2.2. Хаотические состояния, необратимость и рост энтропии. - Основные понятия динамической теории информации - Неизвестен - Философия как наука

Мы уже обсуждали вопрос о связи информации и необратимости, имеющий принципиальное значение. В идеально обратимом мире информация не может возникнуть, поскольку любой выбор не может быть запомнен, ( запоминание возможно лишь в диссипативных системах). Поэтому необратимость в нашем мире играет существенную конструктивную роль. Однако, в фундаментальных законах классической и квантовой физики время входит обратимо, так, что замена скоростей частиц на обратные эквивалентна повороту стрелы времени (т.е. замене t ® - t). Иными словами, в гамильтоновых системах явление необратимости не может иметь места.

В науке этот вопрос возник в очень острой форме на рубеже XIX и XX столетий. История вопроса поучительна и трагична. Людвиг Больцман был первым, кто попытался решить эту проблему. Он поставил цель: "вывести" законы термодинамики из уравнений Ньютона. Для этого рассмотрел систему из многих шаров, движущихся по ограниченной плоскости (биллиард Больцмана) и упруго соударяющихся друг с другом. Проведя, казалось бы, естественное усреднение, Больцман получил результаты, носящие его имя:

(1) закон возрастания энтропии (так называемая Н-теорема Больцмана),

(2) соотношение между энтропией и вероятностью:

S = k ln W,      (2.17)

где k = 1.38*10-16 эрг/град. - постоянная Больцмана и W - вероятность застать систему в определенном состоянии, где скорости и координаты шаров имеют определенное значение,

Эти результаты вошли в "золотой фонд" современной физики. Вместе с тем корректность расчетов Больцмана вызвала сомнение. Друг и постоянный оппонент Больцмана - математик Цермелло - возразил: изначальные уравнения симметричны во времени, а результат (возрастание энтропии) явно не симметричен. Такого не может быть, если все промежуточные вычисления математически корректны; следовательно, где-то допущена ошибка.

Больцман не смог ответить и застрелился.

Следующим был замечательный физик Эренфест. Он сформулировал проблему максимально четко, но ответа дать не смог и застрелился.

Идея ответа была найдена молодым физиком Н.С. Крыловым в 1948 г [15]; он вскоре умер.

В нашем изложении эта история выглядит трагикомически. В действительности решение покончить с жизнью человек принимает в состоянии эмоциональной неуравновешенности и неустойчивости. Искать непосредственную причину такого выбора бессмысленно. Важен другой вопрос: какие обстоятельства привели человека в неустойчивое состояние?

Что касается Людвига Больцмана ответ ясен. В научной среде его результаты встретили серьезное сопротивление. Попросту. он был подвергнут травле. В этом принимали участие не только друг Больцмана Цермелло (со стороны друзей это, как раз, часто случается), но и крупные, казалось бы объективные, ученые. Так, Пуанкаре "открыто рекомендовал не изучать труды Больцмана. поскольку они противоречили его, Пуанкаре, выводам" (цитируется по [9]). Удивительно и поучительно почему Пуанкаре, один из основоположников теории устойчивости, не смог понять результатов Больцмана и связать их с неустойчивостью (что впоследствии сделал Н.С. Крылов). Дело в том. что для Пуанкаре (как и для многих представителей французской школы математиков) принцип детерминизма был святыней. Он не мог даже допустить мысли о возможной ревизии понятий "причина" и "следствие". Этот эпизод - пример тому, как даже великий ум, будучи в плену сложившихся представлений, не может оценить значение своих же собственных результатов.

Что касается Эренфеста, то здесь дело в другом. Главной причиной самоубийства, повидимому, послужили трагические обстоятельства семейного плана. Хотя. и в этом случае сознание неспособности решить поставленную задачу, возможно, играло важную роль.

Что касается Н.С. Крылова, то его ранняя кончина казалась естественной: слабое здоровье, усугубленное тяготами военных лет. Однако. и его научный путь не был усеян розами. Коллеги Н.С. Крылова отнеслись к его идее с настороженностью и поставили вопрос: Откуда берутся малые случайные возмущения? По отношению к неустойчивым процессам такой вопрос, как мы теперь знаем, не корректен и лишен смысла, однако, тогда он казался естественным. Ими же (коллегами) был подсказан ответ: случайные возмущения следуют из соотношения неопределенности (т.е. из квантовой механики). Крылов, под давление общественности. согласился с этим ответом (хотя. внутренне, повидимому, был не удовлетворен им). Вскоре выяснилось. что такой ответ не верен. поскольку в квантовой механике проблема необратимости времени стоит не менее остро. чем в классической (подробнее мы обсудим её позже). В результате в памяти физиков Н.С. Крылов остался, как человек, который пытался проблему необратимости в классике решить за счет квантовой механики, в чем был не прав. Повлияли-ли научные дискуссии на судьбу Н.С. Крылова - судить не будем, важно. что его идеи не были забыты.

Далее события развивались менее драматично. В работах Колмогорова [16], Синая и Амосова [17,18,19] идеи Крылова были оформлены математически корректно. Сейчас результаты известны как теорема Синая . Изложим суть дела.

В механике обратимость во времени означает следующее.

Пусть тело (например, шар в биллиарде Больцмана) в начальный момент (t=0) имеет координаты x0 и скорость v0 и далее движется в соответствии с законами механики. Если в момент времени t1 изменить знак скорости, то по прошествии того же времени t1 тело вернется в точку x0 и будет иметь скорость, равную - v0. (далее такой процесс будем называть обратимым). Этот результат связан с инвариантностью уравнений по отношению к инверсии времени (о чем уже шла речь выше). Это же свойство обеспечивает сохранение энергии в классической механике.

Если такую процедуру провести со всеми шарами биллиарда Больцмана, то все они вернутся на исходные места (хотя и будут иметь противоположные скорости).

В частности, если вначале (t=0) все шары были сконцентрированы в малой части доступного пространства, то после описанной процедуры они должны собраться там же.

Этот результат означает, что энтропии начального и конечного состояний должны быть одинаковы и, следовательно, энтропия в динамических процессах не может возрастать (что и составляло суть возражений Цермелло).

Ясно, с другой стороны, что молекулы газа ведут себя иначе и никогда не собираются обратно. При расширении газа энтропия возрастает и не может затем уменьшиться, даже если изменить знаки скоростей.

В чем здесь дело? Утверждать, что уравнения движения механики не применимы к шарам нельзя; траектории шаров должны им подчиняться (и реально подчиняются).

Для решения парадокса было привлечено понятие устойчивости; в этом и заключалась идея Крылова.

В задаче Больцмана, следует задаться вопросом: устойчиво ли движение шаров в биллиарде? Если оно устойчиво, то Цермелло и Пуанкаре правы , и результаты Больцмана не корректны. Если оно неустойчиво, то это обстоятельство и является "причиной" необратимости процесса. Тогда строгие математические расчеты механических траекторий не могут описать реальный процесс; необходим другой подход, другой метод расчета, который позволил бы получить устойчивые результаты. Метод усреднения, который использовал Больцман, позволяет получить устойчивые результаты для средних величин и потому является конструктивным и в этом смысле корректным. Он вполне оправдан в случае, когда траектории шаров неустойчивы.

Рассмотрим, устойчивы ли траектории шаров в биллиарде Больцмана. Движения шаров между соударениями нейтральны, поэтому неустойчивость может возникнуть лишь при соударении шаров. Задачу можно упростить и рассмотреть многократное отражение материальной точки от выпуклой поверхности кривизны R (R=2r, где r - радиус шара). Для этого представим, что точка находится в ограниченном пространстве, в котором хотя бы одна из отражающих поверхностей выпукла (схема процесса приведена на рис. 2.6). Эта задача была поставлена и решена Л.Г. Синаем, и рисунок 2.6 носит название "биллиард Синая".

Не будем детально излагать теорему Синая, лишь на примере поясним суть дела. Рассмотрим угловые отклонения возмущенной траектории от исходной до и после соударения.

Траектория шара представляет собой ломаную линию. Точки излома соответствуют отражениям шара от стенки, плоской или выпуклой. В обоих случаях угол падения bi равен углу отражения.

Зададимся вопросом: устойчиво ли это движение и каковы числа Ляпунова траектории . Для этой цели проанализируем угловые отклонения. Рассмотрим два прямолинейных участка до и после отражения от выпуклой стенки (i-ый и i+1-ый).

Сравним две траектории, одна из которых на i-ом участке отклонена от другой на малый угол ai <<1, и вычислим угол отклонения ai+1 на следующем участке. Он равен:

       (2.18)

где: li -длина пробега.

Вывод рекуррентного соотношения (2.18) легко провести, используя рис. 2.6 и сведения из школьного курса геометрии.

Из (2.18) следует, что угловое отклонение возрастает при каждом отражении от выпуклой стенки. Используя соотношение (2.18), можно угловое отклонение am после m-ого соударения выразить через начальное угловое отклонение a0

    (2.19)

где: a0 -начальное отклонение (при t=0); n- число соударений за единицу времени ( m=nt); черта над логарифмом означает усреднение по числу соударений Из (2.19) следует, что движение шара в биллиарде Синая неустойчиво, числа Ляпунова положительны и равны

(2.20)

Этот вывод справедлив по отношению к любой траектории, в которой имеет место соударение с выпуклой поверхностью. Более того, этот вывод сохраняется и для обратного процесса, поэтому систему можно считать глобально неустойчивой.

Рассмотрим структуру фазового пространства системы. Имеется четыре динамических переменных: две координаты x и y и два импульса px и py . Закон сохранения энергии накладывает ограничение:

   (2.21)

где p0 - абсолютная величина начального импульса. Поэтому изображающая точка движется в трехмерном пространстве, включающем координатную плоскость и, например, импульс px .

Стационарные состояния располагаются на плоскости (x,y), px =0, py =0 (и, следовательно, p0 =0) и соответствуют исходно покоящемуся шару. При ненулевом значении p0 стационарные состояния недостижимы, так что изображающая точка движется в слое трехмерного пространства, ограниченном значениями px =±p0 . При отражении от плоской границы "с" импульс px сохраняется, при отражениях от "а" и "b" меняется его знак, но не величина. При отражении от выпуклой поверхности "d" изменяется величина px . Проекция траектории на плоскость (x,y) представляется ломаной линией, равномерно заполняющей все координатное пространство. Проекция траектории на ось px представляет собой скачкообразный дрейф, также равномерно заполняющий весь доступный интервал (-p0,+p0).

Рассмотрим ансамбль аналогичных систем, в которых начальные условия отличаются, но слабо. В фазовом пространстве он представляется группой изображающих точек, которые в начале находятся в малой области e ( e - мера различия начальных условий). Окружим область всюду выпуклой поверхностью (как это показано на рис 2.7а). С течением времени в силу глобальной неустойчивости точки будут разбегаться друг от друга и в конце концов равномерно и случайно заполнят все доступное пространство. Выберем промежуточный момент времени и снова окружим все точки всюду выпуклой поверхностью. Объм окруженной области Г(t) будет больше начального Г(0) и с течением времени будет возрастать, пока не охватит все пространство. Величина S , равная:

        /Г0       (2.22)

называется энтропией Синая. (Здесь: Г0 - элементарная ячейка фазового пространства, в классической физике эта величина условна, в квантовой механике она ограничена соотношением неопределенности и равна Г0 = h3n , где h - постоянная Планка и n - число частиц) Рост энтропии связан просто с увеличением фазового объема Г(t), обусловленного глобальной неустойчивостью.

Системы с такими свойствами называются эргодическими. Свойство эргодичности лежит в основе современной термодинамики. Ранее оно вводилось постулативно и называлось эргодической гипотезой (или гипотезой о микрохаосе ), которую теперь можно считать не гипотезой, а следствием теоремы Синая.

В случае, когда выпуклая поверхность заменена плоской (т.е. R®Ґ), число Ляпунова согласно (6) равно нулю, то есть система устойчива. Абсолютная величина импульса px сохраняется при любом соударении. Изображающая точка движется только в двух плоскостях: px = +px(0) и px =-px(0), и перескакивает с одной на другую при отражениях от стенок "а" и"b". Плоскость (x,y) заполняется траекторией равномерно, но не хаотично.

Ансамбль изображающих точек не расплывается, так что энтропия Синая со временем не возрастает. Такая система не является эргодической.

В связи с этим уместно упомянуть еще об одном парадоксе классической механики.

Согласно теореме Лиувилля объем области, занятой ансамблем в динамических гамильтоновых системах не может изменяться со временем. Это утверждение справедливо по отношению к устойчивым системам, где изображающие точки не разбегаются.

При глобальной неустойчивости возникает вопрос , что понимать под "объемом области". Например, можно окружить ансамбль точек не всюду выпуклой поверхностью так, что объем внутренней области будет сохраняться даже в случае разбегания точек, так, как это показано на рис. 2.7б При этом теорема Лиувилля формально соблюдается, однако вычислить вероятность нахождения системы в данной точке фазового пространства невозможно. При построении лиувиллевского объема фазовое пространство оказывается сильно расслоенным, так, что толщина слоёв меньше. чем обратный гугол Введение всюду выпуклой поверхности равносильно сглаживанию, то есть замене изрезанной функции её средним значением. При этом вероятности нахождения системы в любой точке, окруженной выпуклой оболочкой, одинаковы. Это позволяет перейти от динамического описания эргодических систем к статистическому.

Таким образом, подход Синая можно рассматривать как пример конструктивного использования понятия "обратный гугол".

Можно показать, что в случае термодинамически равновесного идеального газа (содержащего много частиц (т.е. "шаров")) энтропия Синая совпадает с энтропией Больцмана, то есть с физической энтропией. Действительно, термодинамически равновесное состояние представляет собой совокупность микросостояний, каждое из которых неустойчиво и через короткое время заменяется другим. При этом величина Г(t) в (2.22) равна Гmax т.е. максимально доступному фазовому объему. Вероятность обнаружить систему в каком либо одном микросостоянии (т.е. величина W в (2.17)) равна отношению: Гmax / Г0 . Откуда следует, что выражения (2.17) и (2.22) в этом случае совпадают.

С механической точки зрения равновесное макросостояние вообще не является состоянием, и описывать его в терминах механики бессмысленно. Однако, средние характеристики его со временем не изменяются, то есть стационарны и устойчивы. К таковым относятся: средняя кинетическая энергия частиц (температура), средний импульс, передаваемый в единицу времени единице поверхности при соударениях со стенкой (давление) и усредненное по ансамблю распределение частиц по энергиям. Это распределение было получено Больцманом. Вывод его можно найти во многих руководствах (см. например, [20]).

Энтропия в свете изложенного представляет собой не более чем удобную, хотя и условную, меру вероятности. В принципе можно было бы вообще обойтись без этого понятия и оперировать вероятностями. Однако это неудобно, поскольку вероятности, как правило, очень малы (меньше чем обратный "гугол" , а энтропия (в силу логарифмической зависимости ) выражается разумным числом). Утверждение о том, что энтропия может только увеличиваться, означает, что в глобально неустойчивых процессах изображающие точки разбегаются друг от друга независимо от того, рассматриваем ли мы процесс в прямом или обратном направлении времени.

В заключение уместно сделать ряд замечаний.

i) Эргодичность является следствием глобальной неустойчивости, возникающей при взаимодействии частиц, но не связана с числом частиц.

Действительно, в биллиарде Синая имеется только одна частица, и ее траектория с течением времени равномерно заполняет все доступное фазовое пространство (т.е. система эргодична). В биллиарде Больцмана достаточно нескольких шаров для того, чтобы (в силу неустойчивости их соударений) заполнить все доступное фазовое пространство. При этом распределение их по энергиям подчиняется закону Больцмана.

С другой стороны, в системах, содержащих много частиц, но движущихся устойчиво, эргодичность не имеет места. Примером может служить солнечная система, в которой имеются десятки тел (планет, спутников и т.д.), поведение которых отнюдь не хаотично.

Мы остановились на этом, поскольку во многих руководствах утверждается, что большое число частиц является необходимым и достаточным условием эргодичности, что в свете изложенного, неверно.

ii) В задачах Больцмана и Синая рассмотрены взаимодействия с так называемым "жестким кором". Принято, что взаимодействие отсутствует, если расстояние между шарами больше двух радиусов шаров. Сближение шаров на расстояние, меньшее удвоенного радиуса, исключается. Такому взаимодействию соответствует потенциал в виде бесконечной стенки на расстоянии двух радиусов. При этом параметр - радиус взаимодействия - имеет четкий смысл. При взаимодействии реальных частиц (атомов и/или молекул) ситуация иная. На малых расстояниях преобладают силы отталкивания, на больших - притяжения. Если потенциал отталкивающих сил U(r) зависит от расстояния r достаточно резко (например, U(r)"1/rn , n >2), то можно ввести "эффективный радиус", и в этом случае результаты Синая сохраняются.

Если же имеет место дальнодействие (то есть потенциал U(r)"1/r), то эффективный радиус становится бесконечным (R®Ґ). Тогда, согласно (6), число l стремится к нулю , то есть движение частиц устойчиво по Ляпунову .

Гравитационные силы являются дальнодействующими, что и объясняет отсутствие хаоса в планетарной системе. Электрические силы также являются дальнодействующими. Поэтому электронно-ионная плазма, строго говоря, не является эргодической системой. Она не является и динамической, поскольку при взаимодействии ионов присутствуют помимо электростатических другие, короткодействующие силы. Поэтому электронно-ионня плазма, практически, не бывает термодинамически равновесной.

Столь подробное рассмотрение сделано с целью подчеркнуть, что термодинамическое равновесие реализуется отнюдь не всегда, а только в глобально неустойчивых системах (или подсистемах).

iii) Устойчивость макроскопических состояний и неустойчивость микроскопических связаны друг с другом. Действительно, условием устойчивости макросостояний является затухание флуктуаций. С другой стороны, любое микросостояние - это флуктуация на фоне макросостояния. Затухание флуктуации означает разрушение микросостояния, что происходит за счет его неустойчивости.

Таким образом, глобальная неустойчивость микросостояний (микроскопический хаос) оказывается необходимым условием макропорядка.

iv) В эргодических системах неустойчивы движения как в прямом, так и в обратном направлении. Это значит, что при обращении знака времени изображающая точка не вернется в исходное положение, а будет "дрейфовать" в фазовом пространстве так, как, если бы знак времени не был изменен. Иными словами, повернуть процесс вспять (или, что то же, изменить знак времени) в глобально неустойчивых системах невозможно.

Это замечание связано с проблемой "стрелы времени". Суть проблемы в следующем. В физике, благодаря успехам теории относительности, принято думать, что пространственные координаты и время в значительной мере равноправны .

С другой стороны, обратимость в пространстве возможна (всегда можно вернуться в исходную точку пространства), но обратимость во времени невозможна (помолодеть нельзя).

Отличие связано со свойством неустойчивости, которое характеризует нарастание отклонений со временем.

v) В рассмотренных системах (задача Больцмана, биллиард Синая) все числа Ляпунова одинаковы (точнее одного порядка). В реальных (в частности, открытых ) системах это не так.

Число показателей Ляпунова равно числу динамических переменных и очень велико. Среди них имеются как положительные, так и отрицательные. Можно преобразовать динамические переменные (ввести так называемое конфигурационное фазовое пространство) так, что в определенной части нового фазового пространства движения будут устойчивы, а в другой части - глобально неустойчивы. Точнее: изображающая точка в многомерном фазовом пространстве всегда движется по одной траектории. Речь идет о том, что проекция этой траектории на первое подпространство устойчива, а проекция на второе - неустойчива. Тогда в первом подпространстве можно (и нужно) использовать законы механики, а во втором - термодинамики.

В макроскопических машинах (например, паровых) разделение фазового пространства на динамическую и статистическую части очевидно: в котле - термодинамика, в механической части (поршень, рычаги и т.п.) - механика. Поэтому вопрос о критериях разделения был не актуален и долгое время вообще не обсуждался. В молекулярных конструкциях (т.е. в биологических "машинах") такое разделение не тривиально и вопрос о критериях актуален [12]. Из изложенного следует, что таким критерием должно служить наличие (или отсутствие) глобальной неустойчивости.

В связи с развитием вычислительной техники появилось новое направление - молекуулярная динамика [21,22]. Цель его - описание поведения ансамбля частиц, исходя из первых принципов, то есть законов Ньютона. Взаимодействие частиц описывается потенциалом (как правило - Ленарда-Джонса). Практически этот метод используется при теоретическом исследовании поведения сложных молекул (в частности биологических). Однако, его можно использовать и для решения вопроса о росте энтропии в биллиарде Больцмана. Для этого достаточно выбрать форму потенциала, соответствующую упругому соударению жестких шаров. Такие расчеты проводились неоднократно [23]. Число частиц в ансамбле выбиралось порядка 100, что, правда, не существенно. Расчеты проводились в ограниченном пространстве с отражающими стенками. Начальные условия задаювались в виде набора координат и импульсов частиц, далее компьютер вычислял их траектории. Результаты таковы:

Траектории шаров не воспроизводимы, то есть имеет место глобальная неустойчивость - хаос. Средние значения, напротив, устойчивы. Обратимость в механическом смысле не имеет места, то есть при обращении знака времени (инверсии скоростей) частицы не движутся по прежним траекториям и не собираются в исходном месте.

Распределение частиц по скоростям устанавливается достаточно быстро (через 10 соударений) и соответствует максвелловскому не зависимо от начальных условий.

Таким образом, основные результаты термодинамики можно получить без использования второго начала, как дополнителного постулата. Понятие энтропия при этом можно ввести, но можно и не вводить и вообще не упоминать о нем.

Разумеется, точность машинного расчета не абсолютна и ошибки заведомо больше, чем обратный гугол. В частности, инверсию скоростей компьютер тоже делает с ошибкой. Однако, именно такой "неточный" расчет приводит к правильным результатам, адекватно описывающим действительность. В этой связи второе начало можно сформулировать в следующем, несколько парадоксальном, виде:

В расчетах динамических систем необходимо делать ошибки, в этом (и только в этом) случае мы получим результат, правильно описывающий реальные процессы (в том числе необратимые).

При численных расчетах это условие соблюдается автоматически. Абсолютно точные теоремы (типа теорем об обратимости и теоремы Лиувилля) в случае неустойчивых систем приводят к результатам, не соответствующим действительности. В устойчивых системах малые ошибки роли не играют и оба подхода приводят к одинаковым результатам.

В принципе численные расчеты можно проводить и в системах, содержащих большое число частиц (порядка числа Авогадро), но практически это невозможно, да и не нужно. Проще использовать аппарат термодинамики.

Расчеты в рамках молекулярной динамики - пример редукции необратимых явлений к набору элементарных актов, описываемых фундаментальными законами физики.

В связи с этим уместно обсудить вопрос о тождественности частиц, который является одним из фундаментальных, как в квантовой, так и классической физике.

В квантовой механике тождественность понимается как абсолютная и фактически это свойство постулируется. При отказе от абсолютной тождественности нарушается принцип симметрии (в частности, принцип Паули) со всеми вытекающими последствиями.

В классике, напротив, абсолютная тождественность появляется как нечто выходящее за рамки общих случаев (событие меры ноль). Любое свойство объекта (его масса, размеры и т.д.) в общем случае может изменяться непрерывно. В классической макро-физике ни среди природных объектов, ни среди предметов, созданных человеком, не может быть двух абсолютно одинаковых, даже если эти объекты созданы в одинаковых условиях. Они отличаются хотя бы тем, что на каждый предмет можно поставить инвентарный номер и эти номера будут различными. Одинаковыми (или тождественными) можно считать объекты, если в данном процессе (или в имитации этого процесса, проводимых с определенной целью) малые различия роли не играют и на результатах не сказываются.

Иными словами, тождественность в классической физике понятие условное и не абсолютное.

С другой стороны, в учебниках по статистической физике при выводе распределения Больцмана используется утверждение о том, что состояния, полученных перестановкой одинаковых частиц следует считать одним состоянием [20]. При этом "одинаковость" частиц понимается как абсолютная тождественность.

Это же утверждение лежит в основе парадокса Гиббса. Напомним кратко в чем его суть.

Рассмотрим два одинаковых сосуда, разделенных перегородкой, в каждом из которых имеется газ с одинаковыми объемом V, давлением Р, температурой Т и энтропией S .

Молекулы газа в них могут быть либо абсолютно одинаковыми (тождественными), либо отличаться (но очень мало, например, иметь разные массы, отличающиеся на величину, меньшую точности эксперимента).

При удалении перегородки молекулы газа перемешиваются.

Если молекулы тождественны, то смешение в рамках термодинамического подхода не приведет к изменению состояния и полная энтропия S = 2S не изменится.

Если молекулы различаются сколь угодно мало, то в результате смешения энтропия каждого газа увеличивается вдвое и полный прирост энтропии равен: DS = 2S.

Этот прирост не зависит от меры различия начальных газов и остается даже если различие стремится к нулю; в чем и состоит парадокс Гиббса.

В качестве "разрешения" парадокса Гиббса приводят следующий аргумент: молекулы (или атомы) - объекты квантовые и, следовательно, являются либо абсолютно тождественными, либо отличаются на конечную величину. Примером могут служить изотопы одного и того же элемента.

Эта аргументация удовлетворяет отнюдь не всех, поэтому обсуждение парадокса Гиббса продолжается.

Причина здесь в следующем.

Можно представить себе ансамбль из классических объектов ("частиц", например бильярдных шаров), которые наверняка не будут тождественными. Для определенности можно эти объекты пронумеровать или покрасить в разные цвета (например "красный" и "черный").

В принципе можно даже реализовать такой ансамбль в натуре и уж наверняка можно провести расчет его поведения на компьютере в рамках "молекулярной динамики".

Возникает вопрос: будет ли в таком ансамбле заведомо не тождественных частиц устанавливаться распределение Больцмана и будет ли иметь место парадокс Гиббса.

В работе [24] был проведен численный эксперимент в рамках молекулярной динамики. Целью эксперимента было установить, насколько распределение частиц по скоростям соответствует распределению Максвелла-Больцмана. Этот эксперимент показал, что достаточно быстро в ансамбле заведомо не тождественных частиц устанавливается распределение практически неотличимое от больцмановского.

Это значит, что распределение Больцмана устанавливается вне зависимости от того, тождественны частицы или нет.

Численный эксперимент по смешению газов не проводился, однако его результаты очевидны.

Разумеется, при удалении стенки частицы начнут перемешиваться - это объективный факт, не зависящий от того, тождественные частицы или нет. Число возможных микросостояний системы при этом тоже увеличится. Например, состояние в котором левая половина почти пуста, а все частицы сосредоточены в правой до удаления заслонки невозможен по условиям задачи. После удаления перегородки оно в принципе возможно, но крайне маловероятно.

Перед подсчетом энтропии исходного (до удаления заслонки) и конечного (после удаления и перемешивания) состояний уместно сделать ряд замечаний.

1) В классической формальной термодинамике энтропия как функция состояния выражается через макроскопические переменные, такие как: давление, температура, объем и концентрации компонентов (если их несколько).

2) В статистической физике энтропия определяется как логарифм числа возможных микросостояний. В равновесных эргодических системах это определение приводит к тем же результатам, что и формальная термодинамика.

Рассмотрим парадокс Гиббса с формально термодинамической точки зрения. При этом необходимо ввести понятие "концентрация". В нашем случае, когда свойства всех частиц различны, ввести это понятие можно лишь условно.

Обсудим несколько вариантов.

1) Будем считать, что, не смотря на малые различия, все частицы одинаковы. Тогда концентрация С - число частиц в единице объема. Эта концентрация, равно как и другие макрохарактеристики не изменяется при удалении заслонки. Энтропия как функция состояния тоже не изменяется.

2) Разделим все частицы на два сорта: "легкие" (масса которых меньше некоторой средней величины "m") и "тяжелые". Разумеется, такое разделение, равно как и выбор массы m условен, поскольку различия очень малы.

Тогда необходимо ввести две концентрации "легких" частиц (С1) и "тяжелых" (С2).

В случае, если в начале в разных отсеках частицы смешаны равномерно и концентрации их одинаковы, то после удаления заслонки концентрации не изменятся (хотя сам процесс перемешивания конечно произойдет). Энтропия системы в этом случае не изменится.

Пусть в начале "легкие" и "тяжелые" разделены так, что концентрации их в левом ящике С1=0; С2 =С и в правом С1 =С; С2= 0.. Тогда после удаления заслонки концентрации легких и тяжелых частиц будет вдвое меньше. (а занимаемые ими объемы - вдвое больше).

Энтропия системы увеличивается на величину DS = 2 k ln n , (где n - число молекул газа), которая и является энтропией смешения.

Отсюда следует, что энтропия смешения - понятие условное (равно как и энтропия в целом).

Условность всегда субъективна и всегда дискретна. Вопрос о том, где поставить условную границу в случае, когда реальные различия стремятся к нулю лишен смысла. Условную границу можно либо ставить, либо не ставить и решение в этом случае дискретно по постановке задачи.

Критерием условного разделения является его конструктивность или, что то же, целесообразность.

Каждое понятие (тождественность, энтропия и т.д.) вводятся для того, чтобы описывать реальные процессы - в этом и состоит цель их введения. В зависимости от этой цели можно в наборе объектов, свойства которых меняются непрерывно, ввести границу и считать объекты слева и справа от нее одинаковыми. При этом единственным условием является физически реализуемая возможность отнести каждый объект к одному из условно выделяемых классов.

Поясним сказанное на примерах.

1. Рассмотрим процесс разделения изотопов урана (U235 U238). В диффузионном методе разделения используются летучее соединение UF6 При этом изотопы рассматриваются как различные атомы. Критерий различия в данном случае прост и вполне физически реализуем: кусок чистого U235 критической массы (порядка 1 кг) взрывается; такой же кусок U238 - не взрывается. Это связано с различием свойств ядер изотопов, которые не малы.

В разделительных машинах энтропия смешения изотопов обязательно учитывается. Более того, принцип минимума энтропии смешения лежит в основе конструкции этой машины.

2. Рассмотрим теперь процесс восстановления урана из UF6 . В данном случае цель - получение металлического урана. В этом процессе химическое различие изотопов урана пренебрежимо мало. При расчете оптимальных параметров химического процесса эти различия не учитываются, то есть различные изотопы считаются тождественными, учитывать эти различия в данном случае не целесообразно.

3. Рассмотрим ансамбль классических нелинейных автоколебательных систем - генераторов, связанных друг с другом. Параметры их (и собственные частоты) в общем случае различаются, хотя и слабо.

Пусть наша цель - создать систему, в которой генераторы работают синхронно. Тогда параметры генераторов подбираются так, чтобы произошел захват частот. После этого, генераторы, попавшие в полосу захвата, работают на одной общей частоте и в этом смысле ведут себя как тождественные объекты. Генераторы, не попавшие в полосу захвата, работают на другой частоте и рассматриваются как "другие" (не тождественные первым) объекты.

Критерием разделения в данном случае служит полоса захвата частот. Если цель - испытывать каждый генератор в отдельности (вне связи с другими), разделять их на группы бессмысленно. В этом случае они все рассматриваются как одинаковые (стандартные или тождественные, если, конечно, их параметры не выходят за рамки допустимых по стандарту).

4. Рассмотрим в качестве примера игру в биллиард.

Согласно одним из правил, выигрывает тот, кто закатил большее количество шаров в лузы, неважно каких именно в какие именно. При этом все шары считаются одинаковыми (тождественными).

Существуют другие правила, согласно которым выигрывает тот, кто забил определенные шары в определенные лузы. В этом случае шары (и лунки) уже не тождественны. Отличия их должны быть физически детектируемы так, чтобы каждый игрок мог объективно оценить какой именно шар попал в данную лузу (для чего шары нумеруются, раскрашиваются в разные цвета и т.д.). С другой стороны, эти отличия не должны влиять на основные (с точки зрения игры) свойства шаров: их размеры, массу, упругость. В этом смысле они должны быть одинаковыми.

Таким образом, понятие тождественности объектов в классической физике условно. То же относится и к понятию "энтропия", в частности, энтропии смешения.

В свете этого, парадокс Гиббса - результат недоразумений, связанный с попыткой придать условному понятию безусловный (объективный) смысл.

В квантовой механике согласно [25], критерием тождественности двух объектов (состояний) является способность их к резонансному взаимодействию. Так, объекты можно считать одинаковыми (тождественными), если собственные функции системы являются симметричная и антисимметричня суперпозиции функций отдельных объектов. Последнее зависит не только от свойств самих объектов, но и от взаимодействия между ними. такая ситуация очень близка к случаю синхронизации классических осцилляторов, рассмотренному выше. (см. пример 3). В целом ситуация в квантовой механике заслуживает специального и более подробного рассмотрения. Здесь мы этого касаться не будем. .

Рассмотрим парадокс Гиббса с позиции теории глобально неустойчивых (эргодических) динамических систем. Здесь энтропия определена как логарифм фазового объема внутри всюду выпуклой области, охватывающей изображения точек ансамбля системы. Возникает вопрос, насколько условно это определение и как проявляется эта условность в парадоксе Гиббса.

Примем, что все частицы в левом отсеке имеют отрицательные значения пространственной координаты Х, а в правом - положительные.

Рассмотрим вариант (i), в котором все частицы считаются одинаковыми. Тогда в фазовом пространстве всей системы изображающие ансамбль точки распределены равномерно. Всюду выпуклая огибающая охватывает все пространство. Объем внутри нее максимален и при удалении заслонки не увеличивается. Перемешивание сводится к тому, что внутри этого объема изображающие точки перемешиваются и заполняют имеющиеся там пустоты. На величине объема выпуклой оболочки это не сказывается, поскольку исходное состояние является равновесным.

Рассмотрим вариант (ii), в котором частицы считаются различными. Здесь возможны два случая:

В первом различные частицы в начале присутствуют как в левом. так и в правом отсеках. Тогда после удаления заслонки происходит то же самое, что и в предыдущем варианте. Энтропия при этом не возрастает.

Во втором в исходном состоянии одни частицы находятся только в левом отсеке, а другие - только в правом. Это значит, что часть фазового пространства (именно та, где координата Х "легких" частиц положительна, а "тяжелых" - отрицательна) пуста.

При построении оболочки эта часть должна быть исключена. После удаления заслонки эта часть фазового пространства заполняется, оболочка "раздувается" и объем внутри нее увеличивается. Прирост логарифма объема соответствует энтропии смешения.

Отсюда видно, что условность разделения частиц на "легкие" и "тяжелые" проявляется в условности процедуры построения всюду выпуклой оболочки. Речь идет о том, должна ли эта оболочка охватывать область, заведомо пустую в рамках варианта (ii) во стором случае, или заведомо заполненную в рамках варианта (i).

Отметим, что при построении всюду выпуклой оболочки всегда приходиться охватывать пустые области и именно этим обеспечивается рост энтропии в неравновесных процессах. Поэтому некоторая условность этой процедуры имеет место всегда, а не только в случае парадокса Гиббса.

Оправданием и критерием целесообразности этой условности служит конструктивность использования условного понятия в конкретных процессах.

В заключение раздела подчеркнем главные выводы.

Неустойчивость - явление. которое возникает в рамках динамических уравнений, но приводит к тому, что они перестают быть полными. Неустойчивость можно констатировать (то есть вычислить числа Ляпунова) в рамках динамики, но предсказать результат процесса при этом невозможно.

Перед нами пример того, что в рамках любого алгоритма, включающего хотя бы арифметику, можно сформулировать задачу. которая не будет иметь решения. Это - парафраз теоремы Гёйделя, о которой все слышали, но мало кто думал, что она может иметь практическое применение.

Дополнительное утверждение, которое нужно сделать по отношению к глобально неустойчивым (хаотическим) системам, хорошо известно; оно состоит в следующем: по неустойчивым состояниям (микросостояниям) необходимо усреднить и далее работать со средними характеристиками. Последние, как упоминалось, устойчивы в ту же меру, в какую микросостояния неустойчивы. По существу это дополнение является основой второго начала термодинамики.

Дополнительная аксиома нуждается во введении дополнительного понятия. Это понятие - энтропия, как мера множества микросостояний - было введено и сейчас описать явления в неживой природе минуя это понятие, невозможно.

В действительности энтропия была введена много раньше (в начале прошлого века), просто как величина, удобная для расчетов паровых машин. Физический смысл её тогда был не ясен и поэтому энтропия воспринималась как нечто не от мира сего (некий фетиш). Склонность фетишизировать это понятие сохранилась и до сих пор, хотя сейчас ситуация существенно прояснилась.

Теория динамического хаоса не исчерпывается задачей о бильярде. Хаос может возникать и в диссипативных (не гамильтоновых) динамических системах и там он имеет свои особенности [26]. Сейчас найден целый класс динамических систем, в которых хаотический режим возникает лишь в некоторых областях фазового пространства. Такие области называют странными аттракторами [27]. Фазовые траектории входят в эти области (откуда и термин "аттрактор"), но не выходят из них, а запутываются внутри (откуда и эпитет "странный"). Одним из первых обнаружил странный аттрактор Эдвард Лоренц в 1961 г. (см. [27], стр. 88).

Странные аттракторы можно рассматривать как стационарные состояния, но не стянутые к одной точке, а размазанные по области фазового пространства. В природе такие системы распространены гораздо шире, чем это можно было бы предположить.