广义折反射定律证实了广义热力学第二定律。 高速铸铁。 摘要：广义折反射定律超越了热力学第二定律，为麦克斯韦妖——热辐射传输的非互易性提供了理论支持。 它直接证实了热力学第二定律的扬弃。 广义热力学第二定律是存在的。 关键词：广义折反射折射定律、麦克斯韦妖、热力学第二定律、非互易性。 余南方等人发现的广义折反射定律[1]是狭义折反射定律（斯涅尔定律）的扬弃。 这表明，人们认为理所当然的入射角等于反射角并不是光反射的基本性质，而是由界面条件决定的导数结果。 当这一结果引入到热辐射传输中时，将直接导致辐射角系数（视图）的相对性被破坏，导致传热的非互易性，从而导致温度的自发分化。热力学第二定律禁止的单一温度场，并且 与热力学第二定律直接冲突。 这一冲突通过顾辰东的《光单向通道》（以下简称《谷观》）集中表达[2]，尽管顾辰东的研究重点并不在此。 这意味着克劳修斯或开尔文所说的狭义热力学第二定律将被抛弃反射折射定律，而被更普遍的广义热力学第二定律所取代。 正如折反射折射特殊定律是一般折反射定律的特例一样，狭义的热力学第二定律也成为一般热力学第二定律的特例。 它与它的对立机构，即第二类永动机或麦克斯韦妖一起，构成了统一的热力学运动。 基本规则。
“克劳修斯妖”（传热互易性）与“麦克斯韦妖”（传热非互易性）对立统一的热力学，是沉力天预言的21世纪科学革命[3]的核心标志。 一百多年来，狭义的热力学第二定律一直优于许多物理定律，并得到许多物理定律的证明和支持。 今天，反射和折射的广义定律已经结束。 这是狭义热力学第二定律重生为广义热力学第二定律的关键机遇。 根据狭义热力学第二定律，孤立系统的熵值只能自发增加，而不能自发减少。 因此，世界上的熵总量在增加，这是宇宙热寂理论的科学依据。 其核心本质是传热过程的绝对互易性——克劳修斯恶魔。 反射和折射的一般规律揭示了电磁波传输过程的互易性和非互易性背后的原因：它们只是特定参数的被动结果，而不是热运动本身的固有属性。 作为一个真正可行的辐射麦克斯韦妖，谷关是广义热力学第二定律的有力证据。 在介绍谷观之前，我们先来熟悉一下刚刚起步的广义反射和折射定律[1]。 图1 广义折反射定律示意图[1] 广义折反射定律的形式为 (1) (2) 式(1)为反射定律，式(2)为折射定律[1]。 其中包括相梯度、麦克斯韦妖与克劳修斯妖的统一，以及狭义热力学第二定律与一般意义上热力学第二定律的分界点。 当时，广义折反射定律简化为狭义折反射定律，电磁波传输呈现完全互易性，表现在热辐射频段，是克劳修斯妖； 当时，它是广义折反射定律的一般形式，电磁波传输表现出非互易性。 可运输性体现在热辐射频段，是麦克斯韦妖。
通过光子晶体（ ）或超材料（新颖材料， ），人们可以任意设计人工界面（， ），让光（热辐射）通过克劳修斯恶魔或麦克斯韦恶魔机制进行传输。 顾晨东提出的光单向导体[2]，原理、物理和仿真验证，分别如图2、图3和图4所示。 图2 顾晨东光单向波导示意图[2] 图3 顾晨东光实际单向导体[2] 图4 顾晨东光单向导体模拟与实测[2] 其机理是：人工界面制成的管子（ ），漫射光从管的正极（介电常数较小的一端）沿反射角增大的方向输入。 在传输过程中，与管内壁多次反射。 由于反射角大于入射角，光线逐渐趋于平行于管轴。 ，到达负极时，转换为平行于管轴的表面波，从负极输出； 当反向光（微波）输入到负极时，则相反，因为反射角小于入射角，而光在管内某一点经多次反射后的反射角达到时为零时，它不再向前移动，而是开始反向传输，最终回到负极。 这就形成了一种无源光二极管，其中光只能沿一个方向通过并沿相反方向反射。 顾辰东求得的微波传输互易为-15db。 虽然这种全光二极管与传统的法拉第隔离器和其他报道[4-6]报道的耗散全光二极管以及崔铁军团队[7]的微波黑洞有相似之处，但其传输效率较低能量（热量）。 有本质的区别：一是传热的非互易性——顾管； 另一个是传热的互易性——法拉第隔离器、耗散全光二极管和微波黑洞。
两者之间的区别不能混淆。 传统法拉第隔离器对于平行光束仅保持非互易性传输，即有序光辐射，而对于漫射光和漫辐射的能流传输，法拉第隔离器是完全互易性的。 第一个澄清这一点是由瑞利（）于1901年在他对维恩判断的修正中完成的[8-11]。 由于法拉第隔离器在光传输过程中对有序光束和无序混沌漫射光采用非互易性和互易性两种相反的传输机制，因此很容易被误认为是麦克斯韦妖。 或者相反，基于能量传输的互易性，忽略阶次光束的非互易性传输。 虽然谷冠还只处于微波波段，但迈向红外热辐射波段只是时间问题。 与麦克斯韦妖类似，认为也存在光波的单向电磁边界模式、OWEM（单向边缘模式）[12]等，有待进一步证实。 以保护管为基本单元的二维阵列形成的传热非互易窗是麦克斯韦妖的典型辐射版本。 假设热路径非互易窗口的倒数为η，即热路径反向（高阻方向）辐射热能吞吐量Qn与正向（高通方向）辐射热能吞吐量之比Qt，即 (3) 当 η=1 时反射折射定律，我们称其为“完全互易”； 当 η≠1 时，我们称其为“互易性破坏”或“非互易性”。 单纯考虑热辐射平衡，窗口两端的黑体呈现出具有温度差异的热辐射平衡。
假设两个黑体的温度分别为T1和T2。 根据平衡条件和-定律，根据古管η=-15db=0.223得到的互易性计算式（4）。 显然，此时 ，广义热力学第二定律就简化为狭义热力学第二定律，即狭义热力学第二定律是广义热力学第二定律在倒易数 η = 1 时的特例。假设Gu管的倒数为eta，它是相位梯度和孔深宽比L的函数，即(5)是为了讨论的清晰和简单。 我们不会纠缠于精确的细节。 我们只需要知道，只有在这个时候，只有当 η = 1 时，Gu 管才退化为普通的倒易波导； 否则，η≠1 就足够了。 当唯一的热交换通道由导管以辐射形式维持时，平衡状态下两个黑体的温度比为(6)。 这是广义反射和折射定律与广义热力学第二定律之间的直接关系。 那时，它是狭义的再生定律，此时，它证实了狭义的热力学第二定律； 那时，它是一般意义上的折反射折射定律，此时，它证实了一般意义上的热力学第二定律。 换句话说，广义热力学第二定律是广义反射和折射定律的必然逻辑。 最后，广义热力学第二定律的一般表述是 - 结论 在传热过程中，平衡热路两端的温度比是热路互易性的函数。 这是用广义反射和折射定律证明的广义热力学第二定律，证实了恩格斯的预言[13]。 参考文献[1] Yu，P，Kats MA，光与相位：和的定律[J]． , 2011, 334(6054), 333-337.[2] 顾晨东，基于人工介电材料的微波波段变换光学器件研制，苏州大学，2014年，硕士论文[3]沉立田，不可避免的挑战与新世纪的科学革命[J]。 南京大学学报（哲学·人文·社会科学）1998（2）[4] 范丽，王静，LT，沉华，牛波，轩Y，AM，齐明华。全二极管。 , 2012, 335 447-450[5] Chen Wang, Chang-Zhu Zhou, -Yuan Li, 基于 的片上二极管, (2011)19, 26948–26955 [6] Chen Wang, Xi- &李志远，等，(2012)2, 674 [7] 程强，崔铁军等。 由 组成的黑洞，预印本：“/abs/0910”。 /abs/0910.[8] Les lois du , au de ,Paris,1900,vol.II,p.29[9] ,论光与法则,(),Vol. 64，p。 577（1901 年 10 月 10 日）[10] RW Wood，“和法则”，第 2 版。 （纽约，1929 年），第 500 页。[11] .E. , 和定律:A , 2006-07-1[12] 王正,YD Chong, John D.等。 -a 中的免费单向边缘模式，2008 年，物理。 莱特牧师。 100：13905 [13]恩格斯，自然辩证法[M]，人民出版社，1971，高的定律和高的定律：高的定律和高的定律是摆脱的定律，即“魔”——非- 在 中，正如我们所看到的： 的法则必须从 . 的低位开始： 的法则和 , 的恶魔， 的法则，非-