物理/エネルギーと保存則
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(→仕事エネルギー定理（Work-energy theorem)) |
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力は時間に関して連続であるか、区分的に連続(不連続点が有限個しかない)と仮定する。<br/> | 力は時間に関して連続であるか、区分的に連続(不連続点が有限個しかない)と仮定する。<br/> | ||
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その間、力が行った仕事 ''$W$''に等しい<br/> | その間、力が行った仕事 ''$W$''に等しい<br/> | ||
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$s$に収束するどんな点列$x_1,x_2,,,x_n,,,$に対しても<br/> | $s$に収束するどんな点列$x_1,x_2,,,x_n,,,$に対しても<br/> | ||
$\lim_{t_n\to s}\vec{F}(t_n)=\vec{F}(s)$が成り立つこと。<br/> | $\lim_{t_n\to s}\vec{F}(t_n)=\vec{F}(s)$が成り立つこと。<br/> | ||
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力を受けた質点は運動する。任意の時刻$t,(t_1\leq t \leq t_2)$の質点の位置を | 力を受けた質点は運動する。任意の時刻$t,(t_1\leq t \leq t_2)$の質点の位置を | ||
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この関数は区分的に連続なので、<br/> | この関数は区分的に連続なので、<br/> | ||
リーマン積分の定理(物理数学のリーマン積分参照）から、積分可能で<br/> | リーマン積分の定理(物理数学のリーマン積分参照）から、積分可能で<br/> | ||
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=\int_{[t_1,t_2]}(\vec{F}\cdot \vec{v})(t)dt$<br/> | =\int_{[t_1,t_2]}(\vec{F}\cdot \vec{v})(t)dt$<br/> | ||
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補題の証明終わり。 | 補題の証明終わり。 | ||
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ある基準点Ｑから見た, | ある基準点Ｑから見た, | ||
保存力$\vec{F}$（未知）のポテンシャルエネルギー$\phi$が既知の時、<br/> | 保存力$\vec{F}$（未知）のポテンシャルエネルギー$\phi$が既知の時、<br/> | ||
2015年2月14日 (土) 04:25時点における版
目次 |
エネルギーと保存則
質点や質点の集まりの運動を調べるときに有用な
各種の保存法則が、運動の法則から導かれる。
導出の仕方が理解できると、力学への理解が深まる。
下記の記事以外にも、導出法をインターネット検索して調べ、よく考えよう。
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。
- 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3章
- 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。
運動エネルギー(kinetic energy)
運動している粒子は、それを止めようとする物体に力を与え、動かすことが出来る。
運動している粒子は,運動に起因する何らかのエネルギーを持っていると考えられる。
止まった段階ではこのエネルギーは零になるので、
運動している粒子の持つエネルギーの量は、止まるまでに使った仕事で計れる。
質量$m$の粒子が速度$\vec v$で運動しているとき、
止まるまでになす仕事を求めてみる。
速度方向をｘ軸とする座標$O-x$をとる。
力が作用しなければ、粒子はｘ軸の上をｘ正方向にむかって、速さ$v:=\|\vec v\|$で等速直線運動を続ける。
この粒子が原点を通過する瞬間(t=0)から、ｘ軸の負方向に力$ F=-f、f>0$を、止まるまで与え続ける。この間、粒子は、作用反作用の法則により、$ F=f、f>0$の力で、押し返しながら、止まるまで仕事をし続ける。
止まるまでの距離を求めるため、運動法則を用いる。
この粒子の運動方程式は
$m\frac{d^2}{dt^2}x(t)=-f \qquad (1) $,
ここで、ｘ、ｖは、初期条件$x(0)=0,v(0)=v \qquad (2)$を満たす。
(1)式の両辺を$m$で割り、$v(t):=\frac{d}{dt}x(t)$を代入すると、
$\frac{d}{dt}v(t)=-\frac{f}{m}$
この方程式を満たし、初期条件(2)を満たす関数$v$は、
$v(t)=-\frac{f}{m}t+v \qquad \qquad (3)$
この式から、粒子が停止する時刻は
$t_1=\frac{mv}{f}$
このときの粒子の位置は、
$\frac{d}{dt}x(t)=-\frac{f}{m}t+v \qquad (4) $
を解いて、停止時刻$t_1$でのｘを求めればよい。
初期条件式(2)を満たす(4)式の解は
$x(t)=-\frac{f}{2m}t^2+vt \qquad (4) $
故に、止まる位置は
$x(t_1)=-\frac{f}{2m}{t_1}^2+vt_1=\frac{mv^2}{2f}$
粒子が止まるまでに,なした仕事は、
$W=f \frac{mv^2}{2f}= \frac{mv^2}{2}$
以上の考察より、粒子の運動エネルギーを次のように決める。
定義；
質量$m$、速度$\vec v$の質点の運動エネルギーを、
$\frac{mv^2}{2}$
で定める。
- ウィキペディア（運動エネルギー）
- ウィキペディア（Kinetic_energy） in English
仕事エネルギー定理（Work-energy theorem)
仕事エネルギー定理
質量$m$の質点が時刻$t_1$ に位置$\vec{x}(t_1)$にいて,速度$\vec{v}(t_1)$で動いているとする。
この粒子に、
力 $\vec F(t)$(注参照) を時刻$t_1$から$t_2$まで加える。
力は時間に関して連続であるか、区分的に連続(不連続点が有限個しかない)と仮定する。
すると
ⅰ）この間力の行う仕事は$W=\int_{[t_1,t_2]}(\vec{F}\cdot \vec{v})(t)dt$
ⅱ）この間の運動エネルギーの変化量 $\frac{1}{2}m\|v(t_2)\|^2 - \frac{1}{2}m\|v(t_1)\|^2 $は、
その間、力が行った仕事 $W$に等しい
(注）多くの自然界の力(万有引力や電磁気力）は、場所によって変化するので、
運動中の質点の受ける力は時間とともに変動する。
人為的に時間で力を変えて物体を運動を制御することもある。
この力が時刻$s$で連続とは、
$s$に収束するどんな点列$x_1,x_2,,,x_n,,,$に対しても
$\lim_{t_n\to s}\vec{F}(t_n)=\vec{F}(s)$が成り立つこと。
全ての時刻$s \in [t_1,t_2]$で連続のとき、連続という。
証明；
力を受けた質点は運動する。任意の時刻$t,(t_1\leq t \leq t_2)$の質点の位置を
$\vec{x}(t)$で表す。
時刻$t_1$から$t_2$までの質点の運動の軌跡は、
$C:=\{\vec{x}(t) \mid t_1\leq t \leq t_2\}$
で、運動方向に向きを入れる。
時刻$t_1$から$t_2$までのあいだをn等分して、ｎ個の小区間に分ける。
ｎ個の小区間は
$[s_{i-1},s_i]:=[t_1+(i-1)\Delta t,t_1+i\Delta t],\quad (i=1,2,,,n),$$(s_0=t_1,s_n=t_2)$
と表現できる。ここで、$\Delta t=\frac{t_2-t_1}{n}$
これに対応して、軌跡$C$は、ｎ個の小部分$C_i=(P_{i-1},P_i),(i=1,2,,,n)$に分割される。
ここで、$P_{i-1},P_i$は$C_i$の端点を表す。
原点$O$を適当に定め、直交座標$O-xyz$をいれる。
$C_i$の端点(の位置ベクトル）を$\vec{x}(s_{i-1})=\vec{OP_{i-1}}$ 、 $\vec{x}(s_i)=\vec{OP_i}$と表現しておく 。
等分数nを十分大きくとっておけば、$\Delta t$が非常に小さくなり、
その間は質点はほぼ等速直線運動するので、$C_i$は有向線分$\vec{P_{i-1}P_i}$で近似できる。
力も時刻が$[s_{i-1},s_i]$の間、ほぼ一定なので、
このなかの任意の時刻${\xi}_i\in [s_{i-1},s_i]$を代表点として選び、
$\vec{F}({\xi}_i)$で近似する。
この近似を用いると、仕事の定義から、力が$C_i$で行った仕事は
$W_i(n,{\xi}_i)= \vec F({\xi}_i)\cdot \vec{P_{i-1}P_i}
=\vec F({\xi}_i)\cdot(\vec{x}(s_i)-\vec{x}(s_{i-1})$
故に、時間をｎ等分割したときの仕事Ｗの近似値は、
$W(n,\{{\xi}_i\}_{i=1}^{n})=\sum_{i=1}^{n} W_i(n,{\xi}_i)$
$=\sum_{i=1}^{n} \vec F({\xi}_i)\cdot(\vec{x}(s_i)-\vec{x}(s_{i-1})\qquad (1)$
ここで、
$\vec{x}(s_i)-\vec{x}(s_{i-1})
=\int_{s_{i-1}}^{s_i}\frac{d\vec{x}(t)}{dt}dt
=\int_{s_{i-1}}^{s_i}\vec{v}(t)dt$
$=\int_{s_{i-1}}^{s_i}
\left(\vec{v}({\xi}_i)+(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt$
$=\vec{v}({\xi}_i)(s_i-s_{i-1})
+\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)$
この式を（１）式に代入すると、
$W(n,\{{\xi}_i\}_{i=1}^{n})$
$=\sum_{i=1}^{n} (\vec{F}\cdot \vec{v})({\xi}_i)(s_i-s_{i-1})
+\sum_{i=1}^{n} \vec{F}({\xi}_i)\cdot
\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt \qquad (2)$
(2)式の右辺の第一項は、実数値関数
$(\vec{F}\cdot \vec{v})(t):=\vec{F}(t)\cdot\vec{v}(t)$
の、ｎ等分割と代表点$\{\xi_i\}_{i=1}^{n}$に対応するリーマン和
$I^{\vec{F}\cdot \vec{v} ,n}(\xi_1,,,\xi_n)$である。
この関数は区分的に連続なので、
リーマン積分の定理(物理数学のリーマン積分参照）から、積分可能で
$W=\lim_{n\to \infty}W(n,\{{\xi}_i\}_{i=1}^{n})=\lim_{n\to \infty}\sum_{i=1}^{n} (\vec{F}\cdot \vec{v})({\xi}_i)(s_i-s_{i-1})
=\int_{[t_1,t_2]}(\vec{F}\cdot \vec{v})(t)dt$
である。
補題；(2)式右辺の第2項は、ｎを無限にしていくと、０に収束する。
記号で書くと、
$\lim_{n\to \infty}\sum_{i=1}^{n} \vec{F}({\xi}_i)\cdot
\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt=0$
この補題を用いると、
$W=\lim_{n\to\infty}W(n,\{{\xi}_i\}_{i=1}^{n})=\int_{[t_1,t_2]}(\vec{F}\cdot \vec{v})(t)dt$
運動の第2法則から、$\vec{F}(t)=m\frac{d\vec v(t)}{dt}$なので、
$W=\int_{[t_1,t_2]}(\vec{F}\cdot \vec{v})(t)dt$
$=\int_{[t_1,t_2]}(m\frac{d\vec v(t)}{dt} \cdot \vec{v})(t)dt
=\frac{m}{2}\int_{[t_1,t_2]}\frac{d}{dt}\vec{v}(t) \cdot \vec{v}(t)dt$
$=\frac{m}{2}\int_{[t_1,t_2]}\frac{d}{dt}\|\vec{v}(t)\|^2
=\frac{m}{2}\|\vec{v}(t_2)\|^2-\frac{m}{2}\|\vec{v}(t_1)\|^2$
定理の証明おわり。
補題の証明；
$\|\sum_{i=1}^{n} \vec{F}({\xi}_i)\cdot
\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt\|$
$\leq \sum_{i=1}^{n}\| \vec{F}({\xi}_i)\cdot \int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt \|$
$\leq \sum_{i=1}^{n}\| \vec{F}({\xi}_i)\|\|\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt\|$
$M:=max_{t\in [t_1,t_2]}\|\vec{F}(t)\|$とおくと、
$\leq M\sum_{i=1}^{n}\int_{s_{i-1}}^{s_i}\|\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt\|\qquad (3)$
$\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)=\int_{{\xi}_i}^{t}\frac{d\vec{v}(s)}{ds}ds
=\int_{{\xi}_i}^{t}\frac{\vec{F}(s)}{m}ds$
なので、
$\|\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\|
\leq \int_{{\xi}_i}^{t}\|\frac{\vec{F}(s)}{m}\|ds
\leq
\frac{M}{m}(s_i-s_{i-1}) \qquad \qquad (4)$
(4)式を(3)式に代入すると
$\|\sum_{i=1}^{n} \vec{F}({\xi}_i)\cdot
\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt \|
\leq \frac{M^2}{m}\sum_{i=1}^{n}(s_i-s_{i-1})^2$
ここで、$s_i-s_{i-1}=\frac{t_2-t_1}{n}$なので、
$\leq \frac{M^{2}(t_2-t_1)^2}{m}\frac{1}{n}$
故に、
$\lim_{n\to\infty}\|\sum_{i=1}^{n} \vec{F}({\xi}_i)\cdot
\int_{s_{i-1}}^{s_i}\left(\vec{v}(t)-\vec{v}({\xi}_i)\right)dt\|
\leq
\frac{M^{2}(t_2-t_1)^2}{m}\lim_{n\to\infty}\frac{1}{n}
=0$
補題の証明終わり。
保存力場とポテンシャル エネルギー
保存力場
ポテンシャル エネルギー
ポテンシャル エネルギーから力を求める方法
ある基準点Ｑから見た,
保存力$\vec{F}$（未知）のポテンシャルエネルギー$\phi$が既知の時、
$\vec{F}$を、$\phi$から求めることができる。
Ｑ点を原点とする直交座標系を1つ固定する。
この力で、質点を位置ベクトル$\vec{r}$ の点から、
位置ベクトル$\vec{r}+(\Delta_{x},0,0)$ の点まで動かす時
$\Delta_{x}$は微小にとる。
するとこの間の力は一定値$\vec{F}(r)$で近似できる）、
力のする仕事は、ほぼ $\vec{F}_{x}(\vec{r})\Delta_{x}$である。
すると、
$\phi(\vec r)+\vec{F}_{x}(\vec{r})\Delta_{x}$は、
質点を原点から位置ベクトル$\vec{r}$ の点まで動かし、
引き続いて位置ベクトル$\vec{r}+(\Delta_{x},0,0)$ の点まで動かす時の、
力のなす仕事になるので、保存力であることから、$\phi(\vec r+(\Delta_{x},0,0))$ にほぼ等しい。
従って$\phi(\vec r+(\Delta_{x},0,0))\simeq \phi(\vec r)+\vec{F}_{x}(\vec{r})\Delta_{x}$
故に $\lim_{\Delta_{x} \to 0}\frac{\phi(\vec r+(\Delta_{x},0,0))-\phi(\vec r)}{\Delta_{x}}=\vec{F}_{x}(\vec{r})$；力のｘ成分。
同様にして
$\lim_{\Delta_{y} \to 0}\frac{\phi(\vec r+(0,\Delta_{y},0))-\phi(\vec r)}{\Delta_{y}}=\vec{F}_{y}(\vec{r})$；力のｙ成分。
$\lim_{\Delta_{z} \to 0}\frac{\phi(\vec r+(0,0,\Delta_{z}))-\phi(\vec r)}{\Delta_{z}}=\vec{F}_{z}(\vec{r})$；力のｚ成分。
力学的エネルギーと力学的エネルギー保存則(kinetic energy and conservation of kinetic energy )
力学的エネルギーは
- ウィキペディア（力学的エネルギー）
- ウィキペディア（Kinetic_energy） in English
を見てください。
仕事エネルギー定理の仕事量W（$＝\vec{F}\cdot\vec{PQ}$ 。 ここで$\vec{PQ}$ は変位ベクトル）をきめる力$\vec{F}$が
保存力$\vec{Fc}$と外力$\vec{Fo}$の和からなるとき、
$W=(\vec{Fc}+\vec{Fo})\cdot\vec{PQ}=\vec{Fc}\cdot\vec{PQ} +\vec{Fo}\cdot\vec{PQ}$
$=P$のポテンシャルエネルギー$(U(P)-U(Q))+\vec{Fo}\cdot\vec{PQ}$となる。
一方仕事エネルギー定理から、$W=\frac{1}{2}m{V(Q)}^2-\frac{1}{2}m{V(P)}^2$なので、この両式から、
$\left(\frac{1}{2}m{V(Q)}^2+U(Q)\right)-\left( \frac{1}{2}m{V(P)}^2+U(P)\right)=\vec{Fo}\cdot\vec{PQ}$が得られる。
もし保存力以外の力$\vec{Fo}$ が零ならば、$\frac{1}{2}m{V(Q)}^2+U(Q)=\frac{1}{2}m{V(P)}^2+U(P)$
（力学エネルギー保存則）が得られる。
もっと知りたい方は次をどうぞ。
エネルギー保存則は物理学のなかで最も基本的な原理です。
熱エネルギーも含めたもっと一般的なエネルギー保存則は、後の章で学びます。
運動量と保存則
運動量と力積 (momentum or linear momentum and Impulse)
質点に力$\vec{F}(t)$が作用しているとする。
運動の第２法則$\vec{F}(t)=\frac{d\vec{p}(t)}{dt}$ の両辺を
時間に関して$t_1$から $t_2$まで積分してみよう。ここで$\vec{p}(t)=m\vec{v}(t)$は質点の運動量。
すると、
$\int_{t_1}^{t_2}\vec{F}(t)dt=\vec{p}(t_2)-\vec{p}(t_1)$
となる。
質点に作用する力を時間で積分した$\int_{t_1}^{t_2}\vec{F}(t)dt$を力積と呼ぶ。
力積は、運動量の変化に等しい。
- ウィキブックス（高等学校理科 物理Ⅱ） の1.1.2 運動量と力積
ｎ個の質点を持つ質点系の運動量は、各質点の運動量の和で定義する。
この場合にも質点系への力積は質点系の運動量の変化に等しいことが、
運動の第２法則から導ける。
運動量保存則( law of conservation of momentum )
質点の場合、外力がなければ、その運動量は保存される(一定である)。
質点系(質点の集まり)の場合でも、質点系に作用する外力のベクトル和が零ならば、
内力(質点系内の質点間に働く力)があっても、運動量が保存されることが示せる。(注）
これを運動量保存則とよぶ。
（注）質点系の各質点の位置を$\vec{r_i}$、質量を$m_i $とし、
質点$m_i$ に作用する外力を$\vec{f_i}$、
$m_i$ に、質点系の他の質点$m_j $から作用する内力を$\vec{f_{ij}}$とする($i,j=1 \ldots N$)。
すると、各質点に対して、運動の第２法則により、
$\frac{d\vec{p}_i(t)}{dt}=\vec{f_i}+\sum_{j\neq i}\vec{f_{ij}} $
各ベクトルを自由ベクトルとみなして,上の式を$i=1 \ldots N$について加え合わせると、
$\sum_i{\vec{f_i}}=0 \qquad \vec{f_{ij}}+\vec{f_{ji}}=0$(作用反作用の法則)なので、
$\frac{d}{dt} \sum_i{\vec{p}_i(t)} =0 $
が得られる。ゆえに、$\sum_i{\vec{p}_i(t)}$は保存される。
保存則の応用
衝突の問題
2質点の衝突
質点の壁との衝突
力学に必要な物理量（時間、距離、速度、加速度、質量、力）の単位と単位変換
- ウィキペディア（物理単位）
- wikibooks(High_School_Physics/Si_units) ,in English
