ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ЧАСТОТЫ ПЕРЕКЛЮЧЕНИЙ НАПРАВЛЕННЫХ ВАЛЕНТНОСТЕЙ У АТОМОВ МЕТАЛЛОВ

А.А.Гришаев, независимый исследователь

Введение.

Традиционно полагают, что металлическая кристаллическая решётка поддерживается благодаря «металлической связи». Эту связь обеспечивают, якобы, свободные электроны – каждый из которых, согласно квантово-механическим представлениям, принадлежит сразу всем атомам в куске металла [1,2]. Эти представления о газе свободных электронов в металлах, как мы излагали ранее [3], не выдерживает ни теоретической критики, ни элементарной экспериментальной проверки: при нормальных условиях даже в меди, одном из лучших проводников, свободных электронов содержится на девять порядков меньше, чем требует концепция «металлической связи».

Вместо этой концепции, неадекватной физическим реалиям, мы предложили модель [3], согласно которой металлическая кристаллическая решётка держится на химических связях [4] – между соседними атомами – но, ввиду минимального количества валентных электронов у атомов металлов, трёхмерная кристаллическая структура удерживается благодаря попеременным переключениям химических связей между соседними атомами. А эти переключения химических связей являются следствиями циклических переключений направленных валентностей у атомов металлов. Такая модель динамической структуры металлической кристаллической решётки сразу же дала естественное объяснение для ряда механических, физических и химических свойств металлов [3].

Однако, это объяснение имело качественный характер. В частности, остался недостаточно освещён вопрос о величине частоты переключений направленных валентностей у атомов металлов. Для того, чтобы переключаемые химические связи поддерживали кристаллическую решётку, необходимо, чтобы длительность t_хим цикла химической связи [4] была много меньше длительности одной валентной конфигурации у атома металла. Так, эксперименты по обработке металлов сверхкороткими лазерными импульсами косвенно свидетельствуют о том, что, при комнатной температуре, период переключений направленных валентностей в конструкционных металлах составляет t_вал ~10^-9-10^-10 с [3]. Наиболее же вероятная длительность цикла химической связи, соответствующая максимуму равновесного спектра, составляет [4]

t_хим ~2h/5kT, (1)

где h – постоянная Планка, k – постоянная Больцмана, T – абсолютная температура. Тогда, при комнатной температуре, на длительности одной валентной конфигурации могло бы уложиться, теоретически, ~10⁴-10³ циклов химической связи – такую связь можно рассматривать как долговременную. Помимо этой «контрольной точки» при комнатной температуре, мы упомянули лишь про монотонную зависимость от температуры у периода переключений направленных валентностей: чем выше температура, тем эти переключения происходят чаще [3].

Вместе с тем, конкретизация вида температурной зависимости t_вал(T) представляет значительный интерес, поскольку эта зависимость, на наш взгляд, должна быть одним из основных факторов, задающих положения точек фазовых переходов у металла – в частности, температуру перехода в состояние сверхнамагниченности [5]. Кроме того, можно ожидать, что температуры таких агрегатных превращений металла, как плавление и испарение, соответствуют вполне определённым соотношениям между периодом переключений направленных валентностей и длительностью цикла химической связи. В данной статье выводится квадратичная зависимость частоты переключений направленных валентностей от абсолютной температуры, и обсуждаются некоторые следствия такой зависимости.

Искомая температурная зависимость.

На длительности t_вал периода переключений направленных валентностей у атома металла укладывается несколько валентных конфигурации, длящихся ht_вал, где h<1. Если длительность цикла химической связи превышает длительность одной валентной конфигурации, то конденсированная фаза у металла – твёрдая или жидкая – принципиально неустойчива. Поэтому условие f_вал(T)=hf_хим(T), где f_вал=1/t_вал и f_хим=1/t_хим, давало бы абсолютное верхнее ограничение для температуры испарения – реальная же величина температуры испарения должна быть значительно меньше. Используем приближение (1), в котором химическая частота является линейной функцией температуры:

f_хим(T)=5kT/2h. (2)

Если в диапазоне температур от нуля до температуры плавления устойчива твёрдая фаза, а в диапазоне от температуры плавления до температуры испарения устойчива жидкая фаза, то напрашивается вывод, что монотонная функция f_вал(T) должна вблизи нуля иметь значения, много меньшие значений f_хим(T), но, по мере увеличения температуры, значения f_вал(T) должны приближаться к значениям f_хим(T), для чего функция f_вал(T) должна расти быстрее чем f_хим(T), т.е. функция f_вал(T) должна быть нелинейной. Простейший тип этой нелинейности – квадратичную зависимость от температуры – мы получаем следующим образом.

Как мы излагали ранее [6], если у атомарной валентной связки «протон-электрон» энергия возбуждения попадает в континуум между основным состоянием и первым стационарным уровнем, то частота связующих прерываний в этой связке остаётся такой же, как и в основном состоянии. Энергия же возбуждения представляет собой энергию колебаний зарядового разбаланса [6], два цикла которых составляют, в приближении (1), один цикл химической связи. Таким образом, для задания периода t_вал переключения направленных валентностей имеются две характерные величины: период t₀ связующих прерываний, который определяется энергией ионизации из основного состояния, и период t_хим химической связи. Мы полагаем, что зависимость t_вал(T) определяется простым соотношением: длительность ht_вал(T) одной валентной конфигурации заканчивается, когда на ней уложится число циклов химической связи, равное отношению длительности цикла химической связи к периоду связующих прерываний в валентной связке «протон-электрон», а именно:

ht_вал(T)/t_хим(T)=t_хим(T)/t₀ . (3)

Следует иметь в виду, что, в реальных условиях, действующая химическая связь заполняет отнюдь не всю длительность валентной конфигурации; опишем эту особенность коэффициентом заполнения x<1. Подставляя в (3) выражения для t_хим(T) и t₀, для искомой зависимости f_вал(T) получаем:

f_вал(T)=25xhk²T²/4hE₀ , (4)

где E₀ - энергия ионизации из основного состояния. Сделаем проверку зависимости (4) в «контрольной точке» при T=300^оК: при xh=0.1 и E₀=8 эВ, f_вал составляет ~1.3×10¹⁰ Гц – эта величина весьма близка к вышеприведённым косвенным оценкам.

Температурные зависимости частот переключений направленных валентностей, согласно (4), при xh=0.1, приведены на Рис.1 для некоторых металлов I и II групп периодической таблицы элементов, а также для титана, ниобия и циркония – сплавы которых используют как «сверхпроводящие» материалы. Для каждого металла приведён фрагмент зависимости f_вал(T), ограниченный точками, которые соответствуют температуре плавления и температуре испарения (данные о точках этих фазовых переходов взяты из [7]). Для точек этих фазовых переходов вполне заметна схожесть отношений f_хим/f_вал у элементов I группы (Li, Na, K, Rb, Cs), у металлов «царственной семьи» (Cu, Ag, Au), у элементов II группы, соседних с элементами семейства лития (Be, Mg, Ca, Sr, Ba), у элементов II группы, соседних с «царственной семьёй» (Zn, Cd), а также у титана, ниобия и циркония.

Рис.1. Зависимость f_хим(T), которая соответствует максимуму равновесного спектра, одинакова для всех (2).

Переход в состояние сверхнамагниченности.

Из вышеизложенных представлений следует, что именно малость частоты переключений направленных валентностей при достаточно низкой температуре может приводить к явлению сверхнамагниченности [5] металлического образца. Напомним, что обычную намагниченность мы объясняем макроупорядоченностью замкнутых миграций химических связей в металлическом образце и, соответственно, замкнутых миграций статических зарядовых разбалансов – результирующие токи электричества без переноса вещества и порождают магнитное действие [3]. По этой логике, период переключений направленных валентностей является параметром, который определяет максимальный размер области упорядоченности миграций химических связей – и, соответственно, максимальный размер домена в намагниченном образце. Действительно, упорядоченность переключений химических связей на замкнутой цепочке атомов не может быть устойчива, если период переключений химических связей меньше характерного «времени синхронизации» на длине этой цепочки – а это «время синхронизации» равно длине цепочки, делённой на скорость света. Тогда максимально возможная длина L^* замкнутой цепочки атомов, которая способна, через стационарные миграции химических связей, порождать стационарное магнитное действие, определяется простым соотношением

L^*=c/f_вал(T) . (5)

Теперь напомним, что в состоянии сверхнамагниченности, как мы полагаем, во всём объёме металлического образца миграции статических зарядовых разбалансов упорядочены таким образом, что весь образец представляет собой один домен [3]. Тогда из (5) следует, что температура перехода в состояние сверхнамагниченности не является характеристической для конкретного материала: эта температура зависит от характерных размеров образца. Если образец представляет собой замкнутый проводник, у которого отношение длины к размеру поперечного сечения много больше единицы, то в состоянии сверхнамагниченности, когда весь этот проводник является одним доменом, замкнутые линии подвижек статических зарядовых разбалансов проходят по всей длине этого проводника. Поэтому в данном случае именно длина проводника является характерным размером, от которого зависит температура перехода образца в состояние сверхнамагниченности. Комбинируя (4) и (5), для верхнего ограничения T^* на температуру перехода в состояние сверхнамагниченности у замкнутого проводника с длиной L^* получаем:

. (6)

Эта зависимость T^*(L^*) приведена на Рис.2 для титана, ниобия и циркония, которые имеют почти одинаковые энергии ионизации из основного состояния (»6.8-6.9 эВ [7]) и, соответственно, почти одинаковые частоты переключений направленных валентностей – которые, при Т=1.9^оК, составляют, согласно (4), около 600 кГц.

Рис.2. Под критической температурой здесь понимается температура

перехода в состояние сверхнамагниченности.

Из выражения (6) следует, что, при увеличении длины замкнутого проводника, требуется сильнее охлаждать его для перехода в состояние сверхнамагниченности. А, при одной и той же температуре хладагента, переход в состояние сверхнамагниченности может быть возможен для короткого контура, но невозможен для более длинного, сделанного из того же самого материала.

Крах концепции сверхпроводимости.

Известны факты, убийственные для традиционных представлений о том, что в кольцевом проводнике, охлаждённом ниже критической температуры, циркулируют электроны в условиях нулевого омического сопротивления. Френкель [8] ссылается на опыт Каммерлинг-Оннеса, в котором перерезанное «сверхпроводящее» кольцо оказывало такое же магнитное действие, как и замкнутое. Ясно, что в перерезанном кольце электроны циркулировать не могут, и поэтому магнитное действие «сверхпроводящего» образца ничуть не доказывает наличия в нём упорядоченного движения электронов. В.К.Федюкин [5] дал блестящий критический обзор экспериментов и сделал оглушительный вывод: вместо «сверхпроводимости», имеет место сверхнамагниченность образцов, которая порождается отнюдь не упорядоченным движением электронов.

Интересно, что не было прямых доказательств того, что в проводящем кольце, охлаждённом ниже критической температуры, «годами» циркулировали электроны – поскольку о наличии тока сверхпроводимости судили исключительно по магнитному полю кольца. Но ведь и обычные постоянные магниты годами сохраняют свои свойства – причём, отнюдь не при сверхнизких температурах – а токов сверхпроводимости в этих магнитах нет. В чём же разница между источниками магнитного действия у постоянного магнита и у «сверхпроводящего» кольца? Разница здесь только в чисто теоретических воззрениях – согласно которым, по кольцу всё-таки циркулирует ток сверхпроводимости, обусловленный упорядоченным движением электронов. Впрочем, даже среди физиков мало кто знает, в чём заключается эта упорядоченность. Многие слышали о том, что, согласно микроскопической теории сверхпроводимости Бардина, Купера и Шриффера (БКШ), дающие ток сверхпроводимости электроны объединены в т.н. куперовские пары – но это не всё. Авторы [9] разъясняют: «общий импульс пары равен нулю… можно утверждать, что куперовская пара образуется электронами, имеющими противоположные импульс и спин», и немедленно добавляют: «Последнее не следует понимать буквально». Это очень важное добавление – без него очевидна абсурдность микроскопичекой теории сверхпроводимости.

Но был же на чём-то основан этот абсурд? Конечно; и главным основанием была резкость фазового перехода при достижении критической температуры. Правда, при этом происходил переход не в сверхпроводящее, а в сверхнамагниченное состояние. Но до некоторых пор это не мешало делать соленоиды с замкнутыми контурами обмоток. При охлаждении ниже определённой температуры в условиях, например, слабого затравочного магнитного поля, такой соленоид скачком переходил в режим генерации сильного магнитного поля – для поддержания которого не требовался внешний источник тока. Первые образцы таких соленоидов имели весьма скромные размеры. Но напряжённость генерируемого поля линейно зависит от числа витков соленоида – и, ради получения всё более сильных полей, наращивали число витков и, соответственно, длину обмотки. Быстро обнаружилось, что большие короткозамкнутые соленоиды – в отличие от малых, с тем же рабочим сплавом и при такой же низкой температуре – не переходят в режим генерации сильного поля. Мы объясняем этот феномен тем, что температура перехода в состояние сверхнамагниченности зависит от длины замкнутого проводника (6). В рамках же официального подхода, критическая температура определяется только свойствами материала, но никак не размерами образца – поэтому разумного объяснения для неработоспособности больших короткозамкнутых соленоидов не нашлось.

Здесь ортодоксам можно было бы признать несостоятельность концепции сверхпроводимости. Вместо этого они, делая вид, что всё происходит в согласии с этой концепцией, стали принудительно задавать ток в «сверхпроводящей» обмотке – с помощью постоянно работающего внешнего источника питания, подключенного к её концам (см., например, [9], стр.137). Такая схема использования «сверхпроводящих» соленоидов не афишировалась, поскольку ситуация стала абсурдной с точки зрения не только теории, но и практики. Действительно, если охлаждённая обмотка соленоида переходила бы здесь в сверхпроводящее состояние, приобретая нулевое омическое сопротивление, то ограничителями тока в цепи оказывались бы лишь её участки с нормальным сопротивлением, включая т.н. токоподводы. Значит, переход обмотки в сверхпроводящее состояние сопровождался бы скачкообразным увеличением тока в цепи и, соответственно, скачкообразным усилением магнитного поля соленоида. Однако, нам не удалось найти в литературе свидетельств о подобных скачках тока и напряжённости магнитного поля у соленоидов с внешним источником тока. А ведь если подобные скачки имели бы место, то о них непременно сообщили бы как о свидетельствах перехода обмотки в сверхпроводящее состояние. Что же мы видим вместо этого? В отличие от случая короткозамкнутого соленоида, в случае соленоида с внешним источником тока у исследователей имеется счастливая возможность знать величину тока в цепи и соответствующую ей напряжённость поля в соленоиде. Так, авторы [9] привели технические характеристики некоторых «сверхпроводящих» соленоидов (стр.83), которые мы воспроизводим. Для токов, несколько меньших критических, в нижней части таблицы приведены значения генерируемых магнитных полей, рассчитанные нами, во-первых, через постоянную соленоида, и, во-вторых, через его геометрические характеристики – согласно формуле (см.[10]), дающей значение в амперах на метр (1 Эрстед » 79.6 А/м):

, (7)

где I - ток соленоида, w - число витков, l - высота обмотки, R - полусумма внешнего и внутреннего радиусов обмотки. Как можно видеть, названные пары значений магнитных

	I	II	III
Внутр. диам. обмотки, мм	10	16	10
Внеш. диам. обмотки, мм	21.8	58.5	20.2
Высота обмотки, мм	81.5	67.25	81.5
Число витков	4999	14540	4033
Постоянная соленоида, кЭ/А	0.78	2.25	0.71
Критический ток, А	35	22	35
Расчётный рабочий ток, А	34	21	34
Н, через пост. соленоида, кЭ	26.52	47.25	24.14
Н, через геометрию, (7), кЭ	24.42	38.23	19.79

полей не сильно различаются для каждого соленоида. Т.е. значение поля, генерируемого соленоидом конкретной геометрии при заданном токе, соответствует значению поля, которое генерировал бы этот соленоид при таком же токе, но не в сверхпроводящем режиме, а в обычном. Где же тогда свидетельства о том, что соленоид с внешним источником тока работает именно в сверхпроводящем режиме? Эти свидетельства имеют чисто спекулятивный характер, будучи основаны на следующей логике: если короткозамкнутый соленоид переходит в сверхпроводящее состояние при охлаждении ниже критической температуры, то и соленоид с внешним источником тока обязан переходить в сверхпроводящее состояние при таком же охлаждении. Увы, эта логика хромает: короткозамкнутый соленоид переходит в режим не сверхпроводимости, а сверхнамагниченности, а соленоид с внешним источником тока принципиально лишён даже такой возможности.

Более того: о том, что соленоид с внешним источником тока может работать только в режиме обычной проводимости, убедительно свидетельствует сам феномен «критического тока» соленоида. Теоретически, это опасно большой ток, при котором «спонтанно возникшая» в сверхпроводящей обмотке область обычной проводимости разрастается, и запасённая в соленоиде магнитная энергия превращается в джоулево тепло – которое, без специально принятых защитных мер, может разрушить соленоид [11,9]. Тепловые разрушения «сверхпроводящих» соленоидов с внешним источником, при достижении определённых значений тока в цепи, действительно имели место – но это происходило, на наш взгляд, совсем по другому сценарию. «Критический ток» - это нонсенс в случае, если бы сверхпроводимость имела место. Пока работали лишь с короткозамкнутыми соленоидами, ни о каких «критических токах» речи не было. Откуда там было взяться «критическим токам»? Ведь в состоянии сверхнамагниченности происходит циркуляция электричества без циркуляции электронов – и, соответственно, без продуцирования джоулева тепла [3]. При выходе из состояния сверхнамагниченности, никаких тепловых повреждений образца не происходит. В случае же соленоида с внешним источником тока, на наш взгляд, в обмотке принципиально течёт лишь обычный ток проводимости, продуцирующий джоулево тепло. А хладагент, задачей которого является, якобы, охлаждение обмотки до субкритических температур, при которых выделение джоулева тепла отсутствует, в действительности всего лишь отводит это тепло, которое выделяется при любом ненулевом токе. «Критическим» же является такой ток, при котором хладагент уже не обеспечивает эффективного теплоотвода.

Вышеизложенное имеет прямое отношение и к Большому адронному коллайдеру (БАКу) [12]. Одни лишь его главные дипольные магниты (в количестве 1232 штук) имеют многожильные обмотки из сплава Nb-Ti с длинами внутреннего и внешнего контуров, соответственно, 433 и 751 м [13]. Согласно вышеизложенному (см. Рис.2), при Т=1.9^оК контур из сплава Nb-Ti с длиной более 500 м не сможет работать в режиме сверхнамагниченности, будучи короткозамкнутым. Неудивительно, что ток в обмотках главных дипольных магнитов БАКа обеспечивается внешними источниками питания, причём внутренние и внешние обмотки магнитов запитываются, будучи соединёнными последовательно [13-15]. Заметим, что если малые короткозамкнутые соленоиды генерировали магнитное поле без внешнего источника тока, и сбережённая при этом электроэнергия была одним из главных аргументов у пропагандистов учения о сверхпроводимости – то соленоиды с внешним источником тока требуют его постоянной работы, и аргумент о сбережении электроэнергии здесь неуместен. Хуже того: если короткозамкнутые соленоиды создавали хотя бы видимость сверхпроводимости, демонстрируя скачкообразный переход в режим генерации сильного поля, то соленоиды с внешним источником тока не демонстрируют даже этого. Мы усматриваем здесь полное отрицание концепции фазового перехода в состояние сверхпроводимости.

Заключение.

На наш взгляд, предложенная выше температурная зависимость частоты переключений направленных валентностей у атомов металлов не только выглядит правдоподобно, но и помогает прояснить некоторые загадки в поведении металлов – в частности, переход в состояние сверхнамагниченности при достаточно низкой температуре.

За любезную помощь в доступе к первоисточникам автор благодарит А.Астафьева, а также участников дискуссий на форуме www.skif.biz .

Ссылки.

1. Р.Кристи, А.Питти. Строение вещества: введение в современную физику. «Наука», М., 1969.

2. М.И.Каганов. Электроны, фононы, магноны. «Наука», М., 1979.

3. А.А.Гришаев. Металлы: нестационарные химические связи и два механизма переноса электричества. – Доступна на данном сайте.

4. А.А.Гришаев. Новый взгляд на химическую связь и не парадоксы молекулярных спектров. – Доступна на данном сайте.

5. В.К.Федюкин. Не сверхпроводимость электрического тока, а сверхнамагничиваемость материалов. С.-Пб., 2008. Доступна на: http://window.edu.ru/window_catalog/pdf2txt?p_id=26013

6. А.А.Гришаев. Зарядовые разбалансы в «нейтральных» атомах. – Доступна на данном сайте.

7. Таблицы физических величин. Справочник. Под ред. акад. И.К.Кикоина. «Атомиздат», М., 1976.

8. Я.И.Френкель. Сверхпроводимость. М.-Л., ОНТИ, 1936. (Цитируется по [5]).

9. В.Б.Зенкевич, В.В.Сычёв. Магнитные системы на сверхпроводниках. «Наука», М., 1972.

10. В.А.Говорков. Электрические и магнитные поля. «Энергия», М., 1968.

11. М.Г.Кремлёв. Сверхпроводящие магниты. УФН, 93, 4 (1967) 675.

12. LHC Machine. http://iopscience.iop.org/1748-0221/3/08/S08001

13. A. Vergara-Fernandez. Reliability of the quench protection system for the LHC superconducting elements. http://cdsweb.cern.ch/record/745594/files/project-note-350.pdf

14. http://lhc.web.cern.ch/lhc/LHC-DesignReport.html

15. M. Zerlauth, A. Yepes Jimeno and G. Morpungo. The electrical circuits in the LHC reference database, LHC-LD-ES-0003, http://cdsweb.cern.ch/record/1069436

Источник: http://newfiz.info

Поступило на сайт: 05 октября 2010.