Электрический ток в природе. Я понимаю, как вырабатывается электричество. Но откуда берется электричество? Что такое ток, его природа? Электрическое напряжение

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.

Теперь мы располагаем всем необходимым, чтобы ответить на вопрос: что такое электрический ток? Электрический ток представляет собою движение электрических зарядов. Точными опытами установлено, что всякий движущийся электрический заряд производит такое же магнитное действие, как и электрический ток. В различных проводниках ток создается движением различных заряженных частиц. Электрический ток в металлах. Атомы металлов обладают способностью легко отдавать один или несколько электронов. В любом куске металла нейтральных атомов почти нет, а имеются положительные ионы и оторвавшиеся от атомов электроны, которые называются свободными. Свободные электроны беспорядочно движутся в пространстве между ионами с различными, но весьма большими скоростями.

На короткое время они могут притягиваться каким-нибудь ионом, потом снова отрываются от него и т. д. При нагревании металла скорость беспорядочного движения свободных электронов увеличивается. Если металлический проводник присоединить к полюсам источника тока, то электрическое поле, которое существует между полюсами источника, проникнет в проводник; на все свободные электроны, имеющиеся в проводнике, будут действовать электрические силы: электроны будут отталкиваться от отрицательного полюса и притягиваться к положительному. Вследствие этого свободные электроны, продолжая свое беспорядочное движение, начнут медленно перемещаться все в одном направлении вдоль проводника. Такое перемещение называется упорядоченным.

Электри́ческий ток - упорядоченное нескомпенсированное движение свободных электрически заряженных частиц, например, под воздействием электрического поля.

Силой тока называется физическая величина, равная отношению количества заряда, прошедшего за некоторое время через поперечное сечение проводника, к величине этого промежутка времени.

Сила тока в системе СИ измеряется в Амперах.

По закону Ома сила тока I для участка цепи прямо пропорциональна приложенному напряжению U к участку цепи и обратно пропорциональна сопротивлению R проводника этого участка цепи:

Постоя́нный ток , электрический ток, параметры, свойства, и направление которого не изменяются (в различных смыслах) со временем.

Простейшим источником постоянного тока является химический источник (гальванический элемент или аккумулятор), поскольку полярность такого источника не может самопроизвольно измениться.

3) Электростатический потенциа́л скалярная энергетическая характеристика электростатического поля, характеризующая потенциальную энергию поля, которой обладает единичный заряд, помещённый в данную точку поля. Единицей измерения потенциала является единица измерения работы, деленная на единицу измерения заряда

Электростатический потенциал равен отношению потенциальной энергии взаимодействия заряда с полем к величине этого заряда:

В СИ за единицу разности потенциалов принимают вольт (В).

Мерой изменения энергии при взаимодействиях тел является работа. При перемещении электрического заряда q работа А сил электростатического поля равна изменению потенциальной энергии заряда, взятому с противоположным знаком, поэтому получаем

Так как работа сил электростатического поля при перемещении заряда из одной точки пространства в другую не зависит от траектории движения заряда между этими точками, то разность потенциалов двух точек электрического поля является величиной» не зависящей от траектории движения заряда. Разность потенциалов, следовательно, может служить энергетической характеристикой электростатического поля.

Напряжение - разность значений потенциала в начальной и конечнойточках траектории.

Напряжение численно равно работе электростатического поля при перемещении единичного положительного заряда вдоль силовых линий этого поля.

Разность потенциалов (напряжение) не зависит от выбора

системы координат!

Электри́ческое напряже́ние между точками A и B электрической цепи или электрического поля - физическая величина, значение которой равно отношению работы электрического поля, совершаемой при переносе пробного электрического заряда из точки A в точку B , к величине пробного заряда.

4)) Электрическая цепь постоянного тока. Элементы электрической цепи. Линейные и нелинейные электрические цепи. Разветвлённая и неразветвлённая электрическая цепь постоянного тока. Элементы электрической цепи: ветвь, контур, узел.

Электрической цепью называется совокупность устройств и объектов, образующих путь для электрического тока, электромагнитные процессы в которых могут быть описаны с помощью понятий об электрическом токе, ЭДС (электродвижущая сила) и электрическом напряжении.

Все устройства и объекты, входящие в состав электрической цепи, могут быть разделены на три группы:

1) Источники электрической энергии (питания).

Общим свойством всех источников питания является преобразование какого-либо вида энергии в электрическую. Источники, в которых происходит преобразование неэлектрической энергии в электрическую, называются первичными источниками. Вторичные источники – это такие источники, у которых и на входе, и на выходе – электрическая энергия (например, выпрямительные устройства).

2) Потребители электрической энергии.

Общим свойством всех потребителей является преобразование электроэнергии в другие виды энергии (например, нагревательный прибор). Иногда потребители называют нагрузкой.

3) Вспомогательные элементы цепи: соединительные провода, коммутационная аппаратура, аппаратура защиты, измерительные приборы и т.д., без которых реальная цепь не работает.

Все элементы цепи охвачены одним электромагнитным процессом.

Линейные и нелинейные электрические цепи - Изображение электрической цепи с помощью условных знаков называют электрической схемой (рис. 2.1, а). Зависимость тока, протекающего по сопротивлению, от напряжения на этом сопротивлении называют вольт-амперной характеристикой (ВАХ). По оси абсцисс на графике обычно откладывают напряжение, а по оси ординат - ток. Сопротивления, ВАХ которых являются прямыми линиями (рис. 2.1, б), называют линейными, электрические цепи только с линейными сопротивлениями - линейными электрическими цепями. Сопротивления, ВАХ которых не являются прямыми линиями (рис. 2.1, в), то есть они нелинейны, называют нелинейными, а электрические цепи с нелинейными сопротивлениями - нелинейными электрическими цепями.

Примерами линейных (как правило, в очень хорошем приближении) цепей являются цепи, содержащие только резисторы, конденсаторы и катушки индуктивности. Также как линейные в определенных диапазонах могут рассматриваться цепи, содержащие линейные усилители и некоторыми другими электронными устройствами, содержащими активные элементы, но имеющими в определенных диапазонах достаточно линейные характеристики.

Электрические цепи подразделяют на неразветвленные и разветвленные . На рисунке 1 представлена схема простейшей неразветвленной цепи. Во всех элементах ее течет один и тот же ток. Простейшая разветвленная цепь изображена на рисунке 2. В ней имеются три ветви и два узла. В каждой ветви течет свой ток. Ветвь можно определить как участок цепи, образованный последовательно соединенными элементами (через которые течет одинаковый ток) и заключенный между двумя узлами. В свою очередь узел есть точка цепи, в которой сходятся не менее трех ветвей. Если в месте пересечения двух линий на электрической схеме поставлена точка (рисунок 2), то в этом месте есть электрическое соединение двух линий, в противном случае его нет. Узел, в котором сходятся две ветви, одна из которых является продолжением другой, называют устранимым или вырожденным узлом

Элементами электрической цепи являются источники электрической энергии, активные и реактивные сопротивления

Для описания топологических свойств электрической цепи используются топологические понятия, основными из которых являются узел, ветвь и контур.

Узлом- электрической цепи называют место (точку) соединения трех и более элементов.

Ветвью - называют совокупность связанных элементов электрической цепи между двумя узлами.

Ветвь по определению содержит элементы, поэтому вертикальные связи ветвями не являются. Не является ветвью и диагональная связь.

Контуром -(замкнутым контуром) называют совокупность ветвей, образующих путь, при перемещении вдоль которого мы можем вернуться в исходную точку, не проходя более одного раза по каждой ветви и по каждому узлу.

По определению различные контуры электрической цепи должны отличаться друг от друга по крайней мере одной ветвью.

Количество контуров, которые могут быть образованы для данной электрической цепи ограничено и определено.

5) Источники электрической энергии в цепи постоянного тока

В линейных электрических цепях в качестве источников энергии различают источники Э.Д.С. и источники тока .

Идеальный источник Э.Д.С. имеет неизменное Э.Д.С. и напряжение на выходных зажимах при всех токах нагрузки. У реального источника – Э.Д.С. и напряжение на зажимах изменяются при изменении нагрузки (например, вследствие падения напряжения в обмотках генератора). В электрической схеме это учитывается последовательным включением резистора r 0 . Идеальный источник напряжения изображен на рис. 1.3.

Напряжение U ab зависит от тока приёмника и равно разности между Э.Д.С. генератора и падением напряжения на его внутреннем сопротивлении r 0:

. Ток, протекающий по цепи, также зависит от сопротивления нагрузки:

Если принять Э.Д.С. источника его внутреннее сопротивление и сопротивление приёмника не зависящими от тока и напряжения, то внешняя характеристика источника энергии U 12 = f(I) и ВАХ приёмника U ab = f(I) будут линейными (рис. 1.4).

По рис. 1.4 видно, что по мере нарастания тока в цепи напряжение на нагрузке возрастает, а, следовательно, уменьшается напряжение на выходных зажимах источника.

Источник тока характеризуется бесконечным внутренним сопротивлением и бесконечным значением Э.Д.С., при этом выполняется равенство:

Если r 0 >>R H и I 0 <идеальным источником тока

Классическая наука определяет электрический ток, как упорядоченное движение заряженных частиц (электронов, ионов) или заряженных макроскопических тел. За направление электрического тока условились принимать направление движения положительных зарядов, образующих этот ток. Если ток образуют отрицательные заряды (например, электрб- ны), то направление электрического тока считается противоположным направлению движения этих зарядов. Ho, а если заряд тела определяется плотностью эфитонов в эфирном поле и степенью их ориентации, то, что же тогда из себя должен представлять электрический ток?
Ответ может быть следующий: направленное поступательное движение ориентированных определенным образом эфирных частиц - эфитонов.
Подобное определение электрического тока вызовет у большинства ученых, да не только у них, самые нелестные высказывания, хотя оно не

противоречит результатам опытов, на которых базируется классическое определение электрического тока.
Утверждения классической науки о том, что электрический ток, например, в металлах обусловлен направленным движением электронов, основывается на результатах следующих опытов .
Опыт К. Рикке. Бралась цепь, состоящая из трех последовательно соединенных между собой цилиндров: медного, алюминиевого и снова медного. Через эту цепь в течение долгого времени (порядка года) пропускался постоянный электрический ток, но следов переноса вещества (меди или алюминия) обнаружено не было. Отсюда был сделан вывод, что носителями зарядов в металлах являются частицы, общие для всех металлов, которые не связаны с различием их физических и химических свойств.
Опыт Стюарта и Толмэна (1916). На катушку наматывался провод, концы которого подсоединялись к неподвижному баллистическому гальванометру. Катушка приводилась в быстрое вращательное движение, а затем резко тормозилась. При торможении катушки через гальванометр проходит импульс тока, появление которого связывается с инерцией свободных носителей зарядов в проводнике катушки. Было установлено, что носители тока в металлах заряжены отрицательно. Удельный заряд носителей тока определялся по формуле:

где: I - длина проводника;
V - скорость вращательного движения;
R - полное сопротивление цепи;
q - количество электричества, протекающего за время проявления
импульса.
Он оказался близким к удельному заряду электрона, равному 1,76-1011 Кл/кг. Таким образом, по мнению исследователей, носителями тока в металлах являются электроны.
Результаты первого опыта говорят о том, что носителями зарядов являются частицы, общие для всех материалов. Эти выводы согласуются и с эфирной природой электрического тока, так как эфитоны являются универсальными частицами, из которых построена вся физическая материя.
Выводы по результатам второго опыта, базирующиеся на утверждении, что изменение количества движения проводника равно импульсу силы торможения носителей заряда, представляются не вполне кор-
ректными, ибо носители заряда в проводнике это не независимые шарики, а частицы, которые испытывают кулоновское взаимодействие со стороны окружающих их атомов и таких же частиц. А тот вывод, что удельный заряд носителей тока оказался близким к удельному заряду электрона, не противоречит и эфирной природе электрического тока. Каждый эфитон имеет массу, которая в тысячи раз меньше массы электрона, и заряд. А так как электроны состоят из эфитонов, то их удельный заряд должен быть близким к удельному заряду электронов.
Таким образом, результаты опытов, на которых базируются выводы классической науки о природе носителей тока в металлах, не противоречат и эфирной природе электрического тока.
Рассмотрим еще один эксперимент. Возьмем проводник длиной, например, один километр. На средине этого проводника подсоединим электрическую лампочку. Проводник изолируем от внешнего электрического поля» С помощью рубильника оба конца провода замкнем на источник тока. Через какой интервал времени загорится лампочка? Каждый из нас даже без проведения этого эксперимента ответит: практически мгновенно. Ho если ток представляет собой направленное движение электронов (со скоростью десятых долей сантиметра в секунду), то какая же сила заставляет их практически мгновенно осуществлять направленное движение, по всей длине проводника? Наука утверждает, что электрическое ибле, которое распространяется со скоростью света. Ho проводник был изолирован от внешнего электрического поля.
Остается электрическое поле внутри проводника. Ho что оно собой представляет? Вопрос остается без ответа. А если ток есть направленное движение эфитонов, то все встает на свои места. Их ориентация в направлении тока происходит со скоростью, близкой к скорости света.
Далее. Представим себе следующую электрическую цепь: к генератору тока подключим, например, нагревательные и осветительные приборы. Ротор генератора заставим непрерывно вращаться час, сутки, месяц, год и т.д. Нагревательные приборы будут излучать тепло, а осветительные приборы - свет.
Если ток - направленное движение электронов, то, проходя через нагревательные и осветительные приборы, они должны излучать кванты лучистой энергии, а, проходя через витки ротора генератора, получать кванты энергии. Ведь тепло и свет - это электромагнитные волны (соответственно, инфракрасного И светового диапазонов), т.е. волны эфирного поля. По закону сохранения энергии должно соблюдаться равенство между излученной в пространство энергией и энергией получаемой. Так откуда же берется эта энергия? Согласно современным
представлениям, в данном случае происходит преобразование механической энергии в электрическую при пересечении витками ротора магнитного поля статора. Все правильно, но каков механизм этого преобразования?
Современная теория электронного механизма возникновения электродвижущей силы индукции говорит только о том, что на заряды в проводнике (электроны), движущимися в магнитном поле, действует сила Лоренца, которая вызывает перемещение свободных зарядов (электро- v нов) в этом проводнике таким образом, что на его концах образуются избытки зарядов противоположного знака. Ho эта теория не дает ответа на вопрос, каким образом и за счет чего осуществляется повышение энергетического уровня электронов в электрической цепи при излучении ими лучистой энергии.
Как видно из этих примеров, современное представление о природе электрического тока остались практически на уровне 1831 года, когда М. Фарадей открыл явление электромагнитной индукции. Если же электрический ток - направленное движение эфитонов, то процесс получения энергии при пересечении витками ротора,магнитного поля статора выглядит следующим образом. Под воздействием постоянного магнитного поля статора в витках ротора происходит строгая ориентация эфитонов в проводнике (витке) таким образом, что если проводник пересекает слева направо магнитные силовые линии, идущие вверх, то электрическая составляющая эфитонов будет направлена вдоль проводника к наблюдателю, а магнитная составляющая - по касательной к поверхности проводника. В данном случае будет выполняться всем нам знакомое мнемоническое правило буравчика. При пересечении магнитных силовых линий осуществляется «захват» проводником эфитонов из этих силовых линий магнитного поля статора. Чем выше скорость пересечения магнитных силовых линий проводником и чем ближе угол между проводником и направлением магнитного поля к прямому углу, тем в большей степени происходит «захват» эфитонов проводником. Происходит сложение взаимно перпендикулярных колебаний эфирных полей проводника и статора. При совпадении периодов слагаемых колебаний эфирных полей траектория движения эфитрнов в результирующем колебании будет проходить по некоторой прямой, направленной вдоль проводника.
Для более полного объяснения электрических и магнитных явлений ца базе гипотетической модели эфирного поля требуется разработка фундаментальной теории такого поля.

Что мы действительно знаем на сегодняшний день об электричестве? Согласно современным взглядам многое, но если более детально углубиться в суть данного вопроса, то окажется, что человечество широко использует электричество, не понимая истинной природы этого важного физического явления.

Целью данной статьи не является опровержение достигнутых научно-технических прикладных результатов исследований в области электрических явлений, которые находят широкое применение в быту и промышленности современного общества. Но человечество непрерывно сталкивается с рядом феноменов и парадоксов, которые не укладываются в рамки современных теоретических представлений относительно электрических явлений ‒ это указывает на отсутствие всецелого понимания физики данного явления.

Также на сегодняшний день науке известны факты, когда, казалось бы, изученные вещества и материалы проявляют аномальные свойства проводимости () .

Такое явление как сверхпроводимость материалов также не имеет полностью удовлетворительной теории в настоящее время. Существует лишь предположение, что сверхпроводимость является квантовым явлением , которое изучается квантовой механикой. При внимательном изучении основных уравнений квантовой механики: уравнения Шрёдингера, уравнения фон Неймана, уравнения Линдблада, уравнения Гейзенберга и уравнения Паули, то станет очевидной их несостоятельность. Дело в том, что уравнение Шрёдингера не выводится, а постулируется методом аналогии с классической оптикой, на основе обобщения экспериментальных данных. Уравнение Паули описывает движение заряженной частицы со спином 1/2 (например, электрона) во внешнем электромагнитном поле, но понятие спина не связано с реальным вращением элементарной частицы, а также относительно спина постулируется то, что существует пространство состояний, никак не связанных с перемещением элементарной частицы в обычном пространстве.

В книге Анастасии Новых «Эзоосмос» есть упоминание относительно несостоятельности квантовой теории: «А вот квантомеханическая теория строения атома, которая рассматривает атом как систему микрочастиц, не подчиняющихся законам классической механики, абсолютно не актуальна . На первый взгляд доводы немецкого физика Гейзенберга и австрийского физика Шрёдингера кажутся людям убедительными, но если всё это рассмотреть с другой точки зрения, то их выводы верны лишь отчасти, а в целом, так и вовсе оба не правы. Дело в том, что первый описал электрон, как частицу, а другой как волну. Кстати и принцип корпускулярно-волнового дуализма также неактуален, поскольку не раскрывает перехода частицы в волну и наоборот. То есть куцый какой-то получается у учёных господ. На самом деле всё очень просто. Вообще хочу сказать, что физика будущего очень проста и понятна. Главное дожить до этого будущего. А что касательно электрона, то он становится волной только в двух случаях. Первый — это когда утрачивается внешний заряд, то есть когда электрон не взаимодействует с другими материальными объектами, скажем с тем же атомом. Второй, в предосмическом состоянии, то есть когда снижается его внутренний потенциал» .

Те же электрические импульсы, сгенерированные нейронами нервной системы человека, поддерживают активное сложное многообразное функционирование организма. Интересно отметить, что потенциал действия клетки (волна возбуждения, перемещающаяся по мембране живой клетки в виде кратковременного изменения мембранного потенциала на небольшом участке возбудимой клетки) находится в определённом диапазоне (рис. 1).

Нижняя граница потенциала действия нейрона находится на уровне -75 мВ, что очень близко к значению окислительно-восстановительного потенциала крови человека. Если проанализировать максимальное и минимальное значение потенциала действия относительно нуля, то оно очень близко к процентному округлённому значению золотого сечения , т.е. деление интервала в отношении 62% и 38%:

\(\Delta = 75 мВ+40 мВ = 115 мВ\)

115 мВ / 100% = 75 мВ / х 1 или 115 мВ / 100% = 40 мВ / х 2

х 1 = 65,2%, х 2 = 34,8%

Все, известные современной науке, вещества и материалы проводят электричество в той или иной мере, поскольку в их составе присутствуют электроны, состоящие из 13 фантомных частичек По, которые, в свою очередь, являются септонными сгустками («ИСКОННАЯ ФИЗИКА АЛЛАТРА» стр. 61) . Вопрос заключается только в напряжении электрического тока, которое необходимо для преодоления электрического сопротивления.

Поскольку электрические явления тесно связаны с электроном, то в докладе «ИСКОННАЯ ФИЗИКА АЛЛАТРА» приведена следующая информация относительно этой важной элементарной частицы: «Электрон является составной частью атома, одним из основных структурных элементов вещества. Электроны образуют электронные оболочки атомов всех известных на сегодняшний день химических элементов. Они участвуют почти во всех электрических явлениях, о которых ведают ныне учёные. Но что такое электричество на самом деле, официальная наука до сих пор не может объяснить, ограничиваясь общими фразами, что это, например, «совокупность явлений, обусловленных существованием, движением и взаимодействием заряженных тел или частиц носителей электрических зарядов». Известно, что электричество не является непрерывным потоком, а переносится порциями ‒ дискретно ».

Согласно современным представлениям: «электрический ток - это совокупность явлений, обусловленных существованием, взаимодействием и движением электрических зарядов». Но что такое электрический заряд?

Электрический заряд (количество электричества) — это физическая скалярная величина (величина, каждое значение которой может быть выражено одним действительным числом), определяющая способность тел быть источником электромагнитных полей и принимать участие в электромагнитном взаимодействии. Электрические заряды разделяют на положительные и отрицательные (данный выбор считается в науке чисто условным и за каждым из зарядов закреплён вполне определённый знак). Тела, заряженные зарядом одного знака, отталкиваются, а противоположно заряженные — притягиваются. При движении заряженных тел (как макроскопических тел, так и микроскопических заряженных частиц, переносящих электрический ток в проводниках) возникает магнитное поле и имеют место явления, позволяющие установить родство электричества и магнетизма (электромагнетизм).

Электродинамика изучает электромагнитное поле в наиболее общем случае (то есть, рассматриваются переменные поля, зависящие от времени) и его взаимодействие с телами, имеющими электрический заряд. Классическая электродинамика учитывает только непрерывные свойства электромагнитного поля.

Квантовая электродинамика изучает электромагнитные поля, которые обладают прерывными (дискретными) свойствами, носителями которых являются кванты поля — фотоны. Взаимодействие электромагнитного излучения с заряженными частицами рассматривается в квантовой электродинамике как поглощение и испускание частицами фотонов.

Стоит задуматься, почему магнитное поле появляется вокруг проводника с током, или же вокруг атома, по орбитам которого перемещаются электроны? Дело в том, что «то, что сегодня называют электричеством ‒ это на самом деле особое состояние септонного поля , в процессах которого электрон в большинстве случаев принимает участие наравне с другими его дополнительными «компонентами» » («ИСКОННАЯ ФИЗИКА АЛЛАТРА» стр. 90) .

А тороидальная форма магнитного поля обусловлена природой его происхождения. Как сказано в статье : «Учитывая фрактальные закономерности во Вселенной, а также тот факт, что септонное поле в материальном мире в пределах 6-ти измерений является тем фундаментальным, единым полем, на котором основаны все известные современной науке взаимодействия, то можно утверждать, что все они также имеют форму тора. И это утверждение может представлять особый научный интерес для современных исследователей» . Поэтому электромагнитное поле всегда будет принимать форму тора, подобно тору септона.

Рассмотрим спираль, через которую протекает электрический ток и как именно формируется её электромагнитное поле (https://www.youtube.com/watch?v=0BgV-ST478M).

Рис. 2. Силовые линии прямоугольного магнита

Рис. 3. Силовые линии спирали с током

Рис. 4. Силовые линии отдельных участков спирали

Рис. 5. Аналогия между силовыми линиями спирали и атомов с орбитальными электронами

Рис. 6. Отдельный фрагмент спирали и атом с силовыми линиями

ВЫВОД : человечеству еще только предстоит узнать тайны загадочного явления электричества.

Пётр Тотов

Ключевые слова: ИСКОННАЯ ФИЗИКА АЛЛАТРА, электрический ток, электричество, природа электричества, электрический заряд, электромагнитное поле, квантовая механика, электрон.

Литература:

Новых. А., Эзоосмос, К.: ЛОТОС, 2013. - 312 с. http://schambala.com.ua/book/ezoosmos

Доклад «ИСКОННАЯ ФИЗИКА АЛЛАТРА» интернациональной группы учёных Международного общественного движения «АЛЛАТРА» под ред. Анастасии Новых, 2015 г. ;

В § 2 мы говорили уже о том, что подавляющее большинство веществ не принадлежит ни к числу таких хороших диэлектриков, как янтарь, кварц или фарфор, ни к числу таких хороших проводников тока, как металлы, а занимает промежуточное положение между теми и другими. Их называют полупроводниками. Удельные проводимости различных тел могут иметь очень сильно отличающиеся значения. Хорошие диэлектрики имеют ничтожную проводимость: от до См/м; проводимость металлов, наоборот, очень велика: от до См/м (табл. 2). Полупроводники по своей проводимости лежат в интервале между этими крайними пределами.

Особый научный и технический интерес представляют так называемые электронные полупроводники. Как и в металлах, прохождение электрического тока через такие полупроводники не вызывает никаких химических изменений в них; следовательно, мы должны сделать вывод, что и в них свободными носителями заряда являются электроны, а не ионы. Иными словами, проводимость этих полупроводников, как и металлов, является электронной. Однако уже огромное количественное различие между удельными проводимостями указывает на то, что существуют весьма глубокие качественные различия в условиях прохождения электрического тока через металлы и через полупроводники. Ряд других особенностей в электрических свойствах полупроводников также указывает на существенные различия между механизмом проводимости металлов и полупроводников.

Удельная проводимость есть ток, проходящий через единичное сечение под действием электрического поля, напряженность которого равна 1 В/м. Ток этот будет тем больше, чем больше скорость , приобретаемая в этом поле носителями зарядов, и чем больше концентрация носителей зарядов , т. е. число их в единице объема. В жидких и твердых телах и неразреженных газах вследствие «трения», испытываемого движущимися зарядами, скорость их пропорциональна напряженности поля. В этих случаях скорость , соответствующую напряженности поля 1 В/м, называют подвижностью заряда.

Если заряды движутся вдоль поля со скоростью , то в единицу времени через единичное сечение пройдут все заряды, находящиеся на расстоянии или меньшем от этого сечения (рис. 183). Заряды эти заполняют объем [м3], и число их равно . Переносимый ими через единичное сечение в единицу времени заряд равен , где – заряд носителя тока. Следовательно,

Рис. 183. К выводу соотношения

Различие в проводимости металлов и полупроводников связано с огромным различием в концентрации носителей тока. Измерения показали, что в 1 м3 металлов имеется электронов, т. е. на каждый атом металла приходится примерно по одному свободному электрону. В полупроводниках же концентрация электронов проводимости во много тысяч и даже миллионов раз меньше.

Следующее важное различие в электрических свойствах металлов и полупроводников заключается в характере зависимости проводимости этих веществ от температуры. Мы знаем (§ 48), что при повышении температуры сопротивление металлов растет, т. е. проводимость их уменьшается, проводимость же полупроводников при повышении температуры растет. Подвижность электронов в металлах уменьшается при нагревании, а в полупроводниках она, в зависимости от того, какой температурный интервал рассматривается, может как уменьшаться, так и возрастать с температурой.

Тот факт, что в полупроводниках, несмотря на уменьшение подвижности, проводимость при повышении температуры растет, свидетельствует о том, что при повышении температуры в полупроводниках происходит очень быстрое возрастание числа свободных электронов, и влияние этого фактора пересиливает влияние уменьшения подвижности. При очень низкой температуре (вблизи 0 К) в полупроводниках имеется ничтожно малое число свободных электронов, и поэтому они являются почти совершенными диэлектриками; проводимость их чрезвычайно низка. С возрастанием температуры число свободных электронов резко возрастает, и при достаточно высокой температуре полупроводники могут иметь проводимость, приближающуюся к проводимости металлов.

Эта сильная зависимость числа свободных электронов от температуры является самой характерной особенностью полупроводников, резко отличающей их от металлов, в которых число свободных электронов от температуры не зависит. Она указывает на то, что в полупроводниках, для того чтобы перевести электрон из «связанного» состояния, в котором он не может переходить от атома к атому, в «свободное» состояние, в котором он легко перемещается по телу, необходимо сообщить этому электрону некоторый запас энергии . Эта величина , называемая энергией ионизации, для разных веществ различна, но в общем имеет значения от нескольких десятых электронвольта до нескольких электронвольт. При обычных температурах средняя энергия теплового движения много меньше этой величины, но, как мы знаем (см. том I), некоторые частицы (в частности, некоторые электроны) имеют скорости и энергии значительно большие, чем среднее значение. Определенная, очень небольшая доля электронов имеет достаточный запас энергии, чтобы перейти из «связанного» состояния в «свободное». Эти электроны и обусловливают возможность прохождения электрического тока через полупроводник даже при комнатной температуре.

С повышением температуры число свободных электронов очень быстро возрастает. Так, например, если энергия, необходимая для освобождения электрона, эВ, то при комнатной температуре примерно только один электрон на атомов будет иметь запас тепловой энергии, достаточный для его освобождения. Концентрация свободных электронов будет очень мала (около м-3), но все же достаточна для создания измеримых электрических токов. Но если мы понизим температуру до -80°С, то число свободных электронов уменьшится приблизительно в 500 миллионов раз, и тело практически будет представлять собой диэлектрик. Напротив, при повышении температуры до 200°С число свободных электронов возрастет в 20 тысяч раз, а при повышении температуры до 800°С – в 500 миллионов раз. Проводимость тела при этом будет быстро возрастать, несмотря на противодействующее этому возрастанию уменьшение подвижности свободных электронов.

Таким образом, основное и принципиальное различие между полупроводниками и металлами заключается в том, что в полупроводниках, для того чтобы перевести электрон из связанного состояния в свободное, нужно сообщить ему некоторую добавочную энергию, а в металлах уже при самой низкой температуре имеется большое число свободных электронов. Силы молекулярного взаимодействия в металлах сами по себе оказываются достаточными для того, чтобы освободить часть электронов.

Очень быстрое возрастание числа свободных электронов в полупроводниках при повышении их температуры приводит к тому, что изменение сопротивления полупроводников с температурой в 10-20 раз больше, чем у металлов. Сопротивление металлов изменяется в среднем на 0,3% при изменении температуры на 1°С; у полупроводников же повышение температуры на 1°С может изменить проводимость на 3-6%, а повышение температуры на 100°С – в 50 раз.

Полупроводники, приспособленные для использования их очень большого температурного коэффициента сопротивления, получили в технике название термосопротивлений (или термисторов). Термосопротивления находят много очень важных и все расширяющихся применений в самых разнообразных областях техники: для автоматики и телемеханики, а также в качестве очень точных и чувствительных термометров.

Термометры сопротивления, или, как их называют, болометры, применялись в лабораторной практике уже давно, но раньше они изготовлялись из металлов, и это было связано с рядом трудностей, ограничивавших область их применения. Болометры приходилось делать из длинной тонкой проволоки, чтобы общее их сопротивление было достаточно велико по сравнению с сопротивлением подводящих проводов. Кроме того, изменение сопротивления металлов очень мало, и измерение температуры с помощью металлических болометров требовало чрезвычайно точного измерения сопротивлений. От этих недостатков свободны полупроводниковые болометры, или термосопротивления. Их удельное сопротивление настолько велико, что болометр может иметь размеры в несколько миллиметров или даже несколько десятых долей миллиметра. При таких малых размерах термосопротивление чрезвычайно быстро принимает температуру окружающей среды, что позволяет измерять температуру небольших предметов (например, листьев растений или отдельных участков человеческой кожи).

Чувствительность современных термосопротивлений настолько велика, что с их помощью можно обнаруживать и измерять изменения температуры на одну миллионную долю кельвина. Это дало возможность применять их в современных приборах для измерения интенсивности очень слабого излучения вместо термостолбиков (§ 85).

В тех случаях, которые мы рассматривали выше, добавочная энергия, необходимая для освобождения электрона, сообщалась ему за счет теплового движения, т. е. за счет запаса внутренней энергии тела. Но эта энергия может передаваться электронам и при поглощении телом световой энергии. Сопротивление таких полупроводников при действии на них света значительно уменьшается. Это явление получило название фотопроводимости или внутреннего фотоэлектрического эффекта. Приборы, основанные на этом явлении, в последнее время все шире используются в технике для целей сигнализации и автоматики.

Мы видели, что в полупроводниках лишь очень небольшая доля всех электронов находится в свободном состоянии и участвует в создании электрического тока. Но не следует думать, будто постоянно одни и те же электроны находятся в свободном состоянии, а все остальные – в связанном. Напротив, в полупроводнике все время идут два противоположных процесса. С одной стороны, идет процесс освобождения электронов за счет внутренней или световой энергии; с другой стороны, идет процесс захвата освобожденных электронов, т. е. воссоединения их с тем или иным из оставшихся в полупроводнике ионов – атомов, потерявших свой электрон. В среднем каждый освобожденный электрон остается свободным лишь очень короткое время - от до (от одной тысячной до одной стомиллионной секунды). Постоянно некоторая доля электронов оказывается свободной, но состав этих свободных электронов все время изменяется: одни электроны переходят из связанного состояния в свободное, другие – из свободного в связанное. Равновесие между связанными и свободными электронами является подвижным, или динамическим.