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 Подвесим маятник таким образом, чтобы материальная точка $m$ могла свободно двигаться по поверхности шара радиуса $l$ ( $l$ называется длиной маятника). В этом случае на маятник будет наложена связь, выражаемая уравнением: Исключение $\lambda$ из первых двух уравнений (18.2) дает, в согласии с уравнениями (13.13) и (13.13a), постоянство момента импульса относительно оси $z$ или, что то же самое, неизменность секториальной скорости Рис. 28. Сферический маятник как материальная точка $m$, движущаяся под влиянием силы тяжести по шаровой поверхности радиуса $l$ Но, согласно условию (18.1), имеет место С другой стороны, Следовательно, путем интегрирования по $t$ уравнения (18.4) получим: что мы запишем в виде: Общие соображения по поводу понятия потенциальной энергии $V$ мы приведем в добавлении к этому параграфу. Если мы, наконец, умножим уравнения Лагранжа соответственно на $x, y, z$, то, используя условие (18.1), мы сможем вычислить $\lambda$ : или Но так как нормаль к шаровой поверхности в точке с координатами $x, y, z$ имеет направляющие косинусы $\frac{x}{l}, \frac{y}{l}, \frac{z}{l}$, то второй член справа Отсюда видно, что, с точностью до множителя $l$, $\lambda$ означает силу реакции, развиваемую связью (18.1) и действующую нормально к направлению движения. Аналогично обстоит дело и в более общих случаях, когда имеется несколько условий связи и соответственное число лагранжевых множителей $\lambda$. Чтобы продолжить интегрирование, введем сферические координаты: Дифференцируя, получим: Тогда закон площадей (18.3) примет следующий вид: Закон сохранения энергии (18.5a) перепишется в виде: Вводя обозначения получаем из уравнения (18.8): и из уравнения (18.9): Из этого соотношения между $t$ и $u$ можно определить $t$ как функцию от $u$ : Теперь можно проинтегрировать также и уравнение (18.10). Действительно, так как, согласно уравнениям (18.10) и (18.11), имеет место то получаем Значения $u_{1}=\cos \vartheta_{1}$ и $u_{2}=\cos \vartheta_{2}$ суть две параллели, между которыми качается материальная точка. Когда интегрирование в формулах (18.12) или (18.13) достигнет одного из этих пределов, направление его должно быть изменено на противоположное, чтобы результат оставался действительным. Последовательные моменты, в которые происходит изменение направления движения, отделены друг от друга промежутком времени: Однако теперь колебание не является периодическим в пространстве, как в случае плоского маятника, а сопровождается медленной прецессией. «Угол прецессии» $\Delta \varphi$ за время полного периода колебания $\tau$ выражается, на основании формулы (18.13), следующим образом: Рис. 29. Кривая третьего порядка $U(u)$ и ее точки пересечения с осью абсцисс $u=u_{1}$ и $u=u_{2}$ Это имеет место и для интеграла (15.8), если в качестве переменной интегрирования взять $u=\sin \frac{\varphi}{2}$, благодаря чему этот интеграл принимает вид: В частности, выражение (18.14) для $\tau$ так же, как и выражение (15.12), является «полным интегралом первого рода». Напротив, интеграл (18.13), содержащий в знаменателе, кроме $\sqrt{U}$, еще оба сомножителя ( $1 \pm u$ ), называют «эллиптическим интегралом третьего рода»; выражение (18.15) есть «полный интеграл третьего рода». Задача III. 1 показывает, что при бесконечно малом качании сферического маятника эти интегралы могут быть сведены к элементарным функциям, а угол прецессии $\Delta \varphi \rightarrow 0$. Если эта формула должна выражать величину, не зависящую от пути, а зависящую лишь от конечной точки интегрирования (выбор начальной точки интегрирования скажется только на величине аддитивной постоянной, которая и без того произвольна), то сумма должна быть полным дифференциалом, т.е. $X, Y, Z$ должны быть частными производными (соответственно, по $x, y, z$ ) некоторой функции координат (в данном случае производными функции – $V$ ). Как известно, условием этого является выполнение равенств Только при выполнении этих условий можно сопоставить точкам пространства $(x, y, z)$ некоторую функцию координат $V(x, y, z)$ и назвать ее «потенциальной энергией» или «потенциалом». В двухмерном случае, когда $Z=0$, а $X, Y$ не зависят от $z$, три уравнения (18.17) сводятся, очевидно, к первому из них. В «векторном анализе», который широко применяется в последующих разделах теоретической физики ${ }^{1}$, доказывается, что условия (18.17) носят инвариантный характер, т. е. выполнение их не зависит от выбора системы координат. Все три условия в векторном анализе объединены в одном векторном уравнении $\operatorname{rot} \mathbf{F}=\mathbf{0}$. Не представляет труда привести пример слагающих $X, Y, Z$ как функций $x, y, z$, чтобы условия (18.17) не выполнялись. С другой стороны, мы видим, что в поле тяжести, т.е при эти условия выполняются и приводят к следующему выражению для потенциальной энергии: Это же относится и к полям тяготения (подчиняющимся, как известно, закону Ньютона) в общем случае, а равно и к кулоновым полям электростатики и магнитостатики, которые по своему характеру вполне аналогичны гравитационным полям. Вообще безвихревые поля (называемые также потенциальными полями) занимают исключительное место в природе. В общей теории, излагаемой в гл. VI и VIII, они будут играть особую роль. Механическая система, в которой действуют только потенциальные силы, называется консервативной системой, потому что для нее справедлив закон сохранения (conservatio) энергии. В противоположность этому говорят о неконсервативных или диссипативных системах.
|
1 |
Оглавление
|