ФИЗИЧЕСКИЙ ОБЗОР E 
ОБЪЕМ 48, нумер 2 
АВГУСТ 1993 
Извлечение энергии и теплоты от вакуума 
Дэниел К. Капуста 
IBM Корпорация, Эссексское Соединение, Штат Вермонт 05452-4299 
Гарольд Э. Путхофф 
Institu te для Специальных исследований в Остине, 4030 Западе Переулка Braker, Набор 300, Остин, Техас 78759-5329 (Полученный 22 марта 1993) 
Относительно недавние предложения были сделаны в литературе для того, чтобы извлечь энергию и теплоту от электромагнитной радиации нулевого пункта через использование силы Казимира. Основная термодинамика, вовлеченная в эти предложения проанализирована и разъяснена здесь, с заключением, что, да, в принципе, эти предложения являются правильными. Технологические рассмотрения для фактического заявления и использования не исследованы здесь, как бы то ни было. 
Номер (а) PACS: 05.90. + м., 03.65.-w, 05.40. + j, 05.70.-a 
Почти десятилетие назад Отправьте [я] поднял возможность извлечения энергии от электромагнитных областей (ZP) нулевого пункта, которые предсказаны квантовой электродинамикой, чтобы присутствовать во всем пространстве. Он описал средство выполнения этой задачи через механическое устройство, состоящее из обвиненного лиственного проводника. При использовании притягивающей силы Казимира между металлическими слоями, чтобы преодолеть отталкивающую электростатическую силу, лиственный проводник может быть очень сжат, таким образом храня заряд в высокой электростатической потенциальной энергии. 
Позже, один из нас (Puthoff) снова поднял возможность энергетического извлечения из вакуума [2], также подчеркивая, что энергетическая плотность электромагнитной энергии ZP, как консервативно оценивали, была равной или больше чем удельные веса ядерной энергии [3]. Puthoff предложил потенциально более практическое и обильное средство для энергетического извлечения, а именно, метод, вовлекающий наполненную плазму. Его обсуждение включало идею произвести теплоту от вакуума. 
Здесь мы не комментируем далее изобретение практических методов чтобы позволить вакууму стать жизнеспособной, экономичной альтернативой более обычным источникам энергии, кроме сказать, что, без сомнения, значительное технологическое усилие, возможно, должно быть израсходовано, чтобы соответственно использовать такую энергию. Вместо этого здесь мы сконцентрируемся по вопросу о том, нарушаются ли фундаментальные термодинамические законы в даже рассмотрении этого возможного источника энергии. В частности конечно "вакуум" нужно полагать, чтобы быть государством теплового равновесия в температуре T =0. Как тогда энергия может быть извлечена, и даже нагреться произведенный, в T =o? 
Некоторые относительно недавние статьи одним из нас (Капуста) обеспечивают отправную точку для этого обсуждения. Эти статьи анализируют термодинамику квазистатических операций смещения на колеблющихся генераторах гармоники электрического диполя [4-7] и при проведении параллельных пластин [8]. Операции вовлекают, соответственно, микроскопическую силу Ван-дер-Ваальса между атомными системами, и макроскопической силой Казимира между параллельными пластинами. Из-за фундаментального термодинамического определения T =0, никакой поток теплоты не должен произойти в T =0 в течение квазистатических смещений этих систем. Действительно, для этих двух систем, как 
1 063-651X193/48 (2)/1562 (4)/$06.00 
рассмотренный через классическую физику, только один электромагнитный тепловой лучевой спектр, как находили, гарантировал, что никакая теплота не будет течь: а именно, классический электромагнитный лучевой спектр ZP, который имеет ту же самую спектральную форму как спектр ZP, предсказанный, чтобы существовать через КВАНТОВУЮ ЭЛЕКТРОДИНАМИКУ. Существование этой радиации приводит к фургону der Waals, и Казимир вызывает в T =0, таким образом приводя к напряженной связи между необходимым спектром и получающимися силами. 
На первый взгляд, противоречие не кажется неизбежным между анализом, приводящим "никакой поток теплоты в T =0" и "извлечение теплоты в T =0." Однако, противоречие становится решенным после признания, что два различных типа термодинамических операций обсуждаются. Квазистатические операции термодинамически обратимы, таким образом здесь никакой поток теплоты не происходит в T =0. Напротив, процесс теплообразования, обсужденный в Касательно [2] термодинамически необратим, таким образом теплота может быть произведена, даже когда начальная температура - T =0. 
Следующий анализ покроет и T =0 и случаи T~O. Действительно, хотя предложения в Refs. [1,2] обсуждал только очень идеализированный T =0 случаев, их можно показать, чтобы быть действительным также в T~O. Наш анализ будет использовать классические аргументы физики, как в Refs. [4-8]. 
Механизм для теплообразования иллюстрирован в следующем эксперименте мысли, который ясно является непрактичным процессом, все же это воплощает необходимые пункты. Предположим там существует большое количество разряженных параллельных конденсаторов пластины. Пластины каждого конденсатора будут привлечены друг к другу колебанием, все же коррелированным, распределения индуцированного заряда в каждой пластине, которые возникают из-за колебания плюс ZP тепловые поля излучения. Если каждой паре пластин будут позволять столкнуться, то часть произведенной кинетической энергии будет преобразована в теплоту. Собирая годную к употреблению часть теплоты, отказ от каждой пары пластин, и затем столкновения со следующим набором, в свою очередь, таким образом приводит к средству для теплообразования. "Топливо" здесь - поставка конденсаторов; израсходованные конденсаторы походят на выхлоп от двигателей бензина или "траты" от ядерного топлива. 
Чтобы проанализировать этот процесс более глубоко, к физическому описанию столкновения с системами нужно обратиться. В 
48 
1562 
© 1993 американское Физическое Общество 

48 
КРАТКИЕ СООБЩЕНИЯ 
1563 
специфический, рассматриваем ли мы, макроскопические материалы, привлеченные через Казимира вызывают, или индивидуальные атомы, привлеченные вместе через силы Ван-дер-Ваальса, другие межатомные взаимодействия нужно рассмотреть, когда системы прибывают очень друг близко к другу. Чтобы избегать таких осложнений, позвольте нам рассматривать только ситуацию, где, например, две пластины, или два атома, первоначально проведены обособленно, затем выпущены, и затем "захвачены" или блокированы внешней силой или средой, прежде, чем системы сталкиваются. 
После выпуска двух притягивающих систем, они будут двигаться друг к другу, таким образом приобретая кинетическую энергию. Если мы тогда захватим их с зондами таким способом, что зонды должны переместиться, или если материальная "остановка", помещенная в путь системы будет перемещена несколько, затем работать, то будет сделан на зонд или остановку. Аналогично, делая квазистатические смещения в Refs. [4-8], работа могла быть сделана на зондах перемещенными системами, делая смещения по указаниям фургона der Waals, или Казимир вызывает. Таким образом, энергия "извлечена" при наличии таких систем, выполняют работу. 
Однако, извлечение теплоты весьма отлично чем энергетическое извлечение, где энергетическим извлечением мы впредь определенно подразумеваем, что акт наличия систем выполняет положительную работу. В течение обратимых операций, типа обсуждены в Refs. [4-8], работа будет, вообще, или сделана или на этих системах. Однако, только для T=FO может нагреться также быть произведенным в течение этих смещений, где теплота, здесь, состоит из энергии в форме электромагнитной радиации, которая течет от области, окружающей рассматриваемую систему. 
Напротив, для необратимых операций, будет вообще произведена теплота. После выпуска двух пластин или частиц и затем остановки их прежде, чем они сталкиваются, не, вся кинетическая энергия будет типично преобразовываться в работу, сделанную на материальные остановки. Действительно, в случае гипотетической бесконечно массивной остановки, никакая работа не будет сделана. Вместо этого кинетическая энергия должна быть преобразована в электромагнитную лучевую энергию. Испускаемая радиация, или возможно более соответственно, радиация, которая заканчивается после взаимодействия с хетированием объектов, типа идеализированной углеродистой частицы [9,8], тогда составила бы теплоту, которая течет от системы. В открытой системе эта энергия будет исходить далеко, и заключительное государство системы было бы тем же самым, как будто мы квазистатически примиряли частицы, где работа теперь сделана в перемещении материальных остановок, которые держат частицы. 
Чтобы показывать, что нет никаких противоречий с этими идеями, мы затем сравниваемся два связанный, думал эксперименты, состоящие из необратимого и обратимой операции, как обозначено в Figs. 1 (a) и 1 (b), соответственно. Маленькие затемненные круги маркировали X, и Y представляют системы, которые могли бы быть нейтральными пластинами проведения, дипольными частицами генератора, или другие более сложные системы привлекли вместе из-за сил Ван-дер-Ваальса. Прямоугольники с заштрихованными линиями представляют материальные остановки, используемые, чтобы держать системы в месте. В рис. 1 (a), три остановки маркировали A, B, и C показаны, в то время как в рис. l (b), только две остановки A и C показывают. Левые и правые стороны обеих фигур представляют начальное время t; и заключительное время t f' соответственно, этих двух операций, которые будут обсуждены. 
Старт с рис. Я (a), позвольте остановке быть немного перемещенной 
(a) 
X 
~ 
Необратимая операция 
IZZZI 
X 
B ~ 
c ~ 
y 
B IZZZI 
c ~ 
y 
| | (b)
Второй | | ~
X | |
~ | обратимый |
| операция | X
| •• | ~
C ~ | | C ~
Y | | Y
Рис. 1. Примеры необратимого (a) и обратимая (b) термодинамическая операция на системах X и Y, которые привлечены друг к другу. (a) блоки или остановки, обозначенные A, S, и C держат X и Y в месте в начальные и заключительные времена t; и tf' Между этими временами, остановитесь, A скользят налево, так, чтобы X свободно ускорился и перемещается к Y до удара и липкий на остановку B. (b) Здесь, близко связанная обратимая термодинамическая операция выполнена. Система X квазистатистически перемещена, медленно перемещая остановку к остановке C, так, чтобы конфигурационная работа была сделана X, и Y на материале прекращает держать их. 
налево, так, чтобы система больше не находится в механическом равновесии. Незначительный объем работы может предположиться, чтобы быть сделан, делая это смещение. Впоследствии, X ускорит к увеличению Yand его кинетическую энергию, пока это не поражает B. Если остановка B не перемещена очень, или более точно если J ~fF B (t) ·v B (t) dt является маленьким, где 
Я 
FB (t) - сила от X, действующего на остановку B во время t, и 
VB (t) - скорость остановки B во время t, тогда большинство кинетической энергии системы будет преобразовано в энергию электромагнитного поля. Если мы предполагаем, что коробка, оттянутая вокруг системы представляет совершенно проводящий контейнер, который действует, чтобы сохранить всю радиацию, то эта энергия электромагнитного поля не может убежать. Воображая, что маленькая, идеализированная углеродистая частица введена в систему, тогда цифра радиации снова возвратится к тепловой лучевой форме. Температура системы должна поэтому увеличиться в результате этой последовательности. 
Если мы теперь выполняем обратимую операцию в рис. 1 (b), квазистатически перемещая остановку A, то системы X и Yarrive в тех же самых положениях как в рис. 1 (a). Здесь, однако, сжатие или конфигурационная работа был сделан против структуры, держась X в месте; Le., структурная форма "сдерживающих стен" изменилась. В рис. Я (a), никакая конфигурационная работа не была сделана; сдерживающая структура оставалась по существу тем же самым между временами t; и t f' за исключением бесконечно малого смещения остановки налево. 
Теперь сделать государство системы в рис. l (b) 

1564 
КРАТКИЕ СООБЩЕНИЯ 
48 
то же самое как государство системы в рис. 1 (a), температура в рис. 1 (b) должна быть увеличена. Эта операция может быть сделана обратимо через последовательный контакт с системой с рядом бассейнов теплоты с бесконечно мало увеличивающимися температурами. Таким образом также, пример в рис. 1 (b) может использоваться, чтобы вычислить чистое изменение в энтропии для необратимого процесса в рис. 1 (a). Это изменение может быть найдено, складывая dQ IT по всем бесконечным операциям контакта, где здесь dQ - положительный поток теплоты в коробку в рис. l (b). Начиная с энтропии области вне содержания окружают рис. 1 (a), не изменяется, чистое изменение энтропии во вселенной для необратимой операции в рис. Я (a) поэтому уверен, в согласии с вторым законом термодинамики. 
Иллюстрация 2 обеспечивает дополнительное понимание. Заштрихованные линии от государств к c представляют необратимое, адиабатическое, свободное сокращение, обозначенное в рис. Я (a), в то время как темная линия от до b представляет обратимое, адиабатическое сокращение в рис. 1 (b). Чтобы сделать эти два конца операций в том же самом государстве, а именно, c, система в рис. l (b) должна быть обратимо нагрета, как обозначено b ~c операция в рис. 2. Мы отмечаем что, если операция сокращения---+b выполнена в T =0, то в рис. 2 (c) ~b операция легла бы в единственном пункте, где _Ri и R f кривые объединяются в T =0, из-за третьего закона термодинамики [4,5,8]. Аналогично путь a~b в рис. 2 (b) должна стать вертикальной линией в T =0, как будет замечен коротко в удельном примере. 
Так как удельные формы кривых в рис. 2 зависят от проанализированной системы, здесь мы кратко делаем набросок, как эти кривые могли быть найдены для системы, которая может быть проанализирована в некоторых деталях. Рассмотрите два дипольных генератора гармоники в коробке проведения объема <Y, где генераторы отделены расстоянием R, который является достаточно маленьким, что незапаздывающий фургон der Waals взаимодействие является доминирующим. Следовательно, выражения в Касательно [6] применяются: 

где 
	 2 	 _froJl + 	1 	
h (OJ, T) - ~ "2 exp (ikolkT)-1 
держится для тепловой радиации в температуре T, _Uint - внутренняя энергия в коробке, и W - работа, сделанная в перемещении дипольных частиц. Включен в _Uint внутренняя энергия в Eq. (22) в Касательно [6] для дипольных генераторов, плюс тепловая лучевая энергия, UEM, в ~ (0 "'T4 <y) +C, от Eq. (40) в Касательно [5], где C - константа и измерения коробки, как предполагают, являются большими по сравнению с расстоянием, отделяющим генераторы. Иначе, система обозначений в Касательно [6] применяется. Шесть удостоверений личности резонансных частот Aj, которые являются каждым функция R, должны быть приняты во внимание. Термодинамическое государство этой системы с двумя частицами таким образом определено только Рандом Т. Чтобы упростить выражения далее, если мы принимаем, генераторы отделены по x руководству и - подставили- 
напряженный так, чтобы колебания произошли только по y руководству, тогда только две резонансных частоты 1D, Aj существуют, а именно, [OJ6±e2 / (г. 3)] 112, где OJo - естественная резонансная частота движения колеблющейся частицы, и e и м. - заряд и масса, соответственно, этой той же самой частицы. 
Зная Ра, Та, и Ре, тогда Te может быть найден, рассматривая необратимое адиабатическое свободное сокращение и применение, сохранение энергии: Uint (_Ра, Ta) =Uint (Ре, Te), 'Чтобы найти _Tb, с Rb=Rc, мы можем начать с государства a и следовать за adiaba.tic обратимой путью a~b, требуя что dUint (R, T) = (dWldR) доктор 
(a) 
c 
shapeType75fBehindDocument1pWrapPolygonVertices8;8;(21492,0);(0,0);(0,21494);(7621,21494);(7621,14827);(18253,14827);(18253,15072);(21492,15072)pib
d 
адиабата 
u 
b 

d 
(b) 
T 
(0) 
(2) 
s 
(3) 

T 
Рис. 2. (a) График внешне приложенной силы <'; 1> имел обыкновение держать две системы отдельно, которые привлекают друг друга, против R, расстояние между системами. Термодинамический обратимый набор операций обозначен темными линиями со стрелками, где "" .. b представляет адиабатическое сокращение от разделения _Ri к R, я' b-.. c указываю, что обратимое нагревание, c-.. d - адиабатическое расширение от RI до Ri' и d-.. обратимого охлаждения. Заштрихованные линии указывают необратимое, адиабатическое, свободное сокращение от до c. (b) График внутренней энергии U в! против температуры T для тех же самых операций, обозначенных в (a). (c) Передающий график тепловой энтропии S против T. 
_[
_]

_48 
_КРАТКИЕ _СООБЩЕНИЯ 
_1565 
_по _каждой _бесконечно _малой _части _пути. _Каждый _получает 
_dT=dR 
		 _ах _2 	 _h _2 _d _(J) _Aj 
_l: _- _+ _-- 
	 _A, _j 	 _aWA 	 _WAj 	 _доктор 
_- _±-I7'T3 _'\f _+ _~ _ах _2 _1fl _A, _j _в 
_который _может _тогда _интегрироваться, _чтобы _найти _Tb' _Как _предполагалось _от _Refs. _[4] _и _[6], _если _T _=0 _в _a, _то _dT _=0 _от _Eqs. _(3) _и _(4) _для _любой _части _этой _пути _от _~b, _таким _образом _приводящего _~b _путь _в _рис. _2 _(b) _становление _вертикальной _линией _в _T _=0. _Наконец, _Td _может _быть _найден, _начинаясь _с _Tc _и _интегрируясь _по _обратимой, _адиабатической _пути _от _c-d. _Пути _b-c _и _d-a _в _рис. _2 _(b) _могут _быть _получены _непосредственно _от _Eq. _(1), _держа _литий) _A., _установленный, _изменяя _T.] 
_Как _комментарий _стороны, _мы _отмечаем _что _простой _thermo- 
_(4) 
_динамическая _система, _иллюстрирующая _некоторые _из _вышеупомянутых _свойств _состоит _из _двух _q _зарядов _nonfiuctuating _и-q _в _большом _conductin _¥ _коробка, _содержащая _тепловую _радиацию. _Здесь, _Uint _~-q/R _+I7'T4 _'\f+C. _В _рис. _2 _(a), _эти _две _адиабаты _легли _бы _на _вершине _друг _друга, _так _как _электростатическая _сила _не _зависит _от _температуры. _Кривые _- _b _и _c _- _d _стали _бы _вертикальными _линиями _в _рис. _2 _(b), _и _Ri _и _R _f _кривые _в _рис. _2 _(c) _лягут _на _вершине _друг _друга, _с _тех _пор _S _=fl7'T3 _'\f _+SQ' 
_В _заключение _наш _анализ _не _приводит _ни _к _чему _странному _об _обсуждении _систем _или _выше _произвести _теплоту _или _выполнить _работу, _типа _конфигурационной _работы. _Для _теплоты, _которая _будет _произведена _в _T _=0, _необратимая _термодинамическая _операция _должна _произойти, _типа, _вынимая _системы _из _механического _равновесия. _Когда _T=I=O, _теплота _может _вообще _быть _произведена _и _для _обратимого, _никакие _nadiabatic _операции, _и _необратимые _операции. _Что _касается _практического _метода _энергии _или _извлечения _теплоты, _эта _статья _не _обращается _к _тому _вопросу. 
_[1] _R. _L. _Вперед, _Физика. _Преподобный _Б _30,1700 _(1984). 
_[2] _H. _E. _Puthoff, _Specul. _Технол _ScL _13 _247 _(1990). 
_[3] _R. _P. _Фейнман _и _A. _R. _Hibbs, _Квантовая _механика _и _Интегралы _по _траекториям _(McGraw-холм, _Нью-Йорк, _1965), _p. _245; _см. _также _C. _W. _Misner, _K. _S. _Thorne, _и _J. _A. _Wheeler, _Тяготение _(Почетный _гражданин, _Сан-Франциско, _1973), _p. _1202ff. 
_[4] _D. _C. _Капуста, _Физика. _Преподобный _42, _1847 _(1990). _[5] _D. _C. _Капуста, _Физика. _Преподобный _42,7006 _(1990). _[6] _D. _C. _Капуста, _Физика. _Преподобный _45,8953 _(1992). 
_[7] _D. _C. _Капуста, _в _Формальных _Аспектах _Электромагнитной _Теории, 
_отредактированный _A. _Lakhtakia _(Мир, _Научный, _Сингапурский, _1993). 
_[8] _D. _C. _Капуста, _Физика. _Преподобный _45,8471 _(1992). 
_[9] _М. _Планк, _Теория _Радиации _Теплоты _(Дувр, _Нью-Йорк, _1959). _Эта _публикация _- _английский _перевод _второго _выпуска _названного _Waermestrahlung _работы _Планка, _изданного _в _1913. _Более _свежее _переиздание _этой _работы _- _Теория _Радиации _Теплоты, _издание _11 _из _Истории _Современной _физики _и _Астрономии _(Вершина, _Нью-Йорк, _1989). 
_[
_]