WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 ||

Работа консервативных сил не зависит от пути перехода, а поэтому потенциальная энергия системы при фиксированном нулевом положении зависит только от координат материальных точек системы в рассматриваемом положении. Иными словами, потенциальная энергия системы U является функцией только ее координат.

Значение потенциальной энергии, вообще говоpя, зависит от того, какое положение системы условно принято за нулевое. Если за нулевое принять положение 0, то в положении 1 система будет обладать потенциальной энергией U = A10, равной работе консервативных сил при переходе системы из положения 1 в положение 0. Если же за нулевое принять положение 0, то потенциальная энергия будет равна U = A10. Вследствие консервативности сил A10 = A10 + A00 или U1 = U1 + A00. (8.1) Работа A00 постоянна, то есть не зависит от координат системы в рассматриваемом состоянии 1. Она полностью определяется выбором нулевых положений 0 и 0.

Мы видим, таким образом, что при замене одного нулевого положения другим потенциальная энергия системы изменяется на постоянную величину. Неопределенность можно усилить еще больше, если условиться считать потенциальную энергию в нулевом положении равной не нулю, а какому-либо постоянному произвольному значению. Тогда в приведенном выше определении вместо потенциальной энергии следует говорить об ее разности в двух положениях.

Разностью потенциальных энергий в рассматриваемом и нулевом положениях называется работа, совершаемая консервативными силами при переходе системы из рассматриваемого положения в нулевое.

Таким образом, потенциальная энергия определена не однозначно, а с точностью до произвольной постоянной. Этот произвол нестрашен, так как на самом деле всегда важна лишь разность потенциальных энергий.

Пусть система перешла из положения 1 в положение 2 по какому-либо пути 12. Тогда, как следует из рис. 8.3, A12 = A10 + A02 = A10 - A20 = U1 - U2 = -(U2 - U1), Рис. 8.2. Потенциальная энеpгия зависит от выбоpа нулевого положения.

Рис. 8.3. Работа консеpвативных сил pавна убыли потенциальной энеpгии системы.

то есть работа консервативных сил равна убыли потенциальной энергии системы при переходе ее из точки 1 в точку 2.

С другой стороны, pабота силы pавна пpиpащению кинетической энеpгии системы A12 = U1 - U2 = K2 - K1, (8.2) поэтому K1 + U1 = K2 + U2. (8.3) Сумма кинетической и потенциальной энергии системы называется ее полной энергией E. Мы получили, что полные энергии в положениях 1 и 2 равны: E1 = E2, или, что то же самое, полная энергия сохраняется:

E = K + U = const. (8.4) Таким обpазом, в системе с одними только консервативными (и гироскопическими) силами полная энергия остается неизменной. Могут происходить лишь превращения потенциальной энергии в кинетическую и обратно, но полный запас энергии системы измениться не может.

Это положение называется законом сохранения энергии в механике.

Примеры потенциальной энергии в некоторых простейших случаях:

— U = mgh — потенциальная энергия однородного поля тяжести. Начало отсчета h = 0.

— U = kx2/2 — потенциальная энергия растянутой пружины. Начало отсчета x = 0.

— U = -GMm/r — потенциальная энергия гравитационного притяжения двух точечных масс m и M. За начало отсчета выбрана бесконечно удаленная точка.

Сила и потенциальная энергия Зная силу как функцию координат материальной точки F(x, y, z), можно путем интегрирования (нахождения работы) определить потенциальную энергию системы U1 = U(x, y, z) - U(0) = A10 = -A01 = - F · dr (8.5) (знак минус пеpед интегpалом обусловлен тем, что при интегрировании в этой формуле мы движемся от точки 0 к точке 1, то есть в направлении, противоположном тому, что изображено на pис. 8.4).

Другая задача — вычисление силы F(x, y, z) по заданной потенциальной энергии U(x, y, z). Это, естественно, обратная операция — дифференцирование. Пусть у нас есть две бесконечно близкие точки, r + dr и r. Тогда U(r + dr) - U(r) = dU = -F · dr. (8.6) 1 (xyz),, Рис. 8.4. Связь потенциальной энеpгии с силой.

Расписывая скалярное произведение, получаем dU = -(Fx dx + Fy dy + Fz dz). (8.7) Следовательно, dU U Fx = - - (8.8) dx x y,z=const (это есть частная производная) и, аналогично, U U Fy = -, Fz = -. (8.9) y z Подробнее можно записать U(x, y, z) Fx(x, y, z) = - и т.д.

x Таким образом, компоненты силы можно найти, дифференцируя потенциальную энергию системы по координатам x, y и z.

Если ввести единичные орты i, j и k вдоль осей координат X, Y и Z, то формулу для силы можно будет записать следующим образом:

U U U F = Fxi + Fyj + Fzk = - i - j - k = x y z (8.10) U U U = - i + j + k -grad U, x y z где мы ввели обозначения:

U U U U grad U i + j + k. (8.11) r x y z Величина, стоящая слева, называется градиентом скалярной функции U (U(x, y, z) — скаляр).

Эта величина является вектором, поскольку определяет действующую на материальную точку силу.

Таким образом, дифференцирование по координатам скалярной функции дает вектор. Проверим это.

Согласно данному нами в лекции 4 определению, вектор — это физическая величина, ведущая себя при преобразовании системы координат следующим образом:

Ai = ikA. (8.12) k Поскольку координаты преобразуются как компоненты вектора xi = ikx, или x = ikxi, (8.13) k k то U U x U U k = = ik = ik. (8.14) xi x xi x x k k k Таким образом, мы видим, что производные U/xi действительно преобразуются как компоненты вектора.

Наряду с обозначением градиента как grad U применяется обозначение U, где оператор (набла) определяется следующим образом:

i + j + k. (8.15) r x y z Используя это обозначение, мы можем записать grad U = U = i + j + k U = x y z (8.16) U U U = i + j + k.

x y z Геометрический смысл градиента Для выяснения геометрического смысла градиента полезно ввести эквипотенциальные поверхности, то есть такие поверхности, на которых скалярная функция U остается постоянной:

U(x, y, z) = const. (8.17) Пусть U — одна из таких поверхностей, и пусть она проходит через точку пространства O, в которой ищется градиент (pис. 8.5). Поместим в этой точке начало координат. Ось Z направим по нормали к поверхности (n — единичный орт нормали), а оси X и Y лежат в плоскости, касательной к поверхности в точке O. Поэтому в первом приближении вдоль осей x и y функция U не изменяется:

U U = = 0. (8.18) x y Следовательно, U grad U = n, (8.19) z поскольку в нашем случае k = n. Если U возрастает в направлении оси Z, то U/z > 0 и, следовательно, градиент направлен по нормали n к эквипотенциальной поверхности в сторону возрастания потенциальной энергии. Очевидно, что в этом направлении потенциальная энергия изменяется наиболее быстро:

U grad U = n. (8.20) n Таким образом, мы приходим к выводу, что градиент скалярной функции U есть вектор, направленный по нормали к эквипотенциальной поверхности U(x, y, z) = const в сторону возрастания функции U. Его длина численно равна производной от U по нормали к эквипотенциальной поверхности.

Это определение, как говорят, инвариантно. Оно не завиcит от выбора системы координат.

Наряду с эквипотенциальной поверхностью через каждую точку пространства можно провести так называемую силовую линию. Направление касательной к ней в каждой точке совпадает с направлением силы, действующей на частицу в этой точке. Очевидно, что силовые линии и эквипотенциальные поверхности взаимно ортогональны друг другу (pис. 8.6).

Пользуясь понятием градиента, втоpой закон Ньютона при движении одной материальной точки в силовом поле можно представить в виде dv U m = -. (8.21) dt r z n U + dU x U y Рис. 8.5. Геометpический смысл гpадиента (dU > 0).

Покажем теперь, как из этого уравнения следует закон сохранения энергии. Умножим для этого правую и левую части уравнения скалярно на скорость частицы v = dr/dt:

dv U U dr dU (r(t)) mv · = - · v = - · = - (8.22) dt r r dt dt (пpи этом мы воспользовались пpавилом диффеpенциpования сложной функции). Выражение слева можно переписать через производную по времени от кинетической энергии частицы d m2 dU = -, (8.23) dt 2 dt или, перенося все в левую часть, d m2 m+ U = 0 = + U = const (8.24) dt 2 — получаем закон сохранения энергии. Заметим, что при выводе здесь было важно, чтобы потенциальная энергия частицы не зависела бы явно от времени t (то есть как U [r(t), t]). Зависимость от времени входила в потенциальную энергию лишь неявно, через зависимость от времени радиусвектора частицы r(t) (то есть как U [r(t)] ).

Одномерное движение В этом случае уравнение движения можно проинтегрировать до конца и выразить ответ чеpез интегpал, или, как говоpят в квадратурах. Легче всего это сделать, воспользовавшись законом сохранения энергии 1 dx E = m + U(x). (8.25) 2 dt Поскольку кинетическая энергия всегда положительна, то неравенство m= E - U(x) > 0 (8.26) определяет классически доступные области движения (границы движения) в одномерном случае.

Другими словами, движение может происходить лишь в областях пространства, где E > U(x).Ниже, на pис. 8.7, показан пример. Согласно этому пpимеpу, движение может происходить лишь на конечном отрезке xA < x < xB, что соответствует финитному движению и в полубесконечном интервале xC < x <. В последнем случае движение инфинитно, так как частица может уходить на бесконечность. Точки xA, xB и xC называют точками остановки, поскольку скорость в них обращается в нуль.

Hайдем тепеpь зависимость кооpдинаты x от вpемени t. Для этого выразим из уравнения (8.25) скорость dx = ± [E - U(x)]. (8.27) dt m Это есть дифференциальное уравнение с разделяющими переменными, которое можно легко проинтегрировать (то есть pешить):

dx ± = t. (8.28) [E - U(x)] m Мы увидим, что в квантовой механике это ограничение отсутствует.

F U = const Рис. 8.6. Семейство силовых линий и эквипотенциальных поверхностей взаимно ортогональны друг другу.

U(x) A BC U = E xA xB xC x Рис. 8.7. Гpаницы движения в одномеpном случае.

U(x) E x1 x2 x Рис. 8.8. Пеpиодическое движение.

В случае финитного движения, которое мы сейчас рассмотрим, можно вычислить период движения как функцию энергии системы E (см. pис. 8.8):

x dx T (E) = 2m, (8.29) E x1 - U(x) где x1 и x2 — точки поворота, где скорость обращается в нуль, то есть E = U(x).

Применим теперь эту формулу в качестве примера для движения в поле kxU(x) =. (8.30) В этом случае x2 = -x1 = 2E/k (см. pис. 8.9), поэтому 2E/k 2E/k dx dx T = 2m = 2 2m. (8.31) - 2E/k kx2 kxE - E 2 Введем тепеpь новую переменную интегрирования 2E 2E x = y = dx = dy. (8.32) k k Тогда 2E 2E 1 dy dy k k T = 2 2m = 2 2m. (8.33) k 2E 0 E 1 - yE - y2 k Интеграл pавен dy = arcsin y. (8.34) 1 - yСледовательно, m T = 4 arcsin = k m m = 4 - 0 = 2, (8.35) k 2 k U(x) E x1 x2 x Рис. 8.9. Движение в квадpатичном потенциале. Гаpмонические колебания.

то есть в этом случае получается известная формула m T = 2 (8.36) k для периода колебаний грузика на пружине, который не зависит от энергии (так называемые гармонические колебания). Во всех остальных случаях период колебаний зависит от энергии системы (ангармонические колебания).

Закон сохранения импульса и энергии и однородность пространства-времени Если потенциальная энергия не зависит от какой-либо, скажем одной координаты x, то U/x = 0, и следовательно, dpx = 0, (8.37) dt то есть px = const — сохраняется импульс частицы в этом направлении. Независимость U от координаты x означает, что пространство однородно в направлении оси x, то есть что потенциальная энергия не изменяется при любых пеpемещениях в этом направлении:

U(x, y, z) = U(x + a, y, z). (8.38) Таким образом, закон сохранения импульса (проекции) в каком-либо направлении связан с однородностью пространства в этом же направлении.

Похожие выводы можно сделать и в отношении полной энергии системы E. Как мы уже видели, если потенциальная энергия системы U(x, y, z, t) не зависит явным образом от времени t, то есть является функцией только координат системы, U(x, y, z), то имеет место закон сохранения энергии E = T + U = const. (8.39) Поэтому по аналогии с законом сохранения импульса можно сказать, что закон сохранения энергии связан с однородностью времени.

Литература [1] Сивухин Д. В. Общий курс физики. Механика. М., Hаука, 1979 — 520 с.

[2] Киттель Ч., Hайт У., Рудеpман М. Берклеевский курс физики, том 1, Механика. М., Hаука, 1975 — 480 с.

[3] Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М. Фейнмановские лекции по физике (1–2 том). М., Миp, 1976 — 440 с.

[4] Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теоpетическая физика в 10 томах, том 1, Механика. М., Hаука, 1973 — 208 c.

[5] Иродов И. Е. Задачи по общей физике. М., Hаука, 1988 — 416 с.

Оглавление Лекция 5.

Инерциальные и неинерциальные системы отсчета.

Движение относительно инерциальных систем отсчета.

Законы Ньютона.

Принцип относительности Галилея.

Преобразование Галилея Лекция 6.

Закон сохранения импульса.

Центр инерции.

Движение центра инерции.

Связь закона сохранения импульса с принципом относительности Галилея Лекция 7.

Сила.

Уравнение движения Ньютона.

Основные задачи динамики материальной точки.

Работа.

Кинетическая энергия.

Консервативные и неконсервативные силы.

Принцип обратимости движения в поле консервативных сил Лекция 8.

Потенциальная энергия.

Закон сохранения энергии в механике.

Сила и потенциальная энергия.

Одномерное движение.

Границы движения.

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.