On frame indifferent lagrangians of micropolar thermoelastic continuum

Full Text

Настоящая статья представляет собой расширенный вариант доклада [1], сделанного авторами на Четвёртой международной конференции «Математическая физика и её приложения» (Россия, Самара, 25 августа - 1 сентября 2014). 1. Вводные замечания. Объективные термодинамические базисы. Нелинейные термомеханические модели сложных континуумов с микроструктурой, в частности микрополярные среды и метаматериалы, часто обладающие аномальными термомеханическими свойствами, в решающей степени определяются термодинамическими параметрами состояния, которые формируются из независимых объективных (т.е. выдерживающих повороты эйлеровой пространственной координатной системы в трехмерном пространстве) скалярных, векторных и тензорных переменных, определяющих термодинамическое состояние микроэлемента. Подобные системы термодинамических параметров состояния мы будем называть также термодинамическими базисами. Термодинамический базис должен обладать необходимыми свойствами полноты относительно тензорных мер состояния континуума. Для решения проблем анализа и синтеза материалов с заданными свойствами существенна развитая иерархия математических моделей. Именно в связи с этим обстоятельством по-прежнему актуальны методы построения и исследования математических моделей сред с микроструктурой. Один из них состоит в обобщении континуальной модели, выражающемся в расширении понятия представительного объема среды (RVE) и учета дополнительных (экстра) внутренних степеней свободы - микроповоротов и аффинных деформаций мезообьема (континуум Коссера1 , микроморфная среда). Значительный прогресс в области моделирования сложных термомеханических систем связан прежде всего с тем, что в качестве базисных переменных допускаются не только термодинамические переменные состояния (так называемые «медленные переменные»), ассоциированные с термическими и мироструктурными свойствами континуума, но и их референциальные градиенты («быстрые переменные»). При этом переменные состояния и их градиенты считаются функционально независимыми. Именно следуя по этому пути, удается создать новую термомеханику континуума с гиперболическими уравнениями транспорта тепла. Последнее обстоятельство вполне соответствует новой гиперболической парадигме развития теории и механики континуума [2, 3]. Современная механика и физика сплошных деформируемых сред в целом ряде важных прикладных направлений должна развиваться только на основе теоретико-полевого подхода; только в этом случае обеспечиваются физически приемлемые уравнения. Это обстоятельство характерно для сложных континуумов с экстрастепенями свободы, приписываемыми микроэлементам; в частности, для микрополярных сред, когда допустимы дополнительные повороты и аффинные деформации микроэлементов. Теории поля обладают одним весьма важным аналитическим качеством - возможностью их систе1 Необходимо заметить, что континуум Коссера с «нежестким» репером микрополярных директоров, по существу, предполагает возможной произвольную аффинную деформацию микроэлемента и поэтому может трактоваться и как микроморфный континуум. Такие среды мы будем также называть микрополярными. матического вывода из одного вариационного функционала. Преимущества теоретико-полевой точки зрения в механике микрополярных континуумов убедительно продемонстрированы в статье [4]. Важными элементами теоретико-полевого подхода являются также ковариантность дифференциальных уравнений поля и наличие вариационных симметрий поля. Последние позволяют находить законы сохранения, которые выступают в роли «первых интегралов» дифференциальных уравнений поля. Классические теории поля (см., например, монографии [5, 6]) основываются на предположении о том, что непрерывное физическое поле математически представляется некоторым интегральным функционалом (действием): = L (ϕk , ∂α ϕk , ∂γ ∂α ϕk , ... , X β )d4 X. Здесь характерная для теорий поля символика имеет следующий смысл: L - «естественная» плотность лагранжиана (плотность действия); ϕk - упорядоченный массив физических полевых переменных; X β (β = 1, 2, 3,4) - пространственно-временные координаты. В полевых теориях аргументы лагранжиана (определяющие переменные) ϕk , ∂α ϕk , ∂γ ∂α ϕk , . . . предполагаются функционально независимыми, образующими термодинамический базис. Элементы термодинамического базиса (термодинамические переменные состояния) разделяются на «медленные» и «быстрые». К первой категории относятся переменные ϕk , ко второй - их градиенты ∂α ϕk , ∂γ ∂α ϕk , . . .. Согласно принципу наименьшего действия, действительное поле реализуется таким образом, что действие оказывается экстремальным, т.е. первая вариация действия обращается в нуль для всех допустимых вариаций физических полей ϕk : δ = 0. Здесь не подвергаются варьированию пространственно-временные координаты X β и 4-область интегрирования. Стационарность действия (при произвольных допустимых вариациях поля) необходимо влечет уравнения Эйлера-Лагранжа (дифференциальные уравнения поля): Ek (L ) ≡ ∂L ∂L ∂L - ∂β + ∂γ ∂β - . . . = 0. ∂ϕk ∂(∂β ϕk ) ∂(∂γ ∂β ϕk ) Последовательное применение теоретико-полевого подхода в механике континуума приводит к естественным формулировкам определяющих уравнений. Задание плотности действия позволяет однозначно сформулировать определяющие уравнения континуума, причем сразу же в ковариантной форме, без всякого дополнительного конструирования. То же самое касается соотношений совместности сильных разрывов на волновых поверхностях. Однако дополнительные рассмотрения все же необходимы, если вести речь об объективизации независимых функциональных аргументов плотности действия. Переход к ротационно-инвариантным функциональным аргументам лагранжиана наряду с требованием галилеевой трансляционной инвариантности окончательно определяет его общую форму и соответствующие общие формы объективных определяющих уравнений. В представленной работе исходя из принципа наименьшего действия Гамильтона получены 4-ковариантные уравнения термоупругого поля в микрополярном континууме с «нежестким» репером ассоциированных директоров в канонической форме Эйлера-Лагранжа. Сформулированы дифференциальные и функциональные условия ротационной инвариантности плотности действия. Последние затем используются с целью поиска ротационно-инвариантных функциональных аргументов лагранжиана. Найдена система независимых ротационно-инвариантных функциональных аргументов лагранжиана. Дается формальное доказательство ее полноты. Построены удовлетворяющие принципу объективности формы определяющих уравнений гиперболического микрополярного термоупругого континуума, соответствующие ротационно-инвариантному лагранжиану. 2. Полевая теория гиперболического микрополярного термоупругого континуума с «нежестким» репером ассоциированных директоров. В теориях микрополярных континуумов (см., например, [4]) произвольная «конечная» деформация континуума, представляемая чисто геометрическим преобразованием x = x(X, t) (1) положения X отсчетной конфигурации в соответствующее актуальное место x пространства, сопровождается экстрадеформацией, проявляющейся в форме нарушений взаимной ориентации и метрических характеристик системы трех пространственных полярных некомпланарных d-векторов d (a = 1, 2, 3), a связанных с микроэлементом: d = d(X, t). a a (2) Сделаем одно важное замечание. Индивидуальные точки континуума в механике континуума представляются специальной переменной ξ, которая, в свою очередь, идентифицируется с помощью координат ξ α (так называемые материальные координаты). Референциальная координата X всегда взаимно однозначно связана с материальной переменной ξ, поэтому референциальную переменную X можно рассматривать как материальную и попросту отождествить переменные X и ξ. То же самое относится к координатам X α и ξ α . Переменные X и x (и позиционные координаты X α , xj ) выступают как соответственно лагранжева (отсчетная, референциальная) и эйлерова (пространственная) переменные, если воспользоваться стандартной терминологиней механики континуума. С этими переменными связаны метрики: отсчетная метрика gαβ и пространственная метрика gij . Конвективная (сопутствующая) метрика характеризуется метрическим тензором gαβ и, в отличие от gαβ и gij , определяется деформацией (1). Как ясно из предложенных обозначений, эйлеровы пространственные индексы всегда будут обозначаться латинскими буквами, греческие буквы всегда будут указывать на отсчетные или сопутствующие индексы. Обратным штрихом (backprime) слева от символа будут снабжаться величины, ассоциированные с референциальным состоянием. Так, например, x = X. В такого рода равенствах латинский индекс у координаты xj трансформируется в греческий. Поэтому референциальное положение d-векторов указывается компонентами α (a = 1, 2, 3; α = 1, 2, 3). d a Следуя известным схемам построения математических теорий континуумов, введем градиент «конечной» деформации ∂α xj (j, α = 1, 2, 3) и соответствующий якобиан J = det ∂α xj . Дисторсия, как хорошо известно, характеризует аффинную деформацию элемента континуума. Она никогда не вырождается, поэтому якобиан деформации J сохраняет свой знак. Конвективная метрика вычисляется с помощью градиента деформации согласно формуле gαβ = gij ∂α xi ∂β xj и в силу своего определения ротационно-инвариантна (объективна) при произвольных поворотах эйлеровой координатной системы. Применяя теоретико-полевой подход, примем лагранжевы переменные X α (α = 1, 2, 3), дополненные четвертой временной координатой, в качестве пространственно-временных координат. Эйлеровы переменные xj (j = 1, 2, 3) представляют собой физические поля. То же самое относится к системе dвекторов d (a = 1, 2, 3). Но они классифицируются нами как экстраполеa вые (сверх переменных xj ) переменные и вводятся в формализм теории поля с помощью контравариантных пространственных компонент dj (a = 1, 2, 3; a j = 1, 2, 3). С теоретико-полевой точки зрения наличие микроструктуры приводит лишь к увеличению числа полевых переменных и, возможно, повышению максимального порядка дифференцирований в «естественной» плотности лагранжиана. «Тонкая» (fine) микроструктура континуума представляется экстраполями контравариантных тензоров (d-тензоров) сколь угодно высоких рангов j1 j2 ... d c (c = 1, 2, 3, . . .). Экстрадеформация, обусловленная наличием «тонкой» микроструктуры, математически описывается отображениями, подобными (2). В качестве основной термической полевой переменной примем температурное смещение ϑ, которое определяется как первообразная по времени (при фиксированных лагранжевых переменных) от абсолютной температуры θ. Именно такой подход характерен для теоретико-полевых формулировок термомеханики [7, 8]. Перечислим далее все определяющие переменные термоупругого континуума с «тонкой» микроструктурой. Помимо переменных xj и ϑ, к ним относятся - градиент деформации ∂α xj (j, α = 1, 2, 3); - d-векторы dj (a = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3) вместе с их референциальными a градиентами ∂α dj (a = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3; α = 1, 2, 3); a - d-тензоры dj1 j2 ... (c = 1, 2, 3, . . . ; j1 , j2 , . . . = 1, 2, 3) и их референциальc ные градиенты ∂α dj1 j2 ... (c = 1, 2, 3, . . . ; α = 1, 2, 3; j1 , j2 , . . . = 1, 2, 3); c - референциальный градиент температурного смещения ∂α ϑ (α = 1, 2, 3); - скорость температурного смещения ∂4 ϑ. В терминах отсчетных переменных X α (α = 1, 2, 3), эйлеровых переменных xj (j = 1, 2, 3), экстраполевых d-переменных и температурного смещения ϑ «естественная» плотность действия (лагранжиан) в расчете на единицу объема в отсчетном состоянии должна иметь форму j1 j2 ··· j L = L X β , xj , dj , dj1 j2 ··· , ϑ, xj , d , d ˙ ˙ ˙ a c a c ˙ , ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α dj1 j2 ··· , ∂α ϑ . a c (3) Более специальная форма получается, если рассматривать плотность действия как разность плотности кинетической энергии и свободной энергии Гельмгольца ab i j 1 1 1 ˙ ˙ ˙ ˙ L = ρR gkj xk xj + ρR gij J d d + ρR 2 2 2 a b cd ˙ j j ··· ˙ k k ··· gj1 k1 gj2 k2 · · · J d 1 2 d 1 2 · · · - κ c κ d ˙ - ψ X β , xj , dj , dj1 j2 ··· , ϑ, ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α dj1 j2 ··· , ∂α ϑ . a c a c Здесь точкой обозначается частное дифференцирование по времени ∂4 при постоянных лагранжевых координатах X α ; ρR - референциальная плотab cd ность; J, J - тензоры инерции микроэлемента. κ Вариационный интеграл термоупругого действия в силу указанной формулой (3) плотности действия будет иметь следующий вид: = j1 j2 ··· j L (X β , xj , dj , dj1 j2 ··· , ϑ, xj , d , d ˙ ˙ ˙ a c a c ˙ , ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α dj1 j2 ··· , ∂α ϑ)d4 X a c (a = 1, 2, 3; c = 1, 2, 3, . . . ; α, β = 1, 2, 3; j, j1 , j2 , . . . = 1, 2, 3). (4) Соответствующие вариационному интегралу (4) и принципу наименьшего действия связанные уравнения поля получаются в ковариантной форме и распадаются на следующие четыре группы: ∂L α· ˙ ∂α S·j - Pj = - j ∂x a a (α = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3), a ∂α M α· + A j - ∂4 Q j = 0 (a = 1, 2, 3; α = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3), ·j c c c ∂α M α··j······ + A j1 j2 ··· - ∂4 Q j1 j2 ··· = 0 ·j1 2 (c = 1, 2, 3, . . . ; α = 1, 2, 3; j1 , j2 , . . . = 1, 2, 3) ∂L α ∂α jR + s = ˙ (α = 1, 2, 3). ∂ϑ 330 (5) Объективные ротационно-инвариантные формы термоупругих лагранжианов Лагранжев полевой формализм исключительно удобен тем, что определяющие уравнения континуума выступают просто как обозначения для полевых частных производных, которые вводятся для записи дифференциальных уравнений поля (5): Pj = ∂L , ∂ xj ˙ α· S·j = - a Aj = a Qj = ∂L , ˙j ∂d a a ∂L , ∂(∂α xj ) ∂L , ∂ dj c Q j1 j2 ··· = ∂L , ˙ j j ··· ∂d 1 2 c α· M ·j = - ∂L , ∂(∂α dj ) c α·· ··· M ·j1 j2 ··· = - a c A j1 j2 ··· = a ∂L , ∂ dj1 j2 ··· s= c ∂L , ∂(∂α dj1 j2 ··· ) (6) c ∂L , ˙ ∂ϑ α jR = ∂L . ∂(∂α ϑ) В приведенных выше определяющих уравнениях (6) приняты следующие обозначения: Pj - обобщенный импульс, соответствующий трансляционным a c степеням свободы; Q j , Q j1 j2 ··· - обобщенные экстраимпульсы, соответствуα· ющие дополнительным (в том числе ротационным) степеням свободы; S·j - a c первый тензор напряжений Пиола-Кирхгофа; M α· , M α··j······ - «первые» тен·j ·j1 2 a c зоры экстранапряжений; A j , A j1 j2 ··· - обобщенные силы-моменты, сопряженные экстраполевым переменным dj (a = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3), dj1 j2 ··· (c = a c = 1, 2, 3, . . . ; j1 , j2 , . . . = 1, 2, 3); s - плотность энтропии (в расчете на едиα ницу объема в отсчетном состоянии); jR - референциальный вектор потока энтропии (в единицу времени через единицу площади в отсчетном состоянии). Полевое уравнение в последней строке (5) выражает баланс энтропии. Если плотность действия не содержит явных вхождений температурного смещения, то производство энтропии будет равно нулю. Таким образом, уравнение транспорта тепла будет иметь гиперболический аналитический тип так же, как это имеет место в гиперболической термоупругости [6]. Рассмотрим важный и сравнительно простой случай, когда параметрами микрострукутры являются только d-векторы dj (a = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3), a не подчиняющиеся никаким дополнительным ограничениям. В этом случае система дифференциальных уравнений поля (5) будет иметь следующий вид: ∂L α· ˙ ∂α S·j - Pj = - j ∂x a a (α = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3), a ∂α M α· + A j - ∂4 Q j = 0 (a = 1, 2, 3; α = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3), ·j ∂L α ∂α jR + s = ˙ (α = 1, 2, 3). ∂ϑ 3. Объективные ротационно-инвариантные формы лагранжианов. «Естественная» плотность действия в форме (3) пока еще не позволяет вести речь о её объективности в том смысле, что в разных эйлеровых координатных системах эта форма будет сохраняться. Ясно, что вывод объективных форм лагранжиана [9] представляет собой первый и весьма важный шаг на пути построения объективных форм определяющих уравнений, первоначально задаваемых уравнениями (6). Ограничимся случаем, когда параметрами микрострукутры являются только d-векторы dj (a = 1, 2, 3; j = 1, 2, 3). При этом a «естественная» плотность действия микрополярного термоупругого континуума второго типа может быть представлена в виде следующей функции с явно перечисленными вхождениями определяющих переменных: j L = L (X β , xj , dj , ϑ, xj , d , ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α ϑ). ˙ ˙ ˙ a a a (7) В теориях континуумов лагранжиан имеет несколько более специальную форму, чем (7), разности плотности кинетической энергии и свободной энергии Гельмгольца: ab i j 1 1 ˙ ˙ ˙ L = ρR gkj xk xj + ρR gij I d d - ψ(X β , xj , dj , ϑ, ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α ϑ). ˙ ˙ 2 2 a b a a Для изображения состояний и процессов в механике континуума используется трехмерное плоское пространство - время и независимое время. Поскольку выбор эйлеровых координат произволен и не должен никак сказываться на физических следствиях дифференциальных уравнений поля, то действие и лагранжиан обязаны обладать определенными свойствами инвариантности по отношению к выбору эйлеровой координатной системы и начала отсчета времени, т.е. по отношению к так называемым «движениям» эйлерова пространства. Существуют два принципиально различных вида «движений»: трансляционные и спинорные. Первые определяются заданием векторов положений и описывают перемещения (трансляции) тел в эйлеровом пространстве. Спинорные «движения» определяются заданием тензорных функций времени, значениями которых являются собственно ортогональные тензоры размерности три (тензоры поворота). Вводя в пространстве прямоугольные декартовы координаты xj , заметим, что одно из таких свойств инвариантности проявляется в форме трансляционной инвариантности интегрального функционала действия относительно произвольных сдвигов переменных xj и времени t. Другое, как хорошо известно, - в форме ротационной инвариантности относительно произвольных поворотов эйлеровой координатной системы xj . Инвариантность действия относительно поворотов эйлерова координатного репера является проявлением изотропии эйлерова координатного пространства, т.е. отсутствия предпочтительных направлений в этом пространстве. Инвариантность действия относительно преобразований лагранжевых переменных связана с симметрией физических свойств континуума. Так, трансляционная инвариантность действия относительно произвольных сдвигов координат X α означает, что континуум однороден. Ротационная инвариантность относительно произвольных поворотов лагранжевой координатной системы указывает на изотропность континуума. Таким образом, действие, в частности, должно быть инвариантно относительно преобразований сдвигов и поворотов координатной системы наблюдателя (принцип объективности) и сдвигов времени: i xi = Rj xj + C i , 332 i i j d = Rj d , a a t = t + C. (8) В приведенных выше формулах преобразования C i , C есть произвольные поi стоянные; Rj - произвольная постоянная собственно ортогональная матрица. Действие и плотность действия L инвариантны относительно преобразований (8) тогда и только тогда, когда выполнены следующие условия: ∂L = 0, ∂xk expl ∂4 L = 0, K[ij] = 0, (9) где тензор Kij определяется согласно Kij = xi ∂L ∂L ∂L ∂L ∂L ∂L ˙ + di j + xi j + di j + (∂α xi ) ˙ + (∂α di ) j j) ∂x ∂x ˙ ∂(∂α x a ∂d a ∂d a ∂(∂α dj ) ˙ a a a и в (9) по индесам, заключенным в квадратные скобки, выполняется антисимметризация. Заметим, что в силу (9) и в обозначениях (6) тензор Kij сводится к a a a α· ˙ ˙ Kij = di A j + xi Pj + di Q j - (∂α xi )S·j - (∂α di )M α· . ·j a a a Ясно, что в том случае, когда плотность действия не зависит явно от ди˙ ректоров dj , их производных по времени dj и референциальных градиентов a a ∂α dj , последнее в группе условий (9) позволяет сразу же установить симметa рию тензора напряжений Коши l· T·k = -J -1 (∂β xl ) ∂L ∂(∂β xk ) (β = 1, 2, 3). Инвариантность действия относительно трансляций эйлеровых координат, известная как принцип галилеевой инвариантности действия (принцип относительности Галилея), мы дополним требованием инвариантности действия относительно сдвигов температурного смещения (C - произвольная постоянная): ϑ=ϑ+C , (10) что обеспечивается выполнением следующего условия: ∂L = 0. ∂ϑ Поскольку кинетическая составляющая плотности действия инвариантна относительно преобразований (8), (10), плотность свободной энергии Гельмгольца (α, β = 1, 2, 3) ˙ ψ = ψ X β , dj , ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α ϑ , a a в свою очередь, обязана выдерживать преобразования вида (8), (10), т.е. i i ˙ i ˙ ψ X β , Rj dj , ϑ, Rj ∂α xj , Rj ∂α dj , ∂α ϑ = ψ X β , dj , ϑ, ∂α xj , ∂α dj , ∂α ϑ . a a a a Последнее обстоятельство означает, что свободная энергия Гельмгольца является некоторой функцией от переменных X β , ϑ, ∂α ϑ, в запись которых не входят эйлеровы индексы, а также следующих инвариантных относительно вращений эйлеровой координатной системы аргументов: gαβ = gij (∂α xi )(∂β xj ), i j R α = gij (∂α x )d , a a i j T αβ = gij (∂α x )(∂β d ). a a (11) Каждая из величин, перечисленных в (11), действительно инвариантна относительно произвольных вращений эйлеровой координатной системы, поскольку по всем эйлеровым индексам производится сворачивание с помощью эйлеровых метрических коэффициентов gij . Заметим, что в списке инвариантных аргументов (11) отсутствуют тензоры i j i j i j (12) R = gij d d , R α = gij (∂α d )d , T αβ = gij (∂α d )(∂β d ). a b ab a ab b ab a b Рациональной основой для этого выступает требование того, чтобы экстрадеформация континуума была невозможна, если отсутствует деформация (gαβ = gαβ ). Полноту системы ротационно-инвариантных аргументов (11) с учетом данного выше замечания можно доказать, опираясь на известные результаты теории алгебраических инвариантов (см., например, [10]) системы (эйлеровых векторов) ∂α xi , dj , ∂β dj . (13) a a Во-первых, полная система инвариантов векторов (13) включает их попарные внутренние произведения, что приводит к эйлеровым инвариантам (11), (12). Во-вторых, указанная система инвариантов содержит также всевозможные 3 × 3-определители, в столбцах которых расположены эйлеровы компоненты всевозможных троек векторов системы (13). A priori ясно, что интересующие нас определители должны содержать по меньшей мере один столбец из эйлеровыых компонент градиента деформации ∂α xi . Такие определители, размещая эйлеровы компоненты градиента деформации ∂α xj в первом столбце, можно разбить на следующие шесть групп: ∂α x1 d1 d1 a b 2 2 2 I. ∂α x d d a b ∂α x3 d3 d3 a (a = b), b ∂α x1 ∂β d1 d1 a b a b 2 2 2 II. ∂α x ∂β d d , a b ∂α x3 ∂β d3 d3 ∂α x1 ∂β d1 ∂γ d1 a b 2 2 2 III. ∂α x ∂β d ∂γ d a b ∂α x3 ∂β d3 ∂γ d3 a 334 b (β = γ и a = b одновременно), Объективные ротационно-инвариантные формы термоупругих лагранжианов ∂α x1 ∂β x1 d1 a 2 2 2 IV. ∂α x ∂β x d a ∂α x3 ∂β x3 d3 (исключаются варианты, когда β = α), a ∂α x1 ∂β x1 ∂γ d1 a 2 2 2 V. ∂α x ∂β x ∂γ d a ∂α x3 ∂β x3 ∂γ d3 (исключаются варианты, когда β = α), a ∂α x1 ∂β x1 ∂γ x1 VI. ∂α x2 ∂β x2 ∂γ x2 . ∂α x3 ∂β x3 ∂γ x3 Вычисление всех шести определителей можно осуществить с помощью правила Грама-Шмидта, т.е. через определители, элементы которых представляют собой всевозможные внутренние произведения эйлеровых векторов, расположенных в столбцах исходных определителей. Таким образом, каждый из приведенных выше определителей вычисляется через внутренние произведения в соответствии с данной ниже схемой: (I) gij (∂α xi )dj , gij di dj ; e a b (II) gij (∂α xi )(∂β dj ), gij (∂α xi )dj , gij (∂β di )dj ; a a b b (III) gij (∂α xi )(∂ω dj ), gij (∂β di )(∂γ dj ); e a b (IV) gij (∂α xi )(∂β xj ), gij (∂α xi )dj ; a (V) gij (∂α xi )(∂β xj ), gij (∂α xi )(∂γ dj ); a (VI) gαβ . Хорошо видно, что определители (I)-(VI) вычисляются только через тензорные и векторные величины, перечисленные в (11) и (12), что и доказывает полноту ротационно-инвариантных аргументов (11) с учетом исключения аргументов вида (12). Заметим также, что кинематическое ограничение R= δ ab ab устанавливает, что d-векторы составляют «жесткий» репер, поэтому экстрадеформация континуума сводится лишь к вращениям составляющих его элементов. В итоге, считая, что континуум однороден, т.е. expl ∂β L = 0 (β = 1, 2, 3), и, следовательно, все лагранжевы переменные X β являются циклическими (игнорируемыми), получаем следующую удовлетворяющую принципу объективности ротационно-инвариантную форму свободной энергии Гельмгольца: ˙ ψ = ψ(gαβ , R α , T αβ , ϑ, ∂α ϑ) (a=1, 2, 3; α, β=1, 2, 3). a (14) a Мы неявно подразумеваем, что приведенная форма (14) должна зависеть также от отсчетной метрики gαβ и референциального положения d-векторов dj (a=1, 2, 3). a В форме (14) ротационно-инвариантный аргумент gαβ без ограничения общности может быть заменен на αβ = 1 gαβ - gαβ . 2 Компоненты αβ преобразуются по тензорному закону при заменах лагранжевых координат. Тензор αβ называется тензором деформации Грина. Использование тензора деформации Грина в качестве ротационно-инвариантного аргумента лагранжиана исключительно удобно, т.к. он в силу своего определения учитывает только ту часть деформации континуума (1), которая наблюдается относительно некоторой фиксированной референциальной конфигурации. По аналогичным соображениям вместо векторной меры экстрадеформации R α следует использовать относительный вектор экстрадеформации a -γ α = R α - gαβ dβ . a a a β Здесь векторы d указывают референциальное состояние системы d-векторов. a Вектор γ α оказывается нулевым, только если каждый из d-векторов повораa чивается и удлиняется так, как это в точности предписывается деформацией континуума (1). Если последнее обстоятельство действительно имеет место, то d-векторы и d-векторы будут связаны зависимостями i i α d - ∂α x d = 0; a a умножая обе части полученного равенства на компоненты дисторсии ∂β xj и сворачивая с gij , находим α R β - gβα d = 0, a a т.е. относительный вектор экстрадеформации становится равным нулю: γ β = 0. a Таким образом, окончательно ротационно-инвариантная форма свободной энергии Гельмгольца получается в виде [11]: ψ = ψ( ˙ αβ , γ α , T αβ , ϑ, ∂α ϑ) a a (a = 1, 2, 3; α, β = 1, 2, 3). Полученная форма указывает на явную зависимость свободной энергии ˙ Гельмгольца от одного скалярного аргумента ϑ; четырех отсчетных векторных аргументов ∂α ϑ, γ α (a = 1, 2, 3; α = 1, 2, 3) и четырех отсчетных тензорa ных аргументов αβ , T αβ (a = 1, 2, 3; α, β = 1, 2, 3), три из которых являются a несимметричными тензорами второго ранга. 4. Определяющие уравнения в терминах объективного термодинамического базиса. Как показано в предыдущем разделе работы, объективный термодинамический базис для микрополярного термоупругого континуума, распространение тепла в котором не сопровождается производством энтропии, состоит из следующего набора функционально независимых переменных αβ , ˙ γ α , T αβ , ϑ, ∂α ϑ a (a = 1, 2, 3; α, β = 1, 2, 3). a Определяющие уравнения микрополярного термоупругого континуума (6) были получены в термодинамическом базисе, который не удовлетворяет принципу ротационной инвариантности. Поэтому естественно поставить задачу о преобразовании уравнений (6) к объективным формам. Далее рассмотрим вывод объективных форм определяющих уравнений. На основании ∂gβσ α α = gjk (∂β xk δσ + ∂σ xk δβ ), ∂(∂α xj ) ∂ µν 1 α α = gjk (∂µ xk δν + ∂ν xk δµ ), j) ∂(∂α x 2 ∂ T µν ∂Rβ e a a α α = gjk δβ dk , = gjk ∂µ xk δν δ , ∂(∂α dj ) ∂(∂α xj ) a a e ∂ T µν a ∂(∂α xj ) = α gjk δµ ∂ν dk , a ∂Rβ a ∂ dj e = gij ∂β xi δ a e и ∂Rβ ∂ T µν ∂L ∂L ∂ µν ∂L ∂L ∂gβσ ∂L a a σ = - + + , j) j) γ β ∂(∂α xj ) ∂ γ β ∂(∂α xj ) d ∂(∂α x ∂ µν ∂(∂α x ∂ ∂ T µν ∂(∂α xj ) a a a ∂ T µν ∂L ∂L a = , ∂(∂α dj ) ∂ T µν ∂(∂α dj ) e e a a ∂ ∂L ∂L R β a =- ∂ dj ∂ γ β ∂ dj a e e можно получить следующие объективные формы определяющих уравнений (6): α· - S·j = ∂L ∂L ∂L α = gjk ∂µ xk - gjk dk δβ + j) ∂(∂α x ∂ µα ∂γβ a a + ∂L α gjk ∂β xk dα + ∂σ xk δβ dσ ∂γβ a a a e -M α· = ·j ∂L ∂L α = gjk ∂µ xk δν , j) ∂(∂α d ∂ T µν e e e Aj = + ∂L gjk ∂ν dk , ∂ T µν a a ∂L ∂L = gjk ∂β xk . j ∂d ∂γβ a e Определяющее уравнение (1) после очевидных преобразований представляется в следующем виде: α· - S·j = ∂L ∂L ∂L gjk ∂µ xk + = gjk (∂σ xk dσ - dk )+ j) ∂(∂α x ∂ µα ∂γα a a a + ∂L ∂L g ∂ xk α + gjk ∂ν dk . γ β jk β d ∂ ∂ T µν a a a a Заключая работу, следует отметить, что существует еще только один, принципиально отличающийся от рассмотренного путь построения полной системы независимых ротационно-инвариантных функциональных аргументов лагранжиана. Он основывается на полярном разложении Коши градиента деформации и градиентов микрополярных d-директоров и приводит к новым объективным формам определяющих уравнений, отличным от данных выше.

About the authors

Vladimir A Kovalev

Moscow City Government University of Management

Email: vlad_koval@mail.ru
Dr. Phys. & Math. Sci.; vladkoval@mail.ru; Corresponding Author), Professor, Dept. of Applied Mathematics and Analytical Support of Making Decisions 28, Sretenka st., Moscow, 107045, Russian Federation

Yuri N Radayev

A. Ishlinsky Institite for Problems in Mechanics, Russian Academy of Sciences

Email: radayev@ipmnet.ru
Dr. Phys. & Math. Sci.; radayev@ipmnet.ru, Leader Researcher, Lab. of Modeling in Solid Michanics 101, pr. Vernadskogo, Moscow, 119526, Russian Federation

References

Supplementary files