электроны, будучи равными по
массе и заряду, должны были бы двигаться во всех атомах по од-
ной орбите, а не на разных пространственно-энергетических
уровнях, как это следует из экспериментов по определению спек-
тров излучений энергии предварительно возбужденных атомов.
Дискретные спектры длин волн излучений атомов доказывают,
что орбиты электронов в атомах не одинаковы.
     Модуль Резерфорда уточнил Н. Бор двумя постулатами:
     1. Постулат о стационарности состояний: атомы, несмотря
на происходящие в них движения электронов, не излучают энер-
гию; атомы обладают дискретным рядом энергий; переход элек-
тронов с одного энергетического уровня на другой происходит
скачком.
     2. Условие перехода атома из одного состояния в другое:
при переходе из одного стационарного состояния в другое атомы
испускают или поглощают энергию строго определенной часто-
ты.
     Следующим шагом в развитии планетарной модели элек-
тронных оболочек атомов было доказательство того, что элек-
троны как и другие микрочастицы, обладают не только корпус-

                              58


кулярными, но и волновыми свойствами. Это означает, что во-
круг и «вблизи движущегося электрона есть сопутствующая,
«присоединенная» масса полевой материи, в которой создаются
эти волновые свойства, описываемые некоторой волновой функ-
цией
                          Ψ = f(x, y, z, υ, t) ,
где x, y и z – пространственные координаты;
    υ – скорость движения электрона;
    t – момент времени.
      Считается, что движение электрона вдоль круговой орбиты
следует уподоблять замкнутому электрическому току J. Получа-
ется как бы вращающийся заряженный «обруч» (рис. 10), кото-
рый обладает механическим моментов L количества движения и,
направленным в противоположную сторону, магнитным момен-
том Pm кратным электромагнитному моменту, называемому
«магнетиком Бора». На рис. 10 показана модель атома водорода с
одним электроном на орбите [30, т. III, стр. 312]. Другие водоро-
доподобные структуры атомов имеют на орбите определенного
пространственно-энергетического уровня несколько электронов,
а представление о круговой орбите многих электронов остается
подобным модели атома водорода.

                                L


                     J                     υ

                                 Ze




                               Pm

        Рис. 10. Планетарная модель водородоподобного атома

    Из приведенной модели орбит электронов не видно силовых
магнитных линий, хотя указаны механический и магнитный мо-


                                59


менты. Если показать магнитные линии и движение электронов
порождающее магнитное поле, то модель атома водорода будет
иметь вид приведенный на рис. 11. Здесь спиралеобразной лини-
ей показано вращение электрона вокруг своей оси и вдоль дви-
жения по орбите. Это собственное вращение электрона, т.е. его
спин, создает элементарное магнитное поле Но.

                                    L
               Но                                  Но
                                J       υ




                                    Pm

Рис. 11. Уточненное представление орбиты единичного электрона в атоме
                               водорода

     Известный ученый В. Гейзенберг доказал, что по причине
волновых свойств электронов и статистического характера ско-
рости и пространственных координат (отклонений от срединной
линии траектории) движущегося электрона его местоположение
невозможно точно определить. Можно только указать некоторую
область существования (нахождения) движущегося электрона. В
этом состоит смысл принципа неопределенности Гейзенберга.
     Позднее Э. Шредингер написал уравнение квантово-
волновой функции электрона:
              ∂ 2 ψ ∂ 2ψ ∂ 2 ψ 8π 2 m ⎛  e2 ⎞
                   +    +     + 2 ⎜ E + ⎟ψ = 0 ,
              ∂ x ∂ y ∂ z
                2     2    2     h ⎜  ⎝   r ⎟
                                            ⎠
где Ψ – волновая функция; x, y, z – координаты; m – масса элек-
трона; r – расстояние до ядра; h – постоянная Планка; е – заряд
электрона; Е – полная энергия электрона.


                                    60



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика