Главная > ВАРИАЦИОННЫЕ ПРИНЦИПЫ МЕХАНИКИ (Л.С. Полак)
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
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

34. Когда невозмущенное расстояние $r$ от $m$ до $M$ может принять минимальное значение $q$, соответствующее времени $\tau$ и удовлетворяющее в это же время условиям
\[
r^{\prime}=0 ; \quad r^{\prime \prime}>0,
\]

тогда интегралы группы ( $\left.\mathrm{J}^{2}\right)$, или известные законы невозмущенного движения $m$ относительно $M$, могут быть представлены следующим образом:
\[
\begin{array}{l}
k=\sqrt{\left\{\left(\xi y^{\prime}+\eta x^{\prime}\right)^{2}+\left(\eta z^{\prime}-\zeta y^{\prime}\right)^{2}+\left(\zeta x^{\prime}-\xi z^{\prime}\right)^{2}\right\}} ; \\
\lambda=k-\xi y^{\prime}+\eta x^{\prime} \\
\mu=\frac{M+m}{2 M}\left(x^{\prime 2}+y^{\prime 2}+z^{\prime 2}\right)-M f(r) ; \\
v=\operatorname{tg}^{-1} \frac{\eta z^{\prime}-\zeta y^{\prime}}{\xi z^{\prime}-\zeta x^{\prime}} \\
\tau=t-\int_{q}^{r} \frac{\sqrt{\frac{M}{M+m}} \cdot \frac{d r}{\sqrt{d r^{2}}} \cdot d r}{\sqrt{\left\{2 \mu+2 M \cdot f(r)-\left(1+\frac{m}{M}\right) \frac{k^{2}}{r^{2}}\right\}}} ; \\
\omega=v+\sin ^{-1} \cdot \frac{k \cdot \zeta \cdot r^{-1}}{\sqrt{2 k \lambda-\lambda^{2}}}-\int_{q}^{r} \frac{\sqrt{\frac{M+m}{m}} \cdot \frac{d r}{\sqrt{d r^{2}} \cdot \frac{k}{r^{2}}} \cdot d r}{\sqrt{\left\{2 \mu+2 M f(r)-\left(1+\frac{m}{M}\right) \frac{k^{2}}{r^{2}}\right\}}} \cdot \\
\end{array}
\]

Здесь минимальное расстояние $q$ является функцией двух элементов $k, \mu$, которые должны удовлетворять условиям
\[
2 \mu+2 M \cdot f(q)-\left(1+\frac{m}{M}\right) \frac{k^{2}}{q^{2}}=0, \quad M f^{\prime}(q)+\left(1+\frac{m}{M}\right) \frac{k^{2}}{q^{3}}>0,
\]

a $\sin ^{-1} s, \operatorname{tg}^{-1} t$ использованы (согласно написанию сэра Джона Гершеля) $\left[{ }^{120}\right]$, чтобы выразить не косеканс и котангенс, а обратные функции, соответствующие синусу и косинусу или дугам, которые чаще называют $\operatorname{arc}(\sin =s)$, $\operatorname{arc}(\operatorname{tg}=t)$. Следует отметить также, что множитель $\frac{d r}{\sqrt{d r^{2}}}$, который мы ввели под знак интеграла, не является лишним. Оставаясь равным единице по абсолютной величине, он сообщает ей знак плюс или минус в зависимости от того, является ли $d r$ положительным или отрицательным, т. е. соответственно увеличивается $r$ или уменьшается. Это сделано, чтобы придать каждому подынтегральному выражению неизменно положительное значение.

Вообще говоря, по-видимому, это полезное правило (хотя ему не всегда следуют математики) употреблять символ квадратного корня $\sqrt{R}$ только для положительных величин, если впереди специально не поставлен отрицательный знак. Тогда $\frac{r}{\sqrt{r^{2}}}$ будет означать положительную или отрицательную единицу, соответственно тому, является ли $r$ положительным или отрицательным.

Предполагается, что дуга, обозначаемая синусом в выражении элемента $\omega$, избрана таким образом, что она непрерывно увеличивается с течением времени.
35. После этих замечаний относительно символики применим формулу ( $\left.\mathrm{P}^{2}\right)$, чтобы вычислить значения пятнадцати комбинаций вида $\{k, \lambda\}$ шести постоянных величин или элементов $\left(\mathrm{Q}^{2}\right)$.
Так как
\[
r=\sqrt{\xi^{2}+\eta^{2}+\zeta^{2}}
\]

то легко видеть, что шесть комбинаций четырех первых элементов будут
\[
\{k, \lambda\}=0,\{k, \mu\}=0,\{k,
u\}=0,\{\lambda, \mu\}=0,\{\lambda,
u\}=1,\{\mu,
u\}=0 .
\]

Чтобы образовать четыре комбинации этих четырех элементов с $\tau$, нужно принять во внимание, что пятый элемент $\tau$, как это видно из его выражения $\mathrm{B}\left(\mathrm{Q}^{2}\right)$, явно содержит (помимо времени) расстояние $r$ и два элемента $k, \mu$. Определенные выше комбинации показывают, что эти два элемента могут считаться постоянными при образовании четырех искомых комбинаций. Нам следует учесть изменение $r$, и если мы интерпретируем с помощью правила ( $\mathrm{P}^{2}$ ) символы $\{k, r\},\{\lambda, r\},\{\mu, r\},\{v, r\}$ и примем во внимание уравнения ( $\left.\mathrm{J}^{2}\right)$, то увидим, что
\[
\{k, r\}=0,\{\lambda, r\}=0 ;\{\mu, r\}=-\frac{i d r}{d t}, \quad\{v, r\}=0,
\]

где $\frac{d r}{d t}$ является полной производной $r$ при невозмущенном движении, определенном уравнениями ( $\mathrm{J}^{2}$ ). Следовательно,
\[
\{k, \tau\}=0, \quad\{\lambda, \tau\}=0, \quad\{v, \tau\}=0
\]

и
\[
\{\mu, \tau\}=-\frac{\delta \tau}{\delta r} \frac{d r}{d t}=+\frac{d t}{d r} \frac{d r}{d t}=1 .
\]

Очевидно, что в процессе дифференцирования выражений элементов $\left(Q^{2}\right)$ мы можем считать эти элементы постоянными, если заменим дифференциалы $\xi, \eta, \zeta, x^{\prime}, y^{\prime}, z^{\prime}$ их невозмущенными значениями. Остается вычислить

пять комбинаций пяти рассмотренных элементов с последним элементом $\omega$, который представлен в $\left(\mathrm{Q}^{2}\right.$ ) как функция расстояния $r$, координаты $\zeta$ и четыpex элементов $k, \lambda, \mu, v$. Таким образом, мы можем использовать формулу
\[
\{e, \omega\}=\frac{\delta \omega}{\delta r}\{e, r\}+\frac{\delta \omega}{\delta \zeta}\{e, \zeta\}+\frac{\delta \omega}{\delta k}\{e, k\}+\frac{\delta \omega}{\delta \lambda}\{e, \lambda\}+\frac{\delta \omega}{\delta \mu}\{e, \mu\}+\frac{\delta \omega}{\delta v}\{e,
u\},
\]

если в ней $е$ будет каким-либо из первых пяти элементов или расстоянием $r$. Тогда
\[
\{e, r\}=-\frac{1}{r}\left(\xi \frac{\delta e}{\delta x^{\prime}}+\eta \frac{\delta e}{\delta y^{\prime}}+\zeta \frac{\delta e}{\delta z^{\prime}}\right),\{e, \zeta\}=-\frac{\delta e}{\delta z^{\prime}}, \quad\{e, k\}=0
\]

и
\[
\frac{\delta \omega}{\delta \zeta}=\left(\frac{\delta k}{\delta z^{\prime}}\right)^{-1}, \frac{\delta \omega}{\delta r}=-\frac{d \zeta}{d r} \frac{\delta \omega}{\delta \zeta}, \frac{\delta \omega}{\delta v}=1 .
\]

Формула (192) может быть записана̄ в следующем виде :
\[
\{e, \omega\}=\left\{\frac{z^{\prime}\left(\xi \frac{\delta e}{\delta x^{\prime}}+\eta \frac{\delta e}{\delta y^{\prime}}+\zeta \frac{\delta e}{\delta z^{\prime}}\right)}{\xi x^{\prime}+\eta y^{\prime}+\zeta z^{\prime}}-\frac{\delta e}{\delta z^{\prime}}\right\}\left(\frac{\delta k}{\delta z^{\prime}}\right)^{-1}+\{e,
u\}+\frac{\delta \omega}{\delta \lambda}\{e, \lambda\}+\frac{\delta \omega}{\delta \mu}\{e, \mu\} .
\]

Мы легко найдем с помощью этой формулы, что
\[
\{k, \omega\}=-1 ;\{\lambda, \omega\}=0 ;\{\mu, \omega\}=0 ;\{r, \omega\}=\frac{d r}{d t} \cdot \frac{\delta \omega}{\delta \mu}
\]

и
\[
\{v, \omega\}=-\frac{\delta v}{\delta z^{\prime}} \frac{\delta \omega}{\delta \zeta}-\frac{\delta \omega}{\delta \lambda}=0 .
\]

Формула (195) распространяется также и на комбинацию $\{\tau, \omega\}$, но в процессе вычисления этой последней комбинации мы должны помнить, что $\tau$ определяется уравнениями ( $\mathrm{Q}^{2}$ ) как функция $k, \mu, r$, так что
\[
\frac{\delta \tau}{\delta r}=-\frac{d t}{d r} \text {. }
\]

Таким образом, с помощью уже определенных комбинаций (196), мы видим, что
\[
\{\tau, \omega\}_{2}^{\prime}=-\frac{\delta \tau}{\delta k}-\frac{\delta \omega}{\delta \mu}=\frac{\delta}{\delta k} \int_{q}^{r} \theta_{r} d r+\frac{\delta}{\delta \mu} \int_{q}^{r} \Omega_{r} d r,
\]

где $\theta_{r}$ и $\Omega_{r}$ – сокращенное обозначение коэффициентов при $d r$ в подынтегральном выражении формул $\left(\mathrm{Q}^{2}\right)$, а именно:
\[
\left.\begin{array}{l}
\theta_{r}=\sqrt{\frac{M}{M+m}} \frac{d r}{\sqrt{d r^{2}}}\left\{2 \mu+M f(r)-\frac{M+m}{M} \cdot \frac{k^{2}}{r^{2}}\right\}^{-\frac{1}{2}}, \\
\Omega_{r}=\frac{k}{r^{2}} \sqrt{\frac{M+m}{M}} \frac{d r}{\sqrt{d r^{2}}}\left\{2 \mu+2 M f(r)-\frac{M+m}{M} \cdot \frac{k^{2}}{r^{2}}\right\}^{-\frac{1}{2}} .
\end{array}\right\}
\]

Эти коэффициенты, очевидно, связаны соотношением
\[
\frac{\delta \theta_{r}}{\delta k}+\frac{\delta \Omega_{r}}{\delta \mu}=0,
\]

которое (после интегрирования) принимает вид
\[
\frac{\delta}{\delta k} \int_{r,}^{r} \theta_{r} d r+\frac{\delta}{\delta \mu} \int_{r,}^{r} \Omega_{r} d r=0 .
\]

Здесь $r$, является величиной, независимой по отношению к элементам $k$ и $\mu$. Мы могли бы, следовательно, сразу заключить с помощью (199), что комбинация $\{\tau, \omega\}$ исчезает, если бы не обнаружилась трудность, заключающаяся в необходимости варьирования нижнего предела $q$, зависящего от этих двух элементов, и в том, что на этом нижнем пределе коэффициенты $\theta_{r}, \Omega_{r}$ становятся бесконечными.

Однако соотношение (202) показывает, что мы можем представить комбинацию $\{\tau, \omega\}$ следующим образом :
\[
\{\tau, \omega\}=\frac{\delta}{\delta k} \int_{q}^{r} \theta_{r} d r+\frac{\delta}{\delta \mu} \int_{q}^{r} \Omega_{r} d r
\]

где $r$, является вспомогательной и произвольной величиной, которая фактически не может повлиять на результат, но может облегчить вычисление. Другими словами, мы можем придать расстоянию $r$ произвольное значение, не изменяющееся в зависимости от бесконечно малых вариаций $k, \mu$. Это может оказать помощь в процессе вычисления значения формулы (199). Поэтому мы можем предположить, что увеличение расстояния $r-q$ мало́ и соответствует малому положительному интервалу времени $t-\tau$, в течение которого расстояние $r$ и его производная $r^{\prime}$ постоянно увеличиваются. И далее, после первого момента $\tau$ величина
\[
\theta_{r}=\frac{1}{r^{\prime}}
\]

будет постоянно ограничена, положительна и будет уменьшаться в течение того же самого интервала времени, так что ее интеграл должен быть больше, чем в том случае, если бы он имел постоянно свое конечное значение, т. е.
\[
t-\tau=\int_{q}^{r} \theta_{r} d r>(r-q) \theta_{r} .
\]

Следовательно, хотя $\theta_{r}$ стремится к бесконечности, тем не менее $(r-q) \cdot \theta_{r}$ стремится к нулю, когда при уменьшении интервала мы заставляем $r$ стремиться к $q$. Поэтому разность
\[
\int_{q}^{r} \Omega_{r} d r-\frac{M+m}{M} \cdot \frac{k}{q^{2}} \int_{q}^{r} \theta_{r} d r=\frac{M+m}{M} \int_{q}^{r}\left(\frac{k}{r^{2}}-\frac{k}{q^{2}}\right) \theta_{r} d r
\]

будет также стремиться к нулю одновременно с ее частной производной первого порядка, взятой по $\mu\left[{ }^{121}\right]$.

Мы находим, таким образом, следующую формулу для $\{\tau, \omega\}$ (приняв во внимание, что, как было показано, эта комбинация не зависит от $r$ ):
\[
\{\tau, \omega\}=\Lambda_{r=q}\left\{\frac{\delta}{\delta k} \int_{q}^{r} \theta_{r} d r+\frac{M+m}{M} \cdot \frac{k}{q^{2}} \cdot \frac{\delta}{\delta \mu} \int_{q}^{r} \theta_{r} d r\right\},
\]

где знак $\Lambda_{r=q}$ означает, что берется предел, к которому стремится это выражение, когда $r$ стремится к $q$.

В последней формуле, как и в (199), интеграл $\int_{q}^{r} \theta_{r} d r$ можно рассматривать как известную функцию от $r, q, k, \mu$ или просто от $r, q, k$, если $\mu$ исключается

с помощью первого условия (186). Следовательно, он исчезает независимо от $k$, когда $r=q$. Это можно обозначить так:
\[
\int_{4}^{r} \theta_{r} d r=\Phi(r, q, k)-\Phi(q, q, k),
\]

причем форма функции $\Phi$ зависит от закона притяжения или отталкивания. Поэтому, когда рассматривается зависимость этого интеграла от $k$ и $\mu$ через посредство зависимости от $k$ и $q$, необходимо, чтобы интеграл не изменялся вместе с $k$ в процессе вычисления $\{\tau, \omega\}$ по формуле (207), потому что его частные производные $\left(\frac{\delta}{\delta k} \int_{q}^{r} \theta_{r} d r\right)$, полученные, когда $q$ считается постоянной, исчезают в пределе при $r=q$. Его изменение с изменением $q$ также не должно иметь места, потому что согласно формуле (186)
\[
\frac{\delta q}{\delta k}+\frac{M+m}{M} \cdot \frac{k}{q^{2}} \frac{\delta q}{\delta \mu}=0 .
\]

Поэтому рассматриваемый интеграл может считаться постоянным, и мы найдем, наконец,
\[
\{\tau, \omega\}=0 .
\]

Выражения (199) или (203) – оба стремятся к бесконечности, когда $r$ стремится к $q$, но всегда уничтожают друг друга.
36. Объединяя теперь наши результаты и представляя для большей ясности каждую комбинацию в двух формах, в каких она встречается, когда изменяется порядок элементов, мы получаем для каждой двойной системы следующие тридцать выражений [122]:
$\{k, \lambda\}=0,\{k, \mu\}=0, \quad\{k,
u\}=0, \quad\{k, \tau\}=0,\{k, \omega\}=-1$,
$\{\lambda, k\}=0,\{\lambda, \mu\}=0, \quad\{\lambda,
u\}=1, \quad\{\lambda, \tau\}=0,\{\lambda, \omega\}=0$,
$\{\mu, k\}=0,\{\mu, \lambda\}=0,\{\mu,
u\}=0,\{\mu, \tau\}=1,\{\mu, \omega\}=0$,
$\{v, k\}=0,\{v, \lambda\}=-1,\{v, \mu\}=0, \quad\{v, \tau\}=0,\{v, \omega\}=0$,
$\{\tau, k\}=0,\{\tau, \lambda\}=0, \quad\{\tau, \mu\}=-1,\{\tau,
u\}=0,\{\tau, \omega\}=0$,
$\{\omega, k\}=1,\{\omega, \lambda\}=0, \quad\{\omega, \mu\}=0,\{\omega,
u\}=0,\{\omega, \tau\}=0$.
В этой системе три комбинации
\[
\{\mu, \tau\},\{\omega, k\},\{\lambda,
u\}
\]

равны каждая положительной единице ; три обратные комбинации
\[
\{\tau, \mu\}, \quad\{k, \omega\},\{v, \lambda\}
\]

равны каждая отрицательной единице, а все остальные равны нулю. Шесть дифференциальных уравнений первого порядка для шести переменных элементов какой-либо двойной системы ( $m, M$ ) имеют согласно $\left(0^{2}\right)$ следующий вид :
\[
\left.\begin{array}{l}
m \frac{d \mu}{d t}=\frac{\delta H_{2}}{\delta \tau}, \quad m \frac{d \tau}{d t}=-\frac{\delta H_{2}}{\delta \mu}, \\
m \frac{d \omega}{d t}=\frac{\delta H_{2}}{\delta k}, \quad m \frac{d k}{d t}=-\frac{\delta H_{2}}{\delta \omega}, \\
m \frac{d \lambda}{d t}=\frac{\delta H_{2}}{\delta v}, \quad m \frac{d v}{d t}=-\frac{\delta H_{2}}{\delta \lambda} .
\end{array}\right\}
\]

Если мы опустим вариацию $t$, то все они могут быть в итоге представлены в следующей форме для вариации $H_{2}$ :
\[
\delta H_{2}=\sum m\left(\mu^{\prime} \delta \tau-\tau^{\prime} \delta \mu+\omega^{\prime} \delta k-k^{\prime} \delta \omega+\lambda^{\prime} \delta
u-
u^{\prime} \delta \lambda\right) .
\]

Эта единственная формула дает возможность вывести все $6 n-6$ дифференциальных уравнений первого порядка для всех переменных элементов всех двойных систем из вариации или из частных производных одной величины $\mathrm{H}_{2}$, выраженной как функция этих элементов.

Если мы решим ввести в уравнение ( $\mathrm{T}^{2}$ ) для $\delta H_{2}$ вариацию времени $t$, то должны только заменить $\delta \tau$ на $\delta \tau-\delta t$, потому что согласно $\left(\mathrm{Q}^{2}\right) \delta t$ входит только в таком виде, т. е. $t$ входит только в форме $t-\tau_{i}$ в выражения $\xi_{i}, \eta_{i}, \zeta_{i}, x_{i}^{\prime}, y_{i}^{\prime}, z_{i}^{\prime}$ как функции времени и этих элементов. Мы имеем поэтому
\[
\frac{\delta H_{2}}{\delta t}=-\Sigma \frac{\delta H_{2}}{\delta \tau}=-\Sigma m \mu^{\prime},
\]

и, следовательно, согласно формулам ( $\left.\mathrm{H}^{2}\right),\left(\mathrm{Q}^{2}\right)$,
\[
H_{1}=\sum m \mu .
\]

Окончательно находим
\[
\frac{d H_{1}}{d t}=-\frac{\delta H_{2}}{\delta t} .
\]

Эта замечательная форма для дифференциала величины $H_{1}$, рассматриваемой как переменный элемент, является общей для всех проблем динамики.

Посредством общего метода она может быть выведена из формул пп. 13 и 14 , которые дают [123] :
\[
\begin{array}{r}
\frac{d H_{1}}{d t}=\frac{\delta H_{2}}{\delta k_{1}} \sum\left(\frac{\delta H_{1}}{\delta \eta} \frac{\delta k_{1}}{\delta \omega}-\frac{\delta H_{1}}{\delta \bar{\omega}} \frac{\delta k_{1}}{\delta \eta}\right)+\ldots+\frac{\delta H_{2}}{\delta k_{6 n}} \sum\left(\frac{\delta H_{1}}{\delta \eta} \frac{\delta k_{6 n}}{\delta \bar{\omega}}-\frac{\delta H_{1}}{\delta \bar{\omega}} \frac{\delta k_{6 n}}{\delta \eta}\right)= \\
=\frac{\delta H_{2}}{\delta k_{1}} \frac{\delta k_{1}}{\delta t}+\frac{\delta H_{2}}{\delta k_{2}} \frac{\delta k_{2}}{\delta t}+\ldots+\frac{\delta H_{2}}{\delta k_{6 n}} \frac{\delta k_{6 n}}{\delta t}=-\frac{\delta H_{2}}{\delta t},
\end{array}
\]

где $k_{1}, k_{2}, \ldots, k_{6 n}$ являются какими-либо $6 n$ элементами системы, выраженными как функции времени и величин $\eta, \omega$. При специальном и более конкретном разборе мы увидим, что $H_{1}+H_{2}$ является постоянной возмущенного движения и что при взятии первых прог годных от $H_{2}$ по времени эти элементы могут согласно (F1) считаться постоянными. Это также замечательный результат только что рассмотренных общих принципов, но нетрудно проверить, что первая частная производная $\frac{\partial k_{s}}{\partial t}$ какого-либо элемента $k_{s}$, взятая по времени, может быть выражена как функция одного только элемента, не включающая время в явном виде.

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru