ГРАВИТАЦИОННЫЙ ДВИЖИТЕЛЬ САВЕЛЬКАЕВА Российский патент 1996 года по МПК F03G3/00 

Изобретение относится к машиностроению, и может быть использовано для осуществления направленного движения или строго дозированного дискретного смешения в жидких и газообразных средах, включая безвоздушное космическое пространство.

Известен гравитационный движитель Савелькаева, выбранный за прототип, содержащий два тела равной массы, установленных на общем основании с возможностью их одновременного линейного перемещения из положения х112

в положение х212, а также с возможностью их обратного одновременного встречного вращательного перемещения по окружности радиуса R (x212 x112)/2 из положения х212 в положение х112, осуществляемых в плоскости основания посредством реверсивного приводного устройства.

Этот известный гравитационный движитель тоже имеет малую скорость движения и малый КПД, что также является прямым следствием несовершенства его конструкции.

Закономерность гравитационной динамики внешне замкнутых систем заключается в том, что для неравных начальных импульсов тел, при которых они вступают в корреляционное взаимодействие с асимметричным распределением, изменение импульса образованной ими системы, а также изменение импульса ее центра масс пропорционально силовому воздействию на эту систему ее собственного динамического центрального гравитационного поля, возбуждаемого корреляционным взаимодействием ее тел.

Изобретение поясняется на фиг.1-8.

Дадим определение корреляционного взаимодействия F_ij двух тел с массой m_i и m_j, связанных между собой механической связью с начальной длиной R, имеющей возможность свободного вращения относительно каждого из указанных тел. Пусть тело m_i совершает относительно тела m_jпоступательное движение по замкнутой траектории S_ij при постоянной угловой скорости ω_ij= const и постоянной массе m_i const, как показано на фиг.1. В случае, когда m_i/m_j < <1, к телу m_i будет приложена сила инерции
Φ_ij=m_iω2ij

R_ij, (1)
удовлетворяющая принципу д'Аламбера
Φ_ij+ F_ij 0, (2) определяющего траекторию движения S_ij тела m_i как геодезическую линию, где R_ij радиус поступательного движения тела m_i в собственной системе отсчета O_jx_jy_j тела m_j; F_ij сила, определяющая действие тела m_j на тело m_i в собственной системе отсчета O_jx_jy_j тела m_j
F_ij κ(R_ij + ΔR_ij), (3) где Δ R_ij малое деформационное приращение начальной длины R механической связи в собственной системе отсчета O_jx_jy_j тела m_j.

Константу κ можно определить следующим образом. Запишем известное выражение
F_ij σ_ij S, (4) определяющее действие тела m_j на тело m_i в собственной системе отсчета тела m_j через продольное напряжение
σ_ij= K(R_ij + ΔR_ij) (5) в механической связи R, где S площадь ее поперечного сечения.

Константу К выразим через предельное напряжение σ_p пропорциональное модулю Юнга Е
К σ_p /R_p E/R_p, (6) где R_p предельная длина механической связи R, при которой начинает наблюдаться ее малое деформационное приращение Δ R_ij, что соответствует пределу ее жесткости, как показано на фиг.2 (I предел упругости; II область действия закона Гука; III предел жесткости).

Сравнение (3), (4), (5) и (6) позволяет определить константу κ как
κ= ES/R_p. (7)
Под корреляционным взаимодействием F_ij (3) тел m_i и m_j будем понимать такое взаимодействие, при котором положение одного из этих тел влияет на положение другого и которое наиболее существенно проявляется при m_i/m_j ->> 1. Пpичем согласно принципу д'Аламбера (2) признаком корреляционного взаимодействия F_ij (3) тел m_i и m_j, рассматриваемого как причина, являются силы инерции Φ_ij (1) этих тел, рассматриваемые как следствие их корреляционного взаимодействия F_ij.

Сущность установленной закономерности поясняется фиг.3 и 4, где приведена внешне замкнутая система S, содержащая два тела массой m_i и m_j, которые первоначально совершают в ничем не проявляющем себя абсолютном пространстве равномерное прямолинейное движение с абсолютными скоростями v₁ и v₂ по траекториям S₁ и S₂.

В момент времени t 0 тела m₁ и m₂ вступят при их начальных импульсах P_1nR и P_2nR, которые нормально направлены к механической связи длиной R, имеющей возможность свободного вращения относительно каждого из этих тел, в корреляционное взаимодействие
F_ij κ R_ij, (8) вызванное их поступательным движением относительно друг друга с угловыми скоростями ω_ij и которое в соответствии с принципом д'Аламбера (2) уравновешено их силами инерции
Ф_ij m_iC_j ω2ij

R_ij, (9) где здесь и в последующем i, j 1,2 и i≠j, причем индекс i всегда определяет тело m_i, поступательно движущееся в собственной локально неинерционной системе отсчета 0_jx_jy_j тела m_j; С_j коэффициент преобразования
r_ii C_jR_ij, Φ_ii=Φ_ij± α_i, t_o t_j t, (10) учитывающий ее неинерциальность
; (11) r_ii и θ_o=θ_ijo| радиус поступательного движения и угол распределения тел m_i в локально инерциальной системе отсчета O_ox_oy_o, определяющей относительное пространство, начало координат которой соответствуют мгновенному центру О_о их относительных скоростей v_ii; θ_ijo- фазовый угол поступательного движения тел m_i, определяющийся их начальными импульсами P_inR
(12) и характеризующий запаздывание фазы поступательного движения тела m_jотносительно фазы поступательного движения тела m_i в локально инерциальной системе отсчета O_ox_oy_o; α_i углы, удовлетворяющие соотношению C₂sin α₁ C₁sin α₂, знак которых выбирается в соответствии с направлением поступательного движения тел m_i; Φ_ii=ω_iit_o + θ_ii и Φ_ij=ω_ijt_j угловая координата тела m_i в локально инерциальной O_ox_oy_o и локально неинерциальной O_jx_jy_j системах отсчета; θ_ii начальные фазы тел m_i в локально инерциальной системе отсчета O_ox_oy_o; t_o и t_j-собственное время в локально инерциальной O_ox_oy_o и локально неинерциальной O_jx_jy_j системах отсчета.

Корреляционное взаимодействие F_ij (8) тел m₁ и m₂ искривит траектории S_ij их движения, что позволяет по положению их мгновенного центра O_o скоростей v_1nR и v_2nR в момент абсолютного времени dt->>0 зарегистрировать начало координат О системы отсчета 0xy, определяющей абсолютное пространство.

Искривление некоторой ограниченной области ⊙ ∈ S_iimaxабсолютного пространства Oxy, определяющейся через относительное пространство O_ox_oy_o, следует рассматривать как возбуждение в ней посредством корреляционного взаимодействия F_ij (8) тел m₁ и m₂динамического центрального гравитационного поля
F_ii κ C-1j

r_ii, (13) которое в соответствии с принципом д'Аламбера (2) будет уравновешено их силами инерции
Φ_ii=m_iω2iir_ii, (14) оказывающими противодействие искривлению абсолютного пространства Oxy, где S_ii геодезическая линия поступательного движения тела m_i в относительном пространстве O_ox_oy_o; ω_ii=ω_ij- скорость искривления абсолютного пространства Oxy, пропорциональная угловой скорости поступательного движения тела m_i в относительном пространстве O_ox_oy_o.

В случае ньютоновско-кулоновского корреляционного взаимодействия тел m₁ и m₂
F_ij kroij

/R2ij (15) динамическое центральное гравитационное поле определяется как
F_ii kC2jroii/r2ii, (16) где roij и roii единичные радиус-векторы, направленные по радиус-векторам R_ij и r_ii соответственно; k=k₁+k₂, k₁ -G₁m₁m₂ и k₂G₂e₁e₂ постоянные коэффициенты; е₁ и е₂ заряды тел m₁ и m₂; G₁ и G₂- постоянная тяготения и электрическая постоянная.

Динамическое центральное гравитационное поле F_ii (13) или (16) будет оказывать на образованную телами m₁ и m₂ систему S силовое воздействие, эквивалентное какому-либо внешнему
, (17) которое в соответствии с принципом д'Аламбера (2) будет уравновешено ее главной силой инерции
Φ_cO= mω2cO

r_cO, (18) где F_cOF_ii и φ_cO= главное силовое воздействие динамического центрального гравитационного поля на систему S и ее главная сила инерции, причем первое из них может быть определено как
(19) m m₁ + m₂ полная масса системы S; r_cOm_ir_ii/m и ω_сО радиус поступательного движения ее центра масс О_с и угловая скорость его поступательного движения в относительном пространстве O_ox_oy_o
(20) ▿ d/dt оператор дифференцирования по абсолютному времени t; P=m_iv_i,P_o=m_iv_ii и Р_с mv_c, P_cO mv_cO абсолютный и относительный импульс системы S и абсолютный и относительный импульс ее центра O_c масс; v_i v_ii + v_o абсолютная скорость ее тела m_i; v_cm_iv_i/m ≠v_o абсолютная скорость ее центра О_с масс, которая при асимметричном θ_o≠π распределении в относительном пространстве O_ox_oy_o ее корреляционно взаимодействующих тел m_i не равна абсолютной скорости v_o локально инер- циального мгновенного центра O_o их относительных скоростей v_ii; v_cO= m_iv_ii/m относительная скорость ее центра O_c масс.

В соответствии с принципом д'Аламбера Φ_ij+ F_ij 0, Φ_ii + F_ii 0 и Φ_cO + F_cO 0 динамический характер центрального гра- витационного поля F_cO F_ii определяется тем, что при ω_cO=ω_ii=ω_ij 0, его силовое воздействие на систему S прекращается F_cO F_ii 0. Другими словами требованию ω_ij 0 должна удовлетворять система S с полной внутренней замкнутостью F_ii 0, F_cO 0. При этом следует понимать, что ньютоновско-кулоновское статическое взаимодействие F_ij (15) не может быть исключено требованием ω_ij 0, поскольку оно является внутренним свойством материи, приводящим к ее коллапсу.

Таким образом, возбуждение динамического центрального гравитационного поля F_ii (19) в абсолютном пространстве Oxy вносит в него локальную неоднородность, определяющуюся мгновенным центром O_oотносительных скоростей v_ii тел m_i, а также вызывает его локальное искривление, область которого ⊙ ∈ S_iimax определяется относительным пространством O_ox_oy_o.

Для локально неоднородного и локально искривленного абсолютного пространства Oxy, а также неоднородного и искривленного относительного пространства O_ox_oy_o закон сохранения абсолютного и относительного импульса замкнутой системы S должен быть выражен за период Т2π/ω_iiпоступательного движения ее тел m_i по замкнутым геодезическим линиям S_ii
(21)
Закон сохранения импульса (21) для симметричного распределения θ_o=π тел m_i, которое определяется их начальными импульсами P_1nR P_2nRиз (12), в точности переходит в аналогичный закон, известный из классической механики
, (22) следующий из второго закона Ньютона
▿η^ijP^ij F^ij, (23) при F_ij 0, где η^ij матрица коэффициентов преобразования C_j (11), учитывающих неинерциальность собственных локально неинерциальных систем отсчета O_jx_jy_j тел m_j
η^ij; (24) P^ij матрица относительных импульсов P_iim_iv_ii и P_ij m_iv_ij тела m_i; F^ij матрица сил F_ii (13) или (16) и F_ij (8) или (15), которые удовлетворяют третьему закону Ньютона
. (25)
Таким образом, преобразования координат (10) сохраняют инвариантность законов механики в локально неинерциальных O_jx_jy_j и локально инерциальной O_ox_oy_o системах отсчета.

В случае (22) система S внутренне замкнута, поскольку для симметричного θ_o≠π распределения F_ii≠0, F_cO0, как показано на фиг.3.

Однако для асимметричного распределения θ_o≠π тел m_i, которое определяется их начальными импульсами P_1nR ≠P_2nR из (12), закон сохранения импульса имеет наиболее общую формулировку (21). В этом случае система S внутренне незамкнута, поскольку F_ii ≠0, F_cO ≠0, как показано на фиг.4. В основу работы известного гравитационного движителя был положен принцип гравитационного движения [1,2] сформулированный на основе установленной закономерности гравитационной динамики внешне замкнутых систем. Сущность этого принципа состоит в том, что если при каком-либо прямом x_ij¹-> x2ij

и обратном x2ij -> x1ij перемещениях i x тел внешне замкнутой системы S, осуществляемых относительно ее j-го тела, выбранного из i-х тел, ее полная пространственная метрика dS² в локально инерциальной системе отсчета O±ox±oy±o, связанной с центром O±o ее собственного динамического гравитационного поля, возбуждаемого корреляционным взаимодействием F_ij ее i-х и j-го тел, удовлетворяет неравенству
dS²=dS2ii(x+1iO, x+2iO)-dS2ii(x-2iO, x-1iO) ≠ 0, (26)
то при непрерывном повторении полного цикла таких перемещений в абсолютном времени t эта внешне замкнутая система S будет совершать в абсолютном пространстве Oxy однонаправленное движение, где x1ij, x2ij, и x+1io, x+2io, x-2io, x-1io начальные и конечные координаты i-х тел внешне замкнутой системы S собственной системе отсчета O_jx_jy_j ее j-го тела, а также эти координаты в локально инерциальной системе отсчета O±ox±oy±o, связанной с центром O _o ее собственного динамического гравитационного поля, для прямого (+) и обратного (-) перемещений ее i-х тел; dS2ii(x+1io, x+2io) и dS2ii(x-2io, x-1io) пространственная метрика i-го тела в локально инерциальной системе отсчета O±ox±oy±o для прямого (+) и обратного (-) перемещений.

Рассмотрим сущность этого принципа на примере гравитационного движителя [1,2] структурная схема которого приведена на фиг.5. Движитель содержит два тела равной массы m₁, установленные на его основании массой m₂ с возможностью их одновременного линейного перемещения из положения х112

в положение х212, а также и возможностью их одновременного встречного вращательного перемещения из положения х212в положение х112, осуществляемых в плоскости основания m₂ посредством коммутируемых механических связей R и внутреннего источника Q_амеханической энергии движителя, размещенного на его основании m₂.

Прямой цикл работы движителя заключается в следующем. В момент абсолютного времени t=0 его внутренний источник Q_a механической энергии начинает посредством механических связей R оказывать на его тела m₁одновременное линейное активное гармоническое силовое воздействие F₁₂, которое в собственной системе отсчета O₂x₂y₂, его основания m₂определяется как
cost ,
(27) где =π/T₁ скорость линейной деформации относительного пространства O₂x₂y₂; T₁ t₁ длительность прямого цикла.

Линейное активное силовое воздействие F₁₂ (27) на тела m₁ движителя вызовет их одновременное линейное перемещение из положения х112

в положение х212 его основания m₂ на линейное расстояние L_12xx212-x112=2R, как показано на фиг. 5. Причем при условии внешней замкнутости движителя F=0, где F_e и F_ie главное внешнее силовое воздействие на движитель и внешнее силовое воздействие на его тела m₁, включая основание m₂, линейное активное силовое воздействие F₁₂ (27) на его тела m₁ может быть осуществлено только посредством их линейного корреляционного взаимодействия F_ij с его основанием m₂
2F₁₂ -F₂₁, (28) удовлетворяющего третьему закону Ньютона.

Согласно (28) линейное активное силовое воздействие F₂₁ на основание m₂ движителя в собственной системе отсчета O₁x₁y₁, тел m₁может быть определено как
cos(t+θ_21c), (29) где = скорость линейной деформации относительного пространства O₁x₁y₁, θ_21c= -= -π фазовый угол, который может быть определен из (12) как θ_21c=θ_21o при замене P_1nR ⇔P_1c, P_2nR⇔ P_2c и который характеризует запаздывание линейной фазы линейного силового воздействия F₂₁ тел m₁ движителя на его основание m₂относительно линейной фазы линейного силового воздействия F₁₂ его основания m₂ на его тела m₁ в системе отсчета O_cx_cy_c, связанной с его центром масс O_c; P_1c и P_2c импульс тел m₁ и основания m₂ в системе отсчета O_cx_cy_c, связанной с центром масс O_c.

Согласно (13) корреляционное взаимодействие F_ij (28) тел m₁ с основанием m₂ движителя возбудит в момент абсолютного времени t ->>0 его собственное динамическое центральное гравитационное поле
, (30) центр O+o

которого соответствует начальному положению центра O_с масс движителя, и которое как и возбуждающее его корреляционное взаимодействие F_ij (28) уравновешено силами инерции, определяющимися из (9) (14) как
, (31) где = скорости линейной деформации относительного пространства O+ox+oy+o, которые могут быть определены как = = = ; θ₂₁₀= -= θ_21c= -π- фазовый угол, который для линейного корреляционного взаимодействия F_ij(28) тел m₁ и m₂ может быть определен из (12) при замене P_1nR ⇔P_1c=P₁₁, P_2nR ⇔P_2c P₂₂ и который характеризует запаздывание линейной фазы линейного перемещения основания m₂ движителя относительно линейной фазы линейного перемещения его тел m₁ в локально инерциальной системе отсчета O+ox+oy+o, связанной с центром O+oдинамического центрального гравитационного поля движителя, возбуждаемого корреляционным взаимодействием F_ij (28) его тел m₁ с его основанием m₂; C₁ м C₂ коэффициенты, учитывающие неинерциальность собственных систем отсчета O₁x₁y₁ и O₂x₂y₂ тел m₁ и m₂, которые могут быть определены из (11) при m₁ ≡2m₁.

Собственное динамическое центральное гравитационное поле F_ii (30) движителя начнет оказывать на него линейное силовое воздействие, эквивалентное какому-либо внешнему (17)
, (32) где =F_ie+F_ii=F_e+F_co.

Но поскольку для линейного корреляционного взаимодействия F_ij (28) распределение тел m₁ и основания m₂ движителя в локально инерциальной системе отсчета O+o

x+oy+o. связанной с центром O+o его собственного динамического гравитационного поля, симметрично θ_o=θ₂₁₀|π, что следует из (12) при замене P_1nR ⇔P₁₁, P_2nR ⇔P₂₂, то он удовлетворяет внутренней замкнутости F_cO 0 (32), поскольку 2F₁₁ + F₂₂ F_cO 0. Кроме того, он удовлетворяет и внешней замкнутости F_e 0, поскольку отсутствует его корреляционное взаимодействие с какими-либо внешними телами и системами.

Исходя из полной замкнутости F_c 0 (32) движителя нетрудно определить дискретное смещение основания m₂ и центра O_c масс движителя в абсолютном пространстве Oxy для прямого цикла его работы. Они по завершении прямого цикла к моменту абсолютного времени t=t₁, что соответствует линейному перемещению тел m₁ из положения х112

в положение х212 основания m₂ на линейное расстояние L_12х х212-х112 2R, как показано на фиг.5, могут быть определены как
, (33)
откуда при γ 0
, (34)
где х+120, х+220 и x+2сО начальная и конечные координаты основания m₂ и центра О_с масс движителя в локально инерциальной системе отсчета O+ox+oy+o; х12, х22, х1с и х2с начальные и конечные координаты основания m₂ и центра O_c масс движителя в абсолютном пространстве Oxy; 2m₁ полня масса тел движителя, перемещаемых относительно его основания m₂; γ=μ 2m₂ коэффициент затухания, учитывающий сопротивление внешней среды дискретному смещению основания m₂ движителя; μ коэффициент сопротивления внешней среды, который для F_e 0 имеет значение μ= 0; T₁ t₁ длительность прямого цикла.

Обратный цикл работы движителя заключается в следующем. В момент абсолютного времени t t₁ его внутренний источник Q_a механической энергии закрепляет тела m₁ на механических связях R, имеющих возможность свободного встречного вращательного движения в плоскости основания m₂, как показано на фиг.5.

Кроме того, он оказывает на тела m₁ кратковременное двунаправленное активное силовое воздействие Δ F₁₂, сообщая телам m₁ начальные импульсы ± P_1nR≠0 при начальном импульсе основания m₂ ±P_2nR 0. При этом корреляционное взаимодействие F_ij (8) тел m₁ с основанием m₂ движителя, уравновешенное силами инерции Φ_ij (9), вызовет искривление траекторий движения S₁₁ тел m₁. В результате чего они начнут совершать одновременное встречное вращательное перемещение из положения х212

в положение х112 основания m₂ с угловой скоростью
ω₁₂ ± P_1nR/m₁R, (35) как показано для фиксированного момента абсолютного времени t=t₁ на фиг.5.

В этот момент абсолютного времени t=t₁ корреляционное взаимодействие F_ij (8) тел m₁ с основанием m₂ движителя возбудит его собственное динамическое центральное гравитационное поле (13)
, (36) уравновешенное силами инерции (14)
, (37) которое начинает оказывать на него силовое воздействие F_co= F_ii эквивалентное какому-либо внешнему (32), где значения κ (t), ω₁₁ (t) и можно определить как κ (t->> t₁)= κ и ω₁₁(t _→ t₁)==ω₁₂.

Для удобства анализа обратного цикла работы движителя введем в рассмотрение некоторую эквивалентную движителю систему S, показанную на фиг.6. В ней тела m₁ движителя заменены на одно тело массой 2m₁, совершающее вращательное движение относительно тела m₂ на механической связи R с угловой скоростью ω₁₂ (35). Причем тело m₂ имеет только одну степень свободы, позволяющую ему совершать линейное возвратно-поступательное движение по траектории , проходящей по оcи O-o

x-o локально инерциальной системы отсчета O-ox-oy-o, связанной с центром O-o динамического гравитационного поля, возбуждаемого корреляционным взаимодействием F_ij тел и m₂. Теперь, исходя из начальных условий ±P_1nR ≠ 0 и ±P_2nR 0 обратного цикла работы движителя, нетрудно определить фазовый угол θ₂₁₀(t _→ t₁) -Φ₁₁= -π/2 (12), характеризующий запаздывание линейной фазы Φ₂₂ линейного возвратно-поступательного движения тела m₂ рассматриваемой системы S относительно фазы Φ₁₁ вращательного движения ее тела m₁ в локально инерциальной системе отсчета O-ox-oy-o.

Однако учитывая то, что для обратного цикла работы движителя, определяющегося на фиг.5 абсолютным временем t₁<t<t₂, фазовый угол θ₂₁₀ (t) зависит от абсолютного времени t, введем в рассмотрение фазовый угол θ₂₁₂, определяющийся как θ₂₁₂= θ₂₁₀(t _→ t₁). Этот фазовый угол характеризует запаздывание линейной фазы линейного возвратно-поступательного движения тела m₂, совершающегося по траектории , проходящей по оси O-o

x-o локально инерциальной системы отсчета O-ox-oy-o, относительно фазы Φ₁₂ вращательного движения тела , совершающегося в собственной локально неинерциальной системе отсчета O₂x₂y₂ тела m₂
θ₂₁₂= -Φ₁₂, (38) где Φ₁₂= ω₁₂t.

Графически фазовый угол θ₂₁₂ может быть получен посредством переноса тела m₂ на фиг.4 в центр O-o

динамического гравитационного поля, что соответствует его линейному возвратно-поступательному движе- нию по траектории , проходящей вдоль оси O-ox-o локально инерциальной системы отсчета O-ox-oy-o, где учтена индексация (-) обратного цикла. Такая графическая интерпретация определяет фазовый угол θ₂₁₂ как угол между вращающимися осями координат O₂q₁, O₂q₂, проходящими через тела m₁ и m₂ или применительно к рассматриваемой внешне замкнутой системе S через тела и m₂ как показано на фиг.6.

Теперь потребуем чтобы дискретное смещение L_2x(y112

, y212, γ) x-320-x-420 x32-x42 тела m₂ рассматриваемой системы S при вращательном перемещении ее тела из положения y112 в положение y212 относительно тела m₂ на линейное расстояние L_12y y112 y212 2R и дискретное смещение L_2x(x112, x212, γ) x+120-x+220 x12-x22 (33) основания m₂движителя при прямом цикле его работы, характеризующемся одновременным линейным перемещением его тел m₁ по основанию m₂ из положения x112 в положение x212 на линейное расстояние L_12x x212-x112 2R в силу L_12y L_12x, удовлетворяли равенству
L_2x(y112, y212, γ) L_2x(x112, x212, γ ) (39)
откуда
L_2x(y112, y212, γ) x-320-x-420 x32-x42 e,
(40) где y112 y-110, y212= y-210, х-320 и x-420 начальные и конечные координаты тел и m₂ в системе отсчета O₂x₂y₂, связанной с телом m₂, а также в локально инерциальной системе отсчета O-ox-oy-o, удовлетворяющие равенствам y112 -y212, y-110 -y-210 и x-320 -x-420; x32, x42 начальная и конечная координаты тела m₂ в абсолютном пространстве Oxy; T₂ π/ω₁₂ период перемещения тела из положения y112 в положение y212.

Уравнение (40) строго удовлетворяет тому, что в локально неоднородной и локально искривленной ограниченной области ⊙ ∈ S_iimaxабсолютного пространства Oxy, содержащей собственное динамическое центральное гравитационное поле F₁₁, F₂₂ (36) рассматриваемой системы S, возбуждаемое корреляционным взаимодействием F_ij (8) ее тел и m₂, запаздывание фазы линейного перемещения тела m₂ относительно фазы Φ₁₁ вращательного перемещения тела для начальных условий ± P_1nR≠0 и ±P_2nR 0 определяется асимметричным фазовым углом θ₂₁₂=θ₂₁₀ (t ->>t₁) -π/2 (12).

По известным координатам x-320

и x-420 (40) тела m₂ и геометрических построений, выполненных на фиг.6 для Φ₁₂ 0, π/2 π 3 π/2 и θ₂₁₂ π/2 (38), нетрудно определить координаты x-210, y-110, x-110 и y-210 тела рассматриваемой системы S в локально инерциальной системе отсчета O-ox-oy-o, связанной с центром O-o ее собственного динамического гравитационного поля F₁₁, F₂₂ (36), возбуждаемого корреляционным взаимодействием F_ij (8) ее тел и m₂
. (41)
Кроме того, из этих геометрических построений нетрудно определить дискретное смещение тела m₂ и центра O_c масс рассматриваемой системы S в абсолютном пространстве Oxy
(42)
при вращательном перемещении ее тела из положения x212 в положение х112 относительно тела m₂ на линейное расстояние L_12x x212-x112 2R, где x-2co, x-1cо, х1с и x2c начальная и конечная координаты центра O_cмасс рассматриваемой системы S в локально инерциальной системе отсчета O-ox-oy-o и абсолютном пространстве Oxy, первые из которых удовлетворяют равенству x-2cO -x-1cO.

По известным координатам x-210

, y-110, x-320, x-2cO и фазовому углу θ₂₁₂= π /2 нетрудно восстановить большие а₁₁, а_с и малые b₁₁, b_c полуоси эллипсов S₁₁ и S_с
; (43)
где A_2x= L_2x(y112, y212, γ)/2 Re/(+m₂) амплитуда линейного возвратно-поступа-тельного движения тела m₂относительно центра O-c динамического гравитационного поля; β_c1= β₁-β_c угол между вращающимися осями координат O_oq_c, O_oq₁; β₁= arctg(R/A_2x) и β₁ arctg (r_c2/A_2x) углы между осями координат 0₀x^0 O_oq₁ и 0₀x^0, O_oq_c соответственно; r_c2= R/(+m₂) радиус вращательного движения центра O_c масс в системе отсчета O₂c₂y₂, связанной с телом m₂.

С учетом (38) и (43) уравнения движения тел m₁, основания m₂ и центра O_c масс движителя для обратного цикла его работы в локально инерциальной системе отсчета O-o

x-oy-o, связанной с центром O-o его собственного динамического гравитационного поля F₁₁F₂₂ (36), возбуждаемого корреляционным взаимодействием F_ij (8) его тел m₁ с его основанием m₂, могут быть представлены в виде
, (44) где Φ₁₁ фазовый угол тел m₁ движителя, который для обратного цикла его работы, определяющегося на фиг.5 абсолютным временем t₁<t<t ₂, может быть определен как
Φ₁₁= ± arccos(r_22x+Rcosω₁₂t)/(r222x+R²+2r_22xRcosω₁₂t); (45)
- фазовый угол линейного перемещения центра O_c масс движителя вдоль оси координат O-ox-o локально инерциальной системы отсчета O-ox-oy-o
= arccos(r_22x+r_c2cosω₁₂t)/(r222x+r2c2+2r_22xr_c2cosω₁₂t). (46)
Из уравнений движения (44), а также уравнений (42) следует, что для обратного цикла, характеризующегося начальными условиями ±P_1nR ≠0, ±P_2nR0, для которых v_o= 0 и тела m₁ движителя совершают одновременное встречное вращательное перемещение из положения х212 в положение х112его основания m₂ на угол Φ₁₁=±π, движитель, совершив в абсолютном пространстве Oxy одностороннее возвратно-поступательное движение относитель- но центра O-o его собственного динамического гравитационного поля к моменту абсолютного времени t=t₂, строго возвратится в этот центр O-oL_2x(x212, x112, γ) 0, в то время, как дискретное смещение его центра O_c масс в абсолютном пространстве Oxy составит L_cx(x212, x112, γ) x-2cO-x-1cO x1c-x2c 2R/(+m₂)
(42), как показано на фиг.5.

Согласно фиг. 5 дискретное смещение L_cx(x212

, x112, γ ) центра O_cмасс движителя для обратно- го цикла его работы вызвано асимметричным θ_o= Φ₁₁-ω₁₂t-θ₂₁₂| ≠π распределением его тел m₁ и основания m₂ в локально инерциальной системе отсчета O-ox-oy-o, что приводит к его внутренней незамкнутости 2F₂₂ + F₁₁ F_cO ≠0 (32).

Таким образом, для прямого цикла, сопровождающегося локальной линейной деформацией абсолютного пространства Oxy, происходит дискретное смещение движителя (34), а для обратного цикла, сопровождающегося локальным искривлением абсолютного пространства Oxy, происходит смещение его центра O_c масс (42). Следовательно, совершая прямой и обратный циклы движителя непрерывно в абсолютном времени t, для которых его полная пространственная метрика dS² удовлетворяет неравенству (26), можно получить его однонаправленное движение в абсолютном пространстве Oxy. Причем путь, пройденный движителем к произвольному моменту абсолютного времени t и его средняя скорость при γ≠0, могут быть определены из (33) как
, (47) где n≠t/T целое число полных циклов работы движителя к произвольному моменту абсолютного времени t; T T₁ + T₂ длительность одного полного цикла; T₁ t₁ и T₂ t₂-t₁ π/ω₁₂ длительность прямого и обратного циклов.

Недостатком известного гравитационного движителя является то, что он содержит реверсивный привод тел m₁. Это существенно снижает быстродействие движителя и следовательно скорость его движения v_2x (47). Кроме того, это приводит к существенным внутренним ударным нагрузкам движителя, которые вызваны ударным взаимодействием его тел m₁ и основания m₂ в положениях х112

и х212 тел m₁.

Целью изобретения является повышение скорости движения двигателя.

Поставленная цель достигнута тем, что в известном гравитационном движителе, содержащем два тела равной массы, установленные на общем основании с возможностью их одновременного линейного перемещения из положения х112

в положение х212, а также и возможностью их обратного одновременного встречного вращательного перемещения по окружности радиуса R (х212-х112)/2 из положения х212 в положение х112, осуществляемых в плоскости основания посредством приводного устройства, приводное устройство выполнено в виде кривошипно-шатунного механизма.

Конструкция предлагаемого гравитационного движителя показана на фиг.7. Он содержит два тела 1 равной массы m₁, размещенные на основании 2 массой m₂ с возможностью их одновременного линейного перемещения из положения х112

в положение х212 по направляющим 3, а также и возможностью их одновременного встречного вращательного перемещения из положения х212 в положение х112 по направляющим 4 с радиусом изгиба R=(x212-x112)/2 в плоскости основания 2.

Эти перемещения осуществляются посредством кривошипно-шатунного механизма 5, обеспечивающего возврат- но-поступательное движение тел 1 относительно основания 2. Причем переход тел 1 на направляющие 3 в положении х112

, а также их переход на направляющие 4 в положении х212осуществляется посредством подпружиненного толкателя 6.

Кроме того, гравитационный движитель содержит электродвигатель 7, который приводит во вращательное движение кривошипно-шатунный механизм 5 и источник питания 8 электродвигателя 7.

Прямой цикл работы движителя основан на одновременном линейном перемещении тел из положения х112

в положение х212 по направляющим 3. Оно осуществляется кривошипно-шатунным механизмом 5, который обеспечивает телам 1 в положении х212 скорость v₁₂ 0, что исключает их ударное взаимодействие с основанием 2 движителя. Причем при линейном перемещении тела 1 осуществляют одновременный взвод подпружиненных толкателей 6.

Для прямого цикла линейное корреляционное взаимодействие F_ij (28) тел 1 с основанием 2 движителя возбудит его собственное динамическое центральное гравитационное поле F₁₁, F₂₂ (30), оказывающее на него силовое воздействие F_cO (32), эквивалентное какому-либо внешнему. Однако для начальных условий ± P_1c ± P_2c линейное корреляционное взаимодействие F_ij (28) характеризуется симметричным фазовым углом θ₂₁₀=-π, определяющимся из (12) при замене P_1nR ->> P_1c и P_2nR ->> P_2c. В результате чего для прямого цикла движитель внутренне замкнут 2F₁₁ + F₂₂ F_cO 0 (32). Причем по завершении прямого цикла его дискретное смещение, а также дискретное смещение его центра масс в пространстве составляет L_2x и L_cx (33). В частности при внешней замкнутости F_e 0 движителя, что соответствует μ= 0 и γ= 0, смещение его центра масс всегда составляет L_cx 0 (34).

Так, например, дискретное смещение движителя при 0,19 кг, m₂= 0,48 кг, R 0,048 м, измеренное на газовом подвесе с коэффициентом сопротивления движению μ= 6 ·10^-5 Н ·с/м и толщиной газового слоя 3 ·10^-5 м, составило L_2x 0,027 м.

Аналогичные измерения были выполнены на собственных опорах движителя, имеющих коэффициент сопротивления движению μ 0,144 H· с/м, для которого дискретное смещение движителя составило L_2х 0,025 м.

Обратный цикл работы движителя основан на одновременном встречном вращательном перемещении тел 1 из положения х212

в положение х112 по направляющим 4 основания 2. Это перемещение осуществляется посредством подпружиненного толкателя 6, переводящего тела 1 из положения х212 на направляющие 4, и кривошипно-шатунного механизма 5, который обеспечивает телам 1 в положении х112 скорость v₁₂ 0, что исключает их ударное взаимодействие с основанием 2 движителя.

Для обратного цикла корреляционное взаимодействие F_ij (8) тел 1 с основанием 2 движителя тоже возбудит его собственное динамическое центральное гравитационное поле F₁₁, F₂₂ (36), оказывающее на него силовое воздействие F_cO (32), эквивалентное какому-либо внешнему. Однако для начальных условий ± P_1nR≠ 0, ±P_2nR 0 корреляционное взаимодействие F_ij (8) тел 1 движителя с его основанием 2 характеризуется асимметричным значением фазового угла θ₂₁₂= θ₂₁₀(t->>T₁)= -π /2 (12). В результате чего для обратного цикла движитель внутренне незамкнут 2F₁₁ + F₂₂F_cO ≠0 (32). Причем по завершении обратного цикла его дискретное смещение, а также дискретное смещение его центра масс в пространстве составляет L_сх, L_2х 0 (42).

В результате испытаний движителя на газовом подвесе с коэффициентом сопротивления движению μ= 6· 10^-5 Н· с/м и толщиной газового слоя 3 ·10^-5 м было установлено, что для обратного цикла его работы, характеризующегося одновременным встречным вращательным перемещением его тел 1 из положения х212

в положение х112, движитель, совершив одностороннее возвратно-поступательное движение около точки O_oравновесия по завершении обратного цикла, строго возвращается в эту же точку O_o, в то время как дискретное линейное смещение его центра масс составляет L_cx 0,027 м, что хорошо согласуется с его теоретическим значением, которое может быть вычислено из (42).

Аналогичные измерения были выполнены на собственных опорах движителя, имеющих коэффициент сопротивления движению μ 0,144 H· с/м, для которого дискретное линейное смещение его центра масс составило L_cx= 0,025 м.

Средняя скорость движителя, измеренная на газовом подвесе при угловой скорости кривошипно-шатунного механизма 5 Ω=1000 об/мин составила v_2х 1,6 км/ч, что хорошо согласуется с ее теоретическим значением, которое может быть вычислено из (47). Средняя скорость движителя на его собственных опорах составила v_2х 1,5 км/ч, тогда как аналогичная средняя скорость известного движителя составляла всего лишь v_2х 0,09 км/ч.

Эпюра тягового усилия F_22x движителя, измеренного на газовом подвесе как функции от угла поворота Φ₅=2πΩt кривошипно-шатунного механизма 5, дана на фиг.8. Эта эпюра характеризует то, что внутренние процессы в движителе носят динамический и уравновешенный характер и не содержат каких-либо ударных нагрузок. Кроме того, она показывает что движение движителя в пространстве осуществляется не за счет выделения на нем какой-либо неуравновешенной тяговой силы, а за счет того, что при прямом цикле его работы, сопровождающемся линейной деформацией пространства, происходит дискретное смещение его основания 2, а при обратном, сопровождающемся искривлением пространства, дискретное смещение его центра масс, что и соответствует принципу гравитационного движения (26).

Таким образом, предлагаемый гравитационный движитель имеет более высокую скорость движения и лучшие динамические свойства, что повышает его КПД.

Использование: гравитационный движитель относится к машиностроению и может быть использован для осуществления направленного движения строго дозированного дискретного смещения в жидких и газообразных средах, включая безвоздушное космическое пространство. Сущность изобретения: гравитационный движитель содержит два тела равной массы, установленных на общем основании с возможностью их одновременного линейного перемещения из положения x112

в положение x212, а также и возможностью их обратного одновременного встречного вращательного перемещения по окружности радиусом R(X212- X112)/2 из положения X212 в положение X112, осуществляемых в плоскости ооснования посредством приводного устройства, выполненного в виде кривошипно-шатунного механизма. 8 ил.

Гравитационный движитель, содержащий два тела равной массы, установленных на направляющих основания между двумя, связанными между собой параллельными стержнями, которые посредством поперечного возвратно-поступательного движения в плоскости основания, осуществлямого приводным устройством, обеспечивают одновременное линейное перемещением этих тел из положения x212

в положение x112 по двум диаметральным направляющим длиной 2R=(x212-x112)/2, а также их обратное одновременное встречное вращательное перемещение из положения x212 в положение x112 по двум направляющим с радиусом изгиба R=(x212-x112):2, лежащим как и диаметральные направляющие в плоскости основания, причем переход тел с диаметральных направляющих на направляющие с радиусом изгиба R=(x212-x112):2 в положение x212 осуществляется посредством самовзводящихся подпружиненных толкателей, отличающийся тем, что стержни связаны приводным устройством посредством дополнительно введенного кривошипно-шатунного механизма.