Нарушение теории фазовых превращений Томсона-Кельвина.

 

Теперь можно приступить к описанию различных реально дейст­вующих циркуляционных вечных двигателей второго рода (ПД). Первый из них основан на использовании процессов фазовых превращений - испарения жидкости и конденсации пара. Принято считать, что эти процессы подчиняются теории Томсона-Кельвина. Однако детальный теоретический и экспе­риментальный анализ с позиций ОТ покажет, что это не соответ­ствует действительности, и поможет нам создать соответствую­щие фазовые ПД. Рассмотрим этот вопрос более подробно. Хорошо известно уравнение Томсона-Кельвина (1871 г.), определяющее давление насыщенного пара над искривленной поверхностью жидкости. Согласно этому уравнению, давление над выпуклым мениском должно быть выше, а над вогнутым - ниже, чем над плоским (в справочниках обычно приводится давление насыщенного пара над плоским мениском, оно прини­мается за основу и считается равным 100%). Это значит, что в среде с давлением насыщенного пара 100% в несма­чиваемом капилляре жидкость, имеющая выпуклый мениск, должна испаряться, а в смачиваемом, наоборот, благодаря вогнутому мениску конденсироваться.

Другими словами, если принять за основу теорию Томсона-Кельвина, то надо признать, что в закрытом сверху несмачивае­мом жидкостью капилляре достаточно большого диаметра дав­ление пара по краям мениска должно быть выше, чем в средней плоской части, где оно равно 100%. В результате жидкость должна самопроизвольно испаряться с краю и конденсировать­ся в середине, то есть должна возникать вечная в целом бездиссипативная макроскопическая непрерывная циркуляция жидкости и пара, показанная на рис. 30, а [21, с.335]. В смачи­ваемом жидкостью капилляре циркуляция должна иметь обратное направление. Оба вида циркуляции суть необходи­мые следствия уравнения Томсона-Кельвина, которое вы­ведено из второго закона термодинамики. С другой стороны, подобная циркуляция категорически запрещена самим вто­рым законом - это первое противоречие в существующей теории фазовых превращений, которое достойно быть упомяну­тым. Второе, еще более разительное противоречие заключает­ся в следующем.

В работах [26, 30] показано, что процесс испарения разыг­рывается в тончайшем поверхностном слое жидкости, охватывающем по толщине всего несколько молекул. Поэтому физи­ческий механизм этого процесса должен целиком определяться термодинамическими условиями (температурой, давлением и т.д.) и практически не зависеть, вопреки уравнению Томсо­на-Кельвина, от кривизны мениска, если только радиус кри­визны много больше размеров молекулы испаряющейся жид­кости. Задать термодинамические условия - значит задать конкретную паропроизводительность элемента площади поверх­ности любого мениска (выпуклого, плоского или вогнутого). При данной паропроизводительности элемента парциальное давление пара должно определяться суммарной площадью всех элементов, заключенных в рассматриваемом объеме.

 

Например, в цилиндрическом капилляре парциальное давле­ние пара над искривленным мениском - выпуклым или вогну­тым - должно быть во столько раз больше парциального давления над плоским мениском, во сколько раз площадь по­верхности искривленного мениска F превышает площадь поперечного сечения капилляра F₀,то есть воображаемого плоского мениска. Иными словами, при данной паропроизводи­тельности давление целиком определяется условиями отвода пара от поверхности мениска. Отношение площадей (кри­терий конфигурации мениска)

В = F/ F₀

используется для количественной оценки движущей силы про­цесса циркуляции пара в фазовом вечном двигателе второго рода.

Все эти соображения были подтверждены в многочислен­ных экспериментах с единичными капиллярами, помещенными в среду различной влажности (см., например, [17, с.263; 20, с.300 и др.]). Здесь я приведу наиболее характерные опытные данные, они хорошо иллюстрируют выводы ОТ, касающиеся теории Томсона-Кельвина, и позволяют судить о количественной стороне работы фазового ПД (из совместной работы с Л.А. Матулис).

На рис. 31 изображены результаты экспериментов по испа­рению воды из стеклянных вертикально ориентированных сма­чиваемых капилляров различного диаметра d. Капилляры нахо­дятся в герметически закрытой стеклянной банке диаметром 95 мм и высотой 180 мм, на дно банки налита вода, так что пар в банке является насыщенным, его влажность равна 100%. Расстояние от верхнего края капилляра до поверхности воды Н = - 105 мм, знак минус говорит о том, что уровень воды в банке расположен ниже начального мениска капилляра. Нижний конец капилляра во всех случаях заглушен. Банка помещена в термостат с постоянной температурой Т = 35 К. В различные моменты времени t спомощью микроскопа измеря­ется заглубление h мениска в капилляре (здесь величины h и Η имеют другой смысл, чем на рис. 30).

 

 

На рис. 31, а изображена зависимость h от t для d = 30 (кривая 1), 50 (кривая 2)и 105 мкм (кривая 3).Те же данные, кроме кривой 2,приведены на рис. 31, б и в в виде зависимости потока массы (скорости испарения) J_m с поверхности мениска от времени t (б) и глубины h (в).На рис. 31, гпоказана скорость испарения влаги в функции диаметра капилляра d при h = 0,6 (кривая 4) и 1,0 мм (кривая 5).Из рисунка видно, что в среде с влажностью 100%, создаваемой плоским мениском жидкости, с поверхности вогнутого мениска вода испаряется, что под­тверждает выводы ОТ и опровергает теорию Томсона-Кельвина. Скорость этого испарения сильно падает с ростом глубины h (времени t) и диаметра капилляра. Максимальная скорость соответствует начальному моменту (t = 0),когда мениск нахо­дится у верхнего края капилляра (h = 0).

Точно в тех же условиях проведены опыты с несмачиваемыми водой капиллярами и получены аналогичные кривые (рис. 32). Эффект несмачивания достигается путем пропускания через капилляр 30%-ного раствора парафина в бензине под избыточ­ным давлением газа гелия. Сопоставление несмачиваемых (рис. 32) и смачиваемых (рис. 31) капилляров показывает, что характер процесса испарения воды в обоих случаях практически одинаков (рис. 33). Несколько большая скорость испарения из несмачиваемых капилляров объясняется разницей в кривизне выпуклого и вогнутого менисков, ибо в опытах очень трудно достичь одинакового или полного (совершенного) несмачивания и смачивания. На результатах может также сказаться умень­шение свободного диаметра несмачиваемых капилляров из-за наличия тонкого слоя парафина. Таким образом, эксперименты подтверждают выводы работ [26, 30] о практически одинаковой скорости испарения жидкости из несмачиваемого и смачивае­мого капилляров в среду с насыщенным паром этой жидкости, образованным плоским мениском.

Большой интерес представляют эксперименты, в которых испытываются жидкости различной плотности при неодинако­вом расположении по высоте капилляра плоского парообразую­щего мениска. Испарение происходит в банке диаметром 120 мм и высотой 240 мм, насыщенный пар создается жидкостью, нали­той в дополнительную плоскую чашу диаметром 60 мм, поме­щенную в банку. В одном случае уровень жидкости в чаше рас­полагается выше верхнего края капилляра (Н положительно), в другом оба мениска находятся на одной высоте (Н = 0), в третьем чаша располагается ниже капилляра (Н отрицатель­но). Все остальные условия опытов прежние.

Данные, приведенные на рис. 34, относятся к воде (Н₂О) и смачиваемому капилляру (для кривых а-в d = 15 мкм, для кривых г h = 0,6 мм). Пары воды легче воздуха, находящегося в банке, поэтому они из капилляра охотнее поднимаются к чаше вверх (кривые 1, Н = 85 мм), чем опускаются вниз (кривые 3, Н = -85 мм). При одинаковой высоте менисков в капилляре и чаше скорость испарения имеет промежуточные значения (кривые 2, Н = 0).

Прямо противоположная картина наблюдается у спирта, ацетона и эфира, пары которых тяжелее воздуха: они охотнее опускаются к чаше вниз, чем поднимаются вверх. Например, у спирта С₂Н₆О (рис. 35) при прочих равных условиях кривые 1 относятся к нижнему расположению чаши (Н = -85 мм), а кривые 3 - к верхнему (Н = 85 мм), нулевому уровню чаши отвечают кривые 2 (Н = 0). Аналогичные результаты получены для ацетона С₃Н₆О (рис. 36), только у него кривым г соответ­ствует h = 2 мм.

Наконец, на рис. 37 дается сравнение скоростей испарения ацетона (кривые 1), спирта (кривые 2)и воды (кривые 3)для расположений чаши: нижнего (а), среднего (б)и верхнего (в). Наибольший интерес представляет рис. 37, г,который непосред­ственно определяет тепловой поток, поглощаемый при испаре­нии жидкости из капилляра и выделяемый при ее конденсации на плоском мениске (d =15 мкм; Н = -85 мм). Именно эффекты поглощения и выделения теплоты создают фиксиру­емую в опыте разность температур. Приведенные опытные данные содержат все необходимое для количественной оценки эффективности процесса самофункционирования фазового веч­ного двигателя второго рода.

 

 

 

 

 

 

 

 

Из рис, 31-37 видно, что общий характер закономерное гей испарения из смачиваемых и несмачиваемых капилляров остается одинаковым для различных жидкостей и уровней относительного расположения капилляра и чаши с плоским менис­ком. Скорость испарения заметно больше у жидкостей с повы­шенным давлением насыщенного пара, при этом уровень плоско­го мениска играет меньшую роль, хотя на рис. 37, в вода при больших заглублениях мениска в капилляре начинает конкури­ровать со спиртом. Во всех случаях максимальная скорость испарения наблюдается в начальный момент, поэтому смачива­емые капилляры предпочтительнее несмачиваемых, ибо у пер­вых испарение всегда происходи г на конце капилляра, где заглубление мениска равно нулю. Скорость испарения опреде­ляет паропроизводительность, а следовательно, и разность парциальных давлений пара между искривленным и плоским менисками; эта разность есть рабочее давление, под действием которого самофункционирует ПД [ТРП, стр.450-459].

 

 

Термофазовые ПД.

 

Установленные закономерности позволяют по-новому взглянуть на уравнение Томсона-Кельвина, а также рассчитать мощ­ность фазового вечного двигателя второго рода. Становится ясно, что в среде с давлением насыщенного пара 100%, созда­ваемым плоским мениском, жидкость из смачиваемого капилля­ра с вогнутым мениском должна испаряться, а не конденсиро­ваться, как того требует уравнение Томсона-Кельвина. Следовательно, в закрытом сверху смачиваемом жидкостью капилляре возникает точно такая же вечная макроскопическая циркуляция жидкости и пара, как и в несмачиваемом (см. рис. 30, б).

Изображенная на рис. 30, а и б непрерывная макроскопичес­кая круговая циркуляция жидкости и пара - это и есть дозво­ляемый ОТ простейший вид искомого вечного двигателя второго рода. В работе [21, с.335] по этому поводу сказано: «Эта циркуляция представляет собой любопытный пример вечного в целом бездиссипативного макроскопического движения жид­кости и пара в условиях, если система полностью изолирован от окружающей среды». К сожалению, очень трудно непосред­ственно наблюдать или тем более эффективно применить на практике эту циркуляцию. Поэтому нами были осуществлены более наглядные и удобные схемы фазовых устройств, действие которых в полном согласии с законами ОТ основано на реали­зации упомянутой выше разности давлений насыщенного пара над менисками жидкости неодинаковой кривизны.

Очень простой фазовый вечный двигатель второго рода (ПД-1) изображен на рис. 30, в; в нем зоны испарения 1 и кон­денсации 3 заметно удалены друг от друга по сравнению с рис. 30, а и б, что облегчает наблюдение и практическое использова­ние устройства (см. авторское свидетельство № 822713 на «Ис­точник электроэнергии» с приоритетом 9 июля 1979 г.). Замкну­тый циркуляционный контур состоит из парового 2 и жидко­стного 4 участков. Капиллярно-пористое тело (мембрана) 1 содержит множество смачиваемых жидкостью капилляров. Вогнутые мениски формируются под действием разности уров­ней Н. На поверхности менисков жидкость испаряется, парци­альное давление пара над ними выше, чем над плоским мениском 3. Под действием возникшей разности парциальных давлений пар устремляется по контуру 2 к поверхности 3 и там конденси­руется. Благодаря силам поверхностного натяжения в капилля­рах жидкость по участку 4 подсасывается к мембране 1, круг замыкается и круговой процесс изменения состояния жидкости завершается. Подсасывание происходит, если высота Η не пре­вышает капиллярного поднятия жидкости, которое может быть определено, например, по Лапласу, через коэффициент поверх­ностного натяжения и радиус кривизны мениска в капиллярах мембраны.

Процесс испарения сопровождается поглощением тепла Q на мембране 1, а конденсация - выделением тепла Q на менис­ке 3 (показано стрелками). В результате мембрана 1 охлаж­дается, а мениск 3 нагревается, между ними образуется раз­ность температур, которая фиксируется дифференциальной термопарой. О наличии круговой циркуляции пара и жидкости судят по этой разности температур либо по вращению вертушки (турбинки), которую можно поместить на пути движения жид­кости или пара.

Возникающая разность температур возрастает на порядок и более, если от схемы в перейти к схеме г, где с целью умень­шения теплообмена между зонами 1 и 3 жидкостный участок циркуляционного контура - мембраны 1, стеклянная трубка 4 и кольцевой стакан с плоским мениском 3 - заключен в герме­тичный сосуд из обычного или органического стекла и подвешен на электродах дифференциальной термопары со спаями 5.

В отличие от схемы в,где поверхность конденсации 3 одно­временно определяет и напор Н, под действием которого форми­руются вогнутые мениски в капиллярах, в устройстве г (ПД-21) паровой участок циркуляционного контура максимально укоро­чен до величины h, а напорный максимально увеличен до значе­ния Н. Это снижает гидродинамическое сопротивление парово­го участка и повышает кривизну менисков (растет отношение площадей В).В результате мощность ПД резко увеличивается, возрастает также разность температур, причем верхний спай термопары 5 получается холоднее нижнего. Из кольцевого стакана жидкость по сливной трубке 6 самотеком попадает на лопасти вертушки 7 и приводит последнюю в периодическое движение. Так завершается круговой процесс изменения со­стояния жидкости.

Если электроэнергия, вырабатываемая дифференциальной термопарой, или работа, совершаемая вертушкой, отводится в окружающую среду, то вечный двигатель второго рода несколько охлаждается и в него из окружающей среды посту­пает эквивалентное количество тепла. В результате даровая теплота окружающей среды (одного источника) преобразуется в полезную электроэнергию или работу с КПД, равным 100%, - это прямо следует из уравнения первого начала (36).

Действительно, на стационарном режиме при неизменной температуре и отсутствии химических, и иных реакций внутрен­няя энергия ПД не изменяется, то есть dU = 0.Следовательно, если под dQ₁ понимать подведенную теплоту, а под dQ₂ - отведенную электроэнергию или работу, тогда dQ₁ = - dQ₂. Количество подведенного тепла в точности равно отведенной электроэнергии или работе, что соответствует КПД, равному единице (100%). Такая закономерность справедлива для ПД любого типа, основанного на использовании любых термо­динамических неоднородностей.

Весьма важно подчеркнуть, что в описанных вечных двига­телях второго рода циркуляция жидкости и пара является ре­альным термодинамическим процессом, сопровождаемым тре­нием, или диссипацией, по существующей терминологии. Тепло­та трения непрерывно поглощается, утилизируется на мембране, следовательно, диссипация не только не приводит к деградации энергии циркулирующего потока жидкости и пара, как того требует второй закон Клаузиуса, но, наоборот, поддерживает эту циркуляцию, является движущей причиной циркуляции. Так, диссипация из бича Вселенной, по Клаузиусу, превращает­ся в стимул ее существования по ОТ.

Интересно отметить, что в фазовом ПД паровой и жидкост­ный участки циркуляционного контура представляют собой две ветви термодинамической пары, именуемой поверхностно-фильтрационной [18, с.326; 21, с.334]. Спаями этой пары служат поверхности (мениски) жидкости - искривленный в капиллярах и плоский в стакане. Как уже упоминалось, термодинамическая пара есть первая форма явления в эволю­ционном ряду, достигающая в своем развитии уровня само­функционирования. Это замечательное свойство встречается затем во всех последующих более сложных явлениях ряда. Как осуществляется это самофункционирование - видно на примере поверхностно-фильтрационной пары.

Для повышения эффективности фазового ПД надо увеличи­вать рабочее давление и снижать гидродинамическое сопротив­ление между искривленным и плоским менисками. Максималь­ное рабочее давление может быть достигнуто, если в ПД сочетаются плоский мениск с идеальным полусферическим, когда критерий конфигурации мениска (см. предыдущий пара­граф) В = 2.В этих идеальных условиях, например, для воды при Т = 35 К рабочее давление пара равно 5700 Па. Но достичь идеальных условий практически невозможно, поэтому реальное рабочее давление пара всегда ниже идеального.

В реальных условиях мениск жидкости формируется в ПД под действием напора Η (см. рис. 30, в и г).Согласно Лапласу, радиус кривизны мениска определяется этим напором и коэф­фициентом поверхностного натяжения жидкости, а от радиуса капилляра не зависит. Например, при напоре Н =10 мм радиус водяного мениска, по Лапласу, r = 0,73 мм. Если диаметр капилляра d =15 мкм и Т = 35 К, то критерий конфигурации мениска В = 1,0000264 и рабочее давление пара составляет 0,15 Па, что почти в 40000 раз ниже идеального случая. На рис. 30, г в отличие от в мениск формируется большим напором Н,в то время как гидродинамическое сопротивление пару на пути h снижено до минимума. Мощность ПД растет с увеличением числа капилляров, с этой целью используются капиллярно-пористые тела (мембраны) [ТРП, стр.459-462].

 

 

5. Нарушение закона Вольта.

 

Несколько других типов самофункционирующих термодинами­ческих пар - циркуляционных вечных двигателей второго ро­да, нарушающих второй закон Клаузиуса и преобразующих теплоту одного источника (окружающей среды) в электро­энергию или работу с КПД 100%, основаны на использовании термоэлектрических явлений. Существует целый комплекс та­ких явлений; некоторые из них были известны давно (эффекты Вольта, Зеебека, Пельтье и Томсона), другие впервые теорети­чески предсказаны и экспериментально обнаружены в ОТ [18, с.313; 21, с.307]; все они могут быть применены для созда­ния вечных двигателей второго рода.

В основу осуществления термоэлектрического устройства первого типа (ПД-14) положен эффект возникновения кон­тактной разности потенциалов на границе соприкосновения двух разнородных веществ - металлов, полупроводников и ди­электриков. Этот эффект был открыт Вольта в 1797 г.

Хорошо известен закон Вольта, согласно которому при од­ной и той же температуре в правильно разомкнутой цепи, на концах которой находится один и тот же проводник первого рода (в проводниках первого рода не происходит химических реакций), суммарная разность потенциалов равна нулю. Дру­гими словами, по Вольта, если составить замкнутую цепь из нескольких разнородных металлов, то в ней при изотерми­ческих условиях суммарная электродвижущая сила (ЭДС) и электрический ток должны быть равны нулю - это обще­известная истина, которая вот уже почти 200 лет переходит из одного учебника физики в другой.

Однако в действительности дело обстоит несколько слож­нее и в цепи, составленной из трех и более разнородных провод­ников, суммарная ЭДС и сила тока могут быть не равны нулю, то есть такая цепь может представлять собой типичный вечный двигатель второго рода. Рассмотрим более подробно теорию этого двигателя, но прежде выведем из ОТ закон Вольта, вникнем в физическую суть этого закона и покажем условия, при которых он нарушается.

Напишем уравнение третьего начала ОТ для вермической (термической) и электрической степеней свободы тела. С этой целью можно воспользоваться укороченными строчками (пятой и шестой) уравнения состояния (308). Имеем

dT = A₅₅dQ + A₅₆dY

dj = A₆₅dQ + A₆₆dY (334)

Нас будет интересовать вторая строчка этого уравнения. Заме­нив в ней вермиор Q на температуру Т из первой строчки, приближенно получим

dj» (A₆₅/A₅₅)dT + A₆₆dY (335)

j» (A₆₅/A₅₅)T + A₆₆Y (336)

Как видим, потенциал тела j является некоторой функцией f температуры и электрического заряда (или потенциала). Для нас сейчас важна температурная зависимость потенциала. Согласно уравнению (336), потенциал разнородных тел изме­няется с температурой не одинаково, так как у них различны коэффициенты состояния А. Именно это является причиной возникновения разностей потенциалов Вольта и служит основа­нием для вывода из ОТ закона Вольта. Например, у трех одиночных тел, обозначенных на рис. 38, а буквами А, В и С,зависимость потенциала от температуры условно изображена сплошными линиями (рис. 38, е); при одной и той же температу­ре Т эти тела имеют некие вполне определенные вольтовские, постоянные при данной температуре потенциалы j_А, j_В и j_С, никак между собою не связанные и друг от друга не зависящие. Разности потенциалов между телами, обозначенные двойными индексами, как видно из рисунка, в сумме всегда составляют нуль, то есть

j_АВ + j_ВС + j_СА = j_А - j_В + j_В - j_С + j_С - j_А = 0 (337)

где

j_АВ = j_А - j_В; j_ВС = j_В - j_С; j_СА = j_С - j_А (338)

В этом фактически и заключается суть закона Вольта; со­ответствующий вывод может быть сделан для любого числа тел.

Однако если тела привести в соприкосновение друг с дру­гом (рис. 38, б),то вольтовская идиллия несколько нарушается. Это объясняется тем, что скачки потенциалов возникают меж­ду пристеночными слоями х,имеющими толщину порядка размеров нескольких атомов. Термодинамические свойства каждого такого слоя заметно изменяются в зависимости от то­го, с каким конкретно другим телом соприкасается данное: вакуумом, воздухом, диэлектриком, полупроводником, метал­лом и т.п. При этом изменяются коэффициенты состояния А, а значит, и функции f.

Новые функции f для контактирующих поверхностей (сло­ев х)изображены на рис. 38, е штриховыми линиями. В услови­ях контакта при температуре Т тело 1 уже не имеет прежнего потенциала j_А: на поверхности соприкосновения с телом 2 оно обладает потенциалом f₁₂ (первый индекс соответствует номе­ру данного тела, второй - номеру тела, с которым соприкасает­ся данное), а на поверхности соприкосновения с телом 3 - по­тенциалом f₁₃. Такие же изменения потенциала наблюдаются и у других тел. В результате получаются новые скачки потен­циалов f₁₂, f₂₃ и f₃₁, отличные от вольтовских j_АВ, j_ВС и j_СА. Эти новые скачки в сумме могут и не быть равны нулю, что на­рушает закон Вольта.

Как видим, причина нарушения закона Вольта кроется во взаимном влиянии, взаимодействии контактирующих тел, которое законом не предусматривается. Благодаря нарушению закона Вольта в замкнутой цепи появляются нескомпенсиро­ванная ЭДС и электрический ток, в итоге цепь превращается в вечный двигатель второго рода со всеми вытекающими отсюда последствиями. Остановимся на изложении теории это­го вопроса несколько подробнее [7, 8, 10] [ТРП, стр.462-465].

 

 

Термоэлектрические ПД.

 

Все потенциалы, обозначенные на рис. 38, ебуквой f,имеют переменные значения, зависящие от свойств и условий вза­имодействия проводников. При этом переменные разности типа j_А - f₁₂, j_А - f₁₃, j_В - f₂₁, j_В - f₂₃, j_С – f₃₂, j_С – f₃₁ представляют собой внутренние скачки потенциала, так как возникают в дан­ном теле между слоями х и остальным его веществом. Пере­менные разности типа f₁₂, f₂₃ и f₃₁, возникающие на границе раздела, соприкосновения разнородных тел, являются скачка­ми внешними. При определении нескомпенсированной ЭДС надо просуммировать все эти скачки. Однако внутренние скач­ки обычно бывают заметно меньше внешних, ибо внутренние и поверхностные слои данного тела различаются между собой не так сильно, как сами разнородные тела. Поэтому для просто­ты и наглядности рассуждений в первом грубом приближении можно пренебречь внутренними скачками по сравнению с внеш­ними. Тогда искомая нескомпенсированная ЭДС, например, для трех тел (j₃) может быть выражена только через внешние скачки j₁₂, j₂₃ и j₃₁. Находим

j₃ = j₁₂ + j₂₃ + j₃₁ = f₁₂ – f₂₁ + f₂₃ – f₃₂ + f₃₁ – f₁₃ ¹ 0 (339)

где

j₁₂ = f₁₂ – f₂₁; j₂₃ = f₂₃ – f₃₂; j₃₁ = f₃₁ – f₁₃ (340)

В рассматриваемых условиях разности типа f₁₂ – f₁₃, f₂₁ – f₂₃ и f₃₁ – f₃₂, обозначенные на рис. 38, етройными вер­тикальными прямыми, представляют собой перепады потен­циала вдоль первого, второго и третьего проводников. Если один из них разорвать, то в двух других указанные перепады обращаются в нуль, а разность потенциалов на концах разор­ванного проводника становится равной нескомпенсированной ЭДС j₃, которую можно легко измерить. При этом электрический ток отсутствует, а потенциалы j_А, j_В и j_С приобретают некие новые значения, обусловленные перерас­пределением заряда в разорванной цепи.

В общем случае при наличии цепи, состоящей из n тел, получается такая же картина (j_n ¹ 0). В частном случае, когда цепь составлена всего из двух тел (n = 2),формула (339) дает

j₂ = j₁₂ + j₂₁ = f₁₂ – f₂₁ + f₂₁ – f₁₂ = 0

что хорошо согласуется с законом Вольта, но при этом сумми­руются не вольтовские, а искаженные взаимным влиянием тел скачки потенциалов.

Следовательно, при замыкании в цепь трех или более тел (n ³ 3) суммарная ЭДС цепи, вопреки закону Вольта, может быть не равна нулю. При этом немаловажное значение приобре­тает конкретное сочетание и чередование тел в замкнутой цепи. В частности, при симметричном расположении провод­ников некоторые из них на ЭДС цепи могут не оказать влияния. Например, звено 2,симметрично расположенное отно­сительно проводников 1 (рис. 38, в),из рассмотрения выпадает - это прямо следует из уравнения типа (339). Точно так же на ЭДС не влияют звенья 2 и 3 (рис. 38, г),но при том же составе проводников можно образовать цепь, у которой все звенья вносят свой полноценный вклад в ЭДС (рис. 38, д).Это должно свидетельствовать о том, что в реальных условиях скачки потенциала являются величинами переменными, а вольтовский детерминизм утрачивает свою силу из-за воздействия закона состояния ОТ на электрический интенсиал f. Обсуж­даемая картина очень напоминает механическую: в механике железный детерминизм ее законов нарушается благодаря из­менению хронального интенсиала t под управлением закона состояния. Эти примеры весьма наглядно показывают, как уточняются и исправляются хорошо известные законы физики под влиянием начал ОТ; при этом открываются принципиально новые возможности.

Таким образом, цепь, составленная из трех и более провод­ников, представляет собой вечный двигатель второго рода: под действием нескомпенсированной ЭДС происходит вечная круговая циркуляция электрического заряда. В спаях цепи наблюдаются поглощение и выделение теплоты Пельтье, а вдоль проводников - поглощение и выделение теплоты Томсона и теплоты нового линейного эффекта, описанного в рабо­тах [18, с.316; 21, с.312], а также выделение теплоты Джоуля. Алгебраическая сумма теплот Пельтье, Томсона и ли­нейного эффекта равна и противоположна по знаку суммарной джоулевой теплоте - этим балансом обеспечивается циркуля­ция заряда в условиях изоляции цепи от окружающей среды. Получается самофункционирующая термодинамическая пара, только в данном случае приходится соединять между собой не два, а три и более проводников. В связи с этим должен заметить, что в любой термодинамической паре в общем случае может быть задействовано не обязательно два, но произволь­ное количество проводников.

Теплота Пельтье, поглощаемая и выделяемая в спаях, приводит к появлению между ними разности температур. Это обстоятельство может быть использовано для повышения эф­фективности работы ПД-14. С этой целью свойства проводни­ков надо подбирать таким образом, чтобы термоЭДС, возни­кающая между спаями цепи (эффект Зеебека), усиливала бы нескомпенсированную ЭДС.

Что касается самого эффекта Пельтье, то переменность скачков потенциала сыграла роковую роль в деле правильного понимания физической сути этого эффекта. Эффект Пельтье имеет чисто диссипативную природу и может быть как положи­тельным (экранированная теплота выделяется), так и отрицательным (теплота экранируется, поглощается), причем коли­чество тепла Пельтье в точности равно произведению раз­ности (скачка) потенциалов на силу тока. Но если в качестве скачка взять постоянную вольтовскую разность типа j_АВ, не исправленную на взаимное влияние тел А и В, то резуль­таты опытов по независимому определению количества тепла Пельтье и измерению разности j_АВ и силы тока не совпадут между собой. Из-за этого несовпадения теплоте Пельтье был придан недиссипативный смысл, факт существования отрица­тельной диссипации был замаскирован, что лишний раз под­тверждало идею Клаузиуса об одностороннем развитии мира, то есть о существовании только положительной теплоты дисси­пации.

Механическое вечное движение можно наблюдать в термо­электрическом двигателе ПД-17. Для этого надо легкую шелко­винку или бузиновый шарик подвесить между пластинами, подключенными к ПД-14 (рис. 38, ж).Шелковинка, попере­менно соприкасаясь с пластинами, перезаряжается и совершает таким образом периодические колебательные движения.

Если электроэнергия или механическая работа отводится от термоэлектрического ПД в окружающую среду, то цепь автоматически несколько снижает свою температуру и происхо­дит поглощение из окружающей среды эквивалентного коли­чества тепла. При этом КПД преобразования теплоты одного источника (окружающей среды) в работу равен 100%. Все это успешно и весьма просто нарушает второй закон Клаузиуса [ТРП, стр.465-468].