Sia ö un sistema soggetto a vincoli olonomi, ideali e bilateri con n gradi di libertà. Allora si ha che:
DIM: Dato che il sistema è sottoposto a vincoli ideali e bilateri, è verificata l’equazione simbolica della dinamica:
ñMó⃗"− ê"P⃗"N ⋅ ¡A"
8
"QJ
= 0
Però, dato che il sistema è olonomo, possiamo riscrivere lo spostamento virtuale:
ñMó⃗"− ê"P⃗"N ⋅ ¡A"
Dato che le somme sono finite, possiamo commutarle ottenendo:
ñMó⃗" − ê"P⃗"N ⋅ ñÆA"
73) Equazioni pure del moto (Dimostrazione del fatto che !S = $S per sistemi soggetti a vincoli olonomi, bilateri e ideali).
L’equazione simbolica della dinamica è equivalente alle seguenti N equazioni tra loro indipendenti:
ÉD = ´; ∀c = 1, … , ≈
Dove N è il numero dei gradi di libertà del sistema soggetto a vincoli ideali, olonomi e bilateri considerato.
(N.B: Questo equivale a dimostrare che le componenti lagrangiane devono eguagliarsi, sul quaderno alla lezione 14 del 27/10/2020 abbiamo fatto la dimostrazione simile per N=2).
DIM: La sufficienza è evidente. Infatti, se ogni ÉD risulta essere uguale al rispettivo ´D, evidentemente ogni addendo della somma ∑8DQJ(ÉD− ´D)¡ƒD sarà nullo per ogni scelta degli spostamenti virtuali, e nulla sarà anche la loro somma.
Per dimostrare invece la necessità delle equazioni, dobbiamo utilizzare la libertà che abbiamo di scegliere a piacere gli spostamenti virtuali delle coordinate libere (tale libertà è dovuta al fatto che per definizione le coordinate libere di un sistema sono indipendenti tra loro e quindi possono essere variate a piacere). Scegliamo ad arbitrio una coordinata libera (sia essa, per esempio, la k-esima) e consideriamo il seguente insieme di spostamenti virtuali:
¡ƒDT ≠ 0 ? ¡ƒD ^?4 H•J@ c ≠ c∆
Stiamo quindi spostando solo la c∆ − ?I@êP coordinata libera. La somma ∑8DQJ(ÉD− ´D) ⋅
¡ƒD = 0 deve valere per ogni scelta degli spostamenti virtuali, e quindi anche per quella appena descritta. Essendo nulli tutti i ¡ƒD (meno quello c∆ − ?I@êH), la somma si semplifica e diventa:
ñ(ÉD− ´D)¡ƒD
8
DQJ
= (ÉDT− ´DT)¡ƒDT = 0 GHJ ¡ƒDT ≠ 0
Il che porta a concludere ÉDT = ´DT. L’arbitrarietà della scelta di c∆ implica che in realtà ÉD=
´D per ogni c = 1, … , J.
74) Binomi lagrangiani (riscrittura del $S).
Sia T l’energia cinetica di un sistema olonomo di coordinate libere {ƒJ, … , ƒ8} soggetto a vincoli ideali e bilateri. Allora le componenti lagrangiane dell’opposto delle forze d’inerzia soddisfano la seguente identità:
´D = K KLìÆ¢
ƃ̇Dî − Æ¢
ƃD ∀c = 1, … , J
Le quantità a membro destro di tale identità vengono chiamate binomi lagrangiani.
DIM: Partiamo dalla definizione di componenti lagrangiane dell’opposto delle forze d’inerzia:
Come diretta conseguenza della regola di derivazione del prodotto di due funzioni, vale la seguente identità:
Consideriamo dunque il primo addendo:
ñ ê" K
KLì8⃗"⋅ ÆA"
ƃDî
R
"QJ
In quanto il sistema considerato è olonomo, vale la seguente identità:
ÆA"
ƃD = Æ8⃗"
ƃ̇D
Tale identità segue dalla definizione di velocità effettiva, la quale è esprimibile come:
8⃗" = ñÆA" I “coefficienti” UVU!"
# e U!U)" sono funzioni di (ƒJ, … , ƒ8, L) ma non di (ƒ̇J, … , ƒ̇8) perché il
sistema è olonomo, quindi le 8⃗" sono funzioni lineari di ƒ̇D e posso riscrivere:
8⃗" = PDƒ̇D+ m
Quindi, derivando parzialmente rispetto a ƒD, otteniamo l’identità:
ÆA" Ora consideriamo il secondo addendo del ´D:
ñ ê"8⃗" ⋅ K
Abbiamo che per i sistemi olonomi vale la seguente identità:
K KLìÆA"
ƃDî = Æ ÆƒDìKA"
KLî Ovvero è possibile commutare le derivate. Infatti:
K E da ciò si vede che le due espressioni coincidono. Dunque, sostituendo:
ñ ê"8⃗"⋅ K
75) Componenti lagrangiane delle sollecitazioni attive per sistemi soggetti a forze conservative.
Sia ö un sistema olonomo soggetto a vincoli ideali e bilateri e a forze attive conservative che ammettono un potenziale U. Allora le componenti lagrangiane delle sollecitazioni attive si possono scrivere come:
ÉD = ƨ
ƃD
DIM: Dato che le forze attive sono conservative, esse per definizione ammettono un potenziale U tale che:
ó⃗ = ∇¨ = ìƨ
ÆD,ƨ
ÆE,ƨ
Æõî Sempre per definizione, abbiamo che:
ÉD = ó⃗ ⋅ ÆA
Quindi, sostituendo le espressioni di UF e della derivata parziale di P, otteniamo:
ÉD= ó⃗ ⋅ ÆA 76) Equazioni di Lagrange nel caso conservativo.
Per un sistema olonomo soggetto a vincoli ideali e bilateri e sottoposto all’azione di forze attive conservative, le equazioni di Lagrange si possono riscrivere nella forma:
K KLìÆℒ
ƃ̇Dî − Æℒ ƃD = 0 Dove ℒ = ¢ + ¨ è detta funzione Lagrangiana o Lagrangiana.
DIM: Partendo dalle equazioni di Lagrange, abbiamo che:
K KLìÆ¢
ƃ̇Dî − Æ¢
ƃD = ÉD
Ma il sistema è soggetto a forze conservative che ammettono un potenziale U, quindi:
K
Dato che il potenziale non dipende dalle velocità, le derivate di T+U rispetto alle ƒ̇D coincidono con le rispettive derivate dell’energia cinetica, ovvero possiamo scrivere:
Æ¢
ƃ̇D =Æ(¢ + ¨) ƃ̇D Quindi otteniamo la tesi:
K 77) Equazioni di Lagrange in prima forma.
Consideriamo un sistema ö soggetto a vincoli ideali, olonomi e bilateri con n gradi di libertà. Prendiamo in considerazione r coordinate del sistema DJ, … , D& con 4 > J (ovvero in numero superiore ai gradi di libertà). Tali coordinate saranno legate tra loro da s
relazioni di vincolo:
YX(DJ, … , D&, L) = 0 ℎ = 1, … , I
Con J = 4 − I. Ora, dato che i vincoli sono ideali, olonomi e bilateri, abbiamo:
ñMó⃗"− ê"P⃗"N ⋅ ¡A"
R
"QJ
= 0
Nella quale compare lo spostamento virtuale ¡A", che può essere a sua volta riscritto come:
In questo caso però, a differenza delle equazioni della seconda forma, le coordinate non sono indipendenti tra di loro e quindi non è detto che la somma si annulli ponendo ÉD =
´D per ogni k. La somma però risulta nulla se poniamo ÉD− ´D = ñ ªXÆYX
ÆDD
A
Dove ªX ∈ ℝ sono i cosiddetti moltiplicatori di Lagrange. XQJ
Dimostriamo che tale affermazione è vera:
ñ(ÉD− ´D)¡DD
Quindi il termine tra parentesi tonde nella precedente equazione è nullo, ovvero si ha che, ponendo ÉD− ´D = ∑ ªXUYUZ$
#
AXQJ , la somma ∑&DQJ(ÉD− ´D)¡DD si annulla e la dimostrazione è conclusa.
In definitiva otteniamo un sistema I + 4 equazioni in I + 4 incognite dato da r equazioni di Lagrange e s equazioni di vincolo:
K
78) Funzione di Hamilton e Lagrangiana.
Sia ö un sistema olonomo di coordinate libere {ƒJ, … , ƒ8} soggetto a vincoli ideali e bilateri e a forze attive conservative. Allora la derivata temporale della funzione di Hamilton definita come
ℋ = ñ ^Dƒ̇D
8
DQJ
− ℒ
È legata alla dipendenza esplicita della lagrangiana dal tempo, ovverosia:
Kℋ
KL = −Æℒ ÆL
DIM: Deriviamo totalmente rispetto al tempo la funzione di Hamilton sfruttando la regola di derivazione del prodotto di funzioni:
Kℋ
Ora sviluppiamo la derivata totale della Lagrangiana considerando che è una funzione composta in più variabili, ciascuna dipendente dal tempo:
ℒ(ƒD, ƒ̇D, L) ⟹ Kℒ Ora analizziamo il primo dei tre addendi: dato che il sistema è olonomo e soggetto a vincoli ideali e bilateri e a forze attive conservative, sappiamo dalle equazioni di Lagrange in II forma che:
E infine, sostituendo nella formula che esprime la derivata dell’Hamiltoniana:
Kℋ
Da quest’ultimo risultato segue inoltre che, se la lagrangiana non dipende esplicitamente ÆL dal tempo ÄUℒU) = 0Å, allora l’hamiltoniana è un integrale primo del moto detto Integrale Generalizzato dell’Energia.
79) Hamiltoniana ed energia meccanica, Teorema di Eulero.
Consideriamo un sistema ö olonomo di n coordinate libere, con vincoli ideali e bilateri e soggetto a forze conservative. Se i vincoli esterni a cui è sottoposto il sistema sono fissi, allora la funzione di Hamilton coincide con l’energia meccanica:
n ≡ Ø = ¢ − ¨
DIM: Per dimostrare questo teorema, è sufficiente dimostrare la veridicità dell’identità:
ñ ^Dƒ̇D
8
= 2¢
Infatti, se vale questa, dalla definizione di Hamiltoniana possiamo dire:
ℋ = ñ ^Dƒ̇D
8
DQJ
− ℒ = 2¢ − (¢ − ¨) = ¢ + ¨ = Ø
Dimostriamo dunque l’identità. In generale, la definizione di energia cinetica è:
¢ = ñ1 2ê"8".
R
"QJ
E abbiamo che per i sistemi olonomi la velocità è esprimibile come:
8⃗" = KA"(ƒJ, … , ƒ8, L)
E, dal momento che i vincoli esterni sono fissi, possiamo immediatamente dire che U!U)" = 0, ovvero:
8⃗" = ñÆA"
ƃDƒ̇D
8
Sostituendo dunque tale espressione della velocità nella formula dell’energia cinetica DQJ
otteniamo:
Possiamo ora risistemare le somme ottenendo:
¢ =1
Dato che le velocità lagrangiane non dipendono dall’indice i ma solo dall’indice k e dall’indice j, possiamo riscrivere il termine ∑ ê"UVU!"
#⋅UVU!"
Ovvero abbiamo sostituito la sommatoria con una generica funzione dipendente dagli indici j,k e dalle coordinate libere. Dunque abbiamo, in forma più compatta:
¢ =1
2ñ ñ PWD(ƒJ, … , ƒ8)ƒ̇Dƒ̇W
8
DQJ 8
Dunque T è una funzione delle sole ƒWQJD e ƒ̇D. Consideriamo ora la definizione di funzione omogenea: una funzione Ö: ℝ? → ℝ si dice omogenea di grado j se:
Ö(ªDJ, ªD., … , ªD8) = ª\Ö(DJ, D., … , D8)
Possiamo quindi notare che T è una funzione omogenea di secondo grado nelle variabili ƒ̇D, infatti si ha:
Dunque ad essa si applica il teorema di Eulero per una funzione omogenea di secondo grado, secondo il quale una per una funzione omogenea di secondo grado e differenziabile (vedi pag. 328) vale l’identità:
ñ ÆÖ
ÆDDDD
8
DQJ
= 2Ö
Prima di procedere, dimostriamo il teorema di Eulero: deriviamo la funzione Ö(ªDJ, ªD., … , ªD8) rispetto alla variabile ª:
Se valutiamo tale derivata per ª = 1, otteniamo: DQJ
KÖ(ªDJ, ªD., … , ªD8) teorema di Eulero per una funzione omogenea di secondo grado:
ñ ÆÖ
ÆDDDD
8
DQJ
= 2Ö(DJ, D., … , D8)
Applicando dunque il risultato appena ottenuto all’energia cinetica T, abbiamo che:
2¢ = ñ Æ¢
Dove nella prima riga possiamo sommare il potenziale U a T in tutta tranquillità poiché esso non dipende dalle velocità delle coordinate libere, ma solo dalle coordinate libere stesse (e quindi la sua derivata rispetto alla velocità è nulla). Quindi abbiamo ottenuto il risultato che ci siamo prefissati di raggiungere all’inizio della dimostrazione e quindi, se i vincoli sono fissi, si ha:
n ≡ Ø = ¢ − ¨ 80) Il moto centrale è un moto piano.
Il moto di un punto P soggetto ad una forza centrale avviene sempre in un piano.
DIM: Consideriamo il seguente prodotto vettoriale, dove (A − C) è il vettore posizione del punto P soggetto alla forza centrale ó⃗ e 8⃗ è la velocità dello stesso:
(A − C) ∧ 8⃗
Si può affermare che tale prodotto è costante nel tempo: infatti se valutiamo la sua derivata otteniamo:
K
KL[(A − C) ∧ 8⃗] = 8⃗ ∧ 8⃗ + (A − C) ∧K8⃗
KL = (A − C) ∧ P⃗ = (A − C) ∧ ó⃗
ê = 0 Dove l’ultimo prodotto vettore è nullo in quanto, per definizione, la forza è centrale e quindi è sempre diretta come la congiungente tra il punto P e il punto fisso O. Se
chiamiamo G⃗ tale vettore, dato che la sua derivata è nulla, possiamo affermare che esso è costante in modulo e direzione e quindi, per le proprietà del prodotto scalare, (A − C) è sempre contenuto nel piano avente G⃗ come vettore direttore. Quindi il moto è piano.
Inoltre, considerando la velocità di P in coordinate polari, si ha che:
G⃗ = (A − C) ∧ 8⃗ = 44̂ ∧ M4̇4̂ + 46̇6>N = 4.6̇c>
G = 4.6̇
81) Velocità areolare di un punto soggetto a forza centrale.
La velocità areolare di un punto soggetto ad una forza centrale ó⃗ è costante ed è uguale a:
— = 1 24.ã6̇ã
DIM: Consideriamo lo spostamento del punto materiale P per un tempo infinitesimo dt, ovvero dalla posizione A = A(L) alla posizione AO = A(L + KL). Tale spostamento sarà dato da 8⃗KL. Calcoliamo inoltre il seguente prodotto vettoriale:
(A − C) ∧ (AO− C) = (A − C) ∧ [(AO− A) + (A − C)] =
= (A − C) ∧ (AO− A) + (A − C) ∧ (A − C) = (A − C) ∧ (AO− A)
= (A − C) ∧ 8⃗KL
Ma, per quanto detto nella dimostrazione (80), si ha che (A − C) ∧ 8⃗ = G⃗. Quindi:
(A − C) ∧ 8⃗KL = G⃗KL = 4.6̇KL
Inoltre, se chiamiamo dA l’area infinitesima triangolare spazzata dal vettore posizione di P nel suo spostamento infinitesimo, abbiamo, per le proprietà del prodotto vettoriale:
|(A − C) ∧ (AO− C)| = 2KU 4.ã6̇ãKL = 2KU
KU KL =1
24.ã6̇ã
Per KL → 0, il rapporto $/$) rappresenta la velocità areolare e quindi infine otteniamo che:
— = 1 24.ã6̇ã
Formula che vale per tutti i moti centrali, tra cui anche le orbite dei pianeti.
82) Problema a due corpi.
Per problema dei due corpi si intende lo studio del moto di due punti materiali AJ, A. di masse êJ, ê. interagenti tra di loro ma altrimenti isolati, analizzato nel sistema di riferimento non inerziale che trasla con origine in uno dei due punti.
Iniziamo scrivendo la legge fondamentale della dinamica per ciascuno dei due punti:
ó⃗ = êJP⃗J ? − ó⃗ = ê.P⃗.
Si noti che, per il principio di azione e reazione, le due forze sono uguali in modulo e direzione e opposte in verso, quindi in riferimento al centro di massa del sistema si ha:
KÉ9⃗
KL = t9⃗(^) = ó⃗ − ó⃗ = 0
P⃗J = ó⃗
êJ ? P⃗. =−ó⃗
ê. Ora, sottraendo le due accelerazioni tra di loro, otteniamo che:
P⃗J− P⃗. = ó⃗ ì 1 êJ + 1
ê.î
Detto 4⃗ il vettore che individua la posizione del punto AJ di massa êJ, si ha che la differenza tra le due accelerazioni corrisponde alla derivata seconda di 4⃗, ovvero:
4⃗̈ = ó⃗ ì 1 êJ+ 1
ê.î Quindi, in definitiva:
ó⃗ = “4⃗̈
Dove “ = Ä?J
&+?J
'Å =??&?'
&_?' è detta massa ridotta del sistema ed è sempre minore di
ciascuna delle due masse, mentre assume valore massimo pari a `a quando êJ = ê., con ï = êJ+ ê..
Quindi lo studio del moto di AJ 4@I^?LLH P A. equivale a studiare il moto centrale di un punto avente la massa ridotta del sistema soggetto ad una forza centrale con centro in A. e modulo pari a quello della forza di interazione tra i due corpi.
83) Potenziale di una forza centrale che dipende solo dalla distanza.
Sia P un punto materiale soggetto ad una forza centrale ó⃗(4) che dipende solo dalla distanza di P dal punto fisso O e non dall’angolo 6. Allora ó⃗(4) è conservativa e il suo potenziale è dato da:
¨(4) = ™ ó(”)K”
&
&(
Definito a meno di una costante additiva.
DIM: Consideriamo il lavoro infinitesimo compiuto da ó⃗(4) = ó(4)4̂ per uno spostamento infinitesimo qualsiasi del punto materiale P:
¡q = ó⃗ ⋅ ¡A = ó(4)4̂ ⋅ ¡A
Lo spostamento infinitesimo di P può essere scritto, in coordinate polari, come:
¡A = ¡44̂ + 4¡66>
Quindi otteniamo:
¡q = ó⃗ ⋅ ¡A = ó(4)4̂ ⋅ M¡44̂ + 4¡66>N 6> ⊥ 4̂
= ó(4)¡4 E, integrando questa relazione infinitesima, troviamo il lavoro finito:
q = ™ ó(”)K”
&
&( = ¨(4)
Poiché tale lavoro dipende unicamente dagli estremi del percorso (raggio iniziale e raggio finale) per qualunque traiettoria e non dal percorso in sé, la forza centrale è conservativa e il lavoro stesso coincide con il potenziale il quale a sua volta è dipendente unicamente dalla distanza dal centro del moto. Inoltre, dato che il potenziale è definito a meno di una
costante, possiamo ignorare la costante di integrazione ¨(46).
Possiamo anche mostrare che il gradiente di tale potenziale coincide con la forza centrale ó(4). Innanzitutto notiamo che il gradiente in coordinate polari piane di una funzione Ö è
∇Ö =ÆÖ Æ44̂ +1
4 ÆÖ Æ66>
Quindi, considerando il potenziale definito come nella tesi:
¨(4) = ™ ó(”)K”&
&(
Otteniamo che:
∇¨ =ƨ
Æ44̂ +1 4
ƨ
Æ66>¨ K@^?JK? IHÜH KP 4
= ó(4)4̂ = ó⃗(4) Come volevasi dimostrare.
NB: le dimostrazioni dalla 84 alla 88 fanno parte della lezione 17 del 24/12/20. Di quella lezione NON sono da sapere la dimostrazione della terza legge di Keplero e come ricavare il valore dell’eccentricità (vedi nota a fine lezione 17 per ulteriori
informazioni).
84) Calcolo di un moto centrale per quadratura.
Il calcolo di un moto centrale si può ridurre ad una semplice quadratura, ovvero alla risoluzione di un integrale invece di un’equazione differenziale. Dato che la forza centrale, se dipende solo dalla distanza, è conservativa, vale il principio di conservazione dell’energia meccanica totale e quindi possiamo scrivere:
Ø = ¢ − ¨ = GHIL.
Considerando che la velocità in coordinate polari di un punto soggetto a un moto centrale è data da:
8⃗ = 4̇4̂ + 46̇6>
Otteniamo che:
Ø =1
2êM4̇.+ 4.6̇.N − ¨(4) =1
2ê4̇.+1
2ê4.G.
4a− ¨(4) =
=1
2ê4̇.+1 2êG.
4.− ¨(4)
Introduciamo ora la definizione di potenziale efficace:
¨‘(4) = ¨(4) −êG. 24. Da cui ricaviamo infine:
Ø =1
2ê4̇.− ¨‘(4) E quindi, esplicitando rispetto a 4̇:
4̇ = K4
KL = ±’2[Ø − ¨‘(4)]
ê
⟹ K4
÷2[Ø − ¨‘(4)]
ê
= ±KL Da cui infine otteniamo la cosiddetta quadratura:
™ KI
÷2[Ø − ¨‘(I)]
&
&(
= ±(L − L6)
85) Formula di Binet.
L’accelerazione radiale di un punto P soggetto ad un moto centrale è data da:
P& = −G.
4.◊K.Ä1 K64Å. +1
4ÿ
DIM: Consideriamo l’accelerazione radiale di un punto in coordinate polari. Essa è definita come:
P& = 4̈ − 46̇.
Se consideriamo il seguente prodotto, otteniamo immediatamente il secondo addendo:
−G. 4.
1
4= −4a6̇.
4b = −46̇.
Ora consideriamo la derivata di r, che può essere vista come una funzione composta 4M6(L)N: Ora, derivando una seconda volta r, otteniamo che:
4̈ =K4̇
Quindi, sostituendo nella definizione di accelerazione radiale, otteniamo la tesi:
P& = −G.
4.◊K.Ä1 K64Å. +1
4ÿ
86) Calcolo della traiettoria per un corpo soggetto alla forza gravitazionale.
Consideriamo due punti materiali di massa êJ, ê. che interagiscono tra di loro mediante la forza gravitazionale:
ó⃗ = −òêJê. 4. 4̂
Per determinare la traiettoria, consideriamo il problema dei due corpi associato:
ó⃗ = êP⃗& GHJ ê = êJê. êJ + ê.
Dove l’accelerazione è puramente radiale in quanto il moto è centrale. Quindi, considerando l’accelerazione in coordinate polari abbiamo che:
−òêJê.
4. = êM4̈ − 46̇.N = ê ∑4̈ −4G. 4a∏ Ora, utilizzando la formula di Binet, abbiamo che:
−òêJê.
4. = −êG.
4.◊K.Ä1 K64Å. +1
4ÿ
Effettuiamo dunque un cambio di variabili ponendo ë = J& ottenendo:
òêJê. = êG.ŸK.(ë) K6. + ë⁄
ëOO+ ë =òêJê. êG.
Ora definiamo il parametro ^ = Ä=??L&?''Å2J. L’equazione differenziale diventa quindi:
ëOO+ ë =1
^ Essa è un’equazione differenziale del tipo
ëOO+ b.ë = P La cui soluzione può essere scritta in due modi:
ë = U cos(b6) + S sin(b6) + P b. H^^ë4?
ë = UOcos(6 − 66) + P b. Quindi, ponendo b. = 1 ? P =J,, otteniamo:
ë = UOcos(6) +1
^
Dove abbiamo posto 66 nullo in quanto esso indica l’angolo iniziale rispetto ad un asse di riferimento arbitrario che noi possiamo opportunamente scegliere in modo tale che 66 = 0. Ora definiamo l’eccentricità e come ? = UO^. Sostituendo dunque si ha:
ë =?
^cos(6) +1
^ 1
4 =1
^(? cos(6) + 1)
4 = ^
1 + ? cos(6)
Questa è l’equazione parametrica di una conica (circonferenza, ellisse, parabole o
iperbole), quindi la traiettoria di un corpo soggetto alla forza gravitazionale è sempre una conica. Inoltre possiamo dire che ? ≥ 0, perché, anche se trovassimo un valore di e negativo, potremmo considerare l’angolo Y = 6 + k ottenendo:
^
1 − ? cos(Y) = ^
1 + ?′ cos(6) GHJ ?O ≥ 0 In particolare abbiamo i seguenti casi:
x
? = 0 G@4GHJÖ?4?JõP 0 < ? < 1 ?ÜÜ@II?
? = 1 ^P4PmHÜP
? > 1 @^?4mHÜ?
Si consideri infine che e dipende dalle condizioni iniziali mediante c, in quanto G. = 4"8a6̇"8. . 87) Determinazione dell’eccentricità.
Consideriamo un corpo che interagisce con un altro corpo mediante la forza di attrazione gravitazionale e che si muove secondo una delle orbite determinate nel punto (85).
Vogliamo trovare il valore di e. Consideriamo quindi la configurazione del corpo al perielio:
esso è il punto più vicino al centro del moto, quindi avremo che:
4̇ = K4 K6
K6 KL = 0
In quanto tale punto, avendo raggio minimo, è un punto di minimo per la funzione 4(6) e quindi è un punto stazionario (ha derivata nulla). Quindi, per ottenere il raggio minimo, consideriamo il valore massimo del coseno (1):
Ø = −¨‘(4cde ) = − ∑òêJê.
4?"8 − êG.
24?"8 . ∏ Risolviamo dunque tale equazione per ë?"8= &J
)"* :
êG.ë?"8. − òêJê.ë?"8− Ø = 0
ë?"8. −2òêJê.
êG. ë?"8− 2Ø
êG. = 0 ë?"8. −2
^ë?"8− 2Ø
êG. = 0
⟹ ë?"8 = 1
^± ’1
^. + 2Ø êG. Ma sappiamo che &J
)"* = J_%
, , quindi:
1 + ?
^ = 1
^± ’1
^.+ 2Ø êG.
?
^ = ±’1
^.+ 2Ø
êG. êP ? ≥ 0
⟹ ? = ’1 +2Ø^.
êG. = ’1 + 2ØêG. ò.êJ.ê.. Ora, in generale per ogni r, abbiamo che:
Ø = 1
2ê4̇. −òêJê.
4 +êG. 24. Quindi, sostituendo, otteniamo che:
? = ‹1 +Äê4̇.−2òêJê.
4 + ê4.6̇.Å 4a6̇.ê ò.êJ.ê..
Dove ê =??&?'
&_?' rappresenta la massa ridotta del sistema.
88) Leggi di Keplero.
In riferimento al sistema solare, valgono le tre seguenti leggi di Keplero:
1) Le orbite dei pianeti sono delle ellissi in cui il sole è uno dei due fuochi.
2) Il vettore posizione del pianeta spazza aree uguali in tempi uguali, ovvero la velocità areolare è costante.
3) Il rapporto f(',, dove ¢ è il periodo di rivoluzione del pianeta e P il semiasse maggiore, è costante ed è lo stesso per tutti i pianeti.
DIM: I punti (1) e (2) sono già stati dimostrati in precedenza, quindi ci occuperemo di dimostrare unicamente il punto (3). Se consideriamo l’area dell’intera ellisse orbitale, la quale viene compiuta in un tempo pari a T, otteniamo che:
— =kPm Ma noi sappiamo anche che — = 2G, quindi: ¢
2G =kPm
⟹ G =2kPm
⟹ ¢ =2kPm
Quindi, considerando il rapporto f(',, otteniamo:
¢.
Pb = Ä2kPm G Å
.
Pb = 4k.m. G.P Per le ellissi vale ^ =g(', quindi otteniamo:
¢.
Pb = 4k.m.
G.P =4k.^
G. = 4k.êG.
G.òêJê. = 4k.ê òêJê. Ora, considerando che ê =??&?'
&_?' è la massa ridotta, otteniamo:
¢.
Pb = 4k. ò(êJ+ ê.)
Si noti che tale rapporto dunque non dipende dalle condizioni iniziali, ma dipende
debolmente dalla massa del pianeta che orbita attorno al Sole. Supponendo che êJ sia la massa del sole, si ha che êJ ≫ ê. per ogni pianeta, quindi in prima approssimazione possiamo scrivere che:
¢.
Pb = 4k.
òêJ = GHILPJL?
E quindi tale rapporto è costante e approssimativamente uguale per tutti i pianeti del sistema solare, ovvero non dipende dal pianeta.
89) Rimbalzo elastico.
Consideriamo due punti materiali rispettivamente di massa ê ? ï che si muovono orizzontalmente l’uno contro l’altro con velocità ëJ ? 8J. Supponiamo che essi si urtino in modo elastico ad un determinato istante: allora essi procederanno in senso opposto rispetto a quello precedente con velocità rispettivamente ë. ? 8.. Dato che l’urto è elastico, non vi sono perdite di energia meccanica (si conserva l’energia cinetica) e si conserva anche la quantità di moto, ovvero possiamo scrivere:
1
2êëJ.+1
2ï8J. =1
2êë..+1 2ï8.. êëJ+ ï8J = êë.+ ï8.
Tale sistema di equazioni può essere risolto in modo più rapido se ci poniamo in un sistema di riferimento solidale al corpo di massa M (ovvero il punto M è la sua origine) e che si muove con velocità 8J. In tal caso le velocità dei corpi diventano:
ëJO = ëJ− 8J 8JO = 8J− 8J = 0 ë.O = ë.− 8J 8.O = 8.− 8J Quindi il sistema di equazioni diventa:
1
2êëJO.= 1
2êë.O.+1 2ï8.O.
êëJO = êë.O + ï8.O Se poniamo “ = ?`, dalla seconda equazione ricaviamo che:
8.O = “(ëJO − ë.O)
Mentre dalla prima, dividendo ambo i membri per J.ï, otteniamo:
“(ëJO.− ë.O.) = 8.O. ⟹ “(ëJO.− ë.O.) = “.(ëJO − ë.O). (ëJO − ë.O)(ëJO + ë.O) = “(ëJO − ë.O).
(ëJO + ë.O) = “(ëJO + ë.O)
E ora possiamo riportarci al sistema di riferimento assoluto con le relazioni esplicitate all’inizio:
ë.− 8J = “ − 1
“ − 2(ëJ− 8J) ⟹ ë. =“ − 1
“ + 1ëJ+ ì1 −“ − 1
“ + 1î 8J =“ − 1
“ + 1ëJ+ 2
“ + 18J ë. = “ − 1
“ + 1ëJ+ 2
“ + 18J
Per trovare 8., basta sostituire tutte le grandezze: ovvero dove c’è M metto m, dove c’è m metto M, dove c’è ëJ ê?LLH 8J ? KH8? GOè 8J ê?LLH ëJ e così via. Ottengo dunque:
8. = 1“ − 1 1“ + 1
8J+ 2 1“ + 1
ëJ
8. =1 − “
1 + “8J+ 2“
1 + “ëJ
E queste relazioni appena trovate valgono in generale per ogni rimbalzo elastico con corpi di massa qualsiasi. Ora consideriamo il caso particolare in cui ê ≪ ï (e quindi “ → 0); in tal caso le formule trovare si semplificano parecchio diventando:
ë. = −ëJ+ 28J 8. = 8J
Formule che poi riutilizzeremo nel problema della “fionda gravitazionale”.
90) Fionda gravitazionale.
Consideriamo un satellite di massa ê che viaggia con velocità 8⃗∗J e un pianeta di massa ï ≫ ê che viaggia con velocità ∞J (non necessariamente parallela a quella del satellite).
Supponiamo che i due corpi si muovano l’uno verso l’altro e che possano interagire con la forza gravitazionale. Se le due velocità sono sufficientemente elevate e differenti, si avrà quasi sicuramente un’orbita aperta dell’oggetto di massa minore intorno a quello di massa maggiore, dunque in prima approssimazione possiamo approssimare l’effetto fionda gravitazionale con un urto elastico tale che “ → 0: tale effetto consiste nell’accelerazione di un satellite sfruttando il moto di un pianeta che avanza con velocità molto superiore, in modo da non dover consumare carburante. Dato che la velocità del satellite è tangente all’orbita, possiamo scriverla come somma di due contributi, uno parallelo alla velocità del corpo celeste e uno perpendicolare a questa direzione, ossia:
8⃗J∗ = ë9⃗J+ ‡99⃗
Dove ëJ rappresenta la componente parallela. Parimenti la velocità finale del corpo, dopo essere stato accelerato, sarà la somma di due contributi:
8⃗.∗ = ë9⃗.+ ‡99⃗
Quindi, avremo che la velocità finale del satellite sarà:
ë. = −ëJ+ 28J
Mentre quella del pianeta rimarrà pressoché invariata. Il pianeta durante questo “urto elastico” cede una quantità di energia (per esso irrilevante) al corpo di massa minore accelerandolo notevolmente senza variare la propria velocità. Ad esempio le sonde Voyager 1 e Voyager 2 sono state accelerate da Giove da 16 km/s a 26 km/s mentre il pianeta è stato rallentata di 102.Jm/s, velocità praticamente nulla dato l’ordine di
Mentre quella del pianeta rimarrà pressoché invariata. Il pianeta durante questo “urto elastico” cede una quantità di energia (per esso irrilevante) al corpo di massa minore accelerandolo notevolmente senza variare la propria velocità. Ad esempio le sonde Voyager 1 e Voyager 2 sono state accelerate da Giove da 16 km/s a 26 km/s mentre il pianeta è stato rallentata di 102.Jm/s, velocità praticamente nulla dato l’ordine di