Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике Хотя формально наша задача и решена, однако практически интегралы (3.18) и (3.20) обычно не выражаются в элементарных функциях, и поэтому в каждом отдельном случае часто оказывается удобным производить интегрирование какимлибо другим способом. Но, прежде чем переходить к решению этой задачи при тех или иных законах изменения силы, мы выясним, что́ можно сказать об исследуемом движении вообще, не требуя точного решения, а пользуясь лишь уравнениями движения и теоремами о сохранении. Прежде всего заметим, что если энергия точки и ее кинетический момент известны, то величина и направление ее скорости могут быть выражены непосредственно через $r$. Действительно, из закона о сохранении энергии сразу получаем что дает нам величину вектора скорости. С другой стороны, радиальная скорость этой точки уже была нами найдена – она определяется формулой (3.16). Но в таком случае мы можем найти и направление скорости, так как для этого достаточно знать ее величину и радиальную составляющую *). Эти результаты, а также многие другие можно получить другим путем, если рассмотреть эквнвалентную одномерную задачу. Уравнение (3.12) содержит только величину $r$ и ее производные. Поэтому его можно трактовать как уравнение воображаемого одномерного движения, если считать массу движущейся точки равной $m$, а действующую на нее силу равной Смысл добавочного члена $l^{2} / m r^{3}$ становится ясным, если записать его в виде что представляет собой обычную центробежную силу. Соотношение (3.22) можно получить также из закона о сохранении энергии. Для этого надо обратиться к уравнению (3.15), согласно которому рассматриваемое одномерное движение есть движение с потенциальной энергией Тогда будем иметь что согласуется с формулой (3.22). Таким ‘образом, закон о сохранении энергии (3.15) можно записать в виде В качестве иллюстрации этого метода рассмотрим график функции $V^{\prime}(r)$ для случая, когда сила $f$ является притягивающей и изменяется обратно пропорционально квадрату расстояния. Такая сила выражается формулой Фиктивный потенциал $V^{\prime}$ будет тогда равен График зависимости $V^{\prime}$ от $r$ показан на рис. 21, где пунктирными линиями показаны функции $-\frac{k}{r}$ и $+\frac{l^{2}}{2 m r^{2}}$, а сплошной линией – их сумма $V^{\prime}$. Рассмотрим теперь движение точки, обладающей энергией $E_{1}$ (рис. 21 и 22). Ясно, что эта точка никогда не сможет приблизиться к центру силы более, чем на $r_{1}$ (рис. 22), так как при $r<r_{1}$ величина $V^{\prime}$ была бы больше $E_{1}$, и тогда согласно выражению (3.15’) мы получили бы отрицательную кинетическую энергию, т. е. мнимую скорость. С другой стороны, здесь не существует верхнего предела для возможных значений $r$, и поэтому орбита этой точки не будет замкнутой. Придя из бесконечности, она ударяется об «отталкивающий центробежный барьер» и уходит обратно в бесконечность (рис. 23). Расстояние между линиями $E$ и $V^{\prime}$ равно $\frac{1}{2} m \dot{r}^{2}$, т. е. пропорционально квадрату радиальной скорости, и поэтому обращается в нуль в точке, где $r$ имеет максимум или минимум. В то же время расстояние между линиями $E$ и $V$ на рис. 21 представляет кинетическую энергию $\frac{1}{2} m v^{2}$, соответствующую данному значению $r$. Следовательно, расстояние между кривыми $V$ и $V^{\prime}$ равно $\frac{1}{2} m r^{2} \dot{\theta}^{2}$. Поэтому при заданных значениях кинетической энергии и кинетического момента рассматриваемые кривые определяют скорость точки и ее составляющие для любого расстояния $r$. Этих данных достаточно, чтобы получить приближенное представление об орбите точки. При энергии $E_{2}=0$ (см. рис. 21) имеет место аналогичная приближенная картина для орбиты рассматриваемой точки. Ho для любой меньшей энергии, такой, например, как $E_{3}$ на рис. 24 , дело уже обстоит иначе. На этот раз радиус-вектор $r$ будет иметь не только минимальное значение $r_{1}$, но и максимальное значение $r_{2}$, которого не было в случае положительной энергии. Поэтому рассматриваемое движение будет ограниченным и радиус-вектор $r$ здесь будет иметь два крайних значения: $r_{1}$ и $r_{2}$, известных под названием апсидальных расстояний. Отсюда, однако, не следует, что орбиты этих движений замкнуты. Можно лишь утверждать, что они ограничены и лежат между окружностями радиусов $r_{1}$ и $r_{2}$, касаясь их в своих крайних точках (рис. 25). Если энергия $E$ будет равна минимуму фиктивного потенциала (энергия $E_{4}$ на рис. 26 ), то $r_{1}$ будет равно Таким образом, мы получили обычное элементарное условие для круговой орбиты, согласно – которому действующая сила должна уравновешиваться «силой инерции» от центростремительного ускорения *). Следует подчеркнуть, что все наши рассуждения о характере орбит при различных значениях $E$ справедливы для любого значения кинетического момента. Изменение величины $l$ вызовет лишь количественное изменение кривой $V^{\prime}(r)$, но не повлияет на общую классификацию типов орбит. Впоследствии мы увидим, что в рассмотренном нами случае притягивающей силы, обратно пропорциональной квадрату расстояния, орбита $E_{1}$ представляет гиперболу, орбита $E_{2}$ – параболу и орбита $E_{3}$ – эллипс. При других силах орбиты могут иметь более сложный характер. Однако качественная сторона проведенного сейчас исследования орбит (ограниченных, неограниченных и круговых) сохраняется для любого притягивающего потенциала, удовлетворяющего двум следующим требованиям: Если потенциал не удовлетворяет этим требованиям, то качественная картина движения изменится, однако для общей характеристики орбит все еще можно будет пользоваться методом эквивалентного потенциала. Пусть, например, мы имеем притягивающий потенциал Другой интересный пример дает нам линейно изменяющаяся восстанавливающая сила (гармоническое колебание). В этом случае Если кинетический момент $l$ равен нулю, то рассматриваемое движение будет прямолинейным, и тогда $V^{\prime}=$ $=V$. Этот случай представлен на рис. 28. Для любой положительной энергии движение является ограниченным и, как известно, представляет собой простое гармоническое колеба- цвижение будет ограниченным и не будет проходить через центр силы. Легко видеть, что орбитой этого движения является эллипс, так как при $f=-k r$ составляющие $f_{x}$ и $f_{y}$ равны соответственно Отсюда следует, что рассматриваемое движение является суперпозицией двух взаимно перпендикулярных гармонических колебаний одинаковой частоты, что в общем случае приводит к эллиптической орбите. Известным примером такого движения служат малые колебания сферического маятника. Заметим, между прочим, что обычные фигуры Лиссажу получаются в результате сложения двух взаимно перпендикулярных синусоидальных колебаний, частоты которых относятся как целые числа. Следовательно, движение под действием центральной силы $f=-k r$ дает нам простейшую из фигур Лиссажу.
|
1 |
Оглавление
|