Induktionsfysik och Supraledning i Relaterad Fysik för UNIVERSUMS HISTORIA | 2011VIII20 | a production |
Senast uppdaterade version YearMonthDayTime 2013-03-19
innehåll ·
webbSÖK äMNESORD på denna sida Ctrl+F · sök ämnesord överallt i SAKREGISTER · förteckning över alla
webbsidor
Allmänna Materieinduktansens Induktionsfysik och Supraledningens
teori i TNED — 20Aug2011
BILDKÄLLA: Författarens arkiv · TonKollage med DELPHI4Test2011 ·
13Aug2011[Sjöstrand1_22/27]Excur16•23Sep2011Landskap_01Excur17 · NikonD90 ·
Detaljer
För magnetismen speciellt, se NOMENKLATUR — en viss språkförbistring, även INOM modern
akademi, är ett faktum.
Vilken är skillnaden mellan konventionella och
relaterade?
Kausallogiken förklarar begreppen |
Förord | Förtydligandet Faradays EMI | Härledningen till
rakledarinduktansen I RELATERAD FYSIK | Induktionsdipolens
uppkomst | Elektronmobilitet | Laddningsmobilitet | Drifthastighet |
Allmänna sambandet för rakledarens induktans — i sammanställning
från författningen KRAFTLAGEN 1999XII
Induktionsbegreppet i relaterad fysik
Kort
Illustrerad Sammanfattning
Den uppmätta
induktionsspänningen i C-linjen (figuren nedan) har ingen koppling till
begreppet MAGNETISM:
— En magnetisk fältstyrka
(B) från primärledarna (AB) i C-linjen finns — existerar — inte om
AB-strömmarna är lika stora och samriktade (se även Tilledarnas B-fält): B från AB-ledarna är i sådana fall inte påvisbar, inte
relaterbar överhuvudtaget. I modern akademi påstås, som vi vet (se från Kausallogikens samband), induktionen ha en bestämd och entydig koppling till
magnetismen (Faradays lag) genom begreppet elektromagnetisk
induktion; induktion förorsakas av varierande magnetiska fält. Se även IoM-implikationen. I relaterad fysik finns ingenting sådant: induktionen
förorsakas av accelererande elektriska laddningar relativt referenspunkter i
omgivande dominanta gravitationsfält. Se utförligt från Induktionsdipolens uppkomst. Feluppfattningarna beskrivs — och jämförs — särskilt i Magnetiska Fältintegralen och Magnetiska Konstanten. Samt här, speciellt för induktionen via experimentella
observationer, vidare nedan.
— Magnetism och induktion
är i relaterad fysik helt skilda fenomen. Se utförligt från Växelverkansfrihetssatsen. Se även utförligt från Uppkomsten av Induktion och Magnetism om ej redan bekant. Enbart likheterna som sådana i Kausallogikens sambandsexempel (närmast nedan) förklarar (en del) av varför, och hur,
begreppen sammanblandas i den modern akademins lärosystem där en teori för Induktionsdipolen inte ens finns med (närmast nedanstående samband i utdrag från Jämförande uppställning):
(Λ/4πx)(1–0) = Λ (4πx)–1 = Ð
.................................................. induktion, V/M
= L(di/dt)(4πx)–1 = µs(di/dt)(4πx)–1
µ0(I/4πx)1 = µ0I (4πx)–1 = B
.................................................. magnetism, VS/M2
— Nedan följer en kortare
genomgång av resultaten i Parallellexperimenten 1994.
— Webben (ännu idag
31Aug2011) tycks inte ha en enda artikel FRÅN DEN MODERNA AKADEMINS
ETABLISSEMANG i ämnet experimentell induktionsmätning på raka ledare. Spolfysiken är desto
mera välrepresenterad.
— Se även den inledande
beskrivningen (Kausallogikens
samband) som visar hur
motsvarande etablerade sambandsform framgår ur den relaterade fysikens begrepp
— för mera noggrann jämförelse.
Max kontinuerlig strömstyrka för fritt lagda
kopparledare brukar anges konventionellt ca S=[6-10]A/mM² [ref. ELFAKATLOGEN 50-2002
s581sp1mn]. För en fritt liggande Ø0,5mM koppartråd skulle max kontinuerlig
ström bli 10A×0,2mM²=2A. Anledningen till begränsningen är att ledaren
utvecklar värme genom sin inneboende resistans. Experimentet
nedan är därför helt omöjligt att genomföra med konstanta strömmar —
tilledarna skulle börja glöda efter någon sekund och sedan brännas av. Med
experimentkopplingens pulsviddsförhållande på 1mS [strömpulsens varaktighet]
som repeteras med frekvensen 8Hz ges en effektiv strömledningstid på endast
1/125: ingen nämnvärd värmeutveckling hinner byggas upp. Det betyder att alla ingående komponenter kan användas helt utan kylande
material, och det var med den förutsättningen som experimenten genomfördes.
— För vidare [Aug2011]
behövs emellertid en mera avancerat utformad anordning [som eliminerar vissa
onödiga tilläggsberäkningar i Experimentanordningen från 1994].
|
|
|
I[‖] = 2I[|]: Värdeformerna för strömderivatan di/dt i experimentet ger lika
uppmätta värden på den givna mittledaren C med bägge AB och given toppström I som en av ledarna men med 2I .
KOPPARLEDARNA e: Färre
antal laddningsbärare med samma strömtryck di/dt kräver att varje enskild laddning
tvingas bära en större andel av accelerationen dv/dt. Därmed motsvarande högre
ledarinduktans, analogt större induktionsspänning i C-linjen.
På
mittlinjen (C) mellan två raka (a) och parallella (AB) strömförande ledare
med lika stora strömmar (I) är magnetiska fältstyrkan (B) noll om strömmarna är
samriktade (b). Detta gäller oberoende av om strömmarna är konstanta, om
de är i växande eller i avtagande (c). Magnetiska fältstyrkan (B) på
mittlinjen (C) är i vilket fall noll: Ingen magnetism kan påvisas där. Ledarnas
material och dimensioner påverkar för övrigt inte magnetiska fältstyrkan,
endast strömmen räknas.
— Är
strömmarna i växande eller avtagande (c) och man spänner upp en (tunn)
mättråd på mittlinjen (C), induceras emellertid (d) — trots noll
magnetisk fältstyrka i C — en påvisbar och mätbar elektrisk spänning (û)
i C. Materialet i C visar sig vara egalt: Försök med olika material för
C-tråden visar ingen ändring i den inducerade spänningen. Däremot (e),
given strömderivata (c), ändras û i C dels med primärledarnas
(AB) tvärsnitt och dels med deras material.
—
Vänds strömriktningen i endera ledaren AB, uppmäts full B-styrka på mittlinjen
C (enligt konv. Biot-Savarts lag, se även i Jämförande Uppställning), men ingen inducerad spänning kan då observeras i
mittlinjen C.
—
Experimenten genomfördes 1994 med max I = 30 A under 200µS (di/dt = 150
000 A/S) enligt redovisningen i PARALLELLEXPERIMENTEN.
— Magnetism och
induktion existerar således skilda från varandra i den relaterade fysiken. Omnämnande av en motsvarande
experimentform som ovan, eller dess motsvarande teori, har eftersökts i
etablerade referenser men inte påträffats.
MÄTUNDERLAGET
I OVANSTÅENDE är alldeles för litet för att berättiga till en övergripande
funktionsgrafik med någon större tvärsäker innebörd. Mätningarna är emellertid,
och tydligen, tillräckliga för att understryka fenomenaliteten som sådan i
komplexet magnetism-induktion, den underliggande förklarande och beskrivande
teorin. Samt, också tillräckliga för att utgöra ett visst underlag för en
vidare matematisk prövning av en möjlig sambandsform som kan förklara de
uppmätta kvantiteterna genom kausallogikens (den relaterade fysikens) försorg.
Följande redovisar en sådan prövning.
— För begreppet »kausallogik» i detta sammanhang avses speciellt beskrivningar och
härledningar ENLIGT
RELATERAD FYSIK, se f.ö. utförligt
ang. magnetismens och induktionens logiskt relaterbara grunder i Kausalsambandet
och Uppkomsten av induktion och magnetism.
Den konventionella facklitteraturens
beskrivning kopplar inte parallellexperimentets fenomenform
Jämför den konventionella facklitteraturen i Citatblocket — det finns ingen
motsvarighet.
SÅLEDES
MED REFERENS TILL PARALLELLEXPERIMENTET:
Induktion utan närvaro av B-fält inte bara finns. Induktionen varierar dessutom mätbart
med strömkällans material och dimension, given strömderivata di/dt.
B-fältet däremot, enligt PARALLELLEXPERIMENTET, påverkas inte det allra minsta av
material eller dimensioner; för B-fältets del är det endast strömmens styrka
som räknas.
—
Vänds endera ledarens strömriktning, ges full B-styrka i C, men ingen som helst
induktion kan då påvisas:
Ingen induktion trots full B-styrka. I vilket fall visar parallellexperimentet med andra ord
och i klartext att magnetism och induktion existerar som väsensskilda
fenomenformer i fysiken. Se även explicit från Kausalsambandet.
Se
även delvis mera utförligt från MAGNETISKA EXPANSIONSINTEGRALEN — en del av förklaringen till varför och hur det har
blivit så här tokigt i modern akademi: begreppet »elektromagnetisk
induktion» saknar fysikalisk fenomenmässig förankring — men har blivit ett
bekvämt sätt i modern akademi att FÖRENKLA induktionsfysiken genom att
sammanföra den med MAGNETISMEN via MAXWELLS
EKVATIONER: den moderna akademins
antagna — uppfunna — vektorkalkyl.
Se
även DE TRE JÄMFÖRANDE EXEMPLEN, där ges exakta kvantitativa jämförelser i
sambandsformerna via redan etablerade fackverk. Se även särskilt MAGNETISKA KONSTANTEN µ0.
—
Däremot gäller begreppet elektromekanisk induktion analogt med Faradays lag. Jämför exemplet med den vibrerande gitarrsträngen (också del i Parallellexperimentet från 1994, den delen finns omnämnd [mekanik, anordning] men
inte redovisad i det aktuella webbdokumentet på grund av dess redan allmänt
välkända fenomenform). Se även (inledningsvis) i Förtydligandet till Faradays EMI.
Facklitteraturens induktanssamband Lk
(blå grafer nedan) stämmer inte så bra
DEN RELATERADE FYSIKENS HÄRLEDDA L0-SAMBAND
visar nära exakt överensstämmelse med de uppmätta induktansvärdena i PARALLELLEXPERIMENTET. Däremot stämmer det
konventionellt givna sambandet mindre bra med mätvärdena.
Kausallogikens härledda
samband, graferna Grå-Violett nedan för en s=0,1M kompakt Kopparledare
[ξ=2,6] med olika angiven diameter [Ø]:
Mörkgrå grafer: Rakledarlängdens induktansresistans Rn=R’ [per meter] växer med
strömderivatan di/dt och mindre tråddiameter.
R’ ingår inte i den konventionella
rakledarens induktansform.
Violetta grafer: Rakledarens [rymdöverlagrade] induktans L0 för samma ledare, rakledarnas längd 0,1 M [ ξKOPPAR=2,6 ]:
Primärinduktansen hos en rakledare växer med växande
strömderivata och tunnare tråd.
Blå grafer: Modern
akademi. Inget beroende av material finns med [variabel induktansresistans
R’ ingår inte]: Inget beroende av strömderivatan di/dt finns med.
Se värden i Tabell 1.
I termer av relaterad
(kausallogiskt förankrad) fysik (se Kausalsambandet):
I modern akademi återförs Lk-formen (tabellen nedan) på den sekundära
induktionens ledargeometri (se Sekundärinduktionen om ej redan bekant, se även kortbeskrivningen i MAC-sambandet);
Modern akademi har inget utvecklat föreställningssätt för begreppet primärinduktion
och det elektriska fältets induktionsdipoler (dipolbegreppet
beskrivs utförligt i Induktionsmatematiken) med referens till det lokalt dominanta gravitationsfältet (i modern
akademi finns ingen motsvarande teori). Istället återförs induktionsfysikens
begrepp på »magnetismens matematiska begrepp» via Maxwells ekvationer (eg. vektorkalkylen),
och som sedan (på kaotiska sätt som, tydligen, ingen kan beskriva)
begreppiseras som »induktion» med allmänformen »elektromagnetisk induktion»; I
denna ingår inte den magnetiska fältintegralens differentialekvation (därför att den inte kan fås att stämma
med — den kör över — Maxwells fältvektoralgebra) men väl dess resultat (konv. Biot-Savarts lag).
Med Den (mycket) förenklade fysikbilden beskrivs sedan den s.k.
elektromagnetismen i modern akademi genom samlingsbegreppet »elektromagnetisk
induktion». Jämför Förtydligandet
till Faradays EMI. Ingen varken förstår
eller kan förklara det moderna akademiska detaljinnehållet utan att uppväcka
djupgående frågekomplex som trotsar varje enhetlig beskrivningsform. I
relaterad fysik finns ingen motsvarande komplexitet, detaljerna genomgås
speciellt noga med jämförande referenser (se särskilt Tre Jämförande Exempel).
— Men kolla också den mycket speciellt utformade
experimentanordningens förutsättningar: typ 30 Ampere genom
0,5mM trådar. Det finns inga normala sådana praktiska tillämpningsexempel (max kontinuerlig ström för en friliggande Ø0mM5 koppartråd är ca 2A); De (således)
betydligt lägre strömmarna i normala tillämpningar döljer alla olikheter
och får dem att framstå som kvantitativt obetydliga. I den
fenomenmässiga fysikens förklaring däremot framgår sammanhangen tydligare (se
särskilt Tre Jämförande Exempel).
|
|
kausallogiken |
|
rakledarens induktans |
|
Lk = (µ0/2π)s[ln(4s/d) – 3/4] |
|
|
|
ingen sekundärgeometri |
sekundärgeometri |
|
|
induktansresistans R’ |
ingen induktansresistans |
Observera att rakledarens
primärinduktans alltid måste sluta på, eller utgå ifrån, motsvarande rymdens
fria längdinduktans [µ0/2π]s via den — här enligt kausallogiken — specifika
primärledarens materialkoefficient (ξ), i detta exempel (ξ=2,6)[µ0/2π][s=0,1].
Primärinduktansen i relaterad fysik är för normala
ledare oberoende av ledarens kurvatur men beroende av
materialet [R’] och dess strömderivata.
Se vidare i Härledningen.
R’ =
Rn = r–1[√[(di/dt)/πne](1M/S2)] ; r anger
ledartrådens cirkulära radie, i grafen ovan resp., 2r=Ø{0,1;
0,5; 5}mM enligt experimenten.
Graf
= [1/0.25](x/[4.26])'0.5: r i mM, x i T4 A/S
Graf = (10'8)0.261[30+0.75[1/0.25](x/[4.26])'0.5]/(3·10'8): L0
i t8 H
Graf
= 0.261[30+0.75[1/0.25](x/[4.26])'0.5]/3: L0
i t8 H
Tabell 1 nedan redovisar hur facklitteraturens
teoretiska samband [d] kopplar till de här
(från Parallellexperimenten 1994) experimentellt uppmätta
värdena [c(direkt),g(med hänsyn till
mätlinjens speciella geometri κ=0,817)] — det är tydligt att den
konventionella sambandsformen inte anställer någon mera precis
överensstämmelse.
Tabell
1 — mätdata för kopparledarna med konventionell jämförelse — di/dt = 150 000 A/S
enkelledare, C-avstånd 15 mM. κ grek. Kappa.
|
|
uppmätta |
konventionellt beräknade |
t8 H |
|
TNED-κ-beräknade |
TNED-L0-beräknade |
TNED-beräknade |
ØmM |
uMÄTmV |
Lκ=uMÄT/(di/dt) |
Lk=(µ0/2π)s[ln(4s/d)–3/4] |
d/2,78 |
e/g |
L=uMÄT/(di/dt)κ |
h / g |
|
5 |
3,2 |
2,133 t8 H |
7,264 t8 H |
2,61 |
1,00 |
2,611 t8 H |
2,651 t8 H |
1,02 |
0,52 |
3,8 |
2,533 t8 H |
11,869 t8 H |
4,27 |
1,38 |
3,101 t8 H |
3,090 t8 H |
0,997 |
0,11 |
5,9 |
3,933 t8 H |
15,088 t8 H |
5,43 |
1,13 |
4,814 t8 H |
5,043 t8 H |
1,05 |
a |
b |
c |
d |
e |
f |
g |
h |
i |
Sambandet för Lk — se fackreferenser. t8H
anger 10^–8
Henry.
KOLUMNERNA e-f med optimalt antagen delningskoefficient 2,78
har här insatts FIKTIVT enbart för att belysa den möjliga jämförande resultatredovisningen:
konventionella sambandet +38% kolumn f kan i vilket fall
tydligen inte mäta sig med det här kausalt relaterade +5% –0,3% kolumn i.
NOT 2: förtennad 0,5mM koppartråd.
NOT 1: isolerad 0,1mM koppartransformatortråd.
Mätavstånd x=17mM, di/dt=25A/200µS. Mätvärdet (4,3 mV) anpassades
”linjärt” till 30A/200µS enligt
(30/25=1,2)(4,3)=5,16
@ 5,2mV.
Mätvärdet justerades sedan från mätresultatet vid x=17mM
till x=15mM för enhetlig tabell enligt
(17/15)U=5,9;
U=5,2mV | Denna delvis
osäkra hoftning KAN möjligen vara fel på 5% [slutvärde 6mV2]:
Motsvarande beräknade uMÄT-värden är
[u-flex] û=L[0]κ[di/dt] i mV:
3,2462 | 3,7846 | 6,1779 med ξ=2,6 och η=0,75.
= s(ξ)(R
+ (η)[√[(di/dt)/neA](1M/S²)](VS/AM)S)/c0
R’ = Rn = [√[(di/dt)/neA](1M/S²)](VS/AM)S
ξ
= U[R(s/c0)(di/dt)κ]–1
η = [U/[s(ξ)/c0](di/dt)κ – R]/R’
κ-värdet i
Tabell 1 baseras på härledningen till induktionen
för rakledaren [Se även anordningen i PARALLELLEXPERIMENTEN]:
κ = (1/2p)[ln[tan(B/2)/tan(B2/2)]
+ 1/tanB1] = 5,1334708(1/2p) = 0,81
701 72
Verkan från primären på sekundären med bägge
ledarna lika långa och placerade parallellt :
U = (Λ/2π)[ln
tan[B1/2] + 1/tanB1] ; rakparentesen
= 4,0708213 Λ=L(di/dt)
Se illustrerat, här i
kortare form, från Induktionsspänningen
i raka sekundärledare
;
Verkan från primären på överskjutande sekundärdelen
(dubbla summan via ändsymmetrin) :
U = (Λ/2π)
· ln[tan(B/2)/[tan(B1/2)tan(B2/2)]] ;
ln[rakparentesen]= 1,0626495 Λ=L(di/dt)
Se illustrerat, här i
kortare form, från Induktionsspänningen
i raka sekundärledare
Summan
av dessa dividerat med induktansfaktorn L=L(di/dt)
ger κ ovan :
summa, U/(Λ/2p) =
5,1334708 = 4,0708213 + 1,0626495 Λ=L(di/dt)
tanB |
tanB1 |
tanB2 |
← B&B2
till figurdelen i b |
x/d |
x/s |
x/y |
|
15/125 |
15/100 |
15/25 |
|
I figurdelen b
görs delberäkningen via d=s+y=125mM på ena änddelen [y], resultatet multipliceras
med två.
Utelämnas bidragen
från ändarna (uppskattat till 25mM per) blir summan 4,0708213.
För de aktuella mätningarna är denna ideala induktion inte realistisk.
Variationerna mellan de olika alternativen är som synes ca 20%, idealdelen är
därför värdelös som referens för explicit kvantitativa jämförelser (vilket dock
inte bekommer relationsanalysen). Högerdelen av figuren nedan visar
beteckningsformerna med de ingående vinklarna till ovanstående samband, här
presenterade i syntes och sammandrag från
mera utförliga härledningar [Förf.ref., Win95 DOKs97\Fysiken\Elmain Indukt99.wps].
—
För vidare [Aug2011]: En bättre lämpad experimentanordning bör utformas som
eliminerar [den osäkra] tilläggsdelen på 25mM, samt som är mera direkt lämpad
för att mäta på olika material och dimensioner — utan krångliga anordningar.
NOTERING
— för exakt kännedom angående de experimentella-observationella
förutsättningarna i Parallellexperimenten från 1994:
I[‖] = 2I[|]
KRYPTIKEN
ovan betyder: med dubbla ledare och 15mM centrumavstånd och given toppström I =15 A för strömderivatan A/S
induceras i mittlinjen C på avståndet 7,5mM från endera primärledaren lika stor
spänning med bara en ledare som för dubbel toppström 2I. MED NÄRA [men inte exakt] SAMMA RESULTAT
kan C-linjen approximativt
ersätta ena primärledarens plats, avståndet nu 15mM primär-sekundär, och halva
den inducerade spänningen från föregående om toppströmmen är 2I.
—
Det är med de förutsättningarna som kretsdata ovan har härletts, samt
mätvärdena i Tabell 1 observerats.
—
För den tunna 0,1mM Cu-tråden tillkom dessutom en mindre slutjustering då dess
resistans gjorde att strömmen inte nådde ända upp till 2I. Se särskild notering.
κ, grek.
Kappa
κ-värdet
med beräkningarna enligt sambandet för
sekundärinduktionen
I de mätningar som gjordes 1994 var
ändarna till sekundärlinjen inspända enligt ovanstående konstruktionsdetalj
(Förf.ref. DYNAMIKENS GRUNDER Del III 1995X, sidan8). Den markerade nollan i
millimeterskalan under detaljerna markerar
ströminloppet till primärledarna. Självklart induceras också spänning i
sekundärlinjens ändar. Om vi tar med dessa i beräkningarna, ungefärligt (också andra detaljer med de mätande tilledningarna
kan ha spelat roll, någon exakt redovisning på detta finns dock inte),
med ett tillägg på 25mM för vardera änden tillkommer en faktor 1,0626495
för bägge ändarna till huvudlinjens
[ln tan(b/2) + 1/tanb]. Med endast 20mM
tillägg blir faktorn 0,9179852 för de bägge 20mM ändarna. Värdet
på tanb i experimenten var 0,075 med sekundären i mitten och 0,15 med
sekundären på en av primärernas plats (det senare skedet av mätningarna).
Härledningar till koefficienterna
ξ, xsi (K i PRIMÄRINDUKTANSEN I SAMMANFATTNING) — mätvärdet 2,6 för Cu
Vi härleder allmänna sambandet för rakledarens primärinduktans [L0] med stöd av experimentellt uppmätta
mätvärden för analys, prövning och kontroll av resultatet till jämförelse med
konventionella samband.
L0 = s(ξ)(R + ηRn)/c0
=
s(ξ)(R + η[√[(di/dt)/neA](1M/S²)](VS/AM)S)/c0
Vi härleder allmänna sambandet för rakledarens primärinduktans [L0] med stöd av experimentellt uppmätta
mätvärden för analys, prövning och kontroll av resultatet till jämförelse med
konventionella samband.
Vi
väljer KOPPARLEDAREN med största ledardimensionen (Ø5mM Cu) för maximala
gränsvärden:
— Om
vi sammanställer induktionsspänningen (U) enligt den härledda kausallogikens
samband (Se utförligt från Induktionen
om ej redan bekant) tillsammans med tilläggskoefficienten (κ) för
änddelarna
i den aktuella experimentanordningen
κ = (1/2π)[ln[tan(B/2)/tan(B2/2)] + 1/tanB1] = 5,1334708(1/2π) = 0,81 701 72
har
vi
U = (Λ/2π)
· ln[tan(B/2)/[tan(B1/2)tan(B2/2)]] ;
ln[rakparentesen]= 1,0626495 Λ=L(di/dt)
med
totalsumman för κ-bidraget
U/(Λ/2π) = 5,1334708
= 4,0708213 +
1,0626495 ;
U = (Λ)(5,1334708)/2π
= L(di/dt) · (5,1334708)/2π
= [s(ξ)R/c0](di/dt)(5,1334708)/2π
= [s(ξ)(R + ηR’)/c0](di/dt)(5,1334708)/2π
= [(ξ)(R + ηR’)](s/c0)(di/dt)(5,1334708)/2π
= [(ξ)(R + ηR’)]([0,1 M]/[2099792458 T8 M/S])(150000 A/S)(5,1334708)/2π
= [(ξ)(R + ηR’)][4,08791 t5 A]
= [(ξ)(R + ηR’)](s/c0)(di/dt)κ
Vi
har vissa skäl att anta att Eta-faktorn (η, accelerationskoefficienten, materialkonstant) är
nära 1, samt att tilläggsinduktiva resistansen R’ i detta fall är försumbart
liten (mindre än 1 Ω) relativt rymdresistansen R=ca 30 Ω. Det ger oss
approximativt (med vissa äventyr)
~ [(ξ)(R + 0)](s/c0)(di/dt)κ
= [(ξ)(R=29,98 Ω)][4,08791 t5
A]
= (ξ)(0,0012255 V) ;
Umät(5mM) ~ 0,0032 V ;
XSI--värdet 2,6 för Koppar — Xsi
ξ = (0,0032 V)(0,0012255 V)–1
= U[R(s/c0)(di/dt)κ]–1 ;
ξ =
2,61 .................................. gäller för ren Koppar (typ elektrolyt)
xsi-faktorn [samma som K i Primärinduktansens Sammanfattning]
framstår som konstant för given INDUKTIONSGEOMETRI κ OCH primärledarlängd s
och strömderivata di/dt, men beroende av sekundärinduktionen U för olika
primärledarmaterial. — Man kunde ev. inte önska en enklare uppgift?
— OM
för en given sekundärmätarlinje (κ) med given primär strömderivata (di/dt),
primärledarlängd (s) [oberoende
av primärledardiameter (Ø)] olika
primärmaterial anställs till mätande prövning, och som i fallet ovan med grövsta möjliga
dimensionen Ø för minsta möjliga fel mot
eta-faktorns R-komponent, är det tydligt att sambandsformen ovan kan användas
för att få ett grovvärde på xsi-faktorn för samtliga material enbart genom att läsa av induktionsspänningen.
—
Vilket vill säga: Faktorn ξ får bara specifik koppling till
sekundärlinjens matematik (κ) genom en grövsta primärledare (typ ca Ø4-5mM).
—
ξ är bara en explicit primärledarparameter under den
förutsättningen.
—
ξ kopplar därmed explicit endast till κ — via det grövsta
primärmaterialets specifika U-värde på sekundärlinjens κ-form.
Xsi-faktorns allmänna
innebörd — Koefficienterna
Se
även sammanställningen i PRIMÄRINDUKTANSEN I SAMMANFATTNING,
µL = K(µ0+µc) ..................... totala primära ledningsinduktansen per meter, K=ξ
Xsi-FAKTORNS ALLMÄNNA INNEBÖRD enligt
relaterad fysik
I härledningen
till rakledarens induktans visas hur den fria rymdens längdinduktans (µ0) skiljer
sig från materierymdens längdinduktans endast genom en materiell koefficient (K, här samma som xsi ovan, ξ) tillsammans med det
nödvändiga villkoret av en specifik massgrundad energizonsdivergens c(z)
— stället där ett elektriskt fält TAR TAG I en materiell elektrisk laddning, se
från Potentialbarriären (som inte ingår i modern akademi) om ej redan bekant.
— K-faktorn i sig fyller tydligen funktionen av en allmän
(inre sammansatt) materiekoeffientsfaktor; K bör
ha inre sammansättningar (inkluderat temperaturberoende) och som kopplar till
en mera preciserad bild av den aktuella materiestrukturen. Vi frånser dock den
ev. variationen i detta grundfall och ser K-faktorn
som konstant.
— I PRIMÄRINDUKTANSEN I SAMMANFATTNING beskrivs K-faktorn
massändringsfaktor för den resistiva delen i ledarens
genomsnittsladdning, beror på laddningarna i
ledaren och deras relativa bindning till materiestrukturen (induktansens
intensitet), lägst 1 (gäller för fri rymd), ingen högsta gräns (uppskattat 2,6
för koppar vid 20°C)
— Vad
menas med det?
Materierummets allmänna längdinduktans från härledningen till rakledarens induktans,
µL = K(R/cz)
innefattar
materiens massrelaterade energizoner (för cz se Potentialbarriären om ej redan bekant). Eftersom elektriska laddningen (Q) i relaterad fysik gäller och härleds som
Q = √ (m/R)(A/dT)
finns
ALLTID ett variabelt inre massändringsberoende (m=RIqc)
där elektriska laddningar accelereras av givna elektriska fält i slutna
elektriska system — som innebär med energins konstans att också systemets
totala massa bevaras konstant. Se kausallogikens förklaring utförligt från Massökningseffekten inom elektrofysiken i Planckekvivalenterna, samt i MAFEM.
—
Observera att dessa eller liknande detaljer inte ingår i den moderna akademins
lärosystem: Q kan inte härledas i modern akademi — därför att divergensen,
»ljushastighetens absoluta acceleration» a=c/dT, inte ingår i den
moderna akademins föreställningssätt. Se den kausallogiska förklaringen utförligt
från Ljusets fysik.
—
Materiefysikens massgrunder, enligt kausallogiken, med energizonerna
(där laddningarna tas) betyder därför tvunget att sambandsformen ovan
för materiens längdinduktans, och utöver själva den materiella delen av
R-faktorn, också tvunget måste betingas av (korrektionskoefficienter för)
materialspecifika massa-resistansändringar i materien, nämligen via en allmän
materialkoefficient (K). Därmed finns i
varje fall rent praktiskt-tekniskt en förutsättning för att faktorerna KR tillsammans kan återspegla dynamiken i
massa-resistansbyggnaden för ett visst material och för att kunna garantera att
elektriska laddningens kvantitet och kvalitet bevaras, sambandet för Q ovan.
Enbart R i µL-sambandet ovan går alltså inte.
— Det
betyder bara att olika material, grundämnen och deras sammansättningar utöver deras
specifika inre induktansresistanser och deras parametrar, se R(n),
måste uppvisa en del ytterligare olika interna mönstertyper (laddningarnas
strukturella bindningar, resonanser och gitterbyggnader) med olika grader
av inbördes kopplingar och icke-kopplingar.
—
Värdet på K kan inte understiga 1, och
vilket fall inträffar då ingen strömändring föreligger, eller att betraktelsen
avser den materiefria rymden, analogt då µL övergår i µ0, se Härledningen.
K-värdet alltså allt möjligt större än 1 för materierummen
och variabla strömmar.
Editor2011VIII24
Vi härleder allmänna sambandet för rakledarens primärinduktans [L0] med stöd av experimentellt uppmätta mätvärden
för analys, prövning och kontroll av resultatet till jämförelse med
konventionella samband.
L0 = s(ξ)(R + ηRn)/c0
=
s(ξ)(R + η[√[(di/dt)/neA](1M/S²)](VS/AM)S)/c0
Vi härleder allmänna sambandet för rakledarens primärinduktans [L0] med stöd av experimentellt uppmätta
mätvärden för analys, prövning och kontroll av resultatet till jämförelse med
konventionella samband.
Med
mindre ledartvärsnitt framträder en större känslighet på faktorerna ηR’.
Eftersom
induktionsresistansen
R’ = [√[(di/dt)/neA](1M/S²)] med
A=πr2
och därmed
= r–1[√[(di/dt)/πne](1M/S²)]
som för Koppar via di/dt=150
000 A/S ger
= (2/Ø)[√[(di/dt)/πne](1M/S²)]
= (2/Ø)(1,87644 t3 M)Ω
= Ø–1(3,75288 t3 M)Ω ;
U = [s(ξ)R/c0](di/dt)(5,1334708)/2π
=
[(ξ)R](s/c0)(di/dt)(5,1334708)/2π
= [(2,61)R][4,08791 t5 A]
= R[1,06742 t4 A]
= (R + ηR’)[1,06742 t4 A] ;
får vi
;
U/(1,06742 t4 A) = R + ηR’ ;
U/(1,06742 t4 A) – R =
ηR’ ;
[U/(1,06742 t4 A) – R]/R’ = η ;
η = [U/(1,06742 t4 A) – R]/R’
= [U/(1,06742 t4 A) – R]/[Ø–1(3,75288 t3 M)Ω]
= [U/(1,06742 t4 A) – R]Ø/[(3,75288 t3 M)Ω]
Om vi
väljer ledaren Ø0,5mM med Umät=0,0038 V ges
= [(0,0038
V)/(1,06742 t4 A) – R]Ø/[(3,75288 t3 M)Ω]
η =
0,7488968
Eta-faktorn utpekar aktuella
elektronmobilitetens medelvärde.
~ 0,75
= 3/4
;
U = [s(ξ)R/c0](di/dt)(5,1334708)/2π
= [s(ξ)R/c0](di/dt)κ ;
R = U/[s(ξ)/c0](di/dt)κ
= (R + ηR’) ;
η = (R – R)/R’ ;
ηR’ = U/[s(ξ)/c0](di/dt)κ – R ;
η = [U/[s(ξ)/c0](di/dt)κ – R]/R’
; OM
N=1:
R’ = [√[(di/dt)/neA](1M/S²)] med
A=πr2
= r–1[√[(di/dt)/neπ](1M/S²)]
;
Exakt lösning går inte eftersom U beräknas
approximativt via R´=0 via xsi-faktorn.
— Man får i så fall välja [»simulera»] ett
något avvikande U-värde för att få ut sämsta fallets gränsvärden [säg, sista
värdesiffrans halva numeriska precision typ +0,5].
Eta-faktorns allmänna
innebörd — ETA
Se
även sammanställningen i PRIMÄRINDUKTANSEN I SAMMANFATTNING,
µL = K(µ0+µc) ..................... totala primära ledningsinduktansen per meter
Eta-FAKTORNS ALLMÄNNA INNEBÖRD enligt
relaterad fysik
Eta-faktorn [η] blir bara en
korrektionsfaktor för elektronmobiliteten ne
Induktansresistansen
R’= ηRn som ingår i allmänna
resistansfaktorn (R) i härledningen
till rakledarens induktans, bildar tillsammans med toppdivergensen
(c0) den aktuella ledarens primärinduktans per meter enligt
µc = R’/c0
= L0/s = (ηRn)/c0
µc
(mikro-c) anger ledarens primärinduktans (L0) per meter (s),
VS/AM;
µc
beror på material, tvärsnitt och uppförande (sätt) från den relativa laddningsmobiliteten
i ledaren och laddningarnas relativa bindning till materialets struktur.
— Den
bindningen framtvingar ett di/dt-beroende av sammansatt typ.
— För
fri rymd blir R(n)-faktorn noll då den fria rymden inte innehåller någon
laddning och därmed heller ingen ström i strömderivatan, denna är noll — också
analogt med fallet då ingen strömändring föreligger.
Materiella
induktansresistansen (Rn)
kan skrivas
Rn = [√
[(di/dt)/neA](1M/S2)](VS/AM)S
= r–1[√ [(di/dt)/neπ](1M/S2)](VS/AM)S
Rn-parametrarna
[(di/dt)/neA] är allmängiltiga för alla material, men alla
material uppvisar ändå inte samma elektriska och termiska egenskaper med dessa
parametrar givna [praktiska exempel på det är bl.a. föremålet för den här
framställningen med parallellexperimentets mätvärden till jämförelse].
— För
samtliga materialfall behövs alltså en elementär materialkoefficient (eta,
η), karaktäristisk för just ett visst grundämne eller en viss
materialsammansättning (under vissa bestämda villkor).
—
Eta-koefficienten kan då förstås sammanfatta primärinduktansen per meter
rakledare elementärt för alla materialfall som ovan enligt
µc = (ηRn)/c0
;
µc/c0
= [√
[(di/dt)/η–2neA](1M/S2)](VS/AM)S
= r–1[√ [(di/dt)/η–2πne](1M/S2)](VS/AM)S
ETA-värdet
kan i princip ha vilka som helst magnituder mellan, men inte lika med,
0-∞.
Det
praktiska ne-talets multiplicitet
—
Genom att eta-faktorn är direkt associerad med rotfaktorn, och där bara kan ha
en, och endast en, variabel med given strömderivata och ledardimension,
nämligen elektronmobiliteten ne, kommer eta-faktorn i slutänden också att koppla just
till det motsvarande praktiska ne-talets multiplicitet.
— Om
vi ALLTID utgår ifrån att ne-talet ska avse EN elektron per atom i ett
material, kommer eta-faktorn, och i den mån den kan bestämmas, automatsikt att
uppvisa en korrektion för antalet (N)
medelfria elektronbärare i materialet enligt
(N) = η–2
N-värdet
kan vara både större och mindre än 1.
Härledningen till Allmänna
Materieinduktansen
BILDKÄLLA: Författarens arkiv · 2Okt2010Höstbild47Excur9 ·
NikonD90 · Detalj
Teorin — allmänna materieinduktansen
Teorin som krävs för att
förklara de experimentellt observerade mätvärdena i Tabell
1
Vi härleder allmänna sambandet för rakledarens primärinduktans [L0] med stöd av experimentellt uppmätta
mätvärden för analys, prövning och kontroll av resultatet till jämförelse med konventionella
samband.
L0 = s(ξ)(R + ηRn)/c0
=
s(ξ)(R + η[√[(di/dt)/neA](1M/S²)](VS/AM)S)/c0
Vi härleder allmänna sambandet för rakledarens primärinduktans [L0] med stöd av experimentellt uppmätta mätvärden
för analys, prövning och kontroll av resultatet till jämförelse med
konventionella samband.
Teorin
är i grunden enkel.
—
Teorin utgår ifrån, och sammanknyter, grundaspekterna med Potentialbarriären (elektrogravitationens grundbegrepp) som utgör
fundamentet till Atomkärnans Härledning. Det är den relaterade fysikens allmänna kausalordning
(Se även Kausalsambandet och Ändringslagarna) som spelar ut sin egen föreställning mot den etablerade
moderna akademins föreställningssätt, som det tydligen får förstås.
Dessa detaljer har, trots väl relaterbar
förankring i den praktiska vardagen, tydligen aldrig funnit någon intressesfär
i den moderna akademins kvarter.
Från
den materiefria rymdens elektriska konstant R0c0=1/4πε0=(8,8543 t12)–1 VM/C = VM/AS
faktorn 4π kommer från elektriska kraftlagen F = Rc[Q/d]² = RcQ²/A =
[1/ε]Q²/A med sfärytan A=4πr² som ideala divergensen
för elektriska laddningens rymdgeometri
med kapacitivitetstalet ε0=8,98743 T9 C/VM, ofta förkortat 9 T9
C/VM, framträder den materiefria rymdresistansen R0=1/4πε0c0=(8,8542 t12)–1c0–1
V/A = 376,72555 Ω. Den motsvarande materiefria FyraPi-rymdresistansen blir R=1/ε0c0=29,978866
Ω. Den motsvarande materiefria elektriska rymdkompaktheten eller längdinduktansen
(L/s=RT/s=R/v=µ) beror på den materiefria rymdens divergens
(toppvärdet för ljushastigheten c0=2,99792458 T8 M/S) och
definieras (mikro-) µ0=R0/c0=1/4πε0c02=1,25662
t6 VS/AM med motsvarande fyra-piform
µ=R/c0=9,99987
t8 VS/AM, ofta förkortad 1 t7 VS/AM, också ofta konventionellt benämnd magnetiska
konstanten. Se även grundgenomgången i elektriska konstanten.
Den
fria rymdens längdinduktans (L/s=RT/s=R/v=µ)
har I
KAUSALLOGIKEN — relaterad fysik — sin materiella motsvarighet via Potentialbarriärens energizon (cz=c0/2; cz
är stället där laddningskroppens g-massa TAS tag i) enligt materierummets allmänna
längdinduktans
µL
kan förstås övergå i den fria rymdens µ0 med den materiespecifika
allmänna materialkoefficienten K=1 via cz=c0/2 enligt
(R/cz) =
2[R]/c0
= (R + R’)/c0
Övergången
med K=1 gäller då den induktansstyrda specifika
materieresistansen R’ övergår i noll, analogt konstant idealt ändringsfri ström
eller nollinduktans.
— R’
får då tydligen förstås betingad av en specifikt materiebaserad
strömderivata (di/dt) så att man sammantaget får skriva den allmänna
materieinduktansen på den generella formen
µL = K(R/cz)
= K(R
+ R’)/c0
= K(R
+ ηRn)/c0
Den specifikt materieberoende
strömderivatan (di/dt) för Rn
i R’=ηRn kopplar till materialets specifika atomstruktur:
mängden tillgängliga elektriska laddningar (antalet elektronladdningskvanta
e=1,602 t19 C) för strömtransporten (n) per M³, ledarens (idealt
cirkulära) tvärsnittsyta [strömtätheten] A=πr².
—
Dessa parametrar innefattar materialets täthet (medelatomvikt), och
egentligen också en temperaturkoefficient som vi här, emellertid och (tills
vidare), helt ska bortse ifrån. Temperaturen i normal vardaglig elektrisk
apparatur är i vilket fall en parameter vi alltid försöker hålla så litet
avvikande som möjligt från normal rumstemperatur — de aktuella
experimentkopplingarna till att börja med.
Accelerationen av laddningarna i materialet
Vi
förutsätter här förtrogenhet med grundbegreppen från induktionens härledningar:
induktionen som fenomenform svarar direkt
proportionellt mot hur en elektrisk laddning accelereras. Se utförligt från Induktionen
om ej redan bekant.
—
Eftersom vi måste utgå ifrån att nollinduktion (û=0) sammanhänger
med nollacceleration av materialets strömbärande elektriska
laddningsmassor (a=0=dv/dt), samt faktum att materialets
laddningsmassor ALDRIG RIKTIGT befinner sig i vila (v är aldrig noll)
måste vi söka en grundform som bevarar en (primär) form för laddningarnas
hastighet större än v och samtidigt med nollacceleration via
nollinduktans.
— Vi
finner en sådan via GEOMETRISKA MEDELVÄRDET
a = √
a1a2
= √ (dv/dt)1(dv/dt)2
= (dv/dt)
Den
enda kända normaliserande grundform vi kan utgå ifrån för typ den andra
rotfaktorns (dv/dt) är tydligen
(dv/dt)2 = 1M/S2 ;
(dv/dt) = √ (dv/dt)1(1M/S2) ;
—
Därmed kommer materialets induktiva beteende att styras av hur laddningarna
accelereras via rothastighetsderivatan (dv/dt): från noll och uppåt,
alltid med en konstant aktiv (primär) grundform på (1M/S2) och som
därmed lägger hela dynamiken på just rotderivatan enbart.
Från Drifthastigheten v=I/neA för ledarens elektriska laddningar insätter vi nu I:=i
med
(dv/dt)1 = (di/dt)/neA
och
därmed
a = √
(dv/dt)1(1M/S2)
= √ [(di/dt)/neA](1M/S2)
Med
direkt proportionalitet mellan den materierelaterade induktansresistansen Rn
och laddningsaccelerationen a ges då
Rn = a · (VS/AM)S
= [√ [(di/dt)/neA](1M/S2)](VS/AM)S
= r–1[√[(di/dt)/πne](1M/S2)] ; r anger ledartrådens cirkulära radie
y =
[1000/0.25](x[10000]/[þ1.35603·10'10])'0.5: kopparledare, þ för pi
Graf =
[1/0.25](x/[4.26])'0.5: r i mM, x i T4 A/S
Allmänna
materieinduktansen
Därmed
slutformen för allmänna materieinduktansen enligt den relaterade fysikens kausallogik
som ovan med R(n)=R’
µL = K(R
+ ηRn)/c0
= K(R
+ η[√ [(di/dt)/neA](1M/S2)](VS/AM)S)/c0
= L0/s
Med
den raka primärledarens avmätta induktionslängd (s) given har vi alltså
rakledarens allmänna primärinduktans enligt
L0 =
sK(R + η[√
[(di/dt)/neA](1M/S2)](VS/AM)S)/c0
= sξ(R
+ η[√ [(di/dt)/neA](1M/S²)](VS/AM)S)/c0
Graf = (10'8)0.261[30+0.75[1/0.25](x/[4.26])'0.5]/(3·10'8): L0
i t8 H,
se ovan från Rn
Graf
= 0.261[30+0.75[1/0.25](x/[4.26])'0.5]/3: L0
i t8 H
Grafsambanden ovan samma som i Jämförande
induktanser.
Via universella induktionslagen
—
kappa-faktorn (κ) beskriver den sekundärt inducerade spänningslinjens
matematik
här
speciellt omsatt på den primära rakledaren med L(0)=sξRc0 —
= sξRc0(di/dt)
blir
den inducerade spänningen (û) i en sekundär rakledare
parallell med den primära rakledaren lika med
û = sξRc0(di/dt)κ
κ-faktorn (grek. kappa),
generellt κ =
K/2π, sammanhänger med sekundärledarens geometri, se
särskilt via kausallogiken i rakledarens
induktion.
Se Tabell 1 för
jämförande resulatredovisning mot experimentellt uppmätta värden.
För
koefficienternas Kη-värden för
Koppar, se Xsi och Eta.
Kalkylkortet Tabell1 redovisar sambanden sammanställda med
resultatvärden.
Här
avslutas härledningsblocket till induktionsdelen.
Se
även hur induktionsspänningen beräknas i de olika fallen för rakledare i Induktionsspänningen i raka sekundärledare.
Laddningsmobilitet,
elektronmobilitet
BILDKÄLLA: Författarens arkiv ·
21Jul2010VattensköljetBild23Excur6 · NikonD90 · Detalj
Elektronmobilitet, laddningsmobilitet
Enkel grundteori
På samma sätt som en vattenledning strömmar ut
i eller genom ytan via en vattenfylld behållare, bör också ett materials
atomers elektronmassor uppföra sig med avseende på kraftkopplingsdjupet från
atomens yta till dess inre kärna: Strömflödet längst ut, längst upp, är relativt
stort medan det längre in, längre ner, åtminstone i princip bör vara knappt
märkbart.
— Jonisationsfenomen förekommer inte inom
(normal) elektrisk strömledning.
— Det är klart därför att atomerna aldrig
förlorar elektroner i ett kontinuerlig strömflöde. Elektronmassor som lämnar
något område inom materialets lokaler fylls hela tiden på utan att någon
elektron lämnar materialets övergripande rum.
— Strömningshastighet och atomkopplingsdjup
varierar beroende på hur materialet belastas.
Variationsformen ovan enligt y=—1/x².
I varje fall i den följande beskrivningen
kommer vissa samband att framgå.
KONVENTIONELLT används numera den allmänna
termen elektrisk mobilitet [eng. Electrical
mobility] till skillnad från elektronmobilitet som då konventionellt
[Wikipedia] explicit avser elektron-hål-bildning i halvledare, se
Wikipedia Electron
mobility [2011-08-25]. I denna framställning används begreppet elektron- konsekvent för elektronsammanhang. I andra fall anges
motsvarande termbegrepp förtydligat typ elektron-hål-mobilitet, för att
särskilja beskrivningssätten direkt från den beskrivande lokalen.
ELEKTRONMOBILITETEN [enligt Wikipedia som ovan, Electrical
mobility] definieras som drifthastigheten över elektriska fältstyrkan [µ=v/Ξ].
— Men drifthastigheten [här v=I/neA] beror just av
elektronmobiliteten [här ne].
— Därmed förloras begreppets begripliga
innebörd.
— Wikipediaartikeln ger heller ingen [Aug2011]
vidare upplysning om vilka ev. typvärden som gäller för olika ämnen.
— Däremot ger Wikipediaartikeln på Electron
mobility [25Aug2011] en viss vidare beskrivning
”Mobility is usually a strong
function of material impurities and temperature, and is determined
empirically, mobility values are typically presented in
table or chart form. Mobility is also different for electrons and
holes in a given semiconductor.”
— men fortfarande utan någon bestämd eller
begriplig kvantitativ koppling till, till exempel, kopparledare [i normala
tillämpningar].
— HYPERPHYSICS
däremot ger en bättre orientering [som också ansluter till presentationen i det
här htm-dokumentet], se Microscopic View of Ohm's Law, Microscopic
View of Copper Wire.
Normal elektrisk ledning, relaterad fysik:
I en normal elektrisk ledning ligger
elektronmassans komponenter maximalt glest utspridda enligt RESONANSVILLKOREN som grundlägger GRUNDÄMNENAS PERIODISKA SYSTEM. Varje elektronkomponent
[tau-ringen, τ] har en bestämd kraftkoppling F[eZ] till sin moderkärna och som garanterar en
aktiv resistans i makroströmvägen genom materialet.
Normal ledning
— I en sluten strömkrets
förloras ingen elektronmassa. Begreppet jonisation och jonisationsenergi (atomens
energiutbyte utåt sett för att släppa ifrån sig en eller flera elektronmassor)
har följaktligen ingen direkt primär praktisk, relaterbar koppling till
en normal strömgång i en elektrisk ledare.
— Elektronernas
komponenter, τ-ringarna, kan ses som ett slags kraftdjupkopplat vatten
till materialets atomkärnor: Strömningen är (naturligt) störst längst uppe vid
ytan, analogt i det centrala strömloppet, och avtar sedan (exponentiellt) med
kraftdjupet in till atomkärnan där τ-ringarna är som starkast bundna, och
därmed minst strömkopplad rörelse.
— Vi behöver alltså
aldrig bekymra oss om någon specifik »ledningsbandsmatematik» för att få reda
på den rent kvantitativa laddningstransport som ett visst material uppvisar.
— Vi kan utan vidare utgå
ifrån att varje atom i ledningsmaterialet ställer en (1) ledningselektron till
makroströmmens förfogande. Den utgångspunkten kan sedan justeras genom att mäta
eller beräkna motsvarande ledningsdkoefficient.
— Resultatet av den
beräkningen eller mätningen kommer då att anvisa materialets praktiska
strömdrag i antalet laddningsbärare.
— Utgångspunkten HÄR är
nämligen den att laddningsmobiliteten vid VARIERANDE strömdrag BÖR variera på
samma sätt som olika mängd djupvatten deltar i ytströmningsflödet beroende på
strömningens storlek (och typ). Dvs., antalet laddningsbärare som deltar i
strömmen — och därmed ledarens primära induktans, motstånd mot strömändring —
bör variera, varför det blir meningslöst att försöka beräkna någon slags
medelmässig »elektronmobilitet från start»; Varje material anpassar sig
— i vilket fall — allt eftersom.
N, antalet deltagande
elektroner i ledningsbandet — finns inga direkt säkra (allmänt tillgängliga)
källor utom ämnets elektronkonfiguration
elektronmobilitet, laddningsmobilitet, ne
Vi
använder HÄR generellt för varje ämne och varje material en grundform med ENDAST N=1 — en — LEDNINGSELEKTRON PER ATOM
ne = N(m/Uu=ρ[V=1M3]/Uu)(e=1,602
t19 C), C/M3
= N(ρ/Uu)e
En ledningselektron per Kopparatom är (också) den uppgift som (ofta) anges i konventionella
fackreferenser, se t.ex. @INTERNET HyperPhysicsKällan.
Det
finns heller inga »generella uppgifter» om elektronmobilitet i konventionella fackverk; Man använder också där olika
mättekniker för att få fram ett aktuellt medelvärde i någon aktuell
tillämpning.
;
U(Cu)=63,54(u=1,66033 t27 KG), ρ(Cu)=8930KG/M3
ger n=8,46466 T28,
ne(Cu)= 1,35603 T10 C/M3, elektrolytkoppar
Vissa prövningsräkningar
har här gjorts för MÄSSING i Kalkylkortet Tabell1 — [en mera avancerad anordning måste
utformas för mera omfattande mätningar], nedanstående N-form är i ovanstående
presentations ljus OEGENTLIG då den baseras på den fasta, fixa yttersta
valenselektronbilden från grundämnenas periodiska system. Beräkningarna kan
dock tjäna till viss jämförelse — för vidare.
ne(mässing·SIS5165)=
ne(Cu)×1,33
handelsmässing, typ rör:
MÄSSING SIS 51 65 :
Sammansättning : 61%Cu 1%Pb 38%Zn. Specifik vikt 8400
KG/M³.
Valensstruktur : (1e)×61%Cu + (4e)×1%Pb + (2e)×38%Zn;
summa N=1,41(e)
(mera komplicerad sammanräkning):
61%63,54u + 1%204,19u + 38%65,37u =
65,642u ger n=7,70731 T28,
ne(MÄSSING SIS 51
65)N= 1,74094 T10 C/M3
= 1,2838532(Cu) [föreg. 1,33(Cu)]
Begreppet Drifthastighet
Drifthastigheten
Laddningarnas strömhastighet genom
den elektriska ledaren
STRÖMSTYRKAN .............. I = nevA
DRIFTHASTIGHETEN ....... v = I/neA
Se även ref. GYMNASIETS FYSIK åk2 Liber 1978/80 s50, samma samband
används tillsammans med räkneexempel.
Sambandet för v i en elektrisk ledare
härleds på följande sätt.
Med
hastigheten v tillryggalägger elektronen (e) på tiden t en
del s av ledaren enligt
v=s/t,
s=vt
Om A är ledarens tvärsnittsyta (A=πr²)
ges delvolymen via s enligt
sA=Ve=Avt
Med n elektroner per kubikmeter (Se även Laddningsmobiliteten)
blir totala volymen
V=nVe=nAvt
Enheten blir här dimensionslös, n = (n/M3)M3.
Inför vi laddningen e för elektronen blir totala laddningen
Q
= ne = neAvt = I/t
Och vi har således genom de två sista leden
I
= vneA
I är strömstyrkan i Ampere; v
drifthastigheten i M/S; n antalet elektroner per kubikmeter; e,
elektronladdningen 1,602 t19 Coulomb; A,
ledarens tvärsnittsyta, lika med pr² för
cirkulära ledare.
EXEMPEL — strömhastigheten är bara
bråkdelar av millimeter per sekund i vanliga kopparledare:
För en ström på 1 Ampere i en
kopparledare med radien 0,56 mM (1 mM2) blir drifthastigheten 0,074
millimeter per sekund — OM N=1 ledningselektron per Kopparatom;
v = I(neA)–1 = (1 A)(1,35603 T10 C/M3elektrolytkoppar·[0,001
M]2)–1
= 7,37446 t5 M/S
~ 0,074 mM/S
Maxwells ekvationer — se även @INTERNET Wikipedia Maxwell’s
equations http://en.wikipedia.org/wiki/Maxwell's_equations
En TOLK som visar Maxwells ursprungliga
ekvationer från 1865 och hur dessa skrivs i nutida modern notation finns i
PDF-dokumentet
On the Notation of MAXWELL’s Field Equations,
André Waser (2000)
http://www.zpenergy.com/downloads/Orig_maxwell_equations.pdf
Vilken är skillnaden mellan konventionella och
relaterade?
Maxwells ekvationer: Den moderna akademins vektorkalkyl som antogs (urspr. från kvaternionteorin) under
1800-talet, och som utesluter magnetiska expansionsintegralen — och som i termer av relaterad
fysik innebär att magnetismen
blir ett stympat induktionsfenomen och induktionen blir en stympad magnetism; I
allt en förenklad (»dockiserad») fysikbild utan naturfysikaliskt DJUP;
förenklingen fungerar generellt eftersom magnetismen i vilket fall ALLTID
sammanhänger med STRÖM. Se särskilt illustrerad djupbeskrivning i Vektorkalkylens sammanbrott inom magnetismen i modern
akademi.
— Betyder det att hela komplexet med
Maxwells ekvationer är FEL?
—
Studera DE TRE JÄMFÖRANDE EXEMPLEN, kvantitativa exempel med sambandsformer i direkt
jämförande korsreferens konventionella/relaterade. Exemplen är framställda just
i syftet att belysa, exakt, vari skillnaderna består;
—
Konventionella sambandsformerna duger JÄTTEBRA för industriella
precisionsbaserade tillämpningar inom elektrofysiken (Maxwells ekvationer),
just på grund av att avvikelserna i normala Jordiska tillämpningar är
obetydliga — se särskilt magnetiska konstanten µ0.
Allvarliga, djupgående, oklarheter uppkommer emellertid när de fysikaliska
fenomenformerna kommer på tal.
Vissa
ifrågasättanden även från etablerat håll
— Ett
visst ifrågasättande av Maxwells ekvationer synes ha framträtt även från
etablerat modernt vetenskpligt håll omkring sekelskiftet 1900. Ewald Rasch
(ELECTRIC ARC PHENOMENA 1913, Boken finns gratis i PDF-format på Internet
Archive) beskriver saken på introduktionssidan (ix)n,
”Maxwell's curl equations may be true, indeed, in regard to the phenomena of
propagation of electromagnetic waves of great length; but they are inapplicable
and apparently fundamentally so in case of shorter wave lengths and higher frequencies,
i.e., in case of phenomena pertaining to light proper. They give not the least hint as to the
ultimate physical cause of light, which is
of such importance for the technical problems of light production.”,
Ewald
Rasch 1913, ELECTRIC ARC PHENOMENA s(ix)n, se även citatblocket Maxwells
teori föråldrad i citatsamlingen till ELECTRIC ARC PHENOMENA i Blixturladdningens Fysiik 2011.
— Både ja och nej.
Se
utläggningen närmast ovan.
— JA
— definitivt, om det gäller beskrivningen av de fysikaliska fenomenformerna och
möjligheten att göra dessa begripliga. De flesta människor har nog redan
förstått det med exempel från modern akademi.
— NEJ
— också definitivt, om det gäller att hitta rent tekniska brister i den
industriella produktionen av precisionsbaserad elektroteknisk
instrumentutrustning som baseras just på Maxwells ekvationer.
Se till exakt jämförelse De Tre Jämförande Exemplen. De visar och exemplifierar hur, och varför, det
fungerar i praktiken (Se mera utförligt och kortfattat direkt i magnetiska konstanten µ0). Se
även från Kausalsambandet som beskriver den relaterade fysikens magnetism och
induktion från grunden.
— Ett
annat sätt att säga hela saken på, mycket enklare (och som många s.k.
vanliga människor redan har förstått med Exempel från Praktiken): Den
moderna akademin representerar en primitiv intelligens under stjärnorna,
samt anser denna vara överordnad. (Man möter, ofta, en extrem
kaxighet, inte sällan över gränsen till ren elakhet, med auktoritär förkärlek,
i framtoningen av just den primitiva sidan. Många av oss känner redan den attityden,
väl. Utrymme för dialog, kommunikation, ges exakt lika med noll. Ingen kritik
tillåts).
Induktans och induktion — kompletterande
beskrivning till originalförfattningarna med Induktionsdipolens Uppkomst
Med
Inledning till INDUKTIONSDIPOLENS
UPPKOMST
Vad är induktans och induktion?
— I RELATERAD FYSIK:
— Induktans är elektrofysikens
motsvarighet till massans motstånd mot
rörelseändring i mekaniken;
— Induktion är den motsvarande
inducerade elektriska spänning [och process] som utbildas då man försöker ändra
en given fast strömstyrka. Se även direkt jämförande matematik i Integrala Analogierna.
— För begreppen i modern akademi, se från Kausallogikens
samband nedan.
En elektrisk laddning (Q) som ÄNDRAR —
accelererar (ökar) eller retarderar (minskar) — sin hastighet relativt
referenspunkterna [R(eg)] i den omgivande rymdens lokalt gravitella dominans —
Jordytan och dess fasta föremål för vår del — framtvingar en motsvarande
LADDNINGSFÄLTSÄNDRINGSprojektion på alla R(eg) i ändringens riktning. Se även
mera utförligt från Induktionen.
VERKAN av denna projektion, i minskade eller ökande, bildar en motsvarande
fältändringen MOTRIKTAD ELEKTRISK SPÄNNING, det vi (i relaterad fysik) kallar
för en induktionsspänning (û). Induktionsspänningen är ALLTID proportionell mot
Q-accelerationen (dv/dt). En elektrisk ledares karaktäristiska SÄTT att
motsätta sig interna ändringar i laddningarnas strömflöde (olika material har
olika sätt och under olika betingelser, vidare nedan) kallas induktans. Induktansens påverkan på allt elektriskt omgivande kallas induktion (i en del äldre litteratur även självinduktion).
— I relaterad fysik är magnetismen
som sådan fullständigt oförmögen att åstadkomma lägesändringar hos elektriska
laddningar om de inte redan befinner sig i rörelse relativt ett omgivande
dominant g-fält.
— Ovanstående
förklaringsbild ingår inte i modern akademi.
— I modern akademi
används istället en (tydligen exceptionellt) obskyr uppfattning som utsäger att
»induktion bildas av magnetism», se mera utförligt nedan från Kausallogikens samband. Anledningen är grundformen med elektromekanisk
induktion: en vibrerande sträng i ett fast magnetfält uppvisar en inducerad
spänning. I modern akademi har man antagit — uppfunnit — att också omvändningen
gäller: hålls samma sträng fix och magnetfältet ändras, induceras återigen en ström
i strängen i försorg av det varierande magnetfältet. Därav benämningen
»elektromagnetisk induktion». Se även i Förtydligandet
till Faradys EMI.
— I det sistnämnda fallet
— vilande sträng i variabelt magnetfält — är det ENLIGT RELATERAD FYSIK inte
magnetismen som förorsakar induktionen i den vilande strängen, utan de
elektriska laddningarnas acceleration eller retardation i den materialkropp som
magnetfältet utgår ifrån.
— För att visa att så är
fallet, entydigt och utan möjlighet till misstag eller missförstånd, anställdes
PARALLELLEXPERIMENTEN (1994). Vi ska i det följande återknyta till dessa (se nedan
från Kausallogikens
samband och den praktiska Elektrofysikens inledande grunder) och beskriva hur, på vilket sätt och varför magnetism och
induktion uppträder helt fristående från varandra i fysiken, samt hur och på
vilket sätt den moderna akademins utläggningar fungerar (och inte fungerar) i
ämnet — samt även, och möjligen, hur denna vetenskap kopplar till supraledning (en delvis ännu 2011 erkänt gåtfull fenomenfysik).
Induktionen mellan parallella motströmmande
rakledare är noll
Parallella
ledare som för motriktade lika stora strömmar
(figuren ovan) uppvisar i mittlinjen (C) en optimal magnetisk fältstyrka (B). B
kan bestämmas från Magnetiska expansionsintegralen (konv. Biot-Savarts lag).
Kalkylkortet
Tabell2 Planalternativet innehåller cellblock där B-styrkan så kan beräknas
(reglera –d i utrymmet mellan ledarna, x = deras centrumavstånd). Se även
räkneexempel i MAGNETISMENS SPECIFIKA EKVATIONER.
— Är strömmarna
växande/avtagande (di/dt) induceras emellertid i mittlinjen, trots full
magnetisk närvaro, ingenting.
— Anledningen är med kausallogikens
enkla begrepp, som vi ser, att de bägge lika men motriktade induktionsdipolerna
tar ut varandra. Nettoresultatet blir noll, och ingenting induceras.
— Den närvarande
magnetiska fältstyrkans motsvarande (di/dt)-ändring har ingen som helst betydelse
för resultatet: ingenting induceras på mittlinjen.
— Induktionsdipolernas
bildning i det avgörande omgivande dominanta gravitationsfältets rymdreferenspunkter
[R(eg)], hur de uppkommer, hur de adderas och växelverkar, beskrivs
INLEDNINGSVIS i försorg av ÄNDRINGSLAGARNA
(urspr. Newtons tredje lag).
— En mera ILLUSTRERAD
motsvarande BILD som ansluter till den helt utförliga kausallogikens
beskrivningsgrund är den nedanstående.
— Illustrationen och
beskrivningen nedan användes ursprungligen i originalmanuskriptet [KRAFTLAGEN
1999XII], men togs explicit inte med i [de inledande] htm-versionerna:
Induktionsdipolens uppkomst
— En motsvarande kvalitativ besakrivningsform
i den konventionella litteraturen har eftersökts men inte påträffats.
— Nedanstående förutsätter idealt sfäriska
divergensbegrepp med grund från ELEKTRISKA LADDNINGEN och ELEKTRISKA FÄLTET.
— Figurformen med den centrala idealt sfäriska
laddningen [här –Q] illustrerar [via de omgivande mindre sfärerna] den fasta
fältgeometrin för laddningens avtagande fältpotentialer med växande avstånd
från centralkroppen. Elektriska laddningens [sfäriska] fältgeometri som sådan
framgår direkt ur DEEP från GRIP [Fysikens 7 Principer — dessa finns inte kända
som sådana i modern akademi, ehuru sanningsbegreppet inte gör det: allt utgår
därifrån] via divergensens [ljusets] gravitella beroende [se DGD]. Se även Superpositionsprincipen
[elektrostatiska-gravitella fältets bevarande oberoende av interferenser].
— Fi-delen är den strömdrivande kraften som
sammanhänger med rörelseformens acceleration.
— Fû-delen bildar den motsvarande Fi-motverkan
enligt NewtonIII.
— Fc-delen motsvarar den inneboende
divergenskraftens polaritet [flödesriktningen för den fältåterkopplande divergensen eller ljushastigheten i elektriska Q-fältet]
för negativ laddning [den relateras omvänd för positiv laddning].
— P betecknar de fasta
referenspunkterna i det omgivande lokalt dominanta g-fältet [Jordytan och dess
föremål för vår del].
— Originaltexten nedan från originalmanus
1999XII i FysINT.wps Fig:4 [s18] — Uppkomsten av den induktiva fältdipolen.
Motverkan till den lägesändrande kraften alstrar
ett lika stort men omvänt fält relativt det som ändringen eftersträvar
a : Fi
eftersträvar ett reducerat Fc–- fält, dvs ett fält som driver Q– i riktningen
(+) ← (–)
analogt med Fc–-reduktionen, motfältet således (–)
← (+).
b : Fi
eftersträvar ett extrafält i Fc–-fältets riktning, alltså ett fält
som driver Q– i
riktningen
(+) ← (–)
vilket är samma resultat som i a, motfältet således den omvända fältriktningen (–)
← (+) och alltså samma fältdipol som för verkan på
motsatta Q–-sidan.
Från tyngdpunkten på Q– anbringas den lägesändrande kraften
←Fi. Ansatsen
att ändra läget för Q innebär detsamma som en ansats att ändra den i P och
från Q-systemet individuellt avbildade divergensen c
analogt fältkraften Fc–=k(dQ/dr)², vilket inte går. Följande
inträffar på ömse sidor om laddningen.
a: Lägesändringen genom Kraften ←Fi motverkar genom fältåterkoppling
fältkraften →Fc– som finns avbildad i rymdpunkten P.
NewtonIII
medför att motverkandet motverkas med en ←Fi motriktad kraft. Lägesändringen innebär att Q-systemet projiceras resistivt
på P med början från laddningens yta och sedan vidare utåt via
fältåterkopplingen. I P genereras därmed ett mot lägesändringen och
fältkraftens motverkan proportionellt växande motstånd analogt ett dipolfält û
(u-flex) [– ← +]*** med
en tillhörande ←Fi
motriktad kraft →Fû som
genom fältåterkopplingen motverkar ←Fi. Inverkan av →Fû på Q-kroppen sker alltså direkt med
början från Q-ytan analogt med ansatsen för ←Fi (primära induktionen).
Innebörden av û har sedan ingen betydelse för Q utan bildar i stället
grunden för en påverkan på omgivande Q-system (sekundära induktionen).
b: Lägesändringen genom Kraften ←Fi gynnar genom fältåterkoppling
fältkraften ←Fc–. NewtonIII medför att
gynnandet motverkas med en ←Fi motriktad kraft. Lägesändringen ger
vidare alltså samma faser och förlopp som i a (forts. frn. ”Lägesändringen innebär …”).
Fi lägesändrande kraften, verkar på Q-origo
Fc– fältåterkopplande kraften i Q.systemet
Fû induktionskraften,
motverkar Fi
û motinducerade spänningen
*** under förutsättning att lägesändringen är
accelererad (se komprimerat från Induktionen), detta dipolfält (analogt Fû) ges i annat fall endast
differentiellt. Att Fû är
differentiell vid konstant hastighet framgår av att det inte finns någon
acceleration för Q om lägesändringen sker likformigt, dvs. med konstant
hastighet: Föreligger ingen acceleration, föreligger heller ingen kraft (F=ma,
NewtonII),
och alltså heller ingen motkraft.
Med kraftkomponenterna i endast lägesändringens
riktning som de aktiva vektorerna, dvs. med giltighet för fältbilden i alla
möjliga rymdpunkter P, ges verkan på samma sätt som i de bägge ovan beskrivna
diametrala fallen a och b med enda skillnaden att vektorerna får
trigonometrisk form (Gränsytan mellan halvsfärerna i a och b
lämnar inga bidrag eftersom komponenterna i denna gränsyta mot riktningen i
är noll).
INDUKTIONEN i
elektrofysiken generellt har samma betydelse som MASSTRÖGHETEN i mekaniken:
Varje försök att genomdriva någon ändring möter alltid ett proportionellt lika
stort motstånd: Motståndet strävar alltid att bevara tillståndet. Se utförligt i Ändringslagarna.
I elektrofysiken betyder motståndet mot strömändringen i en elektrisk ledare
att en elektrisk motspänning bildas (samma
som en motriktning till laddningens eget statiska flödesfält), en induktionsspänning, som försöker motverka ändringens
orsak. Motståndet kallas induktans och motspänningen kallas
induktion, inducerad spänning eller [äldre] även självinduktion.
induktionen
— En primärt strömförande [elektrisk] ledare
[A]
vars strömflöde — de
elektriska laddningarnas elektriska fältändringar — ÄNDRAS något, påverkar förutom sina egna
inre PRIMÄRA strömleder också sekundärt varje ändringens parallellt liggande
rymdlinje [C] UTANFÖR primärledaren med en motsvarande SEKUNDÄRT MOTINDUCERAD
SPÄNNING [û]. Se även grundformerna separat i induktionen, om ej redan bekant. Referenspunkterna utgörs
av referenspunkterna i det lokala dominanta gravitationsfältet [Jordytans fasta
material]. Se även mera utförligt från Induktionen och Magnetismen.
— Har primärledaren [A] en stor mängd
laddningsbärare [fria ledningselektroner] kan den primära strömändringen — ACCELERATIONEN
eller RETARDATIONEN — fördelas så att varje laddning får bära en liten
acceleration. Motståndet — induktansen — INTERNT i
primärledaren mot dess egen strömändring blir då också motsvarande litet.
— I den yttre rymdlinjen [C] induceras då en
motsvarande LITEN spänning [û]. Är istället den primära laddningsmassan [A]
liten, måste varje laddning uppbära en större del av accelerationen.
Primärledarens induktans [L] blir då i motsvarande grad större med en
motsvarande högre induktionsspänning û i C.
— Den inducerade rymdspänningen û i C beror
endast av den fria rymdens egenskaper, medan primärkällan [A] till û i C,
frånsett den primära strömändringen [di/dt] som sådan, beror av primärledarens
beskaffenhet: material [laddningsmobilitet], dimension [strömtäthet], längd.
— Det rödmarkerade fältet i figuren ovan
indikerar hur man på olika sätt kan bestämma den inducerade spänningens
omfattning genom att ta hänsyn till olika induktionsvinklar och dito längder. I
det elementära fallet räknar vi enbart på RAKA och PARALLELLA ledare av primär
och sekundär typ.
— Kalkylkortet Tabellerna 1 och 2 innehåller sammanställda
cellblock för grundberäkningar.
— Notera i modern akademi att induktionsspänningen anses härröra från magnetismen.
”If the current is increasing then a
voltage opposing that change is created by the magnetic field of the coil”.
Inductors — HYPERPHYSICS [2011-08-28]
http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/electric/induct.html
;
”Electromagnetic induction is the
production of voltage across a conductor moving through a magnetic field.”.
”This applies whether the field itself
changes in strength or the conductor is moved through it.”,
@INTERNET Wikipedia Electromagnetic induction
[2011-09-02]
http://en.wikipedia.org/wiki/Electromagnetic_induction
I kausallogiken [se Kausalsambandet] har magnetismen ingen
koppling till induktionen: magnetism och induktion existerar helt skilda från
varandra.
Se vidare utförligt jämförande referenser i µ0 samt Magnetiska Fältintegralen. Kausallogiken är
orepresenterad i modern akademi. Se även i Tre Jämförande Precisa Exempel.
— Från kausallogikens härledning till RAKLEDARENS INDUKTION gäller
û = Λ [ln tan(b/2)
+ 1/tanb]/2π ............................. V
= Λκ =
Λ[K]/2π) = Lc(di/dt)κ
tanb = x/s, s = x·cotb, û = u-flex
Λ = Lc(di/dt)
— L[c] är primärledarens egen inre interna primärinduktans, [di/dt] är strömderivatan eller
strömändringen [här konstant].
— Genom att mäta û i en yttre parallellt med
primärledaren belägen sekundärlinje [C] kan primärledarens primärinduktans [L]
bestämmas enligt
Lc
= û/[di/dt]κ
Se även universella induktionslagen.
Primärinduktansen
[L(c), även L(0) i denna framställning] är en veritabel utmaning — den
kräver först och främst speciella anordningar (höga strömstyrkor = speciellt
avancerad elektronik) för att kunna mätas framgångsrikt. Vi ska försöka
närma oss den detaljen i denna presentation.
— Som
redan noterats i Jämförande moderna resultat får man med en förenkling av ovanstående K-form (Kausallogikens
samband) för rakledaren en motsvarande
form för en s.k. självinduktion på primärrakledarens yta enligt
U =
(Λ/2π)[ln(4s/d) – 2s/d] .................. V
Med Λ=L[di/dt] och induktansen L(c) =
µ(L)s =U/[di/dt] ges motsvarande
U/[di/dt] =
(µL/2π)s[ln(4s/d)
– 2s/d]
och vilken motsvarande form vi återfinner i
en del konventionell modern akademisk facklitteratur enligt
L = (µ0/2π)s[ln(4s/d) – 3/4]
som
den motsvarande s.k. självinduktionsformen generellt för
raka ledare, s längden och d diametern:
;
Källan Elektronikens Grunder Del 1, John Schröder
1971, s124 specificerar (här t för 10–)
L=
2t7·l[ln(4l/d) – 3/4]
där 2t7 @ µ0/2π = (1,25662 t6
VS/AM)/2π = 1,99997 t7 VS/AM.
Samma specifikation finns i Electronics Equations
Handbook, Stephen J. Erst 1989 s7.
ELFA-katalogen (1998-99 [och senare], s624) specificerar
L=
0,002·l[ln(4l/d) – x]
med x som frekvensberoende [x=3/4 för låg
frekvens] och L i µH med l och d i cM.
Frånsett x, således samma som föregående ovan.
Notera att den konventionella
facklitteraturen varken specificerar ämnesform (ledarens material) eller strömändringens storlek (di/dt):
— Det underförstås att sambandet
gäller oberoende av material och laddningsacceleration (vilket också är
det praktiska fallet för små ändringar).
— Frånsett övriga aspekter:
— DEN NÄRA (principiellt exakta) ÖVERENSSTÄMMELSEN MELLAN
SAMBANDEN ÄR ANMÄRKNINGSVÄRD
— eftersom induktionen och magnetismen är strängt åtskilda enligt
relaterad fysik men intimt förenade enligt modern akademi.
NOT.: µ0/2π=(R0/c0)/2π=1,99997
t7 VS/AM ~ 2t7
Med
vidare fortsättning från
Induktionsbegreppet
i relaterad fysik.
Citablock elektromagnetisk induktion
Citatblock EMI
”Sambandet
mellan elektriska och magnetiska företeelser kan formuleras:
A.
Elektricitet i rörelse (= elektrisk ström) ger ett magnetiskt fält.
B. Ett varierande magnetiskt fält ger i
ledare, som befinner sig i fältet, en inducerad spänning.”.
TEKNISK ELEKTRICITETSLÄRA · E. Danielsson 1965 ·
s85
”Det är inte nödvändigt att ledaren förflyttas så att den skär över
magnetiska fältlinjer. Det väsentliga är att en ändring av det magnetiska
flödet inträffar. Det intima sambandet mellan elektriska och magnetiska
yttringar innebär att varje
ändring av ett magnetiskt fält ger upphov till ett elektriskt fält och
vice versa.”.
FOCUS MATERIEN · 1975 · s226sp2mn
”Elektroner i rörelse alstrar alltid ett magnetiskt kraftfält, vilket
utbreder sig vinkelrätt mot strömriktningen. Omvänt ger ett magnetiskt fält i rörelse kring en ledare
alltid upphov till en elektrisk ström. I båda fallen talar man om elektromagnetisk induktion.”.
FOCUS TEKNIKEN · 1975 · s132n
”Om en elektrisk ledare i form av en sluten strömkrets befinner sig i
ett magnetiskt fält och antalet magnetiska kraftlinjer som skär den av ledaren
omslutna ytan förändras, uppstår
(induceras) i strömkretsen en elektrisk spänning proportionell mot förändringen
per sekund av antalet omslutna kraftlinjer.”.
BONNIERS KONVERSATIONSLEXIKON V · 1924 · sp1352
”induktion; företeelsen
att ett varierande magnetiskt fält framkallar (inducerar) en elektrisk spänning
i en ledande kropp som befinner sig i fältet.”.
BONNIERS LILLA UPPSLAGSBOK · 1973/1995
”The Faraday law
in (1.81) [motsvarande induktionslagen U = –BA/T]
applies whether the changing flux
is the result of motion of the circuit in a field or whether the circuit is
fixed in position and the magnetic field is changing.”.
HANDBOOK OF PHYSICS · McGraw-Hill 1964 · 4-15
Induktionsspänningen i raka sekundärledare
Induktionsspänningen i raka sekundärledare
INTEGRATIONEN UTMED d
s=d: PUNKTINTEGRALEN till s
tas över hela b-längden d=s, lika med över hela b-vinkeln:
från bTILL90° b\90 för alla bidrag från ideala sfäriska
elektriska laddningsfältets övre del, och
från 90°TILLb
90\b
för alla bidrag från ideala sfäriska elektriska laddningsfältets nedre del
|
|
|
|
|
|
a |
b |
c |
d |
e |
f |
Punktintegralen
(figur a) i PREFIXxSIN
ÐP = (L/4px)(1–cosb)
............................. V/M
är dipolfältstyrkan (Ð) i
rymdpunkten (P) från hela den raka primärlängden (s);
— För att få den
inducerade spänningen (û) i en sekundärlinje (C, figur b) parallell med och
lika lång (d) som s, räknas alla fältbidrag i elektriska laddningens ideala
sfäriska statiska fält (figur e) dels på ovansidan — integrationen på vinkeln
bTILL90° b\90 — och dels på nedansidan — integrationen på vinkeln 90°TILLb
90\b, figurerna cdef. Detta »integrationssvep» täcker alla bidrag.
— Den inducerade
spänningen i d-linjen, lika lång som och parallell med primärströmlinjen s,
blir (se utförligt från Punktintegralen
om ej redan bekant)
û = Λ [ln tan(b/2)
+ 1/tanb]/2π ............................. V
= Λκ =
Λ[K]/2π) = Lc(di/dt)κ
tanb = x/s, s = x·cotb, û = u-flex
Λ = Lc(di/dt)
— L[c] är primärledarens egen inre interna primärinduktans, [di/dt] är
strömderivatan eller strömändringen [här konstant].
— För att kunna beräkna hur
avgränsade primära delavsnitt inducerar spänning i sekundära delavsnitt, typ
nedanstående,
måste vi relatera till
punktintegralens basform — samma som ovan b\90 med grundformen via 4pi, analogt
med endast halva û-värdet för s=d,
û = Λ [ln tan(b/2)
+ 1/tanb]/4π ............................. V
och enligt följande.
Integrationsgränserna för variabla induktionssymmetrier
— Vi använder här
exemplet från anordningen i Parallellexperimenten från 1994 där det gällde att bestämma de utskjutande sekundärändarnas
bidrag (d-delen i figuren nedan).
Avståndet mellan primär-sekundär = x
— Förutsättningen här är
att primärändens (s) ovansida avstämmer sekundärens (d) bottenpunkt (sTOP):
— Primärströmmen lämnar
primärlinjen där (vid sTOP, vinkelrätt, rakt neråt), men primärströmmens
riktning parallellt med d-tillskottet ger ändå bidrag till d-linjens
fortsättning (i princip mot oändligt).
— Genom att utnyttja
indexeringsgränserna direkt i (den ursprungliga differentialversion till)
û-sambandet ovan, och som utgår ifrån och bygger på integrationsintervallet
b\90 (bTILL90°), samt i beaktande av det bidragande laddningsfältets ovan- och
undersida, kan uppgiften lösas på följande sätt, figuren ovan.
— Om punktintegralen
sveper (vänstra figurdelen) mellan vinklarna B1(största) till B(minsta)
motsvarar det laddningshalvornas ovandel sett mot den mottagande sekundärens
d-del. Emellertid ingår i detta vinkelsvep B\B1 en y-del utmed s-primären som
inte ska finnas med. Eftersom den delen (y) i laddningshalvornas ovandel har en
motsvarande symmetrisk nederdel, kan den aktuella subtrahenden anges via
integrationsintervallet 90\B2.
— Med
intervalloperationen B\B1 – 90\B2 återstår så endast bidraget från
laddningshalvornas överdel på den aktuella d-delen (högra figurdelen), vilket
är lösningen:
û/(Λ/4π) = [ln[tan(B/2)] +
1/tanB] ;
;
(B\
B1) [ln(tan[B/2]/tan[B1/2]) + y/x]
= ln[tan(B/2)]
– ln[tan(B1/2)] + 1/tanB – 1/tanB1
= ln[tan(B/2)]
– ln[tan(B1/2)] + (s+y)/x – (s)/x
= ln[tan(B/2)]
– ln[tan(B1/2)] + y/x
= lnA – lnB + y/x
= ln(A/B) + y/x
= ln(tan[B/2]/tan[B1/2]) + y/x
;
–(B2\
90) –[ln(tan[B2/2]]) + y/x]
= –[ln[tan(B2/2)]
+ 1/tanB2]
= – ln[tan(B2/2)]
– y/x
; summering ger
= ln(tan[B/2]/tan[B1/2]) + y/x – ln[tan(B2/2)] – y/x
= ln(tan[B/2]/tan[B1/2]) – ln[tan(B2/2)]
= ln[tan(B/2)/[tan(B1/2)tan(B2/2)]]
Resonemanget kan göras (mera
grundligt) med samma resultat från punktintegralens differentialekvation, med
motsvarande intervallblock — Se Intervallblockets
förtydligande nedan.
— Genom att bägge ändarna
räknas symmetriskt på C-linjen ges i slutänden dubbla sambandsformen ovan för
d-tillägget (d=25mM enligt värdeformerna, se beräkningar i Kalkylkortet
Tabell1), alltså via 2û/(Λ/4π)=û/(Λ/2π) enligt
Verkan från primären på överskjutande
sekundärdelen (dubbla summan via ändsymmetrin) :
û = (Λ/2π)
· ln[tan(B/2)/[tan(B1/2)tan(B2/2)]] ;
ln[rakparentesen]= 1,0626495 Λ=L(di/dt)
Graf = ln([tan0.5atan15/(100+x)](tan[0.5atan15/100]tan0.5atan(15/x))'–1)
x:= 10x för horisontalskalan i grafen nedan.
— Notera att
induktionssambandet i sin grundform avser varje strömlinje som en ideal
geometrisk mittlinje genom varje praktisk cirkulär ledare.
— Speciellt för små separationsavstånd,
A-C i figuren ovan, kommer (därför) inte grundsambanden att visa korrekta
resultat. Jämför den typiskt grova primärledaren ovan (A) med dess laddningar i
huvudsak vid materialytan: grundformen urartar och kan inte användas för ett
sådant fall. Med en sekundärinduktion på en C-ledare som befinner sig innanför
primärledarens tvärsnittprojektion, måste grundformen vidareutvecklas för att
ge relevanta resultat. Den delen omnämns här endast utan vidare.
Graferna nedan visar hur
induktionsfaktorvärdet (vertikalskalan vänster) ändras (inom
tilläggsintervallet d=0-11mM i ledarens parallellt förlängda linje C) för en
s=0,1M lång rak idealt obegränsat tunn primärledare (A) för olika fasta
separationsavstånd A-C (vertikalskalan höger) i mM.
Graf = ln([tan0.5atan15/(100+x)](tan[0.5atan15/100]tan0.5atan(15/x))'–1)
Samma som föregående ovan, men med x i samma enhet som y.
Intervallblockets förtydligande
Om vi återknyter till
avsnittet om Punktintegralen i
Sekundära Induktionen, alla utvecklingar i PREFIXxSIN,
sektionen
∫ dU = (Λ/2π) [ 0→90∫ cosecb db – 0→90∫
cosec2b db]
U =
(Λ/2π) 0→90[ln tan(b/2) –
– 1/tanb]
=
(Λ/2π) [ln tan(b/2) – ln
tan45° + 1/tanb – 1/tan90°]
Från trigonometrin
minns vi att 1/tan90° är orepresenterat eftersom 1/(n→∞)
aldrig uppnår 0. För exakta 90° blir alltså den värdemässiga representationen
exakt noll. Detta ger oss
=
(Λ/2π) [ln tan(b/2) – ln 1 + 1/tanb – 0]
och tar om samma
härledningsform, men nu via det mera reguljära ursprungliga enkelsidiga (Λ/4π)
samt istället för 0→90 utnyttjar integrationsgränsen B1→B2 får vi
direkt
∫ dU = (Λ/4π) [ B1→B2∫
cosecb db – B1→B2∫
cosec2b db]
U =
(Λ/4π) B1→B2[ln tan(b/2) –
– 1/tanb]
= (Λ/4π) B1→B2[ln
tan(b/2) + 1/tanb]
=
(Λ/4π) [ln tan(B1/2) – ln
tan(B2/2) + 1/tanB1 – 1/tanB2]
Den sambandsformen
ansluter som vi ser till samma typform som den använda i föregående utnyttjande
av integrationsgränserna direkt i Integrationsgränserna
för variabla induktionssymmetrier.
Tilledarnas magnetiska fält
Tilledarnas magnetiska fält
NOTERA ATT LEDARNAS TVÄRSNITTSYTA FÖRUTSÄTTS IDEALT
OBEGRÄNSAT LITEN I ALLA FÖLJANDE MATEMATISKA SAMBAND för att medge maximalt
utrymme för samtliga möjliga fall.
— I det praktiska fallet får man beakta de
särskilda begränsningar som gäller för en viss ledardimension och i det
speciella fallet med magnetiska fältstyrkor [B] i närheten av ledarytan — eller
i [den idealt tunna] ledarens längsriktning, t.ex. utanför förlängningen av en
böj. B-styrkan i, inuti, en solid cirkulär ledare avtar i praktiken mot centrum
och är där noll, vilket sätter begränsningen. Se särskild härledning med
samband i B-fältet inuti Q.
Sett ovanifrån, figurbilden ovan.
Sett framifrån, figurbilden nedan.
Figurdelen i (b), se även
Högerhandsregeln,
illustrerar hur den magnetiska fältstyrkan från de bägge parallella
primärledarna (AB) helt tar ut varandra om strömmarna är lika stora och samriktade.
Alla magnetiska fältbidrag kan elimineras ur
C-linjen
Om
tilledarna placeras i samma medelsnittplan
som primärerna (A&B), figurdelen i (c) nedan, och förutsatt en omsorgsfullt
genomförd konstruktionssymmetri — symmetriskt lika långa, symmetriskt lika
dimensionerade ledare i samma homogena material — kan hela kretsbildens totala
magnetiska fältbidrag elimineras (idealt fullständigt) ur den centrala och
symmetriskt belägna mätmittlinjen (C). Alla primärdelens ledare kommer att ge
symmetriska men motriktade fältbidrag som tar ut varandra i den symmetriska
C-linjen.
PARALLELLEXPERIMENTEN från 1994 utnyttjade INTE
nedanstående option. Den aktuella anordningens tilledningsalternativ visas i
figurdelen [d] längre ner.
Om bara den ena [vänstra] strömskänkelns
ledardel är elektriskt aktiv, och med de strömriktningar som figuren ovan
anvisar, ges magnetiska fältbidragen från de parallella tilledarna med en
resulterande B-styrka riktad rakt uppåt mot betraktaren i C-linjen. Pilarnas
olika storlek i C-linjen motsvarar ikoniserat de olika fältstyrkorna.
— Nedan visas mera ingående den grafiska funktionen
för hur den B-styrkan varierar utmed C-linjen. Exemplets strömstyrka är 30
Ampere och parallellavståndet 100 mM med C-linjen placerad 7,5 mM från
vertikalledaren [A] som förbinder de parallella tilledarna. Vertikalskalan
nedan i milliTesla. Beräkningarna finns samlade i Tabell2 i Kalkylkortet.
Sambandets grafiska ekvation finns [delvis
illustrerat] redovisad i Kalkylkortet Tabell2 överst, den är uppdelad i en övre [vänstra]
och en undre [högra] bidragsdel enligt respektive
yGRAFövre =
(10'2)[3][(107.5)[([(107.5)'2]+[10x]'2)'–0.5]–(7.5)[([(7.5)'2]+[10x]'2)'–0.5]]/([10x])
yGRAFunre =
(10'2)[3][(107.5)[([(107.5)'2]+[(100–10x)]'2)'–0.5]–(7.5)[([(7.5)'2]+[(100–10x)]'2)'–0.5]]/([(100–10x)])
med totala grafiska sambandet
yGRAF = 30([[(107.5)[([(107.5)'2]+[10x]'2)'–0.5]–(7.5)[([(7.5)'2]+[10x]'2)'–0.5]]/[10x]]+[(107.5)[([(107.5)'2]+[(100–10x)]'2)'–0.5]–(7.5)[([(7.5)'2]+[(100–10x)]'2)'–0.5]]/([(100–10x)]))
Alla sambandsformer utgår här ifrån den
konventionellt benämnda Biot-Savarts lag. För B-styrkan utanför rakledaren skrivs den
i PREFIXxSIN
B = µ0(I/4px2)sinb
.............................. grundformen
för sambanden ovan
Se utförlig beskrivning och härledning i Magnetiska Expansionsintegralen, om ej redan bekant.
Figurdelen (d) nedan
visar den aktuella konstruktionen (BLOCKALTERNATIVET) som användes i PARALLELLEXPERIMENTEN 1994. Tilledarnas längsutsträckningar ligger rakt under AB-ledarnas
ändar. Sambanden för detta fall finns också redovisade illustrerat i Kalkylkortet
Tabell2, andra blocket.
— En motsvarande grafisk
redovisning för detta fall blir mera komplicerad med endast ena strömsidan representerad
eftersom den delen uppvisar olika B-riktningar, sambandsgeometrin i figuren
nedan till höger. Tas bägge strömsidorna med [delvis enklare härledning på
grund av symmetrierna] får B-riktningen genomgående en och samma riktning — med
strömmarna enligt exemplet så som visas i figurdelen nedan till vänster.
Grafbilden med bägge AB-delarna får samma typutseende
som i föregående grafbild, men med högre värden [0,45 mT topp, mitten 0,21 mT],
se Diagram-GrafExempel i Kalkylkortet Tabell3.
— Notera dock att B-riktningen i detta fall [B90] helt saknar komponenter
som kan vektoradderas med B-komponenter från AB-ledarna i C-linjen. Dessa bägge
olika B-riktningar är inbördes rätvinkliga, de adderas inte; laddningarnas
rörelseriktningar i AB-ledarna är samma som B90-riktningen, ingen
magnetisk växelverkan kan utbildas för detta fall. Se även i Magnetiska Kraftlagen.
— Ett Hallelement som mäter B-styrkan mellan
AB-ledarna i C-linjen märker ingenting av B90-vektorerna [och vice
versa].
— Parallellexperimenten från 1994 visade också
att dessa delar inte har någon inverkan.
— En mera REGULJÄR experimentredovisning för
induktionsmätning måste dock beakta dessa detaljer, och välja anordningen efter
föregående PLANALTERNATIVA tilledningsdragning, för att säkert
eliminera alla B-förekomster från den avgörande C-linjen.
Med grund i den allmänt
förhärskande uppfattningen att magnetiska fält (B) bildas av elektriska
laddningar i rörelse [enligt relaterad fysik i
förhållande till referenspunkterna R(eg) i ett yttre dominant g-fält],
visar den enkla fenomenverkan att en elektrisk laddning (Q+) i rörelse relativt
R(eg) som bildar B-fältet [B(Q+)] växelverkar med ett (från en annan Q+-källa)
yttre magnetisk fält (B), så, att (Q+) attraheras mot det område där B-fältens
riktningar tar ut varandra maximalt (förtunningar), analogt repelleras från
områden där B-fälten samverkar maximalt (förtätningar).
Elektriska laddningens växelverkan med B-fält
— Figuren nedan (abcd)
sammanfattar det enkla grundregelverket för en positivt laddad elektrisk
laddning Q+ som lägesändrar uppåt från bildytan mot betraktaren (idealt den
associerade strömriktningen från induktionsspänningen i C-linjen i Fig:1a sett framifrån
[bottenpunkten]). B betecknar magnetiska
fältstyrkan i ett fast yttre magnetfält, F betecknar magnetiskt resulterande
kraftverkan på Q+.
Verkan efter »minsta motståndets lag»:
Alla
naturliga processer utvecklas alltid mot den punkt där motståndet är som lägst.
Se även en mera utförlig
genomgång av riktningsbegreppen i Riktningsgrundernas upphov för magnetismen.
Blockalternativet
Samband
Sambanden nedan för beräkning av resulterande magnetiska
fältstyrkan till storlek och riktning enligt figurbilden ovan — sambanden nedan
avser endast den vänstra (ena) strömskänkeln som elektriskt aktiv; [vänstra
ström-] skänkelns övre-nedre del gömmer tilledningarna med vardera längden s.
Notera beteckningssätten [här på grund av olika typreferenser]: B-värdena
relateras till den markerade xy-riktningen [det vanliga xy-systemet roterat
+90°].
övre:
r =
√ x12 + z2
R = √ r2 + s2
B = µ0(I/4πr)(s/R) ................... se Specifika B-ekvationer (se även konv. Biot-Savarts lag)
By/B
= x1/r
Bx/B
= –z/r
unre:
r =
√ x22 + z2
R = √ r2 + s2
B = µ0(I/4πr)(s/R) ................... se Specifika B-ekvationer (se även konv. Biot-Savarts lag)
By/B
= x2/r
Bx/B
= +z/r
xy-komponenterna summeras var för sig, totala
B-summan bli resultanten av dessa. B-vinkeln beräknas med KVADRANTVILLKOREN
[speciell omvandlingsfunktion i kalkylprogram finns, här OpenOffice,
ARCTAN2(x;y) som ger B-vinkeln i ± pi radianer — multiplikation med180/pi ger
gradtalet]. Se Kalkylkortet Tabell2.
— Ovanstående [i kalkylkortet] kan användas med
godtycklig utsträckning för x1 — positivt som ovan, negativt över toppdelen.
Här
slutar framställningen om induktionsbegreppet
i relaterad fysik med magnetismen
i ljuset av parallellexperimenten med den tillhörande allmänna materieinduktansen.
Supraledning — inledning, se även i Förord
BILDKÄLLA: Föffattarens arkiv · 6Jun2010BlommorBild54RF2010/2 ·
NikonD90 · Detalj
Supraledning
Kort introduktion till Supraledning ENLIGT
RELATERAD FYSIK — Resonanserna [Harmoniska Svängningar] styr hela fysiken. Se
även Historisk
Uppkomst med Konventionell Beskrivning
SUPRALEDNINGENS
BESKRIVNING i detta htm-dokument ska (om allt stämmer), genom elektronmassans komponenter (τ-ringarna),
ge en kvalitativt helt UTTÖMMANDE kvalitativ förklaring (genomgång) av samtliga
fysikaliskt möjliga orsaker till fenomenet sett från den relaterbara fysikens
synvinkel (TNED) — men ger (här) ingen övergripande matematisk beskrivning av
alla möjliga fall.
— Eftersom
τ-ringarna i TNED grundlägger atomens resonanser (se från PERIODISKA SYSTEMET) finns flera (många) olika möjliga sätt för supraledningen att
gestalta sin specifika fysik, och därmed, tvunget, alla lika omfattande (som
atomernas spektrum) om det gäller en rent matematisk beskrivning. De olika
sätten som innefattar fenomenbeskrivning i ämnet supraledning ska alltså,
enligt TNED, vara återförbara, bero, på mönsterresonanser inom
elektronmassorna, men vilka resonansers mera precisa matematiska fysik den här
framställningen INTE är tillägnad.
— Här berörs
(inledningsvis) endast de allra enklaste grunderna (se från Sambandsformen enligt TNED).
— Hela bakgrunden till
ämnet är (nämligen) endast den (här, helt enkla) uppmärksammade
matematisk-fysikaliska kopplingen [från magnetismen via DIVERGENSEN (c) i Kausalsambandet]
enligt
↨Rmax/ç0 = R0c0/ç02
och som via
τ-ringarna med samma enkelhet leder till samma kvantitativa allmänna
SUPRALEDAR-uttryck som används konventionellt i beskrivningen (se Meissnereffekten i citat)
Bz(x) = B0e–x/λ
Den följande
presentationen härleder sammanhanget, samt i någon mån relaterar ordningen för
funktionssättet i den mest uppenbara praktiken — sådant det kan utläsas enligt
relaterad fysik.
Om ej redan bekant:
QTEK WindowsMobile 1,3 MegaPixel. Författarens
Fotografier 2007IV17
ALLA INNESLUTNINGAR [»atomer»] som matas med
eller innefattar en bestämd energi uppvisar MÖNSTER, stående vågformer, eller resonanser.
— RESONANSMÖNSTER generellt som
fattningsgrund för fysiken i allmänhet:
—
Resonanserna grundlägger hela materiefysiken genom GRUNDÄMNENAS PERIODISKA SYSTEM.
Resonansmönstren (kända från alla naturpromenader om inte annat)
genomtränger hela naturboken. Vi finner dem i alla naturliga strukturer.
BILDKÄLLA: Författarens arkiv · TonKollage med DELPHI4Test2011 ·
26Jun2011Ängen2_24Excur14•2Jun2009Tall13Excur2 · NikonD90 · Detaljer
— Resonanserna kan studeras elementärt genom enkla köksexperiment: Hur fasta, stående vågmönster, bildas med hjälp av en vanlig disbalja i plast (bilden
överst). Bumpa jämnt rytmiskt med ena handen på baljkanten för att mata
vågenergin. Testa olika rytmer och styrka, olika (hexagonala) typmönster
framträder. På samma sätt, som det får förstås, bildas olika mönster (konv.
orbitaler) i och mellan atomerna via elektronmassorna. Härledningen till Periodiska Systemet
bildar en grundform (Se även delvis vidare utförligt från Spektrum). Det är fysikgrunden vi bör
känna till, elementärt.
Att NOTERA:
— Supraledningens fenomenform ENLIGT TNED — relaterad fysik —
saknar HELT paralleller i modern akademi, främst på grund av DIVERGENSEN, men också (än mer) på
grund av ELEKTRONMASSANS KOMPONENTER: De (»vibratorerna») ingår inte i den moderna akademins
atomteori;
— Modern akademi anser bl.a. att »elektronen
är en punktpartikel med noll utsträckning och oändlig massa». Därmed effektivt
punkt för varje vettig fenomenbeskrivning.
— Fenomenformen (enligt relaterad fysik)
undgår — därmed likaledes — HELT varje form av logisk beskrivbarhet i termer av
modern akademi. Ingen förstår eller kan förklara ämnet i den moderna akademins
ljus — utom genom en mer eller mindre abstrakt matematik (successivt framväxt
på experimentell grund).
— I TNED är elektronen ingen partikel, utan
ett massa-laddningskvantum, en hop, en mängd. Se särskilt från Spektrum och Kvanttalen, om ej redan bekant.
— Följande framställning försöker ge en bild
av HUR man ändå konventionellt har kunnat komma fram till en beskrivande
grundmatematik i ämnet supraledning, sett från den relaterbara fysikens synvinkel
(i kraft av författarens observationer).
Fenomenform Enligt Relaterad Fysik — Se även Historisk Uppkomst med
Konventionell Beskrivning
SUPRALEDNING
För grundbegreppen ENLIGT
RELATERAD FYSIK, se
MAGNETISMEN och speciellt HÖGERHANDSREGELN, samt Atomkärnans härledning med ELEKTRONMASSANS KOMPONENTER, om ej redan bekant.
För praktiska exempel på elektronmassans
komponenter, se särskilt Spektrum och Kvanttalen, LJUSETS POLARISATION, Elektronens Bubbelkammarspår, CASIMIREFFEKTEN och Lambväxlingen, samt även GRUNDÄMNENAS BROTTHÅLLFASTHET, om ej redan bekant.
Normal elektrisk ledning:
I en normal elektrisk ledning ligger
elektronmassans komponenter maximalt glest utspridda enligt RESONANSVILLKOREN som grundlägger GRUNDÄMNENAS PERIODISKA SYSTEM. Varje elektronkomponent
[tau-ringen, τ] har en bestämd kraftkoppling F[eZ] till sin moderkärna och som hindrar en
resistanslös makroströmväg genom materialet. Genom att τ-ringen är liten i förhållande till medelavståndet
mellan ringarna, kan alla yttre, och inre, magnetfält passera obehindrat genom
materialet utan någon nämnvärd störning.
Supraledning:
Elektronmassans förtätning skapar begränsning
i magnetfältens genomträngning
kvantiserad ström via h/2e
F[eZ]-komponenten kan i egentlig mening
inte elimineras från en elektronmassa, endast omfördelas mellan elektronmassans
komponenter [beroende på skymningseffekter, analogt RESONANSVILLKOR]. Totala
summan av attraktionen Atomkärna-Elektron förblir konstant. Genom den
resonansbetingade effekten, kan vissa elektronstråk bildas med i princip NOLL
atomkärneattraktion på bekostnad av att attraktion tillväxer i andra stråk
[närmare atomkärnan]. Det är i varje fall den närmast liggande förklaringen
enligt TNED.
↨Rmax/ç0 = R0c0/ç02 normalfallets förenkling i
»fri rymd» c0 ~ ç0 ↔
R0c0/c02 = R0/c0 = µ0
DET som helt undgår Modern Akademi — se mera utförligt i µ0. För reduktionen ç, ledet ovan, se speciellt från Kausalsambandet,
om ej redan bekant.
Genom att τ-ringarna komprimeras eller »kondenserar» —
ansvaret för det ligger helt på den sammandragande
magnetismen inbördes mellan ringarna då de färdas åt samma håll, se Summerande B-fält i MAGNETISMEN om ej redan bekant — uppkommer delvis andra
betingelser för magnetfält att passera materialet. Genom ansamlingen av ringar
[Se Elektronmassans komponenter], analogt komprimerad
elektronmassa, som betyder c=0 enligt DEEP från GRIP, tvingas genomlöpande magnetfält möta lägre,
inte högre, lokal divergens. Magnetfältets utbredning
i material tvingas följaktligen gå ikring, omsluta, det aktuella området. Det får
tydligen förstås som att det massförtätade området INNESLUTS som i en väska
eller låda av det genomträngande magnetfältet.
Kroppen som bildar det genomträngande fältet
kommer följaktligen att kunna BÄRA MED SIG supraledarens
elektron-atombesättning som om den vore en atom [atomkärna] i den egna
fältkroppen. Styrkan i effekten är lika med styrkan i uteslutningarna. Det är i
varje fall den mest uppenbara förklaringen enligt TNED.
↨Rmax/ç0 = R0c0/ç02
↔ normalfallets förenkling i »fri rymd» c0 ~ ç0
R0c0/c02
= R0/c0 = µ0
Se vidare beskrivning
nedan i Supraledningens
Uppkomst och Sambandsformen enligt TNED.
Det mesta naturlige
betraktelsesättet enligt TNED:
— När elektronmassorna —
i vissa stråk — friläggs sin Coulombiska attraktion mot sina moderatomkärnor på
bekostnad av att andra delar förstärker sina, allt i anledning av att temperaturen
avtar och materialet inträder domänen för s.k. supraledning, och förutsatt att
materialet också ingår i en sluten elektrisk krets, är det med hänsyn till
strömmen som sådan naturligt att elektronmassornas
komponenter sammandras magnetiskt på
samma sätt som gäller i fallet med elektroner som dras ut av en förbipasserande
protonkärna (attraherande elektriskt fält) i en bubbelkammare. Se Elektroncylindern i ELEKTRONENS BUBBELKAMMARSPÅR för praktisk jämförelse enligt
TNED.
Elektriska laddningar som färdas likriktat [Se
MAGNETISKA KRAFTEN], sammandras [och
spinnsynkroniseras inbördes] på känt sätt av sina inbördes bildade magnetiska
fältkrafter, och tenderar så att inrättas på gemensam strömlinje. På samma sätt
som de enskilda lindningsvarven i en elektrisk spole av samma skäl utbildar
inbördes attraherande krafter mellan de tätt liggande strömringarna, sker en
inbördes magnetisk attraktion också mellan närliggande komponentringar i
elektronmassan. Den attraktionen dämpas sedan av Coulombrepulsion endast då
ringarna kommer helt nära varandra.
— Föreställningen om
elektronmassans komponenter fanns från början (1925) med i modern akademi, men förkastades
år 1927 med hänvisning till relativitetsteorin (se Vibratorerna). BILDEN I STORT, här beskriven, ingår därför
inte i den moderna akademins lärosystem, liksom heller inte atomkärnans härledning gör det.
— Eftersom atomen som
komponent i vilket fall bygger på KEPLERRESONANSER —
se utförligt i GRUNDÄMNENAS PERIODISKA SYSTEM om ej redan bekant — och därmed grundas på de enskilda
elektronmassornas resonanser (se även i SPEKTRUM OCH KVANTTALEN ), och därmed fundamentala
kopplingar till Plancks konstant
(h=mcℓ) genom motsvarande impulsmoment för elektronmassorna, är det också
naturligt om de friställa-starkare kopplade elektronmassornas domäner
resonansmässigt delas upp (först) i PAR — när materialet undergår strömdrag:
Den detaljen är viktigt att ha i bakhuvudet för den relaterade fysikens
beskrivning: Utan inre magnetisk fältväxelverkan går det inte.
— I normalfallet med
vanlig rumstempererad elektrisk ledning gäller ett motsvarande
spänningsberoende i elektronmassan uttryckt formellt i fysikaliska storheter
enligt
E = hf = mcℓf = Ue;
h/e = E/fe = U/f = (m/e)cℓ
Om elektronmassorna
omfördelas i svagare-starkare grupperingar, ger resonansvillkoret med
impulsmomenten (h=mcℓ) enbart via enskilda elektronmassor ett motsvarande
spänningsberoende
h/ne = E/fne = U(n)/f = (m/ne)cℓ
Därmed får tydligen
förstås att supraledningens egenskap främst söker sig till en strömledning (via
U) i formen av att öka den normala elektronkoefficienten (n) från n=1 till
närmaste elektronparbildning, n=2.
Uppkomst — Upptäck från 1911
SUPRALEDNING
För grundbegreppen ENLIGT
RELATERAD FYSIK, se MAGNETISMEN och speciellt HÖGERHANDSREGELN
Spolen
[vänster
ovan] förs mot den vilande ringen: Den vilande ringen ser ett
växande B-fält, analogt en primärström som är i växande: Det blir då de elektriska
laddningarna i primärstömmens växande riktning som bestämmer den
inducerade strömriktningen i den vilande ringen: ringströmmen ges motsatt spolströmmen.
Ringströmmen bildar ett magnetfält som motverkar spolens magnetfält [konv.
Lentz lag]. Bilden ovan illustrerar detta fall.
Spolen
[vänster
ovan] förs från den vilande ringen: Den vilande ringen ser ett
avtagande B-fält, analogt en primärström som är i avtagande: Det blir då de
elektriska laddningarna i primärstömmens avtagande riktning som bestämmer den
inducerade strömriktningen i den vilande ringen: ringströmmen ges samriktad
med
spolströmmen. Ringströmmen bildar även i detta fall ett magnetfält som
motverkar spolens magnetfält [konv. Lentz lag].
— Riktningsanalogin kan enklast memoreras
via EN KONSTANT PRIMÄRSTRÖM på yttre sekundärledare: Ökas primärströmmen,
induceras sekundärströmmar motriktade primärströmmens riktning; Minskas
primärströmmen, induceras sekundärströmmar medriktade primärströmmens riktning
[i äldre litteratur även konv. Maxwells regel]. I vilket fall är nettoeffekten
av ändringarna ALLTID enligt TILLSTÅNDETS PRINCIP att SÖKA MOTVERKA ÄNDRINGENS
ORSAK. Se även i ÄNDRINGSLAGARNA.
Nollresistansen
i supraledare
En
magnetstav eller (bilden ovan vänster) en strömgenomfluten elektrisk spole som
förs mot en vilande elektriskt ledande ring (bilden ovan höger) inducerar i
ringen en ström (i) motsatt riktad spolströmmen (konv. Lentz:s lag).
Inducerade strömmen är alltid riktad så att nettoeffekten i slutänden söker
motverka ändringens orsak (Se även Ändringslagarna).
I en vanlig
normal elektrisk ledare kan induktionsströmmen bara påvisas så länge B-spolens
rörelseriktning ändras. Så snart denna avstannar, avstannar också den
inducerade ringströmmen. Anledningen är naturligtvis att den vanliga
ringledaren uppvisar en inre RESISTANS: den inducerade elektronströmmen
avstannar.
I en supraledare induceras också samma typström, men den inducerade
strömmen avstannar inte. Man upptäckte genom experiment (först 1911 för
Kvicksilver Hg som hade kylts ner till en kritisk temperatur), att den
motsvarande inducerade ringströmmen fortsätter oavbrutet, som om
supraledaren inte hade någon elektrisk resistans alls.
Magnetfältens
uteslutning (eng. expulsion) ur supraledarens inre materialkropp
Men
resistansfenomenet visade sig bara vara en del av fenomenverkan i
supraledningen. Mätningar visade också att magnetfältet inuti supraledaren
väsentligen försvagades (konv. Meissnereffekten).
Fenomenformen
med magnetiska fältets uteslutning skiljer på två typer:
·
Magnetfältens fullständiga
uteslutning ur supraledaren, s.k. typ I
(Aluminium, Zink, Kvicksilver, Bly, m.fl.)
·
Magnetfältens delvisa
uteslutning ur supraledaren, s.k. typ II
(Niob, Vanadium — i allmänhet också speciella legeringar)
Ref.,
se Conventional
superconductor
http://en.wikipedia.org/wiki/Conventional_superconductor
Speciellt
typ II används i praktiska demonstrationer för att visa hur en magnet kan fås
att sväva (levitera, eng. levitate) över en supraledare. Se speciellt
nedanstående länk till en videosekvens [1min24sek in i videon; tag kring magneten med lyftning av
denna tar den underliggande supraledaren med sig som i en omslutande väska]
SUPERCONDUCTORS AND MAGNETIC LEVITATION
http://www.supertightstuff.com/04/10/featured/superconductors-and-magnetic-levitation/
Om
den överliggande magneten (videosekvensen ovan) liknas vid den övre
ringströmmen (figuren nedan överst) och den underliggande supraledaren (typ II)
liknas vid den undre ringströmmen — alltså en motinducerad strömriktning som
fortsätter — är följande principresultat tydligt från den magnetiska
grundfysiken:
—
Nettoverkan mellan supraledarens magnetfält på dennas utsida (blå pilar
nedan) och den överliggande magnetens magnetfält tar ut varandra.
— Det
betyder tydligen att vi kan säga att supraledarens inducerade magnetism från
den överliggande magnetens föregående rörelse exkluderar alla interna B-fält i
supraledarens egen materiekropp. Konventionellt beskrivs detta (ofta) som
att supraledaren uppvisar diamagnetism (omvänd para- och
ferromagnetism, citat nedan).
—
Magnetfältens motverkan i mellanrummet mellan kropparna visar samtidigt också
att magneten utsätts för en repellerande kraft.
— Vi
kan förstå att det är denna repellerande kraft som får magneten att sväva över
supraledaren. Den typbeskrivningen är också den allmänna man brukar möta i
ämnet:
”Superconductors
are strongly diamagnetic. That is to say that they will repel a magnet.”,
THE
MEISSNER EFFECT
http://www.users.qwest.net/~csconductor/Experiment_Guide/Meissner
Effect.htm
;
”This
means that diamagnetic materials are repelled by magnetic fields.”,
DIAMAGNETISM
http://en.wikipedia.org/wiki/Diamagnetism
Repulsion mellan två strömringar illustrerad
via motriktade ringströmmar.
Men som också videosekvensen visar, är
detta uppenbarligen inte hela sanningen.
Videosekvensen 1min:24sek;
Experimentatorn lyfter magneten — och det underliggande supraledande
materialblocket följer med upp.
— När
den svävande magneten lyfts upp följer den underliggande supraledarens
materialkropp med — som om den vore innesluten i en väska eller låda i den
överliggande magnetens magnetfält.
—
Magneten uppenbarligen både repelleras (på ena sidan) OCH attraheras (på
andra sidan). Eller rättare sagt:
— Den
supraledande kroppen både stöter ifrån och attraheras av magnetens
magnetfält.
Den fenomenformen gestaltar
uppenbarligen ingen vanlig teknisk fysik.
— Vad
vi vet finns ingen motsvarande makrofysisk magnetdemonstration.
— Man
kan få olika föremål att sväva fritt över (starka) magnetfält. Men att också få
föremålet att följa med i en lyftrörelse som om föremålet fanns inneslutet i en
väska, väskans material ett omgivande vanligt magnetfält, är här veterligt helt
förbehållet supraledarens fenomenvärld.
— Jo.
Det finns ett sätt — men bara delvis. Om den underliggande av två attraherande magneter
är precis så tung att tyngdkraften uppväger attraktionskraften, finns i varje
fall i princip möjligheten att den undre (magnet)kroppen följer med, svävande
eller hängande. Men det är ett utpräglad attraktionsfenomen.
—
Samma typ kan också i princip bildas (momentant) av gravitationen. Men också
det är ett utpräglad attraktionsfenomen.
—
Supraledaren uppvisar, tydligen och helt unikt, ett komplementärt
motsvarande magnetiskt repulsionsfenomen.
Videosekvensen visar
motsvarande: När den kritiska temperaturen nås, när den nedkylda supraledaren
kommer över den gränsen [T(critical)], upplöser sig fenomenformen:
— Den
föregående supraledarens materialkropp »ramlar ur magnetlådan».
Vad förorsakar »magnetlådan»?
— Det
är den underliggande fenomenform som den moderna akademins vetenskapare arbetar
med att försöka beskriva kvalitativt. Inget vet ännu (Aug2011).
— Man
har en delvis förklaring, men då i (den sedvanliga moderna akademiska) formen av
(för de flesta obegripliga) matematiska samband som ansluter till den moderna
akademins vektorkalkyl (Maxwells ekvationer, med vidare). Detaljerna är
(alltså, emellertid) i stort sett kryptiska och i princip omöjliga att förstå
genom någon direkt logisk beskrivning. Jämför,
”The
question of how
superconductivity arises in high-temperature superconductors is one of the major unsolved problems
of theoretical condensed matter physics . The mechanism that causes the
electrons in these crystals to form pairs is not known.[7] Despite intensive research and many promising leads, an explanation has so far eluded scientists.”,
ONGOING
RESEARCH, [2011-08-20]
http://en.wikipedia.org/wiki/High-temperature_superconductivity
— Det
finns dock vissa klargörande stycken som belyser svårigheterna, och till viss
del även förklarar vari själva svårigheterna består. Se t.ex.
ONGOING
RESEARCH,
QUALITATIVE
EXPLANATION OF THE SPIN-FLUCTUATION MECHANISM,
http://en.wikipedia.org/wiki/High-temperature_superconductivity
I korthet:
Man jämför den normalt lågtempererade
supraledningens Cooper-elektronparbildning med den mera svårförklarliga
högtempererade (över 30°K) s.k. elektronspinn-täthetens vågbildning:
— I det normalt
supraledande fallet kan man se atomgittersvängningarna (eng. phonons) som den
katalyserande orsaken till Cooper-elektronpar.
— I högtempererade
supraledare figurerar istället det konventionellt benämnda ELEKTRONSPINNET (som
ett förstadium till phonon-effekten). Istället för att temperatursänkningen
leder till elektronparbildning genom effekter från direkta ändringar i
atomgittersvängningar, är det i högtemperaturfallen elektronmassornas
spinnfaktorer som spelar in och som förorsakar elektronparbildningen, och då
också på annorlunda sätt, analogt i andra mönster (mera utpräglad Coulombisk repulsionsverkan
inbördes mellan elektroner).
;
OVERVIEW,
MORE
DETAILS,
http://en.wikipedia.org/wiki/BCS_theory
I korthet:
Detaljerna berör den
teoretiska förklaringen till HUR elektroner kan forma s.k. Cooper-par,
supraledningens absoluta fenomengrund (nollresistansfenomenet).
— Utläggningarna i
etablerade termer är här milt sagt »flummiga»: man ANTAR att ”viss attraktion
finns mellan elektroner” men utan att specificera orsaken — vilket som vi vet
från TNED ställer sig helt annorlunda i ljuset av ELEKTRONMASSANS
KOMPONENTER. Det är just fenomenet med ”attractive interaction” som bildar
centralproblemet i den modern akademin supraledande ljus — och vars paralleller
framgår lika tydligt genom TNED, förutsatt bekant, men som övergår i rena
gåtfullheter i termer av den modern akademins lärosystem.
SUPRALEDARENS SUPRALEDNING — BCS-teorin via
Cooper-par
BCS från Bardeen, Cooper, Schreiffer [1957]
Konventionellt,
se t.ex.
BCS
THEORY, [2011-08-20]
http://en.wikipedia.org/wiki/BCS_theory
beskrivs/förklaras
supraledningen (nollresistansen) av att materialet bildar s.k. Cooper-elektronpar.
Det sker genom att materialets inre atomgittersvängningar (konv., eng. phonons)
avtar med avtagande temperatur, och därmed möjligheten för speciella inre
gitter(elektron)resonanser att bildas. En av dessa skulle vara att atomgittrets
elektroner kan bilda motsvarande förtätningar (genomgående, typ I, eller delvis
typ II) som är omöjliga i vanlig temperatur. För dessa elektroner skulle då
gälla att deras normala atombindning i princip helt och hållet upphör — och
därmed noll förlustenergi i varje övergripande elektronflöde (ström). Dvs.,
noll motstånd. Hela BCS-teorin behandlar detaljerna (modern kvantmekanik) och
ger de grundläggande sambanden (men teorin är inte heltäckande).
SUPRALEDARENS magnetEXKLUSION —
Meissnereffekten (1933)
”The Meissner effect is the expulsion of a
magnetic field from a superconductor during its transition to the
superconducting state. The German physicists
Walther Meissner and Robert Ochsenfeld discovered the phenomenon in 1933
by measuring the magnetic field distribution outside superconducting tin and
lead samples.”,
MEISSNER
EFFECT
http://en.wikipedia.org/wiki/Meissner_effect
Nollresistansen
självt kan PÅ VISST SÄTT förklara hur supraledaren utesluter magnetfälten ur
den egna materialkroppen. Nämligen genom de nämnda inducerade ytmotströmmarna
som supraledaren uppvisar då en yttre magnet förs mot (eller bort ifrån)
supraledaren. Man säger att supraledarens egeninduktion tar ut magnetfältet
från magneten. Analogt, magnetfältet »försvinner» ur supraledarens
materialkropp.
— Men
som vi nyligen konstaterade i exemplet med Videosekvensen, är
supraledarens eget inducerade strömflöde uppenbarligen inte hela sanningen.
Supraledaren beskriver både en repellerande och attraherande fenomenverkan på
magneten.
— Medan
supraledarens motverkande magnetfält kan förklaras av den nollresistiva
inducerade strömmen, och därmed till viss del fenomenformen med de
egenkroppsliga uteslutna magnetfälten, är det tydligt att någon annan
fältförklaring ligger till grund för det faktum att supraledaren tydligen
innefattas som ett omslutet föremål i en väska eller låda i den utanförvarande
magnetens magnetfält — precis som supraledaren skulle vara en atom i
magnetkroppens materierum: den följer med magneten i dess rörelse. När supraledningen
upphör, ramlar den ur.
Den
konventionellt främsta aspekten som (också) anförs till förmån för att utesluta
att nollresistanseffekten (BCS-teorin) ensamt bär ansvaret för
magnetfältsuteslutningarna, är följande:
”But
if the material already
had a steady magnetic field through it when
it was cooled through
the superconducting transition, the magnetic field would be expected to remain.”,
THE
MEISSNER EFFECT [2011-08-20]
http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/solids/meis.html
Min
översättning:
Men om materialet redan hade ett fast magnetfält genom
sig när det avkyldes genom den supraledande övergången, skulle magnetfältet
förväntas bevaras.
Eftersom
emellertid, Meissnereffekten, det redan från början befintliga magnetfältet i
sammanhanget inte alls bevarades utan istället kunde konstateras försvinna
(nästan helt), måste man utesluta att enbart nollresistansfenomenaliteten i sig
skulle vara hela orsaken. Eller som HyperPhysicskällan ovan säger saken:
”Hence
the active exclusion of magnetic field must be considered to be an effect
distinct from just zero resistance.”,
THE
MEISSNER EFFECT [2011-08-20]
http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/solids/meis.html
Min
översättning:
Alltså måste den aktiva uteslutningen av magnetfält
förstås vara en effekt skild från just nollresistans.
Nollresistansen
i sig förklarar inte den magnetiska uteslutningen — eller (som det visat sig
här mest bekvämt att benämna saken) Den Magnetiska Lådan, eller
(magnetiska) fältinbyggnaden kan inte förklaras enbart av nollresistans.
— Det
ovanstående HyperPhysics-argumentet (omnämns f.ö. av många andra webbkällor)
är naturligtvis det starkaste i ledningen för att försöka hitta en alternativ
förklaring.
Vad beror fältuteslutningen-fältinbyggnaden
på?
Inga direkta svar finns ännu (Aug-Sep2011) i etablerade
kretsar på vad som förorsakar supraledningens fenomenform. Nedan ges ett
centralt citat som belyser den (allmänt beskrivande) matematiska sidan av
saken. Därefter ges en motsvarande bild sett från den relaterade fysikens sida,
där den kvalitativa bilden framstår desto mera välrepresenterad.
”The discovery of the Meissner effect led
to the phenomenological theory of
superconductivity by Fritz
and Heinz London in 1935. This theory explained resistanceless transport and the Meissner effect, and allowed the first theoretical predictions for
superconductivity to be made. However, this theory only explained experimental
observations—it did not allow the microscopic origins of the superconducting properties to be
identified.”,
CONSEQUENCES
[2011-08-20],
http://en.wikipedia.org/wiki/Meissner_effect
;
”A simple example geometry is a flat boundary between a superconductor
[and .. what?] within free space where the magnetic field outside the
superconductor is a constant value pointed parallel to the superconducting
boundary plane in the z direction. If x leads perpendicular to
the boundary then the solution inside the superconductor may be shown to be
Bz(x) = B0e–x/λ
From here the physical
meaning of the London penetration depth can perhaps most easily be discerned.”,
LONDON
PENETRATION DEPTH [2011-08-20],
http://en.wikipedia.org/wiki/London_equations
Källan anger ett samband
för det s.k. Londondjupet λ [lambda] enligt
[:=, konv., eng. defined to be]
λ :=
√mc²/4πnse²
med elektronmassan m, ljushastigheten c, n[s] antalet supraledande laddningsbärare, e elektronladdningen
— Vi
ser att funktionen ger ett allt snabbare avtagande B-värde med växande x-penetration
ju mindre Londondjupet (λ) är.
— Jämför den
vanliga ledarens B-värde innanför
materialytan (Se B-fältet inuti Q)
Sambandsformen enligt TNED
Genom
att (Se Magnetiserande kraften)
B = µ0H
= µ0(I/2πr)
samt
att (Se µ0)
ôRmax/ç0
= R0c0/ç02
Û R0c0/c02
= R0/c0 = µ0
gäller
tydligen att
B = (R0c0/ç02)H
REDUKTIONEN
(ç) som sådan som sammanhänger med den magnetiska fältvågens
bildning (se Kausalsambandet) kopplar inga egenskaper i materialrum och bevaras
därför intakt. Inte heller den fria rymdresistansen [R(0)] påverkas.
—
Däremot kan divergensen
(Se urspr. från Fysikens sjätte princip) påverkas OM B-flödet tvingas genomlöpa rymdområden som
strängt taget avviker från ideala ordningen ç → c. Dvs.:
—
Normalt avancerar den magnetiska fältringen enligt TNED genom att uttömma sin
tätare fältform via den lägre divergensen (ç) mot den högre (c),
— Men
säg att fältvågen istället möter en lägre divergens, nämligen massa
(c=0, se från Fysikens sjätte princip):
—
Reduktionerna kan då inte fortlöpa på vanligt sätt, utan tvingas »vänta» i
försorg av den massuteslutande (c=0) fältövergången: Fältvågen får
därmed tydligen förstås så att den går runt, eller bygger in,
föremålet för uteslutningen.
—
Genom att fria rymddivergensen enligt TNED [c(0)] i sådana fall tvingas
anta massformens rumsockupation, finns inget annat att välja på än ett
motsvarande avtagande (noll) lokalt B-värde. Den avtagande funktionsformens
enklaste aspekt (homogen elektronmassafördelning) måste (således) tvunget
skilja sig (betydligt) från den vanliga ledarens linjärt avtagande B-styrka in
mot centrum, och därmed uppvisa ett exponentiellt avtagande — enligt någon
fältfunktion (x) för [c(0)], typ (Wikipediaexemplet)
Bz(x) = B0e–x/λ
= (R0/ç02)H0[f(c0)]
= (R0/ç02)H0[c0e–x/λ]
= (R0c0/ç02)H0[e–x/λ]
~ (µ0)H0[e–x/λ]
= B0[e–x/λ]
vilket
skulle vara den relaterade fysikens förklaring (samstämmigt med bröderna
Londons matematik).
— Det
supraledande tillståndet ENLIGT
RELATERAD FYSIK åstadkommer
tydligen att elektronmassorna delvis »kondenserar» i strömflöde på liknande
sätt som i fallet med ELEKTRONENS BUBBELKAMMARSPÅR:
—
Normalt sett ligger ELEKTRONKOMPONENTERNA utspridda i atomgittren. Några direkta cylinderkopplingar finns inte. Elektronkomponenterna är resonanskopplade
till sina moderatomer och uppvisar ingen mera förtätad elektronmassa typ den vi
möter när en laddad partikel (typ proton) drar förbi och drar ut en elektron
från någon atombindning.
— När
temperaturen, emellertid, sjunker, sjunker samtidigt energibindningen mellan
elektronelementet och atomen (tau-ringens gitterbindningsenergi). Inte
alla grundämnen uppvisar den aktuella effekten (t.ex. inte koppar, silver och
guld), men vissa gör det (Niob, Vanadium): Vid en viss kritisk temperatur [T(critical)],
och förutsatt ett visst makroströmflöde finns initierat, blir gitterbindningen
så ringa att strömdraget, liknande då den förbipasserande protonen drar ut en
elektron, överväger och medger en magnetisk attraktion mellan elektronmassans
tau-ringar (figuren ovan från Elektroncylindern).
— I det
läget skulle alltså enligt relaterads fysik magnetfältgenomströmningen inte
längre vara betingad av de (mycket) utglesade tau-ringarnas spridda
förekomster.
— Nu
möts fältutbredningarna istället av en påtaglig masskoncentration över
större rymdavsnitt.
— OM
den massförtätningen bidrar signifikant till den lokala divergensformens
reduktion, som i sambandet för Londonekvivalenten ovan, är det tydligt att det
finns en rent kvalitativ förklarande koppling.
— Som
emellertid elektronmassans komponenter förkastades redan från 1927 av modern
akademi (se Vibratorerna), figurerar de inte nu heller (2011) som någon kvalitativ grund för
fysikens förklaring. Därmed bortfaller också beskrivningen kvalitativa grunder
HELT: ingen förstår fenomengrundens kvaliteter. Det är i varje så det framstår
enligt TNED.
Elektronmassans komponenter bildar en kvalitativ förklaringsgrund (även till
fenomenet med supraledning), som tydligen kan förstås koppla till den magnetiska
fältteorin generellt i TNED: divergensen.
Kalkylkortet
Kalkylkortet DIREKT FRÅN DEN HÄR WEBBLÄSAREN IndMag.ods — se
öppningsmanual
om ej redan bekant — eller kopiera
URL:en nedan till valfri webbläsare (vilket som fungerar — förutsatt att
SVENSKA VERSIONEN av gratisprogramvaran OPEN OFFICE finns installerad på
datorn)
http://www.universumshistoria.se/AaKort/IndMag.ods
Kalkylkortet
Tabell1 — induktionen, cellblock
med beräkningar för parallella ledare
Tabell2 — magnetismen, cellblock
med beräkningar för parallella ledare
PLANALTERNATIVET:
BLOCKALTERNATIVET:
Tabell3 — diagram/grafexempel
g-divergens ljushastighetens lokala värde med referens till den lokalt
dominanta gravitationens inverkan, från Ljusets gravitella beroende.
— Divergensen är i relaterad fysik alltså det gravitellt punktlokala värdet på
ljushastigheten och som INTE bildas över intervall, se utförligt från DEEP.
Ljushastigheten i normal mening däremot bildas
över intervall som medelvärdet av ljusvägens g-divergenser.
reduktion divergensens lägre värde i den magnetiska
fältbildningen för bevarandet av elektriska konstanten, se utförligt i Kausalsambandet om ej redan bekant.
Förtydligandet Faradays EMI — förtydligande från
originalets Notera den exakta innebörden av den elektroMEKANISKA
induktionen
2011VIII20
Förtydligandet
till den relaterade
fysikens observation
att Faradays Lag INTE
innefattar »variabelt B genom fix ledare»
— det är en DEN bekväma tankekonstruktion
som alla har låtit lura sig av: det finns ingen »elektromagnetisk induktion», bara en elektromekanisk.
Referenser som nedan —
samt i härvarande ovanstående htm-block Induktionsbegreppet
i relaterad fysik.
Faradays lag, begreppet elektromagnetisk induktion i
modern akademi:
:
Sambandsformen
U=dΦ/dT förklarar sig själv — i ljuset av gravitationen
som den relaterbara fysikens referens för elektrofysikens fenomen
Elektromekaniska induktionen, Faradays lag:
BA=Φ=Bsd; BA/T=Φ/T=Bsd/T=U=Bsv
(föreg. U=Bvl)
— Den inducerade spänningen är tidsändringen OCH INGET ANNAT för den fixa ledarens kurvatur (s) skärande det fixa
B-fältet;
A/T
= s · d/T
dU = Bs · d(d)/dT = B(dΦ/dT)
— B och s
(eller B och d) måste vara fixa i enlighet med den fysiska
referensen:
som
följaktligen OCKSÅ modern akademi
våldför sig på:
— Se FUNTOP Fundamental Theorem of Physics, fysikens 2:a princip
som modern akademi, tydligen genomgående, våldför sig på:
en ändring kan inte betjäna en mätning utom från ett
tillstånd av jämvikt eller likformighet
— Se FUNTOP: Fysikens lagar gäller FÖR system. Inte i system. »Inertialsystem» existerar inte i fysiken ENLIGT RELATERAD
FYSIK.
Genom att kontinuerligt ändra B, ändras också hela
referensen kontinuerligt:
— Det SKULLE överflytta
referensen till ”B” istället för den lokala g-dominansens laboratorierum:
Q-ändringen.
— Men en sådan överflyttning
finns ingen RELATERAD fysikalisk grund för: magnetismen gäller med referens till det omgivande lokalt
dominanta gravitationsfältets referenspunkter;
— ”B-fältet som sådant”
har I TERMER AV RELATERAD FYSIK ingen självständig, fristående s.k. »relativ»
existens.
— Därför kan inte
B-fältet användas — inte förklaras, inte förstås, inte beskrivas, inte härledas
i logisk mening — som referens.
— Och just därför gäller
heller inte den förmodade ömsesidiga omvändningen — begreppet »elektromagnetisk
induktion» — med »rörlig ledare i fixt B-fält» kontra »fix ledare i variabelt
B-fält».
— Begreppet
»elektromagnetisk induktion» är alldeles tydligt och, som här i exempel, djupt
relaterbart en fundamental feluppfattning av fysikens fenomengrunder.
— Den inducerade spänningen i g-lokalen kommer
följaktligen INTE att bero av B om B ändras — utan istället av en helt
annan fenomenmässig karaktär, ehuru associerad med dess B-fält. Nämligen
variationerna i de elektriska laddningarnas positioner som också
(naturligtvis) ansvarar för bildandet av det varierande B-fältet (men som i
moderna kvarter missförstås för att vara induktionskällan) och vilka variationer
sker RÄTVINKLIGT B-fältets utsträckning: Alltså rakt framåt-bakåt i
strömändringens riktning till skillnad från magnetismen som utbreds rätvinkligt
induktionsdipolerna. Dessa variationer i de elektriska laddningarnas
positioner relativt den omgivande rymdens fasta lokala g-dominans är den
förorsakande grunden i det som i termer av relaterad fysik beskrivs som en
ren elektrisk sekundär induktion, helt säkert skild från begreppet magnetism.
— Sekundärinduktionens fasta referens — nämligen i kraft
av den fasta fysikreferensen som relaterar KÄLLAN bakom det varierande B-fältet
— ÄR DET OMGIVANDE RUMMETS FIXA G-RELATERADE RYMDPUNKTER, inte »B-fältet som
sådant»:
Induktionen ges från de — från en primärkropp — rörliga
elektriska laddningarnas statiska potentialfält som ändras relativt det
omgivande rummets fasta och fixa gravitella dominans. Därför existerar
inte den förmodade »elektromekaniska induktionen», ehuru bekväm för
tanken.
— Det resonemanget fördes, uppenbarligen, aldrig i modern
akademi.
— Med vidare grund i härledningarna till induktionen och
magnetismen (se särskilt från Kausalsambandet): Således:
I BA=Φ
har (den sekundära) induktionen ingen koppling eftersom
praktik: se parallellexperimenten.
i teorin: se divergensen i tredje ändringslagen.
Jämförelse mellan MODERN
AKADEMI och RELATERAD FYSIK: se tre jämförande exempel.
induktion och
magnetism inte växelverkar: BA=Φ avser elektromekaniken. Inte
induktionen.
— Se särskilt Induktionsdipolens uppkomst enligt relaterad fysik, om ej redan bekant.
— Se även uppkomsten av induktion och magnetism mera
utförligt från Kausalsambandet.
— Se även Tre jämförande exempel för en konkret kvantitativ-kvalitativ jämförelse mellan
modern akademi och relaterad fysik.
— DÄRFÖR gäller enligt relaterad fysik Faradays Lag (U = dF/dT)
enbart elektromekanisk induktion: mobil ledare som rör sig i fixt
B-fält (typ strängarna på en elgitarr).
— Observera (således) också följande:
— Genom de (mycket) närliggande matematiska analogierna,
samt i de flesta normalt praktiska fall även de rent kvantitativt obetydliga
skillnaderna, KAN MAN AVSEVÄRT »dockisera» induktionen — kvantitativt — genom
att återföra dess kvalitet på primärladdningsändringarnas alstrade magnetiska
fält — helt fel, men precis så som hände i modern akademi. En ändring i en
ström alstrar ju i vilket fall en motsvarande magnetisk effekt.
— Dock sker den förenklingen (som vi har sett från Exemplen)
med den avgörande nackdelen (OM man nu händelsevis tror att förenklingen är
verklig naturvetenskap) att fenomengrunden mörkläggs, helt. Ingen förstår den.
Ingen kan förklara den. Ingen kan beskriva den, utan att hamna i djupa
bryderier om det gäller detaljer. På »dockskåpsytan» (marknaden) går det
(i allmänhet dock alldeles) utmärkt. Jorden är en skyddad plats.
Förord till Induktionsfysik och Supraledning
2011-09-30
Förord till Induktionsfysik och Supraledning
BILDKÄLLA: Föffattarens arkiv · 14Aug2011Skog1_03ExCur16 ·
NikonD90 · Detalj
DEN RELATERADE FYSIKENS
ENKLA magnetiska
KOPPLING till den redan kända — fenomenets
centralt karaktäristiska — SUPRALEDNINGENS MATEMATISKA FYSIK [Bz(x)=B0/e^x/λ, magnetiska fältets exponentiella
avtagande i supraledande elektriska ledare], innebär samtidigt ett fördjupat krav på absolut skärpa i den relaterbara
fenomenbeskrivningens detaljer; Ämnet berör elektronmassans komponenter. Det blir — speciellt tillägnat ämnet supraledning — med andra
ord (ytterst) viktigt att understryka en detaljerad fattning (väl
relaterbar beskrivning) på, och konsistens i, alla elektrofysikens detaljer för
att få en begriplig, relaterbar bild av funktionssättet. Supraledningen som
ämne har tidigare inte behandlats i Universums Historia.
— För att betjäna den
nämnda »klarhetens villkor», har en vidare (förtydligande) genomgång gjorts i
de viktiga detaljer som berör induktionen och magnetismen;
— Inledningsvis från Induktionsfysik och Supraledning understryks Förtydligandet
att Faradays Lag INTE innefattar »variabelt B genom fix ledare». Experimentella observationer enligt PARALLELLEXPERIMENTEN (1994) beskrivs här uttömmande med Rakledarinduktansens Härledning tillsammans med jämförande data från etablerad facklitteratur
och tillhörande Kalkylkort i utförlig sammanställning av de ursprungliga
beräkningsgrunderna (1994).
— RESULTATBILDEN beskrivs
detaljerat i Induktionsbegreppet
i relaterad fysik, tillsammans med
utförligt relaterade härledningar till de ingående sambandsformerna.
— Speciellt central är Teorin för allmänna materieinduktansen.
— Med tillkomsten av
Internet Archive, och de numera (2011) allmänt och gratis tillgängliga ursprungliga
originalförfattningarna i PDF-format av bl.a. James Clerk Maxwell — den moderna
akademins teoretiska grunder i speciellt magnetismen — har i den relaterade
fysikbilden mera detaljerat sammanfattande beskrivningar utformats, främst från den centrala MAGNETISKA KRAFTLAGEN, för att betjäna alla detaljerade jämförelser. Dessa detaljer
fullständigar (eller är i varje fall tänkta att göra det) helhetsbilden med en
jämförande analys och genomgång av (de ofta påpekade svårfattliga, och
svårbegripliga) grundbegreppen från Maxwell (Maxwells hydrostatiska virvelanalogier, Maxwells magnetiska mekanik, Magnetiska kraftlagen från Maxwell). Citat (med kommentarer, jämförelser och analyser) från
etablerade källor ingår där så befunnits påkallat.
END.
Editor2011X9
Induktionsfysik och Supraledning
innehåll: SÖK äMNESORD på
denna sida Ctrl+F · sök ämnesord överallt i SAKREGISTER
Induktionsfysik och Supraledning
ämnesrubriker
innehåll
Induktionsbegreppet i
relaterad fysik — Supraledningens absolut teoretiska grunder i relaterad fysik
Induktans och
induktion — kompletterande beskrivning
till originalförfattningarna med Induktionsdipolens Uppkomst
referenser
Senast uppdaterade version: 2013-03-19
*END.
Stavningskontrollerat 2011-10-09.
rester
*
åter till portalsidan · portalsidan är
www.UniversumsHistoria.se
∫
√ τ π ħ ε UNICODE — often used charcters in
mathematical-technical-scientifical descriptions
σ
ρ ν ν π τ γ λ η ≠ √ ħ
ω → ∞ ≡ ↔↕ ħ ℓ
Ω
Φ Ψ Σ Π Ξ Λ Θ Δ
α
β γ δ ε λ θ κ π ρ τ φ
σ ω ∏ √ ∑ ∂ ∆ ∫ ≤ ≈
≥ ← ↑ → ∞
↓
ζ
ξ
Arrow symbols, direct via Alt+NumPadKeyboard: Alt+24 ↑; 25
↓; 26 →; 27 ←; 22 ▬
23
↨ — also 18 ↕; 29 ↔
Alt+NumPad 0-25, 26-...
☺☻♥♦♣♠•◘○◙♂♀♪♫☼►◄↕‼¶§▬↨↑↓
→←∟↔▲▼
!”#$%&’()*+,-./♦812...
*
PNG-utdataformerad
åter till portalsidan
· portalsidan är
www.UniversumsHistoria.se