MECHANIKA NIEBA WYKŁAD 2 12.03.2008 r.

Slides:



Advertisements
Podobne prezentacje
T: Oddziaływania grawitacyjne
Advertisements

Wykład Prawo Coulomba W 1785 roku w oparciu o doświadczenia z ładunkami Charles Augustin Coulomb doszedł do trzech następujących wniosków dotyczących.
Wykład Prawo Gaussa w postaci różniczkowej E
Wykład 4 2. Przykłady ruchu 1.5 Prędkość i przyśpieszenie c.d.
Wykład 13 Ruch obrotowy Zderzenia w układzie środka masy
Reinhard Kulessa1 Wykład Środek masy Zderzenia w układzie środka masy Sprężyste zderzenie centralne cząstek poruszających się c.d.
Wykład Opis ruchu planet
Ruch układu o zmiennej masie
Dynamika.
ELEKTROSTATYKA II.
Zasady dynamiki Newtona - Mechanika klasyczna
Funkcja liniowa – - powtórzenie wiadomości
Kinematyka punktu materialnego
Temat: Ruch jednostajny
1.Praca 2. Siły zachowawcze 3.Zasada zachowania energii
Geometria obrazu Wykład 13
Napory na ściany proste i zakrzywione
RÓWNOWAGA WZGLĘDNA PŁYNU
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
Biomechanika przepływów
Wykład 6 Elektrostatyka
Wykład 11. Podstawy teoretyczne odwzorowań konforemnych
RUCH HARMONICZNY F = - mw2Dx a = - w2Dx wT = 2 P
Wiadomości podstawowe.
A. Krężel, fizyka morza - wykład 3
Wykład 3 Dynamika punktu materialnego
MECHANIKA 2 Wykład Nr 11 Praca, moc, energia.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA I WYTRZYMAŁOŚĆ MATERIAŁÓW
Zasady przywiązywania układów współrzędnych do członów.
FUNKCJE Opracował: Karol Kara.
MECHANIKA 2 Wykład Nr 10 MOMENT BEZWŁADNOŚCI.
Dynamika układu punktów materialnych
RUCH PŁASKI BRYŁY MATERIALNEJ
Elementy geometrii analitycznej w przestrzeni R3
Projektowanie Inżynierskie
Treści multimedialne - kodowanie, przetwarzanie, prezentacja Odtwarzanie treści multimedialnych Andrzej Majkowski informatyka +
RUCH KULISTY I RUCH OGÓLNY BRYŁY
Ruch w polu centralnym Siły centralne – siłę nazywamy centralną, gdy wszystkie kierunki Jej działania przecinają się w jednym punkcie – centrum siły a)
Patrycja Walczak Kl. III-5 Przedstawia BRYŁY OBROTOWE.
Treści multimedialne - kodowanie, przetwarzanie, prezentacja Odtwarzanie treści multimedialnych Andrzej Majkowski informatyka +
MECHANIKA 2 Wykład Nr 14 Teoria uderzenia.
MECHANIKA 2 Wykład Nr 12 Zasady pracy i energii.
Dynamika ruchu płaskiego
Prawa Keplera Mirosław Garnowski Krzysztof Grzanka
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r. E r Zagadnienie dwóch ciał I prawo Keplera Potencjał efektywny Potencjał efektywny w łatwy sposób tłumaczy kształty.
Ruch jednowymiarowy Ruch - zmiana położenia jednych ciał względem innych, które nazywamy układem odniesienia. Uwaga: to samo ciało może poruszać się względem.
Wykład Rozwinięcie potencjału znanego rozkładu ładunków na szereg momentów multipolowych w układzie sferycznym Rozwinięcia tego można dokonać stosując.
Dynamika ruchu obrotowego
Entropia gazu doskonałego
Projektowanie Inżynierskie
Reinhard Kulessa1 Wykład Ruch rakiety 5 Ruch obrotowy 5.1 Zachowanie momentu pędu dla ruchu obrotowego punktu materialnego Wyznaczanie środka.
FIZYKA KLASA I F i Z Y k A.
DALEJ Sanok Spis treści Pojęcie funkcji Sposoby przedstawiania funkcji Miejsce zerowe Monotoniczność funkcji Funkcja liniowa Wyznaczanie funkcji liniowej,
Dynamika bryły sztywnej
Niech f(x,y,z) będzie ciągłą, różniczkowalną funkcją współrzędnych. Wektor zdefiniowany jako nazywamy gradientem funkcji f. Wektor charakteryzuje zmienność.
Wówczas równanie to jest słuszne w granicy, gdy - toru krzywoliniowego nie można dokładnie rozłożyć na skończoną liczbę odcinków prostoliniowych. Praca.
Trochę matematyki - dywergencja Dane jest pole wektora. Otoczymy dowolny punkt P zamkniętą powierzchnią A. P w objętości otoczonej powierzchnią A pole.
Prowadzący: dr Krzysztof Polko
Trochę matematyki Przepływ cieczy nieściśliwej – zamrozimy ciecz w całej objętości z wyjątkiem wąskiego kanalika o stałym przekroju – kontur . Ciecz w.
4. Praca i energia 4.1. Praca Praca wykonywana przez stałą siłę jest iloczynem skalarnym tej siły i wektora przemieszczenia (4.1) Ft – rzut siły na kierunek.
POTENCJALNY OPŁYW WALCA
6. Ruch obrotowy W czystym ruchu obrotowym każdy punkt ciała sztywnego porusza się po okręgu, którego środek leży na osi obrotu (ruch wzdłuż linii prostej.
Prowadzący: dr Krzysztof Polko
Ruch w polu centralnym Siły centralne – siłę nazywamy centralną, gdy wszystkie kierunki Jej działania przecinają się w jednym punkcie – centrum siły a)
ELEKTROSTATYKA.
Zapis prezentacji:

MECHANIKA NIEBA WYKŁAD 2 12.03.2008 r

Krzywe stożkowe. Elipsa Równanie biegunowe P F2 F1 F2 leży w punkcie początkowym układu (biegunie), a duża półoś pokrywa się z linią początkową (osią biegunową, θ=0o) θ nie jest tym samym kątem co wprowadzony wcześniej ν ! Korzystając z definicji elipsy: można otrzymać: lewa strona to wprowadzony wcześniej parametr elipsy p. Ostatecznie r-nie biegunowe elipsy przyjmuje postać:

Krzywe stożkowe. Elipsa Równanie biegunowe Jeśli wielka półoś jest nachylona pod kątem ω do linii początkowej (osi biegunowej) to: czyli: Różnica między θ oraz ν jest oczywista

Krzywe stożkowe. Parabola Parabola jest krzywą jaką zakreśla punkt poruszający się tak, że jego odległość od tworzącej (NP) jest równa odległości od ogniska (PF). Jeśli N=(-q,0), F(q,0) to z definicji paraboli otrzymamy: Po kilku przekształceniach dostajemy r-nie paraboli: p

Krzywe stożkowe. Parabola Linia równoległa do tworzącej i przechodząca przez ognisko to parametr paraboli p. Przecina on parabolę w dwóch punktach: Stąd możemy otrzymać równania parametryczne paraboli: Wniosek: Ciało, które porusza się ze stałą prędkością w jednym kierunku i ze stałym przyspieszeniem w drugim kierunku – porusza się po paraboli. p

Krzywe stożkowe. Parabola Styczne do paraboli Postępujemy podobnie jak w przypadku elipsy. Wychodząc od równania na punkty wspólne prostej i paraboli, szukamy przypadku z jednym rozwiązaniem (punkt styczności). Styczna (przy zadanym współczynniku kierunkowym, m) do paraboli :

Krzywe stożkowe. Parabola Styczne do paraboli Styczną w punkcie znajdujemy także analogicznie jak w przypadku elipsy. Wybieramy dwa dowolne punkty: Wyznaczając prostą między nimi i przechodząc do granicy t2-t1->0 otrzymujemy:

Krzywe stożkowe. Parabola Równanie biegunowe Z definicji: FP=PN=r a także FO=OM=q FM=2q=p oraz rcosθ+r=2q=p ostatecznie:

Krzywe stożkowe. Hiperbola Hiperbola to linia, po której porusza się punkt tak, że różnica jego odległości od ognisk jest stała: Odległość między ogniskami: gdzie e jest mimośrodem hiperboli. Z definicji hiperboli:

Krzywe stożkowe. Hiperbola otrzymujemy: po uwzględnieniu: dostajemy ostatecznie: b a

Krzywe stożkowe. Hiperbola hiperbola sprzężona: asymptoty: co można zapisać jako: b a

Krzywe stożkowe. Hiperbola Parametr zderzenia Poruszająca się szybko cząstka pod wpływem siły ~ 1/r2 zakreśla hiperbolę. Odległość K2F2 w jakiej cząstka minęłaby F2 w przypadku braku siły jest nazywana parametrem zderzenia. Parametr zderzenia jest równy b (z r-nia hiperboli).

Krzywe stożkowe. Hiperbola Styczne do hiperboli Wyznaczamy je identycznie jak w przypadku elipsy (ćwiczenia): dla stycznej o zadanym współczynniku kierunkowym oraz: dla stycznej w punkcie (x1,y1):

Krzywe stożkowe. Hiperbola Równanie biegunowe Postępujemy podobnie jak w przypadku elipsy. Z definicji: Stosując wzór cosinusów do trójkąta F1F2P i łącząc z powyższym dostajemy: gdzie: jest parametrem hiperboli r s θ Dla drugiej hiperboli postępujemy podobnie i otrzymujemy:

Krzywe stożkowe. Równanie biegunowe P F2 F1 Można zauważyć, że krzywa każdego typu ma podobne równanie biegunowe: Odpowiednie krzywe różnią się tylko wartością mimośrodu, e: elipsa e<1 parabola e=1 hiperbola e>1

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Równanie: przedstawia elipsę, której wielka półoś leży na osi 0X, a środek znajduje się w początku układu współrzędnych Co się stanie w przypadku odsunięcia elipsy od początku układu współrzędnych i skręcenia wielkiej półosi względem osi układu?

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Przesunięcie środka do punktu (p,q) powoduje zmianę współrzędnych do (x-p,y-q). Nachylenie osi wielkiej pod kątem θ do osi 0X powoduje, że: x -> xcosθ +ysinθ y -> -xsinθ +ycosθ Uwzględniając to w równaniu elipsy otrzymamy równanie zawierające czynniki x2,y2,xy,x,y oraz stałą. Podobnie będzie w przypadku hiperboli i paraboli. W takim razie, każdą krzywą stożkową można przedstawić za pomocą równania:

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Czy takie równanie zawsze przedstawia parabolę, hiperbolę lub elipsę? Otóż, nie zawsze. Np.: Jest spełnione tylko przez jeden punkt. Potrzebny jest niezmiennik ogólnego równania, który pozwoli określić postać rozwiązań

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Niezmiennikiem tego równania jest wyznacznik: gdzie:

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Współrzędne środka dowolnej krzywej stożkowej: a kąt jaki tworzy wielka półoś z osią 0X: Wartości współczynników równania i niezmienników pozwalają jednoznacznie określić z jakim przypadkiem mamy do czynienia:

Krzywe stożkowe. Ogólna postać punkt dwie nierównoległe linie proste prosta dwie proste równoległe prostopadłe nieprostopadłe i nierównoległe tu zaczynamy następna strona

Krzywe stożkowe. Ogólna postać parabola nic okrąg elipsa w pozostałych i hiperbola prostokątna hiperbola (nieprostokątna)

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Weźmy równanie: pięć punktów potrzeba i wystarcza, aby jednoznacznie dopasować do nich krzywą stożkową. Jeżeli przynajmniej trzy z nich leżą na jednej prostej to dostajemy krzywą stożkową niewłaściwą Najprostszy sposób polega na podstawieniu do niego współrzędnych kolejnych punktów i rozwiązanie otrzymanego układu równań w celu uzyskania współczynników. A(1,8), B(4,9), C(5,2), D(7,6), E(8,4)

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Można to zrobić nieco inaczej (w prostszy sposób?) Piszemy równania prostych α=0, β=0, γ=0 i δ=0: Wtedy r-nie αβ=0 opisuje proste AB i CD, natomiast γδ=0 zawiera pozostałe dwie proste:

Krzywe stożkowe. Ogólna postać Ostatecznie, równanie opisujące całą rodzinę krzywych stożkowych przechodzących przez A, B, C, D przyjmuje postać αβ+λγδ =0 (gdzie λ jest stałą): Podstawiając x=8, y=4 wyznaczamy takie λ, dla którego dana krzywa stożkowa przechodzi przez punkt E. Otrzymujemy λ=76/13 i ostatecznie szukane równanie krzywej stożkowej przechodzącej przez zadane pięć punktów: Mając współczynniki równania możemy określić (z tabeli krzywych stożkowych), że otrzymaliśmy elipsę, której środek znajduje się w punkcie (4.619, 5.425) nachylonej do osi OX po kątem 128o51’

Pole grawitacyjne i potencjał Prawo powszechnego ciążenia Każda cząstka we Wszechświecie działa na każdą inną cząstkę z siłą, która jest wprost proporcjonalna do iloczynu mas tych cząstek i odwrotnie proporcjonalna do kwadratu ich odległości: gdzie G jest uniwersalną (obowiązuje wszędzie(?) we Wszechświecie) stałą (niezmienną w czasie) grawitacji równą:

Pole grawitacyjne i potencjał Natężenie pola grawitacyjnego M m Natężenie pola grawitacyjnego pochodzącego od masy M: czyli iloraz siły grawitacyjnej działającej na ciało próbne m i jego masy.

Pole grawitacyjne i potencjał Dwa punkty materialne Dane są dwa punkty P i Q o masach równych m0 i m1 odległych o r: Załóżmy, że P jest przyciągany przez Q, wtedy składowe siły: z y x Q(x1,y1,z1) P(x0,y0,z0)

Pole grawitacyjne i potencjał Dwa punkty materialne Odpowiednie cosinusy kierunkowe są równe: a więc: z y x Q(x1,y1,z1) P(x0,y0,z0)

Pole grawitacyjne i potencjał n punktów Siła przyciągania punktu P przez dowolny punkt Qi: dodając odpowiednie składowe do siebie otrzymamy składowe całkowitej siły działającej na P: z y x P(x0,y0,z0) Qi(xi,yi,zi)

Pole grawitacyjne i potencjał n punktów Ostatecznie: z y x P(x0,y0,z0) Qi(xi,yi,zi)

Pole grawitacyjne i potencjał n punktów W mechanice nieba zazwyczaj mamy do czynienia z ciałami o symetrycznym rozkładzie masy co pozwala uprościć problem wyznaczania siły działającej od układu punktów. copyright: http://www.robgendlerastropics.com/ W obiektach nieregularnych, odległości (zwykle) między poszczególnymi centrami grawitacji są na tyle duże, że można zaniedbać wpływ innych obiektów niż najbliższe. copyright: Hubble Heritage Team

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na osi pierścienia δγr δγo δγ Wkład od elementu masy δM do całego natężenia: który można rozłożyć na składowe:

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na osi pierścienia Całkując po wszystkich przyczynkach otrzymujemy: natężenie skierowane do środka pierścienia. Powyższa funkcja zeruje się w środku pierścienia i w nieskończoności osiągając po drodze maksimum (ćwiczenia). δγr δγo δγ

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na osi jednorodnego dysku Punkt P leży na osi dysku o gęstości powierzchniowej σ, w odległości z od środka. Masa elementarnego pierścienia: jego wkład do całkowitego natężenia:

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na osi jednorodnego dysku Sumaryczne natężenie znajdujemy licząc całkę: Możemy wyrazić tę zależność w funkcji kąta α:

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na osi jednorodnego dysku Jeśli masa całego dysku wynosi: to: W ogólnym przypadku gęstość zależy od r i wtedy natężenie pola grawitacyjnego:

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na osi dowolnego dysku Zakładając różne postaci rozkładu gęstości można przybliżać natężenia pola grawitacyjnego pochodzącego od rzeczywistych obiektów (ćwiczenia)

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na zewnątrz sfery Zał.: sfera ma masę M rozłożoną równomiernie na całej powierzchni grubość t jest mała w porównaniu z promieniem r Rozpatrujemy cienki pasek o szerokości rdθ: objętość masa Wykorzystując uzyskane wcześniej wyrażenie dla pierścienia możemy zapisać: rcosθ xcosα copyright: Resnick, Halliday

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na zewnątrz sfery Po uwzględnieniu wyrażenia na dM: z rys.: oraz z tw. cosinusów: Łącząc te trzy czynniki dostajemy: rcosθ xcosα copyright: Resnick, Halliday

Pole grawitacyjne i potencjał Pole na zewnątrz sfery Siłę pochodzącą od całej sfery wyznaczamy licząc całkę: To oznacza, że pole grawitacyjne na zewnątrz sfery jest takie jakby cała masa była skupiona w punkcie. Identyczny wynik otrzymujemy dla kuli (całkujemy cienkie sfery od 0 do R) rcosθ xcosα copyright: Resnick, Halliday

Pole grawitacyjne i potencjał Pole wewnątrz sfery Podobnie postępujemy w przypadku gdy punkt materialny umieścimy wewnątrz kuli. Wyrażenie na dF jest identyczne. Zmianie ulegają granice całkowania. W wyniku otrzymujemy, że: Oczywiście to jest prawda tylko w przypadku gdy nie ma innych mas (sfera nie tworzy „ekranu grawitacyjnego”!) copyright: Resnick, Halliday