物理/運動の法則の応用
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(→ベクトル積の性質) |
(→トルクとベクトル積) |
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数式で書くと、<br/> | 数式で書くと、<br/> | ||
→N=(yFz−zFy,zFx−xFz,xFy−yFx),<br/> | →N=(yFz−zFy,zFx−xFz,xFy−yFx),<br/> | ||
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====== ベクトル積の性質====== | ====== ベクトル積の性質====== | ||
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$ \quad \frac{d}{dt}(\vec{a(t)} \times \vec{b(t)}) | $ \quad \frac{d}{dt}(\vec{a(t)} \times \vec{b(t)}) | ||
=\lim_{\delta t \to 0} | =\lim_{\delta t \to 0} | ||
- | (\vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)}- \vec{a(t)} \times \vec{b(t)})/\delta t\qquad $ | + | (\vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)}- \vec{a(t)} \times \vec{b(t)})/\delta t$ (1) <br/> |
この極限が存在し、<br/> | この極限が存在し、<br/> | ||
ddt→a(t)×→b(t)+→a(t)×ddt→b(t)<br/> | ddt→a(t)×→b(t)+→a(t)×ddt→b(t)<br/> | ||
になることを示せば性質8は証明できたことになる。<br/> | になることを示せば性質8は証明できたことになる。<br/> | ||
- | + | 極限の計算が進むよう、右辺の式の分子を変形しよう。<br/> | |
関数の積の微分公式の証明と同じ技巧を用いる。<br/> | 関数の積の微分公式の証明と同じ技巧を用いる。<br/> | ||
$ \vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)} | $ \vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)} | ||
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- \vec{a(t)} \times \vec{b(t)}$ <br/> | - \vec{a(t)} \times \vec{b(t)}$ <br/> | ||
ベクトル積の性質3を利用すると、 <br/> | ベクトル積の性質3を利用すると、 <br/> | ||
- | $ = (\vec a(t+\delta t) -\vec a(t))\times \vec | + | $ = \left(\vec a\left(t+\delta t\right) |
- | +\vec a(t)\times (\vec | + | -\vec a\left(t\right)\right) |
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+ | \vec b\left(t+\delta t\right) | ||
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+ | \left(\vec b\left(t+\delta t\right)- \vec b\left(t\right)\right) \qquad (2) $ | ||
- | この式を式(1) | + | この式を式(1)の右辺の分子の項に代入すると<br/> |
- | $\lim_{\delta t \to 0}\left(\vec a\left(t+\delta t\right)\times \vec | + | 式(1) |
- | + | $ =\lim_{\delta t \to 0} | |
- | $=\lim_{\delta t \to 0}\ | + | \left(\left(\vec a\left(t+\delta t\right) |
- | + | -\vec a\left(t\right)\right) | |
- | + | \times | |
- | + | \vec b\left(t+\delta t\right) | |
- | + | +\vec a\left(t\right) | |
- | + | \times | |
- | + | \left(\vec b\left(t+\delta t\right)- \vec b\left(t\right)\right) | |
- | + | \right)/\delta t$ <br/> | |
- | + | ベクトル積の性質4と極限の性質を用いると<br/> | |
- | + | $ =\lim_{\delta t \to 0} | |
+ | \frac {\vec a\left(t+\delta t\right) | ||
+ | -\vec a\left(t\right)\right)}{\delta t} | ||
+ | \times | ||
+ | \vec b\left(t+\delta t\right) | ||
+ | +\lim_{\delta t \to 0} \vec a\left(t\right) | ||
+ | \times | ||
+ | \frac {\left(\vec b\left(t+\delta t\right)- \vec b\left(t\right)\right) } | ||
+ | {\delta t}$ | ||
=====回転力(トルク)の性質===== | =====回転力(トルク)の性質===== |
2014年11月28日 (金) 05:38時点における版
物理 > 運動の法則の応用
目次[非表示] |
解説
運動の3法則、万有引力の法則と力の法則を用いると、分子から銀河まであらゆる物体の運動を求めることが出来きる。
その正しさは地上の物体や人工衛星、惑星の運動などで確かめられている。
しかし、もっとはるかかなたの宇宙でもこれ等の法則は正しいのだろうか。
天体観測は、世界各地で行われ、年々新しい発見がされているが、現在のところ、この理論が間違っていることを示す観測結果は、得られていない。
そこで、これらの法則は宇宙の全体を支配しているものと、現在は信じられている。
運動の3法則からはエネルギー保存則や運動量保存則などの重要な保存則を導く事が出来る。
これらの保存則は、色々な運動を調べるとき、大変役立つ。これらについては次節で学ぶ。
質点の色々な運動
最初に最も簡単な運動から考える。
それは質点とみなせる物体の運動である。
質点の落体運動
地球上の物体は高いところから落とすと、時間とともに速度を増しながら落下する。
質点とみなせる物体の落下運動を、運動法則と力の法則を用いて、解析しよう。
質点の質量をmとすると、そこに作用する重力による力は、
真下(厳密には地球の重心;後で学ぶ)の方向・向きに大きさMgである。
落下の向きを負にした落下方向の一次元座標を考えると、重力加速度は−gで、質点mに作用する力は−mgである。
落下の加速度をαと置くと、運動の第2法則よりmα=−mg.
ゆえに質点の落下加速度αは負の重力加速度−gに等しい。
tで微分して−gとなる関数は−gt+cなので、質点の速度は−gt+cである。
ここでcは定数で、初期時刻0における質点の速度であり、初期速度と呼ばれる。
微分して−gt+cとなる関数を求めれば質点の位置x(t)=−12gt2+ct+dが得られる。
ここで、dは定数で初期時刻0での質点の位置(高さ)である。
これはガリレオが明らかにした落体法則である。
参考文献;
投射体の運動
質点を地面に対して角度θ(ラジアン)、速さuで投げたときの、質点はどのような運動を行うだろうか。
ガリレオは、慣性法則と落体の法則を組み合わせて利用して、放物線を描いて飛ぶことを発見した。
ニュートン力学を用いれば、運動の第2法則と質点に働く力(重力)から、以下のように、この運動を導ける。
適切な座標系をいれる
質点が投げ出された場所を原点とし、飛んでいく方向に地面と水平に引いた半直線をx軸の正の側に、地面と直角で上方に向かう半直線をy軸の正の側とする座標を定める。図参照。
質点に作用する力を求める
空気抵抗を無視すれば、質点に作用する力は、地球からの重力だけである。この力は、質点の質量をM,重力加速度をgとすると、質点の位置に関係なく常に、→F=(o,−Mg)である。
運動の第2法則から質点の運動方程式をつくる
質点の位置ベクトルを→r=(x,y)で表すと
運動方程式は、M(d2/dt2)→r(t)=→Fである。
座標成分表示すると
M(d2/dt2)x(t)=0, M(d2/dt2)y(t)=−Mg
運動の初期状態の指定
投げ上げた瞬間を時刻t=0とおくと、質点の初期位置は→r(0)=(0,0), 初期速度は→v(0)=(ucosθ,usinθ)
運動方程式を初期状態を使って解く
(1)x成分の式を解く
M(d2/dt2)x(t)=0は、M(d/dt)vx(t)=0なので(d/dt)vx(t)=0。 tで微分して零となるtの関数は定数なのでaと書くと、vx(t)=a
速度の定義より、(d/dt)x(t)=vxなので、(d/dt)x(t)=a. tで微分してaとなるのはat+b(bは未知定数)なので、x(t)=at+b
初期条件から、a=vx(0)=ucosθ, またx(0)=a0+b=0なのでb=0。
故に、x(t)=(ucosθ)t
(2)y成分の式を解く
M(d2/dt2)y(t)=−Mgは、(d/dt)vy(t)=−g tで微分して−gとなる関数は−gt+c(cは未知定数)なので、
vy(t)=−gt+c 故に(d/dt)y(t)=−gt+c
tで微分して−gt+cとなる関数は、−12gt2+ct+dなので、y(t)=−12g2t+ct+d
初期速度の条件から、c=−g0+c=vy(0)=usinθ d=−12g0+c0+d=y(0)=0
故に、y(t)=−12gt2+(usinθ)t
(3)運動の軌跡(xとyとの関係式)を求める
x(t)の式からt=x(t)/(ucosθ)
これをy(t)=−12gt2+(usinθ)tに代入すると
y(t)=(−g/2u2cos2θ)x2(t)+(tanθ)x(t)
これは上に凸な放物線である。
参考文献は
- ウィキブックス(高等学校理科 物理I 運動とエネルギー)の2.4.1 ニュートン方程式
惑星運動
前述のようにケプラーは、火星と太陽の観測データをユークリッド幾何学を巧みに利用して分析し次の惑星運動の3法則を発見した。
惑星運動の3法則を運動の第2法則と万有引力の法則から導く
この3法則は、運動の第2法則と万有引力の法則から導くことが出来るが少し難しい数学が必要である。大学で学ぶ。
惑星の軌道を太陽を中心とする円運動に限定すると、高校の数学の知識で3法則を導ける。
この場合ケプラーの第一法則は、仮定から、明白なので、第二法則から始める。
ケプラーの第2法則の導出
第二法則は、太陽と惑星を結ぶ動径の単位時間に掃く面積が一定であることを主張する。円運動のばあい、これは等速円運動であることと同じである。
そこで等速円運動であることを導こう。
太陽と惑星は質点として扱い、質量をそれぞれM,mとする。
惑星の軌道面をxy平面にし、太陽をその原点にとる。円運動の半径をr, 太陽と時刻tにおける惑星を結ぶ線分が、x軸となす角度をθ=θ(t)とおく。
惑星Pの位置;→r(t)=r(cosθ(t),sinθ(t))
惑星の速度;→v(t)=d→r(t)/dt=r(dcosθ(t)/dt,dsinθ(t)/dt)
=r(−sinθ(t)dθ(t)dt,cosθ(t)dθ(t)dt)
=rdθ(t)dt(−sinθ(t),cosθ(t))
惑星の加速度;→α(t)=d→v(t)/dt=r(d2θ(t)/dt2)(−sinθ(t),cosθ(t))
+r(dθ(t)/dt)(−cosθ(t)dθ(t)dt,−sinθ(t)dθ(t)dt)
=r(d2θ(t)/dt2)(−sinθ(t),cosθ(t))−r(dθ(t)dt)2(cosθ(t),sinθ(t))
惑星に働く力;万有引力の法則より、太陽の方向に向いた、大きさGMm/r2の力なので
→F(t)=−(GMm/r2)(cosθ(t),sinθ(t))
と表せる。
この力が、惑星の運動を変化させ、上述の加速度を生じさせたのだから、運動の第2法則m→α(t)=→F(t)より、
mr(d2θ(t)/dt2)(−sinθ(t),cosθ(t))−mr(dθ(t)dt)2(cosθ(t),sinθ(t)
=−(GMm/r2)(cosθ(t),sinθ(t))
変形すると、
mr(d2θ(t)/dt2)(−sinθ(t),cosθ(t))
=(mr(dθ(t)dt)2−GMm/r2)(cosθ(t),sinθ(t)) −−−−−−(1)
(−sinθ(t),cosθ(t)) と(cosθ(t),sinθ(t))は直交するベクトルなので、(1)式が成立する必要十分条件は、
d2θ(t)/dt2=0−−−−−−(2),
mr(dθ(t)dt)2−GMm/r2=0−−−−−−(3)
である。
(2)式から、角速度ω(t)=dθ(t)dt=ω0(定数)が
(3)式から、mr(dθ(t)dt)2=GMm/r2が
得られる。
これらより、惑星は等角速度
ω0=±√GM/r3 −−−−−− (4)
で太陽の周りを回転することが分かり、ケプラーの第2法則が得られた。
ケプラーの第3法則の導出
惑星が太陽の周りを一周する時間T(周期という)は、T=2π/ω0なので、(4)式より、
T=2π/√GM/r3=2π√r3/GM,
故にT2=4π2r3/GM,
T2/r3=4π2/GM
これは軌道が円の場合のケプラーの第3法則である。
万有引力の法則を,ケプラーの法則と運動の第2法則から導く
惑星が太陽の周りを円運動しているとき、太陽が惑星に及ぼしている力を計算する。
ケプラーの第2法則より、円運動する惑星は角速度一定である。これをω0とする。
太陽の位置を原点とし円の半径をrとすると、この惑星の加速度は→α(t)=−r(dθ(t)/dt)2(cosθ(t),sinθ(t))=−rω20(cosθ(t),sinθ(t)) 。これは、太陽にむかう大きさrω20のベクトル。
運動の第2法則より、惑星に働く力→Fは、太陽の方向に、大きさmrω20
ここで、m は惑星の慣性質量である。
ω20をrの関数で表すためケプラーの第3法則と用いる。
惑星の公転周期Tと円の半径rの間にはT2/r3=C,C;定数
T=2π/ω0なので
(2π/ω0)2/r3=C∴ω20=4π2/(Cr3)
それゆえ、力の大きさは
mrω20=4π2Cmr2
さらに、太陽の質量Mがk倍になると、質量Mの太陽がk個あり、それぞれが惑星に上記の力を与えると考えられる。
すると惑星に働く力はk倍になるので力の比例部分4π2Cは太陽の質量Mに比例することが分かる。
比例定数をGとおくと、4π2C=GM
従って惑星に働く力の大きさは、太陽の方向に、
GMmr2=GmMr2
これは万有引力の法則である。
(注)この式は万有引力の法則の式と同じだが、質量mは、慣性質量であり、対称性から太陽の質量Mも慣性質量と考えられる。
しかしニュートンは重力を生む質量は、慣性質量と完全には一致しない可能性もあると考え、重力質量という概念を生みだしと思われる。
既述のように、多くの実験の結果、両質量は同一であると考えられている。
重量質量を使わず、慣性質量だけを用いても、ニュートン力学を構成することが出来る。これを提唱する物理学者もいる。
それには万有引力の法則のかわりに、次の法則を採用すればよい。
外力が働かないときは、どんな2質点も、お互いに相手に向かって,
加速度運動して近ずく。両者の加速度は、両者の距離の2乗r2に反比例し、それぞれの慣性質量の比に反比例する。
式で書くと、
質点1の慣性質量と加速度の大きさをm1,α1
質点2の慣性質量と加速度の大きさをm2,α2
とすると、m1α1=m2α2、m1∝1/r2,m2∝1/r2
この法則と運動法則により2質点間に働く力(万有引力)を求めると、
ニュートンの万有引力の法則と同じ式だが、質量は慣性質量になり、
重量質量を用いずニュートン力学が構成できる。
振り子と単振動
- ウィキペディア(単振動)の「振り子」の項を見てください。
質点のつり合い
質点に力F1,,Fnが作用し、質点が静止したまま(あるいは等速直線運動)であるとき、それらの力は釣り合っているという。
釣り合いの条件は、F1+ +Fn=0です(運動の第2法則と力の合成則から導出できる)。
仕事とエネルギー
仕事
物体に力を加えて動かす時、力はこの物体に仕事をするという。仕事(の量)は力の大きさと動かした距離の積に比例する。
正確には、加えられる力→F が一定で、力の向きに対して角度θ[rad] だけ傾いている直線上を→s移動したとき、
仕事W は、
W=‖→F‖‖→s‖cosθ
で定義する。
ここで任意のヴェクトル→aに対して、‖→a‖は、そのベクトルの大きさ√∑ia2iである。
特に、この式においてθ=0(すなわち cosθ=1)とすると
「加えられる力が一定であり力の方向が運動の方向と一致している場合」になり、
W=‖→F‖‖→s‖ である。
また、θ=π/2(cosθ=0)のとき、W=0となる。
すなわち、力が運動の方向と直角方向にはたらいている場合、その力は仕事をしない。
W=‖→F‖(‖→s‖cosθ)と表現すると、
仕事は、力の方向に‖→s‖cosθだけ動かしたときの仕事に等しいことが分かる。
W=(‖→F‖cosθ)‖→s‖と表現すると、
仕事は、
大きさ‖→F‖cosθ の→s方向の力を加えて、→sだけ動かしたときの仕事に等しい
ことが分かる。
- ウィキペディア(仕事)を参照のこと。
仕事の内積を用いた表現
内積は、仕事の記述や計算に便利な数学の概念である。
内積の定義と仕事の内積表現
ベクトル→a,→bの内積→a⋅→bは、‖→a‖‖→b‖cosθで定義する。
ここで、θは、ベクトル→a,→bのなす角(0≤θ≤π )である。
- ウィキブックス(高等学校数学B ベクトル) の1.1.6~ 1.1.8を参照のこと。
ウィキブックスでは2次元のベクトルを中心にして説明しているが、
3次元ベクトルの場合にも、成り立つように修正することは容易である。
例えば、ベクトル→a=(a1,a2,a3)の長さは、‖→a‖=√a21+a22+a23,
ベクトルの内積は、この長さを使えば、全く同じ式で良い。
内積を使った 仕事の表現
内積 ⋅を用いると、
物体に力→Fを加えて、→PQ(P点からQ点まで)動かした時の力のなす仕事は、
W=→F⋅→PQと表せる。
内積の性質
仕事は、前述のように内積で表現できるので、内積の性質を調べておくと、仕事について考察する時に役に立つ。
→a,→b,→cが、すべて同じ次元(2か3)のベクトルとし、 αは実数とする。
(1)→a⋅→b=→b⋅→a
(2)→a⋅→b=∑iaibi 、
ここでa1,b1はそれぞれ→a,→bのx座標成分、同様に、添え字2はy座標成分、3はz座標成分
直交座標系はどんなものでも良い。しかしすべてのベクトルは同じ座標系で座標成分表示しなければならない。
(3)(→a+→b)⋅→c=→a⋅→c+→b⋅→c
(4)(α→a)⋅→b=→a⋅(α→b)=α(→a⋅→b)
が成り立つ。
(証明)
(1)は、内積の定義から明らか。
(2);次の三角形の余弦定理を利用する。
三角形の第2余弦定理;
図のような△ABCを考える。
頂点A,B,Cの対辺の長さをそれぞれa,b,cとし、∠ACB=θとする。
すると、c2=a2+b2−2abcosθ
余弦定理の証明;頂点Aから対辺BCにおろした垂線の足をHとする。
ピタゴラスの定理により、
c2=¯BH2+¯AH2。 右辺の第2項に、再び、ピタゴラスの定理を適用して、
=¯BH2+(b2−¯CH2) ¯BH=a−¯CHを代入すると、
=(a−¯CH)2+(b2−¯CH2)=a2+b2−2a¯CH, ¯CH=bcosθなので、代入すると
=a2+b2−2abcosθ
証明終わり。
(2)の証明
ベクトル→aと→bを、
始点が点Cである有向線分で表現し、その終点をB,Cで表す。
すると→a=→CB, →b=→CAである。
ベクトル→c=→a−→bを導入すると、
→c=→a−→b=→CB−→CA=→CB+→AC=→AB
3角形△ABCを考え、第2余弦定理を適用しよう。
∠ACB=θとおく。すると、
‖→c‖2=‖→a‖2+‖→b‖2−2‖→a‖‖→b‖cosθ
=‖→a‖2+‖→b‖2−2→a⋅→bが得られる。
この式を変形して→a⋅→bだけを左辺に置くと、
→a⋅→b=(‖→a‖2+‖→b‖2−‖→c‖2)/2 。
→c=→AB=→AC+→CB=−→b+→aなので、
→a⋅→b=(‖→a‖2+‖→b‖2−‖→a−→b‖2)/2
この右辺を、ベクトルの直交座標成分で表すと、次式が得られる。
→a⋅→b=(∑ia2i+∑ib2i−∑i(ai−bi)2)/2
=∑iaibi
(2)の証明終わり。
(性質3)の証明;ある一つの直交座標系をさだめ、両辺を、性質(2)を利用して、座標成分であらわす。両辺が等しいことが分かる。
(性質4)の証明;同様に、3つの式を、座標成分表示すれば、みな等しいことが、簡単に分かる。
物体が曲線運動するときの仕事量の求め方
力を受けた時の物体の運動は直線とは限らないが、運動の軌跡を細かく区切って眺めると、線分に近いので、物体の変位は、ごく短い線分をつなぎ合わせたものと考える。すると各線分毎に仕事を計算しそれをたせば、全体の仕事量を求めることができる。
エネルギー
物質の持っている仕事をする能力をエネルギーという。
- エネルギー(ウィキペディア)の自然科学の項を参照のこと。
仕事の単位
仕事の定義W=‖→F‖‖→s‖cosθから、仕事の単位は、力の大きさ‖→F‖の単位と長さ‖→s‖の単位を掛けたものになる(cosθ は無単位なので )。
MKSA単位系では、力の大きさの単位はN(ニュートン)、長さの単位はm(メートル)なので、仕事の単位はNm となる。
これをJ(ジュール)と呼ぶ。J=Nmである。
質点系の運動
2個以上の質点が集まって出来ている系を質点系という。
質点系というときは、各質点は密集していても、離れ離れでも良い。互いに固着しようが、自由に動けようが構わない。
すべての物質は、分子の集合と考えたり、細分化して極小部分に分け、それらの集合と考えれば、十分な精度で、質点系とみなすことができる。
そのため質点系の運動の法則を、ニュートンの運動法則から導出すれば、その応用範囲は非常に広い。
質点系の運動と重心
系の任意の2つの質点間には作用・反作用の法則を満たす力が働いていてもよい。
この力を質点系の”内力”という。
質点系の各質点に外部から力(外力という)が加わる時、この質点系はどんな運動をするだろうか。
質点系の各質点の位置を→ri、質量をmiとし、
質点mi に作用する外力を→fi、
mi に、他の質点mjから作用する内力を→fijとする(i,j=1…N)。
すると、各質点に対して、運動の第2法則により、
d(mi→vi)/dt=→fi+∑j≠i→fij ここで→vi=d→ri/dt、
各ベクトルを自由ベクトルとみなしてi=1…Nについて加え合わせると、→fij+→fji=0なので、
d2dt2∑imi→ri=ddt∑imi→vi=∑i→fi
が得られる。
質点系の全質量M=∑imiと質点系に働く全外力→F=∑i→fiを用いて書きなおすと、
Md2dt2(∑imi→ri/M)=→F
質点系の重心→Rを →R=∑imi→ri/M で定義すると、
Md2dt2→R=→F
この式は、力→Fをうける質量Mの質点の運動方程式と同じである。
以下の解説も参考にしてください。
複雑にみえる運動も重心の運動をみれば簡単である
体操選手の運動は、跳躍や着地などで空中をまいながら、回転や体の屈伸、ひねりなどを行う。大変複雑である。
しかし、導出した質点系の重心の運動法則から、体の重心の運動は、投射体の運動であり、放物線をえがいて移動することが分かる。
空中に飛び出た瞬間の速度(速さと方向・向き)で、その軌跡は完全に決まってしまうのである。
剛体の運動とつり合い
剛体
剛体(Rigid body)とは、
質点系であって、それらの、どの2質点の間の距離も変わらない,特殊な系のことを言う。
どの2質点の間の距離も変わらなければ変形は起こらない。
固くて変形しにくい物体を理想化した概念である。
剛体の運動
剛体は変形しない質点系なので、その運動は、重心の運動と、重心の周りの回転運動を合成したものになる。
重心の運動は前の節で説明したように、質点の運動と同じように簡単に扱える。
重心の周りの回転運動について解析するには、少し難しい数学が必要になる。
- ウィキペディア(剛体の力学)を参照のこと。
このテキストでは、固定軸の周りの回転運動を中心に、 剛体運動の初歩と釣合の条件について学ぶ。
固定軸のまわりの回転運動
剛体が、剛体の中を通る固定軸の周りを回転する運動(車輪の回転など)を考える。
応用も考え、回転軸は重心を通らなくてもよいように一般化しておく。
(注)なお、軸が動かないようにするためには軸受が必要である。
工夫しても回転時に軸は軸受から多少の摩擦力を受け、回転にブレーキがかかる。
しかし、これは無視出来るほど小さいと仮定する。
すると軸が受ける力は、軸の変動を防ぎ、固定軸の周りの運動に限定させる作用を持ち、
回転を遅める作用は持たないことになる。
回転運動の表示法
固定軸まわりの剛体の運動はどのように表示したらよいだろうか。
・剛体の位置を表す変数;回転角
剛体が幾ら回転したか分かるように、剛体の、回転軸上にない一点Psに印を付ける。
次に、角度を測る基準線をきめるため、座標系を決めよう。
Psから固定軸へ垂線をひき、その足を原点Oとし,固定軸をz座標とする(静止した)3次元直交座標O−xyzを考える。
剛体が固定軸の周りを回転すると、印Psはxy平面上を、原点Oを中心に円を描いて動くことになる。
その位置ベクトル→OPsがx軸の正方向となす角度ϕを、回転角と呼ぶ。図参照。
但し、x軸から反時計回りの角を正にする。
また一回転した後ならば、一回転の角2πを加え、逆周りに一回転した後なら2πを引き、
角度だけでなく回転数も分かるようにする。
回転角が指定されると、点Psの位置が決まる。
それだけでなく剛体は変形しないので、剛体のすべての点の位置がきまる。
そこで回転角ϕの時間変化ϕ=ϕ(t)を明らかにすれば、剛体の回転運動は定まる。
固定軸のまわりの回転運動において回転角の果たし役割は、質点の運動において質点の位置が果たし役割に対応していることが分かる。
・回転の角速度と角加速度
ϕ=ϕ(t)を時間で微分したdϕ(t)/dtを回転の角速度と呼ぶ。
直観的には、時刻tの瞬間の、回転の速さ(回転角の時間に対する変化率)を表す。
さらにもう一回時間微分したd2ϕ(t)/dt2を回転の角加速度と呼ぶ。
回転力(トルク)
質点の運動に倣って、剛体に作用する力によって、その位置(=回転角)がどう変化するかの法則を導出したい。
しかし、剛体の回転の場合、ある方向の力は、剛体の回転に全く関係しない。
例えば、回転軸から放射状にでる半直線方向の力は全く回転の変化に寄与しないのである。
そこで剛体の回転を変化させる力とはなにかという問題から考察する必要が起こる。
そこで、質点運動における力の定義(力と運動量の変化の関係)や力と仕事の関係など力の係っている式のなかから、剛体の回転運動に容易に拡張出来るものを選び、その式から、回転に関する力を求めることを試みる。
力の定義からは、回転運動への拡張を、推測することは難しい。
力と仕事の関係の考察をしてみよう。
力と仕事の関係からの考察
適当な直交座標系をさだめ、ベクトルは、座標成分で表示する。
質点に、一定の力→F=(Fx,Fy,Fz)を作用させて、x軸方向に変位させる。
質点はこの軸の上でしか動けないように拘束され、摩擦はないと仮定する。
質点の変位ベクトルは一次元の変数xを使って→s=(x,0,0)と表せる。
すると力のなす仕事は、W=→F⋅(x,0,0)=Fxxである。
逆に物体に一定の力を加え、x軸上でxだけ変位させた時の仕事Wが分かれば、質点を動かした力は
Fx=W/x
で求められる。
Fy,Fzは、質点をx軸上で動かすことには全く寄与せず、
x軸に拘束された質点を動かす力は、Fxなのである。
固定軸まわりの回転もその変位は一次元の変数である回転角度で表わせるので、
これに倣って、
W/回転した角度
を、回転にかんする力であると考える。これを回転力と呼ぶ。トルクともいう。
この方針を実行して回転力を具体的に求めよう。
剛体に力を加え微小角動かす時の、力のなす仕事の算出
図4.1のように剛体の任意の一点P(x,y,z)を考える。
z座標の上方からxy平面を見下ろしているので、z座標は点になりOと書いてある。
まず一点P(x,y,z)に力→F=(Fx,Fy,Fz)が作用して、微小角Δθだけ回転したときの
仕事ΔWを計算し回転力を求めよう。
P点から回転軸(z軸)に垂線を下ろし、その足をO′=(0,0,z)とする。
→O′Pの長さをr、x軸となす角をθ(ラジアン)と置く。
この角度は、
剛体につけた印の位置ベクトル→OPsがx軸となす回転角ϕと
このベクトルと→O′P(をxy平面に平行移動したベクトル)の間の角の和である。
後者は、剛体なので、運動しても変わらない定数である。そこで、θ=ϕ+定数,と書ける。
剛体がz軸の周りを微小角Δθ回転して、点Pが図の点Qに移動したとする。
すると角∠OPQはほぼ直角(=π/2)で→PQの長さPQは、PQ=r(Δθ)。
→PQのx成分とy成分は、図4-1中に示したように、それぞれ、−QR=−PQ∗y/r、PR=PQ∗x/r。
PQ=r(Δθ)を代入すると、
→PQx=−y(Δθ)、→PQy=x(Δθ)、→PQz=0
点P(x,y,z)に作用する力→F=(Fx,Fy,Fz)が、物体を→PQだけ動かしたので、
その仕事は、ΔW=→F⋅→PQ(内積)。
この右辺を内積の性質を用いて座標成分で表すと、
Fx∗(−y)Δθ+FyxΔθ+Fz∗0
=(xFy−yFx)∗Δθ
回転力の導出
ゆえに、力→Fのz軸まわりの回転力(トルク)はΔW/Δθ=xFy−yFx
他の軸の周りの回転力
力→Fのx軸、y軸まわりの回転力も同様に計算できる。結果は、
x軸まわりの回転力;yFz−zFy=y(Ft)z−z(Ft)y
y軸まわりの回転力;zFx−xFz=z(Ft)x−x(Ft)z
原点まわりの力のモーメント
位置ベクトル→r=(x,y,z)の剛体の点Pに作用する力→Fの原点まわりの力のモーメントを、
→N=(x軸まわりのトルク、y軸まわりのトルク、z軸まわりのトルク)で定義する。
数式で書くと、
→N=(yFz−zFy,zFx−xFz,xFy−yFx),
ベクトル積の性質
→a,→b,→cを3次元ベクトル
αを実数とする。
すると次の性質が成り立つ。
性質1. →a を, →cと垂直な成分→a⊥ と,平行な成分→a∥ の和に分解するとき、
→a×→c=→a⊥×→c
→a∥×→c=0
性質2.→a×→b=−→b×→a
性質3.(→a+→b)×→c=→a×→c+→b×→c
性質3の系. →a×(→b+→c)=→a×→b+→a×→c
(→a+→b+→c)×→d=→a×→d+→b×→d+→c×→d
性質4.(α→a)×→b
=α(→a×→b)=→a×(α→b)
性質5.(→e1,→e2,→e3) を
それぞれ大きさ(長さ)1で互いに直交し、右手系をなす、ベクトル(右手系をなす正規直交基底)とする。
この時、
→e1×→e2=→e3,→e2×→e3=→e1,→e3×→e1=→e2
性質6.ベクトル→a,→bを,性質5で用いた基底(→e1,→e2,→e3) で決まる座標の座標成分で表示しておく。
すると→a×→b=(aybz−azby,azbx−axbz,axby−aybx)
性質7.(→a×→b)⋅→c=(→c×→a)⋅→b
=(→b×→c)⋅→a
性質8. →a(t) と →b(t)を,tにかんして微分可能な、ベクトルに値をとる関数とする。すると、
→a(t)×→b(t) は、tにかんして微分可能で、
ddt(→a(t)×→b(t))
=(ddt→a(t))×→b(t)+→a(t)×(ddt→b(t))
証明
性質1の証明;ベクトル積の定義から、容易に示せる。
2つのベクトルの作る平行四辺形の面積と方向・向きを考えれば良い。
性質2の証明;2つのベクトルを入れ替えても、それらが作る平行四辺形の面積は変わらず、この四辺形に直交する直線の方向も変わらない。しかし、右手系をなす方向は、逆向きになる。ベクトル積の定義から、→a×→b=−→b×→a が示せた。
性質3の証明;
この証明には少し工夫が必要である。
ベクトル積の性質の中でも、もっとも大切なものなので、詳しく説明しよう。
① →a,→b と→c が直交する場合。図参照のこと
・議論をやさしくするため、ベクトルを、空間の原点O を始点とする有向線分で代表させる。
・→c と直交しO を通る平面をHとする。
・仮定より→a,→bは、ともに平面H上のベクトルである。
・→a×→c,→b×→cも、
ベクトル積の定義により、共に→c と直交するので、H上のベクトルである。
これら四つのベクトルはすべて平面H上にあるので、今後の議論はこの平面上で進める。
ⅰ)→a×→c,→b×→c の張る平行四辺形は,
→a,→bの張る平行四辺形を、‖→c‖倍し,原点周りに90度回転したものになることを、示そう。
・→a×→cは、ベクトル積の定義から、→a と直交する。
そのため、→a を平面H上で、原点まわりに、90度右回りか、左回りすれば、方向と向きが一致する。
・→b×→cも、同様に考え、→b を平面H上で、原点まわりに、90度右回りか、左回りすれば、方向と向きが一致することが分かる。
・どちら周りの回転になるかは、ベクトル積の定義によって決まるが、
後者の回転の向きが、前者の回転の向きと一致することが分かる。
・→a×→c の大きさは、
‖→a×→c‖=‖→a‖‖→c‖cosπ/2=‖→a‖‖→c‖ なので、→a の大きさの‖→c‖倍になる。
同様に、→b×→c の大きさは、→a の大きさの‖→c‖倍になる。
・以上の結果より、所望の結果は示された。
ⅱ)(→a+→b)×→c=→a×→c+→b×→cを示そう。
・ ⅰ)と同じ議論により、
(→a+→b)×→cは→a,→bの張る平行四辺形の対角線を、原点周りに90度、同じ向きに回転させ、‖→c‖倍させたものであることが分かる。
・すると、ⅰ)で示したことから、(→a+→b)×→cは
→a×→c,→b×→c の張る平行四辺形の対角線→a×→c+→b×→c に等しいことが分かる。
・以上で①が示せた。
② 一般の場合。
性質1より、⊥ を→cと垂直な成分を表すとすると、 (→a+→b)×→c=(→a+→b)⊥×→c(1)
(→a+→b)⊥=→a⊥+→b⊥なので、(1)式は、
=(→a⊥+→b⊥)×→c
①より、
=→a⊥×→c+→b⊥×→c=→a×→c+→b→c 性質3の証明終わり。
性質3の系の証明;
性質2より、
→a×(→b+→c)=−(→b+→c)×→a
性質3より、
=−(→b×→a+→c×→a)
再び性質2より、
=→a×→b+→a×→c 前半の証明終わり
性質2より、
(→a+→b+→c)×→d=(→a+→b)×→d+→c)×→d
再び性質2より、
=→a×→d+→b×→d+→c×→d
証明終わり。
性質4の証明;実数α が正、零、負の場合に分けて考える。いずれの場合にも
ベクトル積の定義とベクトルと実数の積の性質から、容易に証明できる。
性質5の照明;ベクトル積と(e1,e2,e3) の定義から明らかである。
性質6の証明;→a=ax→ex+ay→ey+az→ez,
→b=bx→ex+by→ey+bz→ezと表せるので、
→a×→b=(ax→ex+ay→ey+az→ez)×→b
性質3の系から
=ax→ex×→b+ay→ey×→b+az→ez×→b (1)
式(1)の第1項
ax→ex×→b
に
→b=bx→ex+by→ey+bz→ez
を代入して、性質3の系を使って変形すると、
ax→ex×→b=ax→ex×bx→ex+ax→ex×by→ey+ax→ex×bz→ez (2)
性質4と性質5を使うと、
ax→ex×bx→ex=axbx→ex×→ex=→0 。
同様の計算を行うと、
ax→ex×by→ey=axby→ex×→ey=axby→ez
ax→ex×bz→ez=axbz→ex×→ez=−axbz→ey
式(2)にこれらを代入して、
ax→ex×→b=axby→ez−axbz→ey (3)
式(1)の第2項、第3項も同様に計算すると、
ay→ey×→b=aybz→ex−aybx→ez (4)
az→ez×→b=azbx→ey−azby→ex (5)
式(3),(4),(5) を、式 (1)に代入すると、
→a×→b=axby→ez−axbz→ey+aybz→ex−aybx→ez+azbx→ey−azby→ex
=(aybz−azby)→ex+(azbx−axbz)→ey+(axby−aybx)→ez
性質6の証明終わり。
性質7の証明;
\quad (\vec{a} \times \vec{b})\cdot \vec{c}= (\vec{c} \times \vec{a})\cdot\vec{b}を証明しよう。
残りも、同様に証明出来るので各自試みてください。
右手系をなす一つの直交座標を決める。
3つのベクトルを、この座標の成分で表示して、性質6と内積の性質を使えば、左右が等しいことが証明できる。
概略をスケッチしよう。
\quad (\vec{a} \times \vec{b})\cdot \vec{c}
=(a_yb_z-a_zb_y,a_zb_x-a_xb_z,a_xb_y-a_yb_x)
\cdot (c_x,c_y,c_z)
=(a_yb_z-a_zb_y)c_x+(a_zb_x-a_xb_z)c_y+(a_xb_y-a_yb_x)c_z
\quad (\vec{c} \times \vec{a})\cdot\vec{b}も、これと同じように計算する。
これら両式を整頓すると、同じものであることが分かる。
性質7の証明終わり。
性質8の証明;
性質8. \quad \vec{a(t)} と \vec{b(t)} を,tにかんして微分可能な、ベクトルに値をとる関数とする。すると、
\quad \vec{a(t)} \times \vec{b(t)} は、tにかんして微分可能で、
\quad \frac{d}{dt}(\vec{a(t)} \times \vec{b(t)})
\quad =(\frac{d}{dt}\vec{a(t)} )\times \vec{b(t)}+\vec{a(t)}\times (\frac{d}{dt}\vec{b(t)})
すでにこのテキストで紹介した、ベクトル値関数の微分の定義を用いて証明する。
\quad \frac{d}{dt}(\vec{a(t)} \times \vec{b(t)})
=\lim_{\delta t \to 0}
(\vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)}- \vec{a(t)} \times \vec{b(t)})/\delta t \qquad (1)
この極限が存在し、
\frac{d}{dt}\vec{a(t)} \times \vec{b(t)}+\vec{a(t)}\times \frac{d}{dt}\vec{b(t)}
になることを示せば性質8は証明できたことになる。
極限の計算が進むよう、右辺の式の分子を変形しよう。
関数の積の微分公式の証明と同じ技巧を用いる。
\vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)}
- \vec{a(t)} \times \vec{b(t)}
= \vec a(t+\delta t)\times \vec{b(t+\delta t)}
-\vec a(t)\times \vec{b(t+\delta t)}
+\vec a(t)\times \vec{b(t+\delta t)}
- \vec{a(t)} \times \vec{b(t)}
ベクトル積の性質3を利用すると、
= \left(\vec a\left(t+\delta t\right)
-\vec a\left(t\right)\right)
\times
\vec b\left(t+\delta t\right)
+\vec a\left(t\right)
\times
\left(\vec b\left(t+\delta t\right)- \vec b\left(t\right)\right) \qquad (2)
この式を式(1)の右辺の分子の項に代入すると
式(1)
=\lim_{\delta t \to 0}
\left(\left(\vec a\left(t+\delta t\right)
-\vec a\left(t\right)\right)
\times
\vec b\left(t+\delta t\right)
+\vec a\left(t\right)
\times
\left(\vec b\left(t+\delta t\right)- \vec b\left(t\right)\right)
\right)/\delta t
ベクトル積の性質4と極限の性質を用いると
=\lim_{\delta t \to 0}
\frac {\vec a\left(t+\delta t\right)
-\vec a\left(t\right)\right)}{\delta t}
\times
\vec b\left(t+\delta t\right)
+\lim_{\delta t \to 0} \vec a\left(t\right)
\times
\frac {\left(\vec b\left(t+\delta t\right)- \vec b\left(t\right)\right) }
{\delta t}
回転力(トルク)の性質
(1)力\vec{F}のz軸まわりの回転力は,\vec{F}_zには関係しない。
言いかえるとz軸を固定軸とする剛体にz軸の方向の力を加えても、z軸の周りの回転は起こらない。
(2)剛体の1点P(x,y,z)に作用する力\vec Fを、
\vec{OP}方向の成分\vec F_rと、
Pの描く、Oを中心とする回転円の(左回りの)接線方向の成分\vec F_t
および、これら2成分に直交する成分
に分解する。この時、
・力\vec Fのz軸まわりの回転力は、\vec F_tのz軸まわりの回転力に等しい。
数式で表すと、xF_{y}-yF_{x}=x(F_t)_{y}-y(F_t)_{x}
・力\vec F_rのz軸まわりの回転力は、零である。
すなわち、動径方向の力は回転に寄与しない。
(3)剛体に作用する力の作用点を、力の作用線上で動かす限り、回転力は変化しない。
ここで、力の作用線とは、力の作用点を通り、力の方向と重なる直線のこと。
これらはいずれも直観と合致する。
定理;
\vec{\omega}を、大きさ1のベクトルとする。
すると、
\quad \vec N \cdot \vec{\omega}は、\vec{\omega}を軸とする回転力になる。
剛体の複数個所に作用する力の回転力
次に剛体の多くの点に力を加えたときの回転力を求めよう。
力の作用点をP_i(x_i,y_i,z_i)、力を\vec{F_i}\quad (i=1,2,,,n)とする。
これらの力のもとで剛体がz軸まわりを\Delta\thetaだけ微小回転するときの、各力のなす仕事の合計は、
(\sum_{i=1}^{n}(x_{i}(F_{i})_{y}-y_{i}(F_{i})_{x}))*\Delta\theta
従って、作用点P_i(x_i,y_i,z_i)の力、\vec{F_i}\quad (i=1,2,,,n)のz軸まわりの回転力は、
\sum_{i=1}^{n}(x_{i}(F_{i})_{y}-y_{i}(F_{i})_{x})
この結果は、力が一か所に作用する場合と全く同じ考えで導ける。
同様に、x軸まわりとy軸まわりの回転力も導ける。
従って、力\vec{F_i}\quad (i=1,2,,,n)の原点まわりの力のモーメントは、
\vec N=\sum_{i=1}^{n}\vec N_i
=\sum_{i=1}^{n}(y_{i}(F_{i})_{z}-z_{i}(F_{i})_{y},z_{i}(F_{i})_{x}-x_{i}(F_{i})_{z},x_{i}(F_{i})_{y}-y_{i}(F_{i})_{x})
回転運動の方程式
z軸を固定軸とする剛体の回転の運動方程式を求めよう。
この軸のまわりの回転にかんする力(z軸まわりのトルク)が作用する時の剛体の回転速度の変化の式を求めればよい。
剛体を(質点と考えてよい)N個の微小部分P_i(i=1 \cdots N)に分け、その質量をm_i、座標を(x_i,y_i,z_i)とする。
この点に外部から作用する力を\vec {F}_iとする。
回転軸となるz軸がぶれないようにするため、軸受が設けられた時はそこからの力が回転軸と接する剛体部分にかかるので、\vec {F'}_{i}とおく。
さらに剛体は変形しないように、任意の2点間に変形を打ち消すための力(内力と呼ぶ)がかかっている。P_iに、P_jからかかる力を\vec {F}_{ij}とおく。
軸受と回転軸とのあいだの摩擦は無視できるほど小さいと仮定する。するとP_iの回転円の接線方向の\vec {F'}_{i}の成分(\vec {F'}_{i})_tは0となる。
また作用・反作用の法則(運動の第3法則)から、\vec F_{ij}=-\vec F_{ji}
てこの原理と力のモーメント
てこの原理については、
- [[wikipedia_ja:てこ#.E3.81.A6.E3.81.93.E3.81.AE.E5.8E.9F.E7.90.86|ウィキペディ
作用線の定理
剛体の場合、作用線に沿って力の作用点を移動しても、力の作用は変わらない。何故かは、考えてみましょう。
剛体のつり合い
いくつかの力が作用し、剛体が静止したままであるか、
重心が等速直線運動を続け、重心の周りの回転が変化しない場合に、剛体(に作用している力)は釣り合っているという。