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 ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Сила, изменяющаяся обратно пропорционально квадрату расстояния, является одной из самых важных центральных сил и поэтому заслуживает подробного рассмотрения. Эта сила и ее потенциал выражаются следующими функциями от $r$ : Существует несколько путей иитегрирования уравнения орбиты в рассматриваемом случае. Проще всего это делается с помощью подстановки значений (3.41) в дифференциальное уравнение орбиты (3.34): Производя замену переменного посредством подстановки $y=$ $=u-\frac{m k}{l^{2}}$, получим дифференциальное уравнение Решение этого уравнения имеет, как известно, вид где $b$ и $\theta^{\prime}$ — постоянные интегрирования. Возвращаясь к переменной $r$, получаем это решение в виде где Уравнение орбиты можно получить и с помошью формального интегрирования уравнения (3.39). Хотя эта процедура длиннее непосредственного интегрирования дифференциального уравнения (3.42), однако она имеет то преимущество, что важная постоянная интегрирования $\varepsilon$ автоматически получается при этом выраженной через энергию $E$ и кинетический момент системы $l$. Перепишем равенство (3.39) в виде где написанный интеграл является неопределенным, а $\theta^{\prime}$ представляет постоянную интегрирования, определяемую начальными условиями, которая не обязательно должна быть равна начальному углу $\theta_{0}$ при $t=0$. Рассматриваемый интеграл является интегралом стандартного типа *): где Применяя эту формулу к равенству (3.44), мы должны положить: и, следовательно, дискриминант $q$ равен После этих подстановок уравнение (3.44) примет вид Разрешив его относительно $u \equiv \frac{1}{r}$, мы получим уравнение орбиты в следующем окончательном виде: что согласуется с выражением (3.43), но $\varepsilon$ выражено здесь через $E$ и $l$. Согласно уравнению (3.46) постоянную интегрирования $\theta^{\prime}$ в этом уравнении можно рассматривать как один из полярных углов орбиты. Заметим, что в уравнение орбиты входят лишь три постоянных интегрирования из четырех, что является характерной особенностью уравнения орбиты. Это объясняется тем, что четвертая постоянная определяет начальное положение точки на орбите, и если нас интересует только само уравнение орбиты, то эта постоянная, очевидно, не должна фигурировать в решении. Конечно, если мы захотим закончить решение и найти $r$ и $\theta$ как функции времени, то эту недостающую постоянную нужно будет ввести. Желая, например, воспользоваться теоремой о сохранении кинетического момента и произвести интегрирование уравнения с помощью (3.46), мы должны будем определить начальный угол $\theta_{0}$. Известно, что общее уравнение конического сечения, имеющего фокус в начале координат, имеет вид где $\varepsilon$-эксцентриситет конического сечения. Сравнивая это уравнение с уравнением (3.46), мы видим, что рассматриваемая орбита является коническим сечением с эксцентриситетом Тип орбиты зависит от значения $\varepsilon$ и определяется следующей таблицей: Эта классификация согласуется с тем качественным исследованием орбит, которое было основано на энергетической диаграмме эквивалентного одномерного потенциала $V^{\prime}$. Правда, условие для кругового движения выглядит здесь несколько иначе, однако эквивалентность его прежнему условию можно доказать, представляя полученное равенство в виде В случае круговой орбиты величины $T$ и $V$ не будут меняться со временем, и теорему о вириале можно записать в виде откуда полная энергия равна Подставив теперь это значение $E$ в условие (3.49), получим: Это условие выражает тот факт, что сила притяжения уравновешивается центробежной силой, как и было установлено ранее в $\S 3.3$. Можно показать, что если орбита является эллиптической, то большая полуось зависит только от ее энергии, что представляет теорему, имеющую существенное значение в теории атома Бора. Докажем это. Большая полуось равна полусумме апсидальных расстояний $r_{1}$ и $r_{2}$ (рис. 24) и согласно (3.47) равна после подстановки постоянных орбиты из формулы (3.46) выражение для большой полуоси принимает вид что, как легко видеть, согласуется с формулой (3.50) для радиуса круговых орбит. В качестве последнего вопроса, относящегося к силам, обратно пропорциональным квадрату расстояния, мы рассмотрим задачу о вычислении периода движения по эллиптической орбите. Мы знаем, что из постоянства кинетического момента следует постоянство секториальной скорости, равной Отсюда можно найти площадь орбиты $A$, интегрируя (3.53) за полный период $\tau$ : Но площадь эллипса равна причем большая полуось $a$ определяется равенством (3.52), а малая полуось $b$ выражается через $a$ (по известной формуле для эксцентриситета) следующим образом: Из формулы (3.51) видно, что малая полуось равна и период движения получается равным Равенство (3.54) показывает, что при заданных $k$ и $m$ квадрат периода пропорционален кубу большой оси. Это положение часто называют третьим законом Кеплера*). Следует, впрочем, заметить, что в действительности третий закон Кеплера формулируется несколько иначе, так как он относится к специальному случаю движения, который рассматривал Кеплер, — к движению планет в гравитационном поле Солнца. В более точной формулировке этот закон гласит: квадраты периодов обращения различных планет пропорциональны кубам больших осей их орбит. Нужно заметить, что в этой форме закон Кеплера верен лишь приближенно. Следует помнить, что задача о движении планет вокруг Солнца является задачей о движении двух тел, и поэтому величину $m$ в (3.54) нужно заменить на приведенную массу $\mu$, равную Массу $m_{1}$ в этой формуле можно считать относящейся к планете, а массу $m_{2}-$ к Солнцу. Кроме того, константу $k$ мы должны заменить на что следует из закона всемирного тяготения Тогда равенство (3.54) примет вид: Таким образом, если пренебречь массой планеты по сравнению с массой Солнца, то мы получим равенство (3.56), выражающее третий закон Кеплера. Действительно, согласно этому равенству $\tau$ пропорционально $a^{2} / 2$, причем коэффициент пропорциональности одинаков для всех планет. Но масса планеты не всегда является пренебрежимо малой величиной по сравнению с массой Солнца. Например, масса Югитера составляет приблизительно 5\% от массы Солнца. С другой стороны, третий закон Кеплера будет строго верен для орбит электронов в атоме Бора, так как $\mu$ и $k$ одинаковы при этом для всех орбит данного атома.
|
1 |
Оглавление
|