В классической механике задача центральной силы заключается в определении движения частицы в одном центральном потенциальном поле . Центральная сила — это сила (возможно, отрицательная), которая направлена от частицы непосредственно к фиксированной точке пространства, центру, и величина которой зависит только от расстояния объекта до центра. В некоторых важных случаях проблема может быть решена аналитически, т. е. с использованием хорошо изученных функций, таких как тригонометрические функции .
Решение этой проблемы важно для классической механики , поскольку многие природные силы являются центральными. Примеры включают гравитацию и электромагнетизм, описываемые законом всемирного тяготения Ньютона и законом Кулона соответственно. Эта проблема важна еще и потому, что некоторые более сложные задачи классической физики (например, задача двух тел с силами, действующими вдоль линии, соединяющей два тела) можно свести к задаче о центральной силе. Наконец, решение проблемы центральной силы часто дает хорошее начальное приближение к истинному движению, как, например, при расчете движения планет в Солнечной системе .
Сущность задачи о центральной силе состоит в нахождении положения r [примечание 1] частицы, движущейся под действием центральной силы F , либо как функции времени t , либо как функции угла φ относительно центр силы и произвольная ось.
Консервативная центральная сила F имеет два определяющих свойства. [1] Во-первых, он должен направлять частицы либо прямо к фиксированной точке пространства, либо от нее, к центру силы, который часто обозначается O. Другими словами, центральная сила должна действовать вдоль линии, соединяющей О с текущим положением частицы. Во-вторых, консервативная центральная сила зависит только от расстояния r между О и движущейся частицей; оно не зависит явно от времени или других дескрипторов положения.
Это двойное определение может быть выражено математически следующим образом. Центр силы О можно выбрать в качестве начала системы координат. Вектор r, соединяющий O с текущим положением частицы, известен как вектор положения . Следовательно, центральная сила должна иметь математическую форму [2] где r — векторная величина | р | (расстояние до центра силы), а r̂ = r /r — соответствующий единичный вектор . Согласно второму закону движения Ньютона , центральная сила F создает параллельное ускорение a, масштабируемое массой m частицы [примечание 2]
Для сил притяжения F ( r ) отрицательна, поскольку она уменьшает расстояние r до центра. И наоборот, для сил отталкивания F ( r ) положительна.
Если центральная сила является консервативной силой , то величина F ( r ) центральной силы всегда может быть выражена как производная независимой от времени функции потенциальной энергии U ( r ) [3]
Таким образом, полная энергия частицы — сумма ее кинетической энергии и потенциальной энергии U — является константой; Говорят, что энергия сохраняется . Чтобы показать это, достаточно, что работа W , совершаемая силой, зависит только от начального и конечного положений, а не от пути, пройденного между ними.
Эквивалентно, достаточно, чтобы ротор силового поля F был равен нулю; используя формулу ротора в сферических координатах , поскольку частные производные для центральной силы равны нулю; величина F не зависит от угловых сферических координат θ и φ.
Поскольку скалярный потенциал V ( r ) зависит только от расстояния r до начала координат, он обладает сферической симметрией . В этом отношении проблема центральной силы аналогична геодезическим Шварцшильда в общей теории относительности и квантовомеханическим трактовкам частиц в потенциалах сферической симметрии .
Если начальная скорость v частицы совпадает с вектором положения r , то движение всегда остается на линии, определяемой r . Это следует из того, что сила – а согласно второму закону Ньютона, также и ускорение a – также ориентирована на r . Для определения этого движения достаточно решить уравнение
Одним из методов решения является использование закона сохранения полной энергии.
Беря обратное и интегрируя, получаем:
В оставшейся части статьи предполагается, что начальная скорость v частицы не совпадает с вектором положения r , т. е. что вектор углового момента L = r × m v не равен нулю.
Любая центральная сила может производить равномерное круговое движение при условии, что начальный радиус r и скорость v удовлетворяют уравнению для центростремительной силы.
Если это уравнение удовлетворяется в начальные моменты, оно будет выполняться и во все последующие моменты времени; частица будет продолжать двигаться по кругу радиуса r со скоростью v вечно.
Проблема центральной силы касается идеальной ситуации («проблемы одного тела»), в которой отдельная частица притягивается или отталкивается от неподвижной точки O , центра силы. [4] Однако физические силы обычно действуют между двумя телами; и согласно третьему закону Ньютона, если первое тело прикладывает силу ко второму, второе тело прикладывает равную и противоположную силу к первому. Следовательно, оба тела ускоряются, если между ними присутствует сила; не существует совершенно неподвижного центра силы. Однако если одно тело значительно массивнее другого, его ускорением относительно другого можно пренебречь; центр более массивного тела можно считать приблизительно фиксированным. [5] Например, Солнце значительно массивнее планеты Меркурий; следовательно, Солнце можно представить как неподвижный центр силы, сводя проблему к движению Меркурия в ответ на силу, приложенную Солнцем. В действительности, однако, Солнце также движется (хотя и незначительно) в ответ на силу, приложенную планетой Меркурий.
Однако в таких приближениях нет необходимости. Законы движения Ньютона позволяют преобразовать любую классическую задачу двух тел в соответствующую точную задачу одного тела. [6] Чтобы продемонстрировать это, пусть x 1 и x 2 будут положениями двух частиц, и пусть r = x 1 − x 2 будет их относительным положением. Тогда по второму закону Ньютона
Окончательное уравнение выводится из третьего закона Ньютона ; сила второго тела на первое тело ( F 21 ) равна и противоположна силе первого тела на второе ( F 12 ). Таким образом, уравнение движения для r можно записать в виде где – приведенная масса
В частном случае задача двух тел, взаимодействующих под действием центральной силы , может быть сведена к задаче о центральной силе одного тела.
Движение частицы под действием центральной силы F всегда остается в плоскости, определяемой ее начальным положением и скоростью. [7] Это видно по симметрии. Поскольку положение r , скорость v и сила F лежат в одной плоскости, никогда не существует ускорения, перпендикулярного этой плоскости, потому что это нарушит симметрию между «над» плоскостью и «ниже» плоскости.
Чтобы продемонстрировать это математически, достаточно показать, что момент импульса частицы постоянен. Этот угловой момент L определяется уравнением, где m — масса частицы, а p — ее линейный момент . В этом уравнении символ времени × указывает векторное векторное произведение , а не умножение. Следовательно, вектор углового момента L всегда перпендикулярен плоскости, определяемой вектором положения частицы r и вектором скорости v . [заметка 3]
В общем случае скорость изменения углового момента L равна чистому крутящему моменту r × F [8]
Первый член m v × v всегда равен нулю, потому что векторное произведение всегда равно нулю для любых двух векторов, указывающих в одном или противоположных направлениях. Однако, когда F является центральной силой, оставшийся член r × F также равен нулю, поскольку векторы r и F направлены в одном или противоположных направлениях. Следовательно, вектор углового момента L постоянен. Затем
Следовательно, положение частицы r (а значит, и скорость v ) всегда лежит в плоскости, перпендикулярной L. [9]
Поскольку движение плоское, а сила радиальная, принято переходить к полярным координатам . [9] В этих координатах вектор положения r представлен через радиальное расстояние r и азимутальный угол φ .
Взяв первую производную по времени, получим вектор скорости частицы v.
Аналогично, вторая производная положения частицы r равна ее ускорению a.
Скорость v и ускорение a можно выразить через радиальные и азимутальные единичные векторы. Радиальный единичный вектор получается путем деления вектора положения r на его величину r , как описано выше.
Азимутальный единичный вектор определяется выражением [примечание 4]
Таким образом, скорость можно записать так, а ускорение равно
Поскольку F = m a по второму закону движения Ньютона и поскольку F является центральной силой, то только радиальная составляющая ускорения a может быть отличной от нуля; угловая составляющая a φ должна быть равна нулю
Поэтому,
Это выражение в скобках обычно обозначается h
что равно скорости v , умноженной на r ⊥ , компоненту радиус-вектора, перпендикулярной скорости. h - величина удельного углового момента, поскольку она равна величине L углового момента, деленной на массу m частицы.
Для краткости угловую скорость иногда записывают ω
Однако не следует предполагать, что ω постоянна. Поскольку h постоянна, ω меняется с радиусом r по формуле [10]
Поскольку h постоянен, а r2 положителен , угол φ изменяется монотонно в любой задаче о центральной силе, либо непрерывно увеличиваясь ( h положительный), либо непрерывно уменьшаясь ( h отрицательный). [11]
Величина h также равна удвоенной поверхностной скорости , которая представляет собой скорость, с которой частица выметает область относительно центра. [12] Таким образом, земная скорость постоянна для частицы, на которую действует центральная сила любого типа; это второй закон Кеплера . [13] И наоборот, если движение под действием консервативной силы F плоское и имеет постоянную продольную скорость для всех начальных условий радиуса r и скорости v , то азимутальное ускорение a φ всегда равно нулю. Следовательно, согласно второму закону Ньютона F = m a , сила является центральной силой.
Постоянство поверхностной скорости можно проиллюстрировать равномерным круговым и линейным движением. При равномерном круговом движении частица движется с постоянной скоростью v по окружности радиуса r . Поскольку угловая скорость ω = v / r постоянна, площадь, выметаемая за время Δt , равна ω r 2 Δt ; следовательно, равные площади выметаются за одинаковое время Δt . При равномерном линейном движении (т. е. движении в отсутствие силы по первому закону движения Ньютона) частица движется с постоянной скоростью, т. е. с постоянной скоростью v вдоль прямой. За время Δ t частица выметает площадь 1 ⁄ 2 v Δ tr ⊥ ( прицельный параметр ). [примечание 5] Расстояние r ⊥ не меняется при движении частицы вдоль линии; он представляет собой расстояние наибольшего приближения линии к центру O ( прицельный параметр ). Поскольку скорость v также неизменна, то земная скорость 1 ⁄ 2 vr ⊥ является константой движения; частица сметает равные площади за одинаковое время.
Путем преобразования переменных [14] любая задача центральной силы может быть преобразована в эквивалентную задачу параллельных сил. [примечание 6] Вместо обычных декартовых координат x и y определяются две новые переменные положения ξ = x / y и η = 1/ y , а также новая временная координата τ.
Соответствующие уравнения движения для ξ и η имеют вид
Поскольку скорость изменения ξ постоянна, ее вторая производная равна нулю.
Поскольку это ускорение в направлении ξ и поскольку F = ma по второму закону Ньютона, отсюда следует, что сила в направлении ξ равна нулю. Следовательно, сила действует только в направлении η , что является критерием задачи о параллельных силах. Явно ускорение в направлении η равно, поскольку ускорение в направлении y равно
Здесь F y обозначает y -компоненту центральной силы, а y / r равен косинусу угла между осью y и радиальным вектором r .
Поскольку центральная сила F действует только по радиусу, то только радиальная составляющая ускорения отлична от нуля. Согласно второму закону движения Ньютона, величина F равна массе m частицы, умноженной на величину ее радиального ускорения [15]
Это уравнение имеет коэффициент интегрирования
Интеграция доходности
Если h не равен нулю, независимую переменную можно заменить с t на φ [16] , что даст новое уравнение движения [17]
Сделав замену переменных на обратный радиус u = 1/ r [17], получим
где C — константа интегрирования, а функция G ( u ) определяется формулой
Это уравнение становится квазилинейным при дифференцировании по φ
Это известно как уравнение Бине . Интегрирование ( 1 ) дает решение для φ [18] , где φ 0 — еще одна константа интегрирования. Задача центральной силы называется «интегрируемой», если это окончательное интегрирование может быть решено в терминах известных функций.
Возьмите скалярное произведение второго закона движения Ньютона на скорость частицы, где сила получается из потенциальной энергии, где предполагается суммирование по пространственному декартову индексу, и мы использовали этот факт и использовали цепное правило . Перестановка Термин в круглых скобках слева представляет собой константу, обозначьте ее , полную механическую энергию. Очевидно, что это сумма кинетической энергии и потенциальной энергии. [19]
Более того, если потенциал центральный, то сила действует в радиальном направлении. В этом случае векторное произведение второго закона движения Ньютона на вектор положения частицы должно быть равно нулю, поскольку векторное произведение двух параллельных векторов равно нулю: но (перекрестное произведение параллельных векторов), поэтому термин в скобках в левой части является константой, обозначьте ее угловым моментом, В частности, в полярных координатах, или Далее, , поэтому уравнение энергии можно упростить с помощью углового момента как Это указывает на то, что угловой момент вносит вклад в эффективную потенциальную энергию [20] Решите это уравнение, для которого можно преобразовать к производной по азимутальному углу : Это разделимое дифференциальное уравнение первого порядка. Интегрируя, получаем формулу [21]
Замена переменной интегрирования на обратный радиус дает интеграл [22] , который выражает указанные выше константы C = 2 mE tot / L 2 и G ( u ) = 2 mU (1/ u )/ L 2 через общую сумму энергия E tot и потенциальная энергия U ( r ).
Скорость изменения r равна нулю, если эффективная потенциальная энергия равна полной энергии [23]
Точки, в которых это уравнение удовлетворяется, известны как точки поворота . [23] Орбита по обе стороны от точки поворота симметрична; другими словами, если азимутальный угол определен так, что φ = 0 в точке поворота, то орбита одинакова в противоположных направлениях, r ( φ ) = r (− φ ). [24]
Если есть две точки поворота, такие что радиус r ограничен между r min и r max , то движение содержится в кольце этих радиусов. [23] При изменении радиуса от одной точки поворота к другой изменение азимутального угла φ равно [23]
Орбита замкнется сама с собой [примечание 7] при условии, что Δφ равно рациональной дроби 2π , т.е. [23] где m и n — целые числа. В этом случае радиус колеблется ровно m раз, а азимутальный угол φ совершает ровно n оборотов. Однако в общем случае Δφ/2π не будет таким рациональным числом , и, следовательно, орбита не будет замкнутой. В этом случае частица в конечном итоге пройдет сколь угодно близко к каждой точке внутри кольца. Два типа центральной силы всегда создают замкнутые орбиты: F ( r ) = αr ( линейная сила) и F ( r ) = α/ r2 ( закон обратных квадратов ). Как показал Бертран, эти две центральные силы — единственные, которые гарантируют замкнутость орбит. [25]
В общем, если угловой момент L отличен от нуля, член L 2 /2 mr 2 предотвращает попадание частицы в начало координат, если только эффективная потенциальная энергия не стремится к отрицательной бесконечности в пределе, когда r стремится к нулю. [26] Следовательно, если есть единственная точка поворота, орбита обычно уходит в бесконечность; точка поворота соответствует точке минимального радиуса.
В классической физике многие важные силы подчиняются закону обратных квадратов, например гравитация или электростатика . Общая математическая форма таких центральных сил, обратных квадратам, соответствует константе , которая отрицательна для силы притяжения и положительна для силы отталкивания.
Этот частный случай классической проблемы центральной силы называется проблемой Кеплера . Для силы, обратного квадрату, полученное выше уравнение Бине является линейным.
Решение этого уравнения показывает, что орбита представляет собой коническое сечение с эксцентриситетом e ; здесь φ 0 — начальный угол, а центр силы находится в фокусе конического сечения. Используя формулу половинного угла для синуса , это решение также можно записать как
где u 1 и u 2 — константы, причем u 2 больше, чем u 1 . Два варианта решения связаны уравнениями и
Поскольку функция sin 2 всегда больше нуля, u 2 является максимально возможным значением u и обратным наименьшему возможному значению r , т. е. расстоянию наибольшего сближения ( периапсису ). Поскольку радиальное расстояние r не может быть отрицательным числом, то и обратное ему число u не может быть отрицательным ; следовательно, u 2 должно быть положительным числом. Если u1 также положительное значение, это наименьшее возможное значение u , которое соответствует максимально возможному значению r , расстоянию самого дальнего приближения ( апоапсис ). Если u 1 равно нулю или отрицательно, то наименьшее возможное значение u равно нулю (орбита уходит в бесконечность); в этом случае единственными релевантными значениями φ являются те, которые делают u положительным.
Для силы притяжения (α < 0) орбита представляет собой эллипс , гиперболу или параболу , в зависимости от того, является ли u 1 положительным, отрицательным или нулевым соответственно; это соответствует эксцентриситету e меньше единицы, больше единицы или равному единице. Для отталкивающей силы (α > 0) u 1 должна быть отрицательной, так как u 2 положительна по определению и их сумма отрицательна; следовательно, орбита является гиперболой. Естественно, если силы нет (α=0), орбита представляет собой прямую линию.
Уравнение Бине для u ( φ ) можно решить численно практически для любой центральной силы F (1/ u ). Однако лишь немногие силы приводят к формулам для u в терминах известных функций. Как было получено выше, решение для φ можно выразить в виде интеграла по u
Задача центральной силы называется «интегрируемой», если это интегрирование может быть решено в терминах известных функций.
Если сила представляет собой степенной закон, т. е. если F ( r ) = α r n , то u можно выразить через круговые функции и/или эллиптические функции, если n равно 1, -2, -3 (круговые функции) и -7, -5, -4, 0, 3, 5, -3/2, -5/2, -1/3, -5/3 и -7/3 (эллиптические функции). [27] Аналогично, только шесть возможных линейных комбинаций степенных законов дают решения в терминах круговых и эллиптических функций [28] [29]
Следующие частные случаи первых двух типов сил всегда приводят к круговым функциям.
Особый случай был упомянут Ньютоном в следствии 1 к предложению VII «Начал» как сила, подразумеваемая круговыми орбитами, проходящими через точку притяжения.
Член r -3 встречается во всех приведенных выше законах силы, указывая на то, что добавление силы обратного куба не влияет на разрешимость задачи в терминах известных функций. Ньютон показал, что при корректировке начальных условий добавление такой силы не влияет на радиальное движение частицы, а умножает ее угловое движение в постоянный коэффициент k . Расширение теоремы Ньютона было обнаружено в 2000 году Магомедом и Вавдой. [29]
Предположим, что частица движется под действием произвольной центральной силы F 1 ( r ), и пусть ее радиус r и азимутальный угол φ обозначаются как r ( t ) и φ 1 ( t ) как функция времени t . Теперь рассмотрим вторую частицу с той же массой m , которая имеет такое же радиальное движение r ( t ), но угловая скорость которой в k раз выше, чем у первой частицы. Другими словами, азимутальные углы двух частиц связаны уравнением φ 2 ( t ) = k φ 1 ( t ). Ньютон показал, что сила, действующая на вторую частицу, равна силе F 1 ( r ), действующей на первую частицу, плюс центральная сила обратного куба [30] , где L 1 — величина углового момента первой частицы .
Если k 2 больше единицы, F 2 − F 1 является отрицательным числом; таким образом, добавленная сила обратного куба является притягивающей . И наоборот, если k 2 меньше единицы, F 2 − F 1 является положительным числом; добавленная сила обратного куба является отталкивающей . Если k — целое число, например 3, говорят, что орбита второй частицы является гармоникой орбиты первой частицы; напротив, если k является обратным целому числу, например 1 ⁄ 3 , вторая орбита называется субгармоникой первой орбиты.
Классическая проблема центральной силы была геометрически решена Исааком Ньютоном в его «Philosophiæ Naturalis Principia Mathematica» , в которой Ньютон представил свои законы движения . Ньютон использовал эквивалент чехарды для преобразования непрерывного движения в дискретное, чтобы можно было применить геометрические методы. В этом подходе положение частицы рассматривается только в равномерно расположенные моменты времени. Для иллюстрации: частица на рисунке 10 расположена в точке A в момент времени t = 0, в точке B в момент времени t = ∆t , в точке C в момент времени t = 2∆t и так далее для всех моментов времени t = n ∆t . , где n — целое число. Предполагается, что скорость между этими моментами времени постоянна. Таким образом, вектор r AB = r B - r A равен Δ t , умноженному на вектор скорости v AB (красная линия), тогда как r BC = r C - r B равен v BC Δ t (синяя линия). Поскольку скорость между точками постоянна, предполагается, что сила действует мгновенно в каждой новой позиции; например, сила, действующая на частицу в точке B , мгновенно меняет скорость с vAB на vBC . Вектор разности Δ r = r BC - r AB равен Δ v Δ t (зеленая линия), где Δ v = v BC - v AB — это изменение скорости в результате действия силы в точке B. Поскольку ускорение a параллельно Δ v и поскольку F = m a , сила F должна быть параллельна Δ v и Δ r . Если F — центральная сила, она должна быть параллельна вектору r B от центра O до точки B (пунктирная зеленая линия); в этом случае ∆r также параллелен r B.
Если в точке B не действует никакая сила , скорость не изменится, и частица достигнет точки K за время t = 2Δt . Площади треугольников OAB и OBK равны, поскольку они имеют одинаковое основание ( r AB ) и высоту ( r ⊥ ). Если Δr параллелен rB , треугольники OBK и OBC также равны, поскольку они имеют одно и то же основание ( rB ) , а высота не меняется. В этом случае площади треугольников OAB и OBC одинаковы, и частица за одинаковое время выметает равные площади. Обратно, если площади всех таких треугольников равны, то ∆r должна быть параллельна r B , откуда следует, что F — центральная сила. Таким образом, частица сметает равные площади за одинаковое время тогда и только тогда, когда F — центральная сила.
Формулу радиальной силы можно также получить с помощью лагранжевой механики . В полярных координатах лагранжиан L одиночной частицы в поле потенциальной энергии U ( r ) определяется выражением
Тогда уравнения движения Лагранжа принимают вид , поскольку величина F ( r ) радиальной силы равна отрицательной производной потенциальной энергии U ( r ) в радиальном направлении.
Формула радиальной силы также может быть получена с использованием гамильтоновой механики . В полярных координатах гамильтониан можно записать как
Поскольку азимутальный угол φ не входит в гамильтониан, его сопряженный импульс p φ является константой движения. Этот сопряженный импульс представляет собой величину L углового момента, как показано гамильтоновым уравнением движения для φ
Соответствующее уравнение движения для r имеет вид
Взяв вторую производную r по времени и используя уравнение движения Гамильтона для p r, получаем уравнение радиальной силы
Орбитальное уравнение может быть получено непосредственно из уравнения Гамильтона – Якоби . [31] Приняв радиальное расстояние r и азимутальный угол φ в качестве координат, уравнение Гамильтона-Якоби для задачи центральной силы можно записать где S = S φ ( φ ) + S r ( r ) − E tot t Основная функция Гамильтона , а E tot и t представляют собой полную энергию и время соответственно. Это уравнение может быть решено путем последовательного интегрирования обыкновенных дифференциальных уравнений , начиная с уравнения φ , где p φ — константа движения , равная величине углового момента L. Таким образом, S φ (φ) = L φ и уравнение Гамильтона–Якоби принимает вид
Интегрирование этого уравнения для S r дает
Взяв производную от S по L , получим орбитальное уравнение, полученное выше.
{{cite book}}
: CS1 maint: multiple names: authors list (link){{cite book}}
: CS1 maint: multiple names: authors list (link)