 |
Что даёт системный подход к механике
|
|
|
|
ЧТО ДАЁТ СИСТЕМНЫЙ ПОДХОД К МЕХАНИКЕ
© В. Эткин
Д. т. н., проф.
Контакт с автором: etkinv@mail. ru
Показано, что подход к механике как одной из равноправных фундаментальных дисциплин по принципу “от общего к частному” и “от целого к части” с позиций закона сохранения энергии позволяет обосновать ее важнейшие положения, объединить механику Ньютона и Эйлера, обобщить ее законы и упростить саму её структуру
____________________________________________________________________
Введение.
В настоящее время в системе не только среднего, но и высшего образования изложение фундаментальных дисциплин осуществляется индуктивным методом (от частного к общему и от простого к сложному) и базируется на классической механике, предмет исследования которой – движение макроскопических тел – издавна представлялся для исследователей наиболее простым и наглядным. Такой подход, будучи вполне оправданным на начальных стадиях образования, в дальнейшем наталкивается на серьёзные трудности, поскольку даже спустя столетие после квантово-релятивистской революции именно механика вызывает наибольшее число вопросов и ожёсточённых дискуссий. По мере исчезновения надежд на построение последовательно механистической картины мира всё больший интерес вызывает диаметрально противоположный - дедуктивный подход к построению и изложению механики (от общего к частному). Такой подход сложнее для описания и восприятия, однако он является значительным шагом на пути приближения результатов теоретического анализа к реальности. В его основе лежит так называемый системный подход, основной особенностью которого является изучение объекта “от целого к части”. Этот подход позволяет выявить и сохранить те внутренние (так называемые “системообразующие”) связи, благодаря которым система в целом приобретает новые свойства, которых не было у отдельных её частей и без которых система не может функционировать полноценно - в частности, он требует изучения внутренних (в том числе диссипативных) процессов, которые классическая механика исключала из рассмотрения под прикрытием понятия “консервативной системы”.
|
|
|
В настоящее время системный подход рассматривается как методология исследования, дополняющая дедуктивный метод “от общего к частному” и потому способствующая интеграции знаний и фундаментальных дисциплин. Поэтому представляет интерес рассмотреть механику в качестве равноправного партнёра других научных дисциплин, а не как первоосновы для большинства естественных наук. Именно такой подход принят в энергодинамике, впервые осуществившей синтез фундаментальных дисциплин в рамках единой теории реальных процессов переноса и преобразования любых форм энергии [2].
1. Коррекция исходных понятий механики. Механика первой из естественных наук достигла зрелости и явилась теоретической основой технической цивилизации. Поэтому именно с изложения механики начинаются курсы современной теоретической физики. В свою очередь, изложение механики традиционно начинается с кинематики, которая рассматривает движение тел в пространстве и времени независимо от физических причин этого движения. Как справедливо заметил Л. Де Бройль, в основе такого подхода лежит предположение о том, что результаты абстрактного кинематического рассмотрения можно применять к реальному движению более сложных физических объектов без дополнительного анализа. Однако такое предположение оказалось, как известно, слишком оптимистичным: например, известно, что макроскопические параметры, которыми оперируют точные науки (температура, давление, плотность, концентрация, заряд, импульс и т. п. ), могут изменяться как под влиянием внешнего энергообмена (теплообмена, массообмена, совершения работы), так и самопроизвольно (в процессе релаксации системы). Чтобы обойти эту трудность, классическая механика исключила такие процессы из рассмотрения и положила в основу механики гипотезу об однородности пространства и изотропности времени [1]. Последствия, к которым приводят эти упрощения, до сих пор остаются неясными. Поэтому представляет интерес диаметрально противоположный подход, при котором вся совокупность взаимодействующих (взаимно движущихся) тел и их частей рассматривается как единая неоднородная система, в которой протекают внутренние (в том числе диссипативные) процессы.
|
|
|
Такой подход сразу обнаруживает необходимость существенных корректив уже в самих основаниях механики. Они начинаются с самого понятия объекта исследования - в кинематике таковым является абстрактная точка, не обладающая ни массой, ни важнейшим свойством любого материального объекта – протяжённостью. Все процессы, происходящие с этой точкой (её перемещения, ускорения) описывались производными различного порядка от единственной координаты – радиуса-вектора этой точки r. Когда же объектом исследования стала вся совокупность бесконечного числа взаимодействующих материальных точек (система), понадобилось огромное (а в случае континуума – бесконечное) число таких координат, их состояний и производных от них. Ввиду невозможности оперировать таким массивом данных пришлось прибегнуть к локальному – эйлеровому (пространственному) или лагранжеву (материальному) формализму в описании системы как целого: такое описание предполагало изучение законов движения отдельных элементов континуума с последующим поиском подходящих интегралов, позволяющих перейти от свойств элементов к свойствам системы как целого, то есть этот подход исходил из предположения об интегрируемости (суммируемости) свойств отдельных элементов континуума. Очевидно, такой подход не учитывал “системообразующих” связей, в результате которых система в целом приобретала новые свойства, не присущие её отдельным частям - это было, по словам А. Пуанкаре, “самым сильным потрясением, которое испытала наука со времён Ньютона”.
|
|
|
Особенностью энергодинамики в этом отношении является диаметрально противоположный подход к исследованию свойств континуума, идущий “от целого к части” [2]: при таком подходе, обычно названном “системным”, сначала выясняются свойства системы как целого, а затем осуществляется переход к свойствам частей системы с выяснением тех свойств, которые она утрачивает при таком делении. Такой подход, постепенно становящийся методологической нормой, опирается на фундаментальное понятие энергии системы, под которой в энергодинамике понимается наиболее общая функция состояния, характеризующая её способность совершать любую (упорядоченную и неупорядоченную, внешнюю и внутреннюю, полезную и диссипативную, механическую и немеханическую) работу. Энергодинамическое исследование начинается с выяснения числа независимых аргументов этой функции, т. е. необходимого и достаточного числа координат состояния. Согласно доказанной в рамках энергодинамики теореме о числе степеней свободы, число таких координат равно числу независимых (специфических, то есть качественно отличимых и несводимых к другим) процессов, протекающих в объекте исследования. Одним из основных процессов для механической системы является процесс перемещения. Если для абстрактной точки для этого было достаточно было знания её радиус-вектора r, то для задания пространственного положения тела в целом, как известно, необходим, переход к радиусу-вектору тела в целом - это осуществляется на основе понятия и выражения центра масс системы:
R m = М -1∫ ρ ( r, t) r dV. (1)
Уже этот самый первый шаг в изучении поведения системы точек использует определение массы системы М через её плотностьρ и объём V (М = ρ V), тоже опираясь на ньютоновское понимание массы как меры количества вещества. Однако, поскольку энергия системы – величина экстенсивная, то масса в общем случае должна присутствовать в выражении всех её аргументов. Это делает массу общефизическим понятием, накладывая определённые ограничения на свободу трактовки массы в квантовой, релятивистской и всех других разделах механики.
|
|
|
Поскольку в состоянии с однородным распределением массы её плотность ρ = 
(t) ≠ ρ ( r ), при отклонении системы от внутреннего равновесия в ней возникает некоторый момент распределения массы:
Z m=М( R m– R mо)= ∫ [ρ ( r, t) – о(t)] r dV, (2)
который может служить одной из мер пространственной неоднородности системы. Аналогичные моменты распределения Z i = Θ i∆ R i возникают, в принципе, у всех других экстенсивных параметров неоднородных систем - энтропии S, числа молей k-x веществ Nk , импульса Р и т. п. Все такого рода моменты Z i стремятся к нулю по мере приближения системы к внутреннему равновесию (однородному состоянию) и могут служить критериями необратимости соответствующих процессов. Кроме того, как следует из (2), параметры Z i приближаются к нулю и при дроблении системы на всё более мелкие части (при dV → 0), а следовательно, величины Z i характеризуют такие свойства системы, которыми не обладают её элементы - такие свойства и называют обычно “системообразующими”.
Элементарное изменение Z m можно представить в виде трёх независимых слагаемых:
d Z m = R mdМ +М e dRm +М( R m× d φ ), (3)
Первое слагаемое описывает процесс в неподвижной механической системе переменной массы М - например, в стартующей ракете; второе слагаемое d r m = e dRm – это смещение центра массы системы R m (например, столба воздуха в поле тяготения) относительно равновесного положения R mо при изменении поля тяготения ( e – единичный вектор в направлении поля); третья составляющая – это поворот на угол d φ вектора смещения ∆ R m= e ∆ rm или самого неоднородного тела. Таким образом, в общем случае мы обнаруживаем протекание в системе 3 независимых внутренних процессов, координатами которых (т. е. параметрами, с необходимостью изменяющимися в этом процессе) может служить соответственно изменение массы dМ, её смещение d r m= e dRm и угол поворота d φ. Изменение этих параметров во времени t характеризует скорости соответствующих процессов, при этом становится ясной необходимость различать скорость центра масс тела в целом v о = e drm/dt и его вращательную составляющую v τ = r m× d φ /dt - этим двум скоростям соответствуют импульсы поступательного P о и вращательного P ω движения системы2):
P о = М v о; P ω = М R m× ω, (4)
где ω =d φ /dt – угловая скорость этого вращения. Изменению этих импульсов соответствует изменение кинетической энергии поступательного Еок( P о) и вращательного Eω к ( P ω ) движения:
|
|
|
Еок = М v о2/2; Eω к = I ω 2/2, (5)
а скорости изменения скоростей – соответственно поступательное и вращательное ускорения, которые для тела постоянной массы удобнее выразить через удельные величины импульсов:
а о = М -1d P о/dt; а ω = М -1d P ω /dt = Iω d ω /dt , (6)
где Iω – удельный момент инерции тела единичной массы. Таким образом, с позиции энергодинамики, следует различать процесс поступательного ускорения, связанный с увеличением кинетической энергии Ек( P ) = М v о2/2, и процесс ускорения вращательного движения, связанный с увеличением кинетической энергии вращательного движения Eω = I ω 2/2. С этой точки зрения, равномерное вращение тел нельзя называть ускоренным, поскольку оно оставляет неизменной кинетическую энергию Eω = I ω 2/2. Следовательно, понятие “центростремительного ускорения”, введённое абстрактно в рамках кинематики, неадекватно существу дела и должно быть оставлено - в истории физики это понятие уже сыграло роковую роль, когда равномерное вращение электрона вокруг ядра было отнесено к ускоренному. В таком случае электрон должен был непрерывно излучать энергию и упасть на ядро, что исключало планетарную модель атома Резерфорда. Таким образом, вопросы адекватности трактовки тех или иных понятий являются далеко не столь безобидными, как может показаться на первый взгляд.
2. Обоснование принципа наименьшего действия. Одним из основополагающих принципов механики считается “принцип наименьшего действия”. Касаясь истории этого принципа, нельзя не отметить, что он был сформулирован тогда, когда ещё не существовало даже понятий энергии и закона ее сохранения. Первым “принцип наименьшего действия” сформулировал Мопертюи (1744). Согласно современной формулировке его принципа, относящейся к стационарным условиям, для действительного пути материальной точки в консервативном силовом поле интеграл от импульса частицы, взятый по отрезку траектории между какими-либо двумя её точками, минимален по сравнению с такими же интегралами, взятыми по отрезкам других кривых. Эта и другие формулировки названного далеко не очевидного принципа исходили пока не из физического смысла действия или каких-либо фундаментальных законов естествознания, а базировались на вере в то, что все процессы в природе происходят с определённой целью и поэтому протекают наиболее рациональным (экономным) путем – таким образом, естествоиспытатели видели в этом принципе “философский камень” для открытия всех законов природы, и оставалось только найти критерии, по которым природа определяет достижение своей цели: так, Лаплас считал, что “истинная цель природы есть экономия живой силы” (т. е. работы, в современной терминологии); этой же точки зрения придерживался и Лагранж, который считал, что этот принцип “с бό льшим основанием следовало бы назвать принципом экстремальной живой силы”.
Первым, кто придал принципу наименьшего действия статус общего закона механики, был Г. Гельмгольц: сохранив существо принципа, он, в отличие от других исследователей, взял в качестве исходной, первичной величины лагранжеву функцию объекта исследования L = Eк – Eп, понимая под ней разность между его кинетической Eки потенциальной Eп энергией. Эта функция выражалась через обобщенные координаты r i и импульсы p i всех N частиц системы (i= 1, 2, …, N), что делало лагранжиан L[ r i (t), p i (t), t]функцией времени t. В соответствии с этим, принцип наименьшего действиязаписываетсяв механике в виде функционала:
Ŝ (t) = ∫ L[ r i (t), p i (t), t]dt = min. (7)
Из свойств экстремума этой функции Гельмгольцу удалось вывести законы движения целого ряда систем. После того, как этот принцип был с успехом применен в электродинамике, а затем и в теории тяготения, ряд авторитетных ученых стали считать его применимым и к тем явлениям, которые ещё предстоит изучить. Постепенно эта идея Гельмгольца “находить формулировки для законов новых классов явлений” трансформировалась в попытки превратить физику в науку, которая позволяла бы “свести все физические постоянные к математическим”.
Между тем, до настоящего времени не увенчались успехом не только попытки обосновать принцип наименьшего действия, исходя из каких-либо общих и твёрдо установленных законов, но даже понять физический смысл функции Лагранжа. В этом отношении энергодинамика предоставляет новые возможности. Прежде всего, заметим, что если интегрирование (7) осуществлять в одном и том же интервале времени t2 – t1, то действие Ŝ (t) с точностью до постоянной EΔ t соответствует интегралу ∫ 2Eкdt, выражающему действие по Мопертюи. Выражая Eк через массу М исследуемого тела и скорость его движения v o = d r m/dt, принцип действия Мопертюи можно представить в виде:
Ŝ (t) = ∫ P o× d R m= ∫ d Z w = ∆ Z w = min (8)
Таким образом, подынтегральное выражение в (8) представляет собой произведение импульса поступательного движения тела P o на смещение d r m центра его инерции вследствие перераспределения поля скоростей. Наглядным примером такого перераспределения является образование ламинарного или турбулентного профиля скорости в потоке жидкости, в котором скорость в ядре выше средней, а в пограничном слое – приближается к нулю. В таком случае принцип наименьшего действия приобретает смысл условия минимума момента распределения импульса, то есть минимума смещения при релаксации системы:
d Z w = P o× d r m < 0 (9)
при самопроизвольном приближении системы к состоянию динамического равновесия Z w = 0. Характерно, что аналогичные принципы могут быть сформулированы и для других экстенсивных переменных (в частности, принципы Пригожина и Онсагера для энтропии в неравновесной термодинамике). Это и объясняет поразительную универсальность этого принципа. Таким образом, принцип наименьшего действия является следствием энергодинамических критериев эволюции системы к равновесию. Согласно ему, убыль кинетической энергии относительного движения частей системы Eк = Eк( Z i) сопровождается уменьшением Z i до нуля. Таким образом, энергодинамика обнажает простой физический смысл действия как принуждения, удаляющего динамическую систему от состояния внутреннего равновесия - это означает, что динамическая система в процессе релаксации останавливается в состоянии, при котором отклонение от равновесия минимально и соответствует внешнему принуждению. Здесь налицо аналогия с принципом минимального производства энтропии И. Пригожина, уровень которого также определяется величиной внешнего принуждения. Следовательно, принцип минимального действия, как и другие экстремальные принципы, относится к необратимым процессам - это обстоятельство никоим образом не следовало из классической механики, имевшей дело лишь с обратимыми процессами, и потому резко расходится с мнением А. Пуанкаре, считавшим, что он “оказывается совершенно недостаточным, когда речь идёт о необратимых процессах”. С изложенных позиций, независимость принципа наименьшего действия от изначального допущения о консервативности систем (сохранении в ней суммы потенциальной и кинетической энергии) объясняется тем, что моменты распределения импульса Z w как функции неравновесного состояния не зависят от того, каким путём система пришла в это состояние, причём именно благодаря диссипации достигается минимум величины Z w. Это устраняет препятствия к применению принципа наименьшего действия в термодинамике, гидроаэродинамике и электродинамике реальных процессов.
3. Обобщение закона сохранения энергии в механике. Классическая механика, как известно, исключала из рассмотрения внутренние процессы, происходящие в материальных телах, ограничиваясь при этом изучением так называемых консервативных систем (в которых отсутствует диссипация): для таких систем сумма их кинетической Ек и потенциальной Еп (т. е. определяемой потенциалом ψ ) энергии оставалась постоянной. Однако в общем случае механические системы неконсервативны - в них наблюдаются внутренние самопроизвольные процессы, связанные с превращением внешней кинетической и потенциальной энергии во внутреннюю энергию U (т. е. с диссипацией энергии), что потребовало введения понятия полной энергии Э = Ек + Еп + U. Внутренняя энергия U может изменяться независимо от внешней в результате теплообмена, массообмена, объёмной деформации, дффузии и т. д. - координатами Θ i этих процессов являются соответственно энтропия S, масса М, объём V, число молей k-x веществ Nk и т. п. Как и масса М, эти экстенсивные величины также могут быть распределены по системе неравномерно, причём это также приводит к необходимости разбиения момента их распределения Z i на те же 3 независимые составляющие [2]. В результате процессы, протекающие в механических системах, подразделяются на 3 группы. В первую входят процессыравномерного ввода в систему энтропии S, массы М, объема V, k-x веществ Nk и т. п., её поступательного и вращательного перемещения, вызывающие соответственно изменение координат Θ i ≡ S, V, М, Nk, v о, ω и т. п., движение системы в целом без нарушения её равновесия. Вторую группу составляют процессы перераспределения параметров Θ i по объёму системы, вызывающие изменение положения центра их величины Z i = Θ i ∆ r i. Третью группу составляют процессы переориентации, вызывающие поворот вектора смещения ∆ r i на угол ∆ φ i. В результате энергия Э такойсистемы становится функцией 3 групп переменных Θ i, r i и φ i, т. е. принимает вид Э=Э(Θ i, r i, φ i), а её полный дифференциал dЭ предстанет как сумма частных дифференциалов вида (∂ Э/∂ Θ i)dΘ i, (∂ Э/∂ r i)d r i и (∂ Э/∂ φ i)d φ i по всем i-м формам энергии Эi. Этому выражению можно придать вид тождества:
dЭ ≡ Σ i ψ i dΘ i – Σ i F i·d r i – Σ i М i ·d φ i, (10)
где ψ i ≡ (∂ Э/∂ Θ i) – обобщённые потенциалы перемещений системы типа абсолютной температуры системы Т, давления p, химического потенциала k-го веществаμ k, скоростипоступательного v о и вращательного ω движения системы и т. п. ; F i = – (∂ Э/∂ r i) – движущая сила процесса перераспределения, связанного с совершением работы против равновесия внутри системы; М i= – (∂ Э/∂ φ i) – крутящие моменты, связанные с совершением работы по переориентации системы во внешних силовых полях. Члены правой части этого выражения характеризуют изменения состояния механической системы независимо от того, чем они вызваны - внешним энергообменом (теплообменом, объемной деформацией, массообменом, поступательным и вращательным ускорением, перемещением системы в поле массовых сил и переориентацией системы во внешних силовых полях и т. д. ) или внутренними (в том числе диссипативными) процессами, сопровождающими приближение системы к равновесию. При отсутствии внешнего энергообмена dЭ = 0, тогда выражение (10) можно считать обобщением закона сохранения энергии на изолированные системы. Для частного случая механической системы, в которой отсутствуют процессы перераспределения и переориентации параметров Θ i , её энергия Э как функция состояния принимает вид Э = Э(S, V, М, Nk, v о, R m, φ ), что позволяет представить энергодинамическое тождество (10) в развёрнутой форме:
dЭ ≡ TdS – pdV + Σ k μ k d Nk+ v о∙ d Р о + ω ∙ d Р ω – F m·d r m – М ω ·d φ, (11)
где T ≡ (∂ Э/∂ S) – абсолютная температура системы, p ≡ – (∂ Э/∂ V) – её абсолютное давление, μ k≡ (∂ Э/∂ Nk) – химический потенциал k-го вещества, F m ≡ – (∂ Э/∂ r m) – движущая сила процесса перемещения, М ω ≡ – (∂ Э/∂ φ ) – крутящий (ориентационный) момент. Члены правой части этого выражения характеризуют лишь изменение энергии системы в целом в результате внешнего энергообмена, поэтому оно представляет собой аналитическое выражение закона сохранения энергии рассматриваемой неизолированной системы (например, таково квазистатическое приближение в неравновесной термодинамике). Особый интерес представляют следствия этого закона в приложении к механическим явлениям.
4. Законы механики как следствие энергодинамики. Основные положения механики Ньютона формулировались в тот период, когда закон сохранения энергии ещё не был установлен, поэтому они представляют собой, строго говоря, постулаты, названные Ньютоном “определениями” [3]. Представляет интерес рассмотреть, насколько изменяется их содержание и статус, когда эти законы получены как следствие основного тождества энергодинамики в конкретных условиях протекания тех или иных реальных процессов (именуемых обычно “условиями однозначности”).
4. 1. Следствие 1-е - принцип инерции (1-й закон Ньютона). В классической механике Ньютона, не рассматривавшей вращательного движения, этот закон формулируется в виде принципа инерции, впервые установленного Галилеем и гласящего: “Всякое тело продолжает удерживаться в своем состоянии покоя или равномерного и прямолинейного движения, пока и поскольку оно не понуждается приложенными силами изменять это состояние”. Более общее понимание этого принципа приходит, если исходить из основного тождества энергодинамики (10). Применим его к произвольной замкнутой однородной механической системе (системе без перераспределения и переориентации составляющих, на которую также не действуют какие-либо внешние силы F m и их моменты М ω ). Если система однородна (то есть внутренние процессы перераспределения и переориентации в ней исключены), имеет постоянный объём и теплоизолирована, то вместе с энергией такой системы Э остаются неизменными её энтропия S и объём V (dЭ, dS, dV = 0). Тогда из (10) непосредственно следует:
dЭ = v о∙ d Р о = 0, Р о= M v о = const. (12)
Аналогичным образом, из закона сохранения энергии (10) для замкнутой системы, не меняющей положения центра масс ( v о = const), следует закон сохранения импульса вращательного движения или эквивалентный ему по смыслу закон сохранения момента количества движения L ω = Iω ω (закон Эйлера, который отсутствовал в механике Ньютона):
dЭ = ω ∙ d Р ω = 0; P ω = М R m× ω =Iω ω = const. (13)
Оба этих закона (12)-(13) можно объединить в одном утверждении, сформулировав его следующим образом: “любое материальное тело сохраняет состояние своего движения или покоя, пока и поскольку оно не принуждается какими-либо воздействиями изменить это состояние”. Нетрудно видеть, что это утверждение обобщает 1-й закон Ньютона (закон инерции), распространяя его на вращающиеся системы. Кроме того, этот закон указывает на легитимность понятия “вращения по инерции” (то есть без ускорения). Характерно, что при таком подходе закон инерции оказывается справедливым уже независимо от предположений об однородности и изотропности пространства и времени [1], притом, поскольку для вращательного движения существует предпочтительная система отсчета (связанная с центром инерции тела - системы тел), это сразу лишает всеобщности принцип относительности Пуанкаре-Эйнштейна, ограничивая его системами, в которых отсутствует вращательное движение - становится очевидным, что требование инвариантности физических законов может быть отнесено только к инерциальным системам отсчета, которые, строго говоря, во Вселенной отсутствуют; более того, теперь мы уже не можем утверждать, что “свободное” движение замкнутой системы “по инерции” всегда будет прямолинейным и равномерным, поскольку оно может быть и вращательным.
4. 2. Следствие 2-е - взаимопревращение импульсов поступательно и вращательного движения. Рассмотрим теперь более общий случай механической системы, не находящейся во внутреннем равновесии: пусть в таких системах вследствие взаимодействия (взаимного движения) её макроскопических частей (подсистем) возникают самопроизвольные процессы перераспределения импульса по объёму системы - примером этого являются неподвижные в целом многокомпонентные системы, в которых протекают процессы диффузии k-х подвижных компонентов. В таком случае в системе появляется кинетическая энергия относительного движения её компонентов (частей) Еkw = ½ Σ kMk v k2≠ 0, которая может как уменьшаться (вследствие действия сил вязкости), так и увеличивается (вследствие совершения работы силами иной природы - такого рода работа совершается, например, если компоненты системы заряжены, а система находится в электрическом поле). Аналогичным образом ведёт себя кинетическая энергия относительного вращательного движения частей системы Еkω = ½ Σ kIk ω k2 ≠ 0, которая также может как уменьшаться (за счёт действия сил турбулентной вязкости), так и увеличиваться (за счёт действия сил иной природы - например, за счёт работы, совершаемой над газом в его потоке). В таком случае с учётом возможной диссипации (dS ≠ 0) из закона сохранения энергии (10) следует:
dЭ = ТdS + Σ k v k d Р k + Σ k ω k d Р ω = 0. (14)
Это выражение указывает на возможность взаимного превращения энергии и импульса поступательного и вращательного движения частей системы, что исключалось классической механикой, то есть из закона сохранения энергии следует постоянство только суммы энергий поступательного и вращательного относительного движения частей системы, но не каждой из них по отдельности. Поэтому, наряду с процессами затухания обоих видов относительного движения, в системе возможны процессы их взаимопревращения, в ходе которых энергия Еkω (работа Wω ), затрачиваемая на поддержание относительного вращательного движения в системе, превращается в энергию относительного поступательного движения в ней Еkw, или наоборот - иными словами, энергодинамика предсказывают возможность изменения положения импульсов и центров масс отдельных частей неоднородной системы за счёт части энергии, затраченной на их вращение. Это подтверждают результаты экспериментов с инерциоидами, проведённых В. Н. Толчиным (1936) и Н. В. Филатовым (1969). В 1983 г. подобные эксперименты были повторены также А. П. Гладченко, а в 2000 г. - Г. И Шиповым, видеосъёмка которых подтвердила перемещение тележки с гироскопом и мотором-тормозом. Таким образом, законы Ньютона (4) и Эйлера (5) являются лишь частными случаями законов энергодинамики, относящимися соответственно к поступательному и вращательному движению тел. Это даёт прочную теоретическую базу при решении дискуссионного вопроса о возможности создания кажущихся “безопорными” транспортных средств, отрицаемой современной наукой.
4. 3. Следствие 3 - обобщение 2-го закона Ньютона (принципа силы). Второй закон, вводящий понятие силы, И. Ньютон сформулировал следующим образом: “Изменение количества движения пропорционально приложенной действующей силе и происходит по направлению той прямой, по которой эта сила действует”:
F =d Р о/dt. (15)
При массе М = const d Р о=Мd v о, тогда вместо (15) можно записать:
F = М а . (16)
В выражениях (15)-(16) сила выступает как причина возникновения процесса ускорения (перемещения), но, между тем, сила является причиной возникновения и других процессов (расширения, электризации, химических и ядерных превращений, диффузии, теплообмена, массообмена и т. п. ). Поэтому выражение (16) можно рассматривать, скорее, как частный случай силы, нежели как определение этого понятия. Более общее определение силы следует из энергодинамического тождества (10):
F i ≡ – (∂ Э/∂ r i), (17)
где r i – радиус-вектор центра произвольно распределённой величины, являющейся количественной мерой носителя i–й формы энергии (энтропии S, массы M, числа молей k-x веществ Nk, заряда З, импульса Р и т. п. ). Согласно этому выражению, сила, стремящаяся вернуть систему в состояние равновесия, определяется взятой с обратным знаком производной от энергии системы по отклонению системы от этого состояния - и наоборот, сила, которую необходимо приложить для выведения системы от состояния внутреннего равновесия, равна производной от энергии системы по этому отклонению. Такое отклонение ∆ r i всегда связано с совершением работы против равновесия, поэтому сила в энергодинамике приобретает смысл экстенсивной меры внутренней неравновесности (пространственной неоднородности) исследуемой системы. Частным случаем (17) является известное выражение электростатической F е и гравитационной F g сил, определяемой законами Кулона и Ньютона, в которых полная энергия Э ввиду постоянства внутренней энергии U заменена внешней энергией E.
Выражение (17) отражает единство сил различной природы в самом их определении. В частности, если r i – вектор, характеризующий неоднородность распределения массы какой-либо системы в пространстве (отклонение центра массы от его положения при равномерном распределении плотности), то F i определяет массовую силу (например, силу тяжести F g). Если ∆ r i – вектор смещения свободных зарядов, то сила F i определяет электростатическое поле F е, и т. д. Отсюда следует, что силовые поля порождаются на самими массами, зарядами или токами, а их неравномерным распределением в пространстве. Характерно, что определение силы (17) применимо и для случая короткодействующих сил. Когда же dЭ = dТS, т. е. изменяется только связанная с тепловым движением энергия Гельмгольца, а ∆ r i характеризует неоднородность скалярного поля энтропий S, производная(17) приобретает смысл “термодвижущей” силы F q ≡ – (ТS/∂ r
