Добавил:
Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:

5_Zakony zberezhennia

.pdf
Скачиваний:
7
Добавлен:
19.03.2015
Размер:
1.39 Mб
Скачать

154

мінімуму потенціальної енергії між точками x2 та x3 для значень повної механічної енергії

E2 , що є більші за величину потенціальної енергії U (xmin ) в мінімумі при xmin ,

x2 xmin

x1 ,

але менші за величину потенціальної енергії U (xmax ) в максимумі при xmax ,

x3 xmax

x2 ,

U (xmax ) E2 U (xmin ) . При таких енергіях E2 частинка може рухатись лише

вперед-назад в

околі згаданого мінімуму потенціальної енергії, але не може подолати так званий

потенціальний бар’єр, утворений максимумом потенціальної енергії U (xmax ) , і перейти в

область, де можливий інфінітний рух (Рис. 5.8).

Цей дослід є демонстраційним і покликаний показати на якісному рівні основні риси одновимірного руху частинки. Якби кулька не котилася по направляючій, а ковзала по ній, то її повну механічну енергію можна було б подати як

E

m 2

(x)

mgh(x) ,

(5.55)

2

 

 

 

 

 

звідки зразу видно, що швидкість кульки зменшується при збільшенні висоти h , що можна спостерігати, коли кулька долає потенціальний бар’єр.

Оскільки 2 x2 y2 , а похилі ділянки направляючої мають невелику крутизну, можна

вважати, що x2 y2 і внаслідок цього 2 x2 .

Тоді замість (5.54) можна записати

mx2

E U (x) (5.56)

2

Рівняння (5.54) описує так званий одновимірний рух частинки, при якому механічний стан частинки визначається лише однією змінною (координатою), що залежить від часу.

Зауважимо, що при чистому коченні однорідної кулі маси m зі швидкістю її кінетичну енергію

можна знайти як суму кінетичної енергії її поступального руху зі швидкістю та кінетичної енергії її

обертового руху з кутовою швидкістю / r , де r радіус кульки. Розрахунок показує (див. Вправу __

до Розділу 6), що кінетична енергія однорідної кулі, що котиться з швидкістю , є 0,9m 2 , а не 0,5m 2 , як

це має місце у випадку, коли вона ковзає з тією ж швидкістю, але залишається пропорційною добутку маси на квадрат швидкості. Це означає, що рух кульки при коченні якісно залишається таким самим як і при

155

ковзанні, але відбувається дещо повільніше (в 1,34 рази), що для демонстраційного досліду навіть становить

певну перевагу.

Розглянемо приклад руху частинки в однорідному полі сили тяжіння по замкненому контуру.

На Рис. 5.9а схематично зображено атракціон, який іноді називають «американські гірки». Нехай

з вершини вежі висотою h починає рухатись по рейкам, що утворюють замкнений шлях 123451,

візок (на рисунку він схематично зображений як прямий паралелепіпед). На Рис. 5.9б показано профіль шляху візка. На ділянці шляху 1-4 потенціальна енергія візка зменшується, а кінетична збільшується за рахунок роботи консервативної сили тяжіння. На горизонтальній ділянці 4-5 візок рухається по інерції. За відсутності дисипативних сил візок мав би досягнути точки 5 і почати підйом по похилій ділянці 51, на якій виконується робота проти консервативної сили тяжіння,

внаслідок чого зменшується кінетична енергія візка, а натомість зростає його потенціальна енергія,

яка на вершині вежі досягає свого початкового значення. В принципі, за відсутності сил опору візок міг би рухатись по замкненому рейковому шляху як завгодно довго. Але в дійсності на кожній ділянці траєкторії візок виконує роботу проти дисипативних сил (опір повітря, тертя кочення та інші). Крім того, на горизонтальній ділянці шляху 4-5 візок спеціально гальмують до повної зупинки, щоб у точці 5 приєднати до нього трос, за допомогою якого здійснюють підйом візка на вершину вежі. При цьому до візка з боку троса прикладено сторонню силу натягу, яка виконує роботу як проти консервативної сили тяжіння та дисипативних сил тертя. Отже, рух частинки (в нашому випадку візка) в потенціальному полі по замкненому контуру за наявності дисипативних сил можливий лише за рахунок сторонніх сил, які компенсують втрати кінетичної енергії частинки на роботу проти дисипативних сил. На Рис. 5.9а жирною лінією відмічено ділянку шляху 1-5, на якій візок рухається за рахунок роботи консервативної сили Aконс , яка була виконана при зміні висоти від h до 0, а штрих-пунктирною лінією відмічено ділянку 5-1, на якій візок рухається виключно за рахунок роботи зовнішньої сторонньої недисипативної сили

Aстор недисип . При цьому від’ємна робота дисипативних сил виконується на будь-якій ділянці шляху.

Аналогічно відбувається рух електричного заряду по замкненому провідному контуру

(Рис. 5.9в). У так званій зовнішній ділянці кола рух електричного заряду, наприклад, електрона відбувається за рахунок роботи консервативних сил з боку потенціального електричного поля, яке

156

створюється в цій ділянці додатно та від’ємно зарядженими полюсами джерела електрорушійної сили (е.р.с.). Для перенесення електрона від додатно зарядженого полюсу до від’ємно зарядженого полюсу джерела е.р.с всередині самого джерела, необхідні сторонні

(неконсервативні) сили, які будуть виконувати роботу проти сил потенціального електричного поля. Походження цих сил може бути різним: найчастіше це сили з боку вихрового електричного

(непотенціального) поля, яке виникає в електрогенераторах при змінах магнітного поля

(електромагнітна індукція), або так звані «хімічні» сили в гальванічних елементах та акумуляторах. Робота дисипативних сил, при переміщенні заряду вздовж контуру призводить до нагрівання відповідних ділянок кола, пропорційного їх опору. На Рис. 9в позначено опір

 

 

1

 

 

 

g

 

 

 

 

 

h

 

 

3

2

 

 

 

 

 

ε

 

 

 

R

 

 

 

 

+

 

 

 

5

r

 

 

 

 

 

 

 

 

Aконс

 

4

 

 

Aстор недисип

U(s)

 

 

 

 

E=mgh 1

 

 

 

1

 

3

 

 

 

2

 

 

 

 

 

 

4

5

s

O

Рис. 5.9

зовнішнього кола буквою R , а так званий внутрішній опір джерела е.р.с. буквою r . Для чіткого розуміння природи е.р.с., яку означають як фізичну величину, що у замкненому провідному контурі дорівнює роботі сторонніх сил по переміщенню одиничного заряду вздовж усього

157

контуру, уявимо, що джерело е.р.с. подібне до плоского конденсатора і складається з двох великих плоских обкладинок, з розмірами порядку розмірів стін аудиторії і з такою ж відстанню між ними.

Ми знаходимось між цими обкладинками і маємо задачу переносити на обкладинку « »

негативні заряди, що прибувають на обкладинку «+» після їх переміщення по зовнішній ділянці контуру під дією консервативної сили з боку електростатичного потенціального поля. Ми можемо, в принципі, переносити ці заряди в руках, можемо навантажувати їх на візок і перетягувати його до обкладинки « » тощо. Останній спосіб дуже подібний до методу піднімання візка на вершину вежі у прикладі з американським гірками: заряди переміщуються від «+» до « »

за рахунок роботи сторонніх сил (нашої мускульної сили, сили тяги, прикладеної до візка,

навантаженого негативними зарядами) яка йде на збільшення потенціальної енергії цих зарядів і на виконання роботи проти дисипативних сил (наприклад, сил тертя, що діють на візок). Наявність останніх на електричній схемі Рис. 5.9в уособлює внутрішній опір джерела е.р.с. r . Отже, з

точки зору механіки, немає принципової різниці між рухом візка по замкненій траєкторії у потенціальному полі сили тяжіння (Рис. 5.9а) і рухом електричного зарядка по замкненому контуру (замкненій траєкторії).

Зауважимо, що у випадку електричного кола існує можливість виключити дисипативні сили

(усунути електричний опір) і реалізувати багаторазовий обхід зарядом замкненого контуру без участі сторонніх сил, тобто здійснити тривале протікання струму по замкненому контуру, в якому відсутнє джерело е.р.с. Така можливість завдячує явищу надпровідності (зникненню електричного опору провідників при їх охолодженні до певної критичної температури) і має широке практичне застосування в так званих надпровідних соленоїдах, що широко використовуються в фізичному експерименті.

Соленоїд з матеріалу, здатного переходити в надпровідний стан, під’єднують до джерела е.р.с.,

встановлюють у ньому струм певної величини, охолоджують його нижче критичної температури,

замикають соленоїд накоротко надпровідником і від’єднують джерело е.р.с. Після цього струм може годинами циркулювати по замкненому надпровідному колу, яке складається лише з надпровідного дроту і не містить ніяких джерел е.р.с.

5.3. Закони збереження для системи частинок

Перейдемо до заключного етапу реалізації накресленого на початку цього розділу

плану: до з’ясування умов, при яких будуть зберігатися (залишатися незмінними в процесі

158

руху) введені нами адитивні величини, що характеризують механічний стан системи як цілого,

а саме :

імпульс системи частинок

 

n

 

P pi ;

(5.57)

 

i 1

 

момент імпульсу системи частинок

 

 

n

 

L

Li ;

(5.58)

 

i 1

 

кінетична енергія системи частинок

 

 

n

 

T Ti .

(5.59)

i 1

5.3.1 Умови зміни та закон збереження імпульсу системи частинок

Умови зміни та збереження імпульсу системи частинок будемо шукати так само як і для однієї частинки. Візьмемо похідну за часом від імпульсу системи частинок і, з врахуванням другого закону Ньютона для кожної частинки, отримаємо

 

 

 

n

 

 

 

n

 

n

 

n

 

dP

 

 

 

 

 

dpi

mi

d i

mi

d i

Fi

 

dt

dt

dt

dt

 

 

i 1

 

i 1

i 1

i 1

або

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

,

 

 

 

 

 

 

(5.60)

 

dP F

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

dt

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

n

 

 

 

 

 

де

F

 

Fi

, тобто імпульс системи частинок змінюється під дією сил, що діють на

i 1

частинки системи. Але в загальному випадку i -та частинка системи може взаємодіяти як з іншими частинками системи, так і з матеріальними об’єктами, що не належать до системи частинок. Відповідно, сили, що прикладені до частинок системи, можна поділити на так звані

внутрішні, тобто сили взаємодії між частинками самої системи, і зовнішні, тобто сили взаємодії частинок системи з матеріальними об’єктами, що не належать до системи. Наприклад,

для i -тої частинки

 

 

 

 

159

 

 

 

зовн ,

 

F

F

вн F

(5.61)

i

i

i

 

 

 

 

 

n

 

 

 

 

де Fi

вн Fik ,

 

 

(5.62)

 

 

 

k 1

 

 

 

 

 

 

 

k i

 

 

 

 

причому індекс k

пробігає всі значення від 1 до n , за винятком k i . Отже (5.60)

можна подати у вигляді

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

dP

 

 

 

 

 

F вн F зовн ,

 

 

(5.63)

 

 

 

 

 

dt

 

 

 

 

 

 

 

 

n

 

 

n

 

де F

вн Fi вн ,

F

зовн Fi

зовн .

 

 

 

i 1

 

 

i 1

 

Покажемо, що сума всіх сил взаємодії між частинками F вн завжди дорівнює нулю. Після

простих алгебраїчних перетворень маємо

 

n

 

n n

 

n

 

 

1

n

 

 

1

n

 

 

1

n

 

 

1

n

 

 

F

вн Fi

вн Fik

Fik

 

Fik

 

Fik

 

Fik

 

Fki ,

(5.64)

 

 

 

 

 

i 1

 

i 1 k 1

 

i,k 1

 

 

2 i,k 1

 

 

2 i,k 1

 

 

2 i,k 1

 

 

2 k ,i 1

 

 

 

 

 

k i

 

k i

 

 

 

k i

 

 

 

k i

 

 

 

k i

 

 

 

i k

 

 

причому після подання в (5.64) суми сил у вигляді двох однакових доданків індекси в другому доданку, за якими виконується сумування, було перепозначено так: індекс i позначено як k , а

індекс k позначено як i . Зрозуміло, що таке перепозначення не впливає на величину другого доданку, оскільки обидва індекси, як і раніше, пробігають один й той самий ряд значень від 1

до n .

З іншого боку, відповідно до третього закону Ньютона сили, з якими діють одна на одну

дві частинки i та k , є однаковими за модулем, і протилежними за напрямком, тобто

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1

 

n

 

1

n

 

Fk i

Fik , звідки випливає, що

 

Fki

 

Fik , і остаточно отримаємо

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

2 i,k 1

 

2 i,k 1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

k i

 

 

k i

 

 

 

 

1

n

 

 

1 n

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

F

вн

 

Fik

 

 

 

Fik

0 .

 

 

 

(5.65)

 

 

 

 

 

 

 

 

 

2 i,k 1

 

 

2 i,k 1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

k i

 

 

 

k i

 

 

 

 

 

 

Таким чином, виявляється, що імпульс системи частинок змінюється лише під дією

зовнішніх сил, прикладених до частинок системи:

 

 

 

 

160

 

 

 

 

 

dP

зовн

 

 

 

F

 

.

(5.66)

dt

 

 

 

 

 

Отже, умови зміни та збереження імпульсу системи частинок такі:

Імпульс системи частинок змінюється, якщо сума зовнішніх сил, прикладених до частинок системи відмінна від нуля;

Імпульс системи частинок зберігається (залишається сталим), якщо сума зовнішніх сил, прикладених до частинок системи дорівнює нулю.

Векторне рівняння (5.66) можна спроектувати на орти деякої системи координат. Тоді для

кожної компоненти (наприклад, x, y, z )

матиме місце рівняння

 

dP

зовн

 

 

 

 

F

,

(5.67)

 

dt

 

 

 

 

звідки випливає, що коли деяка компонента суми зовнішніх сил, прикладених до частинок

системи дорівнює нулю, то відповідна компонента вектору імпульсу системи частинок

зберігається.

Умова збереження імпульсу системи частинок, яка полягає у рівності нулю суми зовнішніх сил прикладених до частинок може задоволена або внаслідок взаємної компенсації зовнішніх сил або, коли зовнішні сили взагалі відсутні, як це буває у випадку так званих

замкнених (або, як іноді кажуть, ізольованих) систем частинок, що посідають особливе місце в механіці.

Систему частинок називають замкненою, якщо відсутня взаємодія частинок системи

з матеріальними об’єктами, що не належать до цієї системи.

Відсутність такої взаємодії означає, що на частинки системи не діють зовнішні сили,

 

зовн 0 для всіх

 

 

 

i 1, n .

F

i

 

 

 

 

 

Це означає,

що для замкненої системи частинок сума зовнішніх сил у правій частині

рівняння (5.66) завжди і безумовно дорівнює нулю: F зовн 0 .

Закон збереження імпульсу системи частинок:

Імпульс замкненої системи частинок є величина стала,

 

 

 

161

 

n

(t) const .

 

P pi

(5.68)

i 1

Отриманий результат є надзвичайно важливим і значною мірою неочевидним. Дійсно,

важко собі уявити, що хоча імпульс pi (t) кожної частинки замкненої системи змінюється з

часом, а кількість частинок може бути настільки великою, що її саму важко уявити (згадаємо,

наприклад, про 6,022 1023 молекул в одному молі газу, що рухаються хаотично, про які

йшлося на початку цього розділу), сума їх імпульсів P не залежить від часу! Але це дійсно так...

До формул (5.66 5.68) можна прийти різними шляхами (наприклад, див. Вправу 5.6), але головним критерієм їх правильності є, безумовно, експеримент.

Зрозуміло, що замкнена система частинок є певною ідеалізацією, деяким граничним поняттям, оскільки повністю виключити взаємодію розглядуваної системи частинок з іншими матеріальними об’єктами у Всесвіті неможливо. Разом з тим, існує багато випадків, коли систему частинок з дуже хорошим наближенням можна вважати замкненою.

Повернемось до рівняння (5.66). За формою воно повністю співпадає з рівнянням (5.3)

для однієї частинки, яке фактично являє собою рівняння руху частинки під дією сили F .

Імпульс системи частинок P можна подати у вигляді

 

n

 

 

1 n

 

 

 

P

mi i

M

 

mi i

MVC ,

(5.69)

 

 

i 1

 

 

M i 1

 

 

 

 

 

n

 

 

 

 

 

 

де

M mi – маса системи частинок, а VC – деяка

i 1

швидкість, яка характеризує рух системи як цілого, тобто як рух однієї частинки з масою M ,

 

 

1

n

 

 

VC

 

 

mi i .

(5.70)

 

 

 

M i 1

 

 

С

mi

Rc r2

O

Рис. 5.10. Центр мас системи

частинок.

З (5.70) легко бачити, що швидкість VC може бути подана як похідна за часом від деякого

радіус-вектора

1

RC M

n

mi ri (t)

i 1

n

mi ri (t)

i 1

.

n

mi

 

i 1

 

162

(5.71)

Радіус-вектор RC визначає деяку точку простору C , що дістала назву центра мас або

 

 

 

центра інерції

розглядуваної системи частинок (Рис. 5.10). Відповідно

швидкість VC

називають швидкістю центру мас системи частинок.

 

Як видно з

формули (5.71), положення центру мас залежить лише

від взаємного

розташування частинок системи та співвідношення їх мас. Підкреслимо, що в загальному

випадку центр мас системи частинок не співпадає з

 

 

 

 

 

 

якоюсь конкретною частинкою.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

m1

~

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

r1 С

~

 

 

 

Приклад.

Можна

показати,

що

 

 

центр

 

мас

 

 

 

r2

 

m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

найпростішої системи, яка складається з двох частинок з

r1

 

Rc

 

 

 

 

 

 

 

 

 

масами m1

та m2 , лежить на відрізку прямої, що з’єднує ці

 

 

r

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

2

 

 

 

частинки,

в

точці,

яка

знаходиться

ближче

 

до

важчої

O

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

частинки, на відстані від частинок обернено пропорційній їх

Рис. 5.11. До визначення центру

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

мас системи двох частинок.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

масам.

На

Рис. 5.11

 

зображено

радіус-вектори

r1

та

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

O . Вони можуть бути подані через радіус-вектор центру мас

 

 

r2

частинок відносно початку

RC

та

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

~

 

 

~

 

 

 

 

~

 

RC

~

 

~

RC

 

радіуси-вектори цих частинок

r1

та

r2

: r1

RC r1

та

r2

r2 , звідки знаходимо r1

r1

та

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

~

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

(m1 m2 )

 

 

 

r2

r2 RC .

Після підстановки в останні дві рівності

RC

(m1r1

m2 r2 )

і

простих

алгебраїчних перетворень знаходимо

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

~

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

m1r1

m2 r2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

r1

r1 RC

r1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

(r1 r2 )

 

 

 

 

(5.72а)

 

 

 

 

m1

m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

m1 m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

і, аналогічно

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

m1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

~

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

r2

r2

RC

 

 

 

 

(r2

r1 ) ,

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

(5.72б)

 

m1

m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Якщо позначити r

 

r1

r2

, то можна записати

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

~

 

 

m1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

r1

 

 

 

r

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

(5.73а)

 

 

 

m1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

163

і, аналогічно

 

~

 

m1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

r2

 

 

 

r ,

 

 

 

(5.73б)

 

m1

m2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

має початок у точці знаходження другої частинки, а кінець у точці

 

де радіус-вектор r

знаходження першої частинки (Рис. 5.11).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

~

~

 

C дійсно лежить на відрізку прямої, що

 

Оскільки вектори

r1

та r2

колінеарні, то центр мас

з’єднує ці частинки,

а

модулі

цих векторів обернено

пропорційні масам відповідних частинок

~ ~

m2 m1 .

 

 

 

 

 

 

 

r1 r2

 

 

 

 

 

 

 

Із рівняння (5.69) випливає, що імпульс системи частинок дорівнює добутку маси системи

на швидкість її центру мас VC

 

 

 

P MVC .

(5.74)

Ясно, що коли швидкість VC центру мас системи частинок дорівнює нулю, то імпульс

системи частинок також дорівнює нулю і навпаки. Тому швидкість центру мас системи частинок приймають за швидкістю руху системи частинок як цілого.

З урахуванням (5.74) рівняння (5.66) можна переписати у вигляді

 

dVC

 

зовн ,

 

M

F

(5.75)

dt

 

 

 

 

 

 

 

де V

прискорення центру мас системи частинок, а F

зовн як уже відзначалось, сума

C

 

 

всіх зовнішніх сил, що діють на частинки системи. Рівняння (5.75) називають рівнянням руху центра мас системи частинок. Відповідно до цього рівняння центр мас системи частинок рухається так, начебто маса всієї системи зосереджена в центрі мас і до неї прикладемо суму всіх зовнішніх сил, що прикладені до частинок системи.

Зрозуміло, що прискорення центру мас не залежить від того, до яких конкретно точок

системи прикладемо зовнішні сили: має значення лише їх векторна сума.

Формальна аналогія рівняння руху центра мас системи частинок і основного рівняння

 

 

зовн 0 ,

динаміки руху частинки має під собою спільний фізичний ґрунт. Наприклад,

якщо F

то прискорення центру мас системи (тобто прискорення системи як цілого)

відсутнє, тобто

Тут вы можете оставить комментарий к выбранному абзацу или сообщить об ошибке.

Оставленные комментарии видны всем.

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]