Die Mechanik realer Körper

Band 5 des Werkes Einführung in die Theoretische Physik - Ein Lehrbuch in mehreren Bänden

 

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Der Massenmittelpunkt und seine Bewegungsgleichung

Nun wird die Mechanik wirklichkeitsnäher: Wir wenden die an idealen Massenpunkten gewonnenen Ergebnisse auf reale Körper an.

Die Atombomben – und im Allgemeinen auch die Moleküle – aus denen reale Körper aufgebaut sind, kommen unserem Ideal des Massenpunktes völlig hinreichend nahe. Daher können wir reale Körper als Systeme zahlreicher Massenpunkte auffassen. Die im Folgenden hergeleiteten Sätze über Systeme von Massenpunkten gelten folglich für reale Körper. Dies müssen nicht unbedingt Festkörper oder gar starre Körper sein; die hier abzuleitenden Sätze gelten ganz allgemein für jedes irgendwie klar definierte System von Massenpunkten: für die Flüssigkeit oder das Gas in einem Behälter (einschließlich oder ausschließlich des Behälters), für eine in einem Raumfahrzeug frei schwebende Kugel aus Wasser, für eine Gaswolke im Weltall, ja sogar für eine Galaxie aus Fixsternen, die wegen der riesigen Entfernung uns als Punkte erscheinen.

Als Erstes treffen wir eine wichtige Unterscheidung: Kräfte, die zwischen zwei Massenpunkten des Systems wirken, heißen innere Kräfte. Dagegen heißen Kräfte, die ihren Ursprung außerhalb des Systems haben, äußere Kräfte.

Wir betrachten nun ein System von beliebig vielen Massenpunkten. Auf einen von ihnen (den k-ten Massenpunkt) wirke eine Anzahl äußerer Kräfte, die wir durch ihre Resultante F_k ersetzen. Ferner wirke vom ersten Massenpunkt her auf ihn die (innere) Kraft F_1k ein, vom zweiten Massenpunkt die Kraft F_2k, allgemein vom i-ten Massenpunkt die Kraft F_ik. Dann lautet die Bewegungsgleichung für den k-ten Massenpunkt

$m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }} = \overrightarrow F _k + \sum\limits_{i \ne k} {\overrightarrow F _{ik} \,,}$

wobei die Einschränkung »i ungleich k« überflüssig ist, weil kein Massenpunkt auf sich selbst eine Kraft ausüben kann.

Summieren wir die Bewegungsgleichungen sämtlicher Massenpunkte des Systems, so erhalten wir

$\sum\limits_k {m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }} = \sum\limits_k {\overrightarrow F _k } } + \sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} \,.} }$

Nun gibt es aber nach Newtons 3. Axiom (actio = reactio) zu jeder inneren Kraft eine gleich große, entgegengesetzt gerichtete: Wenn der i-te Massenpunkt auf den k-ten Massenpunkt die Kraft F _ik ausübt, dann übt der k-te Massenpunkt auf den i-ten Massenpunkt die Kraft F_ki = – F_ik aus. Alle inneren Kräfte treten daher in entgegengesetzt gleichen Paaren auf. Daher ist die doppelte Summe auf der rechten Seite der Gleichung gleich null. Also ist

$\sum\limits_k {m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }} = } \sum\limits_k {\overrightarrow F _k \,.} \quad \quad {\mbox{(1)}}$

Die folgende Abbildung zeigt ein System von Massenpunkten mit ihren Ortsvektoren, die von einem beliebig gewählten Nullpunkt O ausgehen:

Die Summe der Massen aller Massenpunkte sei M. Wir bestimmen nun einen Punkt S mit dem Ortsvektor r_S so, dass

$M\,\overrightarrow r _S = \sum\limits_k {m_k \,\overrightarrow r _k } \,.\quad \quad {\mbox{(2)}}$

Den so definierten Punkt S nennen wir den Massenmittelpunkt oder Schwerpunkt des Systems. Durch Aufspaltung der Vektorgleichung (2) in die Komponenten findet man für die Koordinaten des Schwerpunkts:

$x_S = \frac{1} {M}\sum_k {m_k x_k } ,$

$y_S = \frac{1} {M}\sum_k {m_k y_k ,}$

$z_S = \frac{1} {M}\sum_k {m_k z_k .}$

Die Koordinaten des Schwerpunkts sind die Mittelwerte der mit ihren Massen gewichteten Koordinaten der Massenpunkte des Systems.

Um den Schwerpunkt zweier Massenpunkte m₁ und m₂ zu ermitteln, legen wir den Nullpunkt der Ortsvektoren bequemerweise in m₁:

Dann ist definitionsgemäß

$\left( {m\,_1 + m\,_2 } \right){\vec{r}}_S = m_{\,2} {\vec{r}}_2 \quad {\mbox{und}}$

${\vec{r}}_S = \frac{{m\,_2 }} {{m\,_1 + m\,_2 }}{\vec{r}}_2 .$

Der Schwerpunkt liegt also auf der Strecke m₁ m₂ und teilt sie im Verhältnis m₂ : m₁.

Differenzieren wir die Gleichung (2) zweimal nach der Zeit und setzen das Ergebnis in Gleichung (1) ein, so erhalten wir die wichtige Gleichung

$M\frac{{\operatorname{d} ^2 {\vec{r}}_S }} {{\operatorname{d} t^2 }} = {\vec{F}}_{R} ,\quad \quad {\mbox{(3)}}$

wobei

$\overrightarrow F _R = \sum\limits_k {\overrightarrow F_k }$

die Resultierende aller am System angreifenden äußeren Kräfte ist.

Diese Gleichung entspricht genau der Newtonschen Bewegungsgleichung für einen Körper der Masse M, an dem die Kraft F_R angreift. Das bedeutet:

Der Massenmittelpunkt eines Systems bewegt sich so, als ob sich in ihm die gesamte Masse des Systems befände und an ihm die Summe (Resultante) aller äußeren Kräfte angriffe.

Aus dieser Eigenschaft des Massenmittelpunktes erklärt sich auch sein Name »Schwerpunkt«: Im Schwerefeld der Erde verhält sich der Schwerpunkt eines Körpers so, als wirkte auf ihn die Summe der Gewichtskräfte der einzelnen Massenpunkte, also das Gesamtgewicht des Systems ein.

Falls keine äußeren Kräfte einwirken, bleibt der Massenmittelpunkt in Ruhe oder bewegt sich gleichförmig geradlinig.

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Beispiel: Zwei Massenpunkte m₁ und m₂ sind durch eine Schraubenfeder, die sowohl gedehnt wie gestaucht werden kann, miteinander verbunden und befinden sich in der Entfernung a voneinander im Gleichgewicht. Wird die Entfernung um eine kleine Strecke x verändert, treten Rückstellkräfte auf, die der Strecke x proportional sind. Wie lauten die Schwingungsgleichungen der beiden Massenpunkte?

Wir nehmen an, dass die Änderung der Entfernung durch zwei entgegengesetzt gleiche äußere Kräfte, die an m₁ und m₂ angreifen, geschieht, sodass der Schwerpunkt S in Ruhe bleibt. Dann bleibt er auch bei der nachfolgenden Schwingbewegung in Ruhe, und es ist zweckmäßig, ihn zum Ursprung des Koordinatensystems zu machen. Die Koordinaten der beiden Massenpunkte seien x₁ und x₂, in der Ruhelage x₁ ⁽⁰⁾ und x₂ ⁽⁰⁾.

Aus der Definition des Schwerpunkts folgt wegen x_S = 0, dass stets

$m_1 x_1 + m_2 x_2 = 0\quad \quad {\mbox{(B1)}}$

Ferner ist

$x_1 - x_2 = a + x \quad$

und daher

$x = x_1 - x_2 - a\quad \quad {\mbox{(B2)}}$

Damit lautet die Bewegungsgleichung für m₁:

$m_1 \frac{{\operatorname{d} ^2 x_1 }} {{\operatorname{d} t^2 }} + k\left( {x_1 - x_2 - a} \right) = 0\quad \quad {\mbox{(B3)}}$

Eliminiert man mittels Gleichung (B1) x₂, so erhält man

$\frac{{\operatorname{d} ^2 x_1 }} {{\operatorname{d} t^2 }} + k\left( {\frac{1} {{m_1 }} + \frac{1} {{m_2 }}} \right)x_1 = \frac{{ka}} {{m_1 }}.$

Setzt man

$\frac{1} {{m_1 }} + \frac{1} {{m_2 }} = \frac{1} {\mu },$

so wird daraus

$\frac{{\operatorname{d} ^2 x_1 }} {{\operatorname{d} t^2 }} + \frac{k} {\mu }x_1 = \frac{{ka}} {{m_1 }}.$

Dies ist eine gewöhnliche Schwingungsgleichung mit einem konstanten Glied auf der rechten Seite. Ein partikuläres Integral findet man mit dem Ansatz x₁⁽⁰⁾ = konst. Durch Einsetzen in die Differentialgleichung ergibt sich

$x_1^{(0)} = \frac{{a\,\mu }} {{m_1 }} = \frac{{m_2 }} {{m_1 + m_2 }}a.$

Die allgemeine Lösung lautet dann

$x_1 = x_1^{\left( 0 \right)} + A\sin \left( {\omega t + \delta } \right),\quad {\mbox{mit}}\;\omega = \sqrt {\frac{k} {\mu }} .$

Die Bewegungsgleichung für m₂ findet man am einfachsten durch Anwendung von Gleichung (B1):

$x_2 = - \frac{{m_1 }} {{m_2 }}x_1 = - \frac{{m_1 }} {{m_2 }}\left[ {x_1^{\left( 0 \right)} + A\sin \left( {\omega t + \delta } \right)} \right],$

$x_2 = - \frac{{m_1 }} {{m_1 + m_2 }}a - \frac{{m_1 }} {{m_2 }}A\sin \left( {\omega t + \delta } \right).$

Die beiden Massenpunkte schwingen also im Gegentakt um ihre Ruhelage; ihre Amplituden verhalten sich umgekehrt wie die Massen. Die Kreisfrequenz ist gleich der eines einfachen harmonischen Oszillators mit der Masse μ, welche die »reduzierte Masse« genannt wird.

 

Der Impulssatz

Der Impuls p eines Massenpunktes ist definiert als das Produkt aus seiner Masse m und seiner Geschwindigkeit v:

$\overrightarrow p = m\,\overrightarrow v \,.$

Gemäß dieser Definition als skalares Vielfaches eines Vektors ist der Impuls selbst ein Vektor.

Den Impuls eines Systems von Massenpunkten definieren wir entsprechend:

${\vec{p}} = \sum\limits_k {m_k {\vec{v}}_k .}$

Haben alle Massenpunkte des Systems dieselbe Geschwindigkeit, vereinfacht sich die Gleichung zu:

${\vec{p}} = {\vec{v}}\sum\limits_k {m_k = M\,{\vec{v}}} .$

Nach Gleichung (1) ist

$\sum \limits_k{{\vec{F}}_k = \sum\limits_k {m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 {\vec{r}}_k }} {{\operatorname{d} t^2 }} = \sum \limits_k{m_k \frac{{\operatorname{d} {\vec{v}}_k }} {{\operatorname{d} t}}.} } }$

Wenn alle m_k konstant sind, kann diese Gleichung zwischen zwei beliebigen Grenzen t₁ und t₂ integriert werden:

$\int_{t_1 }^{t_2 } {\sum\limits_k {{\vec{F}}_k \operatorname{d} t} } = \int_{t_1 }^{t_2 } {\sum\limits_k {m_k \frac{{\operatorname{d} {\vec{v}}_k }} {{\operatorname{d} t}}\operatorname{d} t} } = \int_{t_1 }^{t_2 } {\sum\limits_k {m_k \operatorname{d} {\vec{v}}_k } } =$

$= \left[ {\sum\limits_k {m_k {\vec{v}}_{k} } } \right]_{t_2 } - \left[ {\sum\limits_k {m_k {\vec{v}}_{k} } } \right]_{t_1 } .$

Auf die linke Seite der Gleichung wenden wir den Satz an, dass das Integral über eine Summe gleich der Summe der Integrale über die einzelnen Summanden ist. Auf der rechten Seite der Gleichung steht die Änderung des Impulses des Systems im Zeitintervall von t₁ bis t₂. Also gilt:

$\sum\limits_k {\int_{t_1 }^{t_2 } {{\vec{F}}_k \operatorname{d} t} = {\vec{p}}\left( {t_2 } \right) - {\vec{p}}\left( {t_1 } \right)} .$

Auf der linken Seite steht nun die Summe aller »Kraftstöße«, die in der Zeit von t₁ bis t₂ auf die Massenpunkte des Systems einwirken. Also gilt:

Die Summe aller Kraftstöße, die in einem Zeitintervall auf die Massenpunkte eines Systems einwirken, ist gleich der Änderung des Impulses des Systems in diesem Zeitintervall.

Wirken auf ein System keine äußeren Kraftstöße ein, bleibt der Impuls des Systems konstant. (Satz von der Erhaltung des Impulses.)

 

Das Drehmoment

Wir betrachten zunächst einen Massenpunkt m_k in einem kartesischen Koordinatensystem, auf den eine Kraft F_k wirkt.

Stellen wir uns zunächst einmal (und nur vorübergehend) die X-Achse als Drehachse vor, mit der der Massenpunkt m (hier einmal alles ohne Indices k geschrieben) starr verbunden ist. Der Abstand des Massenpunktes von der Drehachse ist

$\overrightarrow r _{yz} = \overrightarrow r _y + \overrightarrow r _z \,.$

Für die Drehwirkung bezüglich der X-Achse zählt nur die auf r_yz senkrechte Komponente von F, nämlich

$\overrightarrow F _{yz} = \overrightarrow F _y + \overrightarrow F _z \,,$

und zwar derart, dass auf r_y nur F_z wirkt und auf r_z nur F_y, die jeweils senkrecht aufeinander stehen. Die Drehwirkung setzt sich also zusammen aus den Produkten

r_y F_z (in Richtung der X-Achse gesehen rechtsdrehend) und

r_z F_y (in Richtung der X-Achse gesehen linksdrehend) .

Die gesamte Drehwirkung oder der Betrag des Drehmoments der Kraft bezüglich der X-Achse ist daher

M_x = r_y F_z - r_z F_y .

Entsprechend findet man die Drehmomente der Kraft bezüglich der beiden anderen Achsen:

M_y = r_z F_x – r_x F_z

und

M_z = r_x F_y – r_y F_x .

Wir können uns nun vorstellen, dass der Massenpunkt um alle drei Achsen drehbar wäre, etwa durch eine kardanische Aufhängung mit dem Zentrum in O. Dann führen wir drei Vektoren ein, welche die Richtungen der Koordinatenachsen haben:

$\overrightarrow M _x = \left( {r_y \,F_z - r_z \,F_y } \right)\,\overrightarrow i \,,$

$\overrightarrow M _y = \left( {r_z \,F_x - r_{x\,} F_z } \right)\,\overrightarrow {j\,,}$

$\overrightarrow M _z = \left( {r_x \,F_y - r_y \,F_x } \right)\,\overrightarrow k \,.$

Die Summe dieser drei Vektoren ist der Vektor

${\vec{M}}_O = {\vec{M}}_x + {\vec{M}}_y + {\vec{M}}_z\,,$

$\overrightarrow M _O = \left( {r_y \,F_z - r_z \,F_y } \right)\overrightarrow i + \left( {r_z \,F_x - r_x \,F_z } \right)\overrightarrow j + \left( {r_x \,F_y - r_y \,F_x } \right)\overrightarrow k .$

Wir erkennen in diesem Vektor das Vektorprodukt der beiden Vektoren r und F:

$\overrightarrow M _O = \overrightarrow r \times \overrightarrow F \,.$

Führen wir ein anderes Koordinatensystem mit demselben Ursprung O ein, so bleiben r und F davon unberührt. Der Vektor M_O bleibt also bei einer Drehung des Koordinatensystems um O unverändert. Wir bezeichnen ihn als das Drehmoment der in m angreifenden Kraft bezüglich des Punktes O. Er gibt hinsichtlich einer Drehung um O die Richtung der durch O gehenden Drehachse und den Größenwert des Drehmoments an, das F auf m ausübt. Sein Betrag ist gleich r F sin α, wobei α der von r und F eingeschlossene Winkel ist. Der Größenwert des Drehmoments ist daher gleich dem Produkt aus dem Hebelarm bezüglich O und der dazu senkrechten Kraftkomponente.

Dieses Ergebnis übertragen wir nun wieder auf ein System von Massenpunkten und bezeichnen die Summe aller auf die Massenpunkte des Systems ausgeübten Drehmomente als das auf das System bezüglich O ausgeübte Drehmoment:

${\overrightarrow{M}}_O = \sum\limits_k {\left( {{\vec{r}}_k \times {\vec{F}}_k } \right).}$

 

 

Der Drehimpuls

Analog zum Impuls p = m v eines Massenpunktes wird – zunächst anscheinend etwas willkürlich – der Drehimpuls eines Massenpunktes bezüglich einer Drehachse (in der Abbildung: O) definiert als ein Vektor, dessen Betrag gleich dem Produkt aus dem Trägheitsmoment J = m r² des Massenpunktes (bezüglich O) und dem Größenwert ω seiner Winkelgeschwindigkeit ist:

$L = J\omega = m\,r^2 \omega \,.$

Der Grund für diese Definition ist ihre Zweckmäßigkeit. Außerdem ergibt sich eine schöne Analogie: In der Impulsgleichung tritt anstelle des Impulses der Drehimpuls, anstelle der Masse das Trägheitsmoment und anstelle der Geschwindigkeit die Winkelgeschwindigkeit. (Daneben gibt es noch weitere Analogien.)

Als Richtung des Vektors L wählen wir die Richtung des Vektors ω und somit die Richtung der Drehachse. Somit wird:

$\overrightarrow L = J\overrightarrow \omega = m\,r^2 \overrightarrow {\omega \,.}$

Zerlegen wir die Geschwindigkeit v in eine Radialkomponente v_rad und in eine Transversalkomponente v_trans, so ist

$\omega = \frac{{v_{trans} }} {r}\,.$

Die Transversalkomponente der Geschwindigkeit ist die Projektion des Vektors v auf die zu r senkrechte Richtung:

$v_{trans} = \frac{{\left| {\overrightarrow r \times \overrightarrow v } \right|}} {r} = \frac{{\left| {\overrightarrow r \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r }} {{\operatorname{d} t}}} \right|}} {r}\,.$

Wegen

$\omega = \frac{{v_{trans} }} {r}\,$

und da der Vektor der Winkelgeschwindigkeit dieselbe Richtung hat wie das obige Vektorprodukt, ist

$\overrightarrow \omega = \frac{{\overrightarrow r \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r }} {{\operatorname{d} t}}}} {{r^2 }}\,.$

Damit ergibt sich für den Drehimpuls L schließlich:

$\overrightarrow L = J \overrightarrow \omega = m\,r^2 \frac{{\overrightarrow r \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r }} {{\operatorname{d} t}}}} {{r^2 }} = m\left( {\overrightarrow r \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r }} {{\operatorname{d} t}}} \right).$

Wir übertragen das Ergebnis auf ein System von Massenpunkten, indem wir verabreden:

Unter dem Drehimpuls eines Systems von Massenpunkten bezüglich O verstehen wir den Summenvektor

$\overrightarrow L _O = \sum\limits_k {m_k \left( {\overrightarrow r _k \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)} \,.$

 

Drehmoment und Drehimpuls

Um den Zusammenhang zwischen Drehmoment und Drehimpuls zu ermitteln, bilden wir die Ableitung der Impulsgleichung nach t. Aus

$\overrightarrow L _O = \sum\limits_k {m_k \left( {\overrightarrow r _k \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)} \,$

folgt dann:

$\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow L _O }} {{\operatorname{d} t}} = \sum\limits_k {m_k \left[ {\left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} \times \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right) + \left( {\overrightarrow r _k \times \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }}} \right)} \right]} = \sum\limits_k {\left( {\overrightarrow r _k \times m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }}} \right)} \,,$

da das erste der beiden Vektorprodukte null ist.

Nach der Bewegungsgleichung (siehe Gleichung (1) im Kap. 1) ist

$m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r_k }} {{\operatorname{d} t^2 }} = \overrightarrow F _k + \sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} \,,}$

wobei F_k die Resultierende aller Kräfte ist, die von außen auf m_k einwirken, während der zweite Term die Summe aller auf m_k einwirkenden inneren Kräfte ist.

Oben eingesetzt ergibt das:

$\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow L _O }} {{\operatorname{d} t}} = \sum\limits_k {\left[ {\overrightarrow r _k \times \left( {\overrightarrow F _k + \sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} } } \right)} \right]} =$

$= \sum\limits_k {\left( {\overrightarrow r _k \times \overrightarrow F _k } \right) + \sum\limits_k {\sum\limits_i {\left( {\overrightarrow r _k \times \overrightarrow F _{ik} } \right)} } } .$

Die erste Summe ist die Resultierende M_O der Drehmomente der äußeren Kräfte.

Die zweite Summe ist die Resultierende der Drehmomente der inneren Kräfte. Wegen »actio = reactio« ist für jedes Paar von Massenpunkten stets F_ki = - F_ik und daher gilt für die Summe der beiden Drehmomente, die irgendein Paar von Massenpunkten bezüglich O aufeinander ausübt:

$\overrightarrow r _k \times \overrightarrow F _{ik} + \overrightarrow r _i \times \overrightarrow F _{ki} = \left( {\overrightarrow r _k - \overrightarrow r _i } \right) \times \overrightarrow F _{ik} \,.$

Nun ist r_k - r_i der Vektor, der die beiden Massenpunkte verbindet. Da F_ik stets die Richtung der Verbindungsgeraden hat, ist das letzte Vektorprodukt null. Somit ist

$\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow L _O }} {{\operatorname{d} t}} = \sum\limits_k {\left( {\overrightarrow r _k \times \overrightarrow F _k } \right) = \overrightarrow M _O \,.}$

Das bedeutet:

Die Änderungsgeschwindigkeit des Drehimpulses eines Systems ist gleich dem von außen wirkenden Drehmoment.

Durch Integration zwischen den Grenzen t₁ und t₂ folgt:

$\int_{t_1 }^{t_2 } {\operatorname{d} {\overrightarrow{L}}_O } = {\overrightarrow{L}}_O \left( {t_2 } \right) - {\overrightarrow{L}}_O \left( {t_1 } \right) = \int_{t_1 }^{t_2 } {{\overrightarrow{M}}_O \operatorname{d} t} .$

Das bedeutet:

Die Änderung des Drehimpulses eines Systems in einem Zeitintervall ist gleich dem auf das System in diesem Intervall ausgeübten »Drehmomentstoß« (das ist das Zeitintegral des Drehmoments).

Ferner:

Wirkt auf das System kein äußeres Drehmoment, so bleibt sein Drehimpuls konstant. (Satz von der Erhaltung des Drehimpulses.)

 

Die Energie eines Systems von Massenpunkten

Wir gehen wieder von der Bewegungsgleichung (Gleichung (1) in Kapitel 1) eines einzelnen Massenpunktes aus:

$m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }} = \overrightarrow F _k + \sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik\,.} }$

Wir multiplizieren die Gleichung mit dr_k/dt:

$m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }}\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} = \left( {\overrightarrow F _k + \sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} } } \right)\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}\,.$

Der Term auf der linken Seite der Gleichung kann wie folgt umgeformt werden:

$m_k \frac{{\operatorname{d} ^2 \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t^2 }}\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} = \frac{1} {2}m_k \frac{\operatorname{d} } {{\operatorname{d} t}}\left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 \,.$

Somit ist

$\frac{1} {2}m_k \frac{\operatorname{d} } {{\operatorname{d} t}}\left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 = \overrightarrow F _k \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} + \sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} } \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}\,.$

Nun summieren wir diese Gleichungen aller Massenpunkte des Systems, wobei auf der linken Seite die Reihenfolge der Differentiation und der Summation vertauscht werden darf, und erhalten:

$\frac{\operatorname{d} } {{\operatorname{d} t}}\left[ {\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 } } \right] = \sum\limits_k {\overrightarrow F _k \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} + \sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}\,.} } }$

Diese Gleichung wird mit dt multipliziert und zwischen den Grenzen t₁ und t₂ integriert:

$\int_{t_1 }^{t_2 } {\frac{\operatorname{d} } {{\operatorname{d} t}}\left[ {\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 } } \right]} \operatorname{d} t = \int_{t_1 }^{t_2 } {\left( {\sum\limits_k {\overrightarrow F _k \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} + \sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} } } } \right)} \operatorname{d} t\,,$

$\int_{t_1 }^{t_2 } {\frac{\operatorname{d} } {{\operatorname{d} t}}\left[ {\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 } } \right]} \operatorname{d} t = \int_{\overrightarrow r (t_1 )}^{\overrightarrow r (t_2 )} {\left( {\sum\limits_k {\overrightarrow F _k \operatorname{d} \overrightarrow r _k + \sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} \operatorname{d} \overrightarrow r _k } } } } \right)} \,,$

$\left| {\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 } } \right|_{t_1 }^{t_2 } = \int_{\overrightarrow r (t_1 )}^{\overrightarrow r (t_2 )} {\sum\limits_k {\overrightarrow F _k \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k } } + \int_{\overrightarrow r (t_1 )}^{\overrightarrow r (t_2 )} {\sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} } \operatorname{d} \overrightarrow r _k } } \,,$

und mit

$\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} = \overrightarrow v _k$

$\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left[ {v_k \left( {t_2 } \right)} \right]^2 - \frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left[ {v_k \left( {t_1 } \right)} \right]^2 = } }$

$= \int_{\overrightarrow r \left( {t_1 } \right)}^{\overrightarrow r \left( {t_2 } \right)} {\sum\limits_k {\overrightarrow F _k \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k + } } \int_{\overrightarrow r \left( {t_1 } \right)}^{\overrightarrow r \left( {t_2 } \right)} {\sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} } \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k \,.} }\quad\mbox{(A)}$

Auf der linken Seite der Gleichung steht die Änderung der kinetischen Energie des Systems, rechts die Summe der Arbeit der äußeren und die der inneren Kräfte im betrachteten Zeitintervall. Die aufgewendeten Arbeiten führen also zu einer gleich großen Veränderung der kinetischen Energie des Systems. (Dies ist ein spezieller Fall des Satzes von der Erhaltung der Energie.)

Mit der kinetischen Energie kann man nun folgende Umformung vornehmen: Wir führen ein weiteres Koordinatensystem ein, dessen Ursprung O' im Schwerpunkt des Systems liegt. Dieser habe im ersten Koordinatensystem den Ortsvektor r*. Der Ortsvektor des Massenpunktes m_k im neuen System sei r' _k. Dann ist

$\overrightarrow r _k = \overrightarrow {r^*} + \overrightarrow {r'} _k$

und

$\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}} = \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r^*} }} {{\operatorname{d} t}} + \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r'} _k }} {{\operatorname{d} t}}\,,\quad \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 = \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r^*} }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 + 2\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r^*} }} {{\operatorname{d} t}}\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r'} _k }} {{\operatorname{d} t}} + \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r'} _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 \,,$

und damit

$\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 = \frac{1} {2}\left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r^*} }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 \sum\limits_k {m_k } + \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r^*} }} {{\operatorname{d} t}}\sum\limits_{} {m_k \frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r'} }} {{\operatorname{d} t}} + } }$

$+ \frac{1} {2}\sum\limits_{} {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r'} _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 \,.}$

Nach der Definition des Schwerpunkts ist

$\frac{1} {M}\sum\limits_k {m_k \overrightarrow {r'} _k } = \left( {\overrightarrow {r^*} } \right)'\,,$

wobei (r*)' die Koordinate des Schwerpunkts im zweiten (dem »gestrichenen«) System ist. Diese ist hier gleich null, und damit wird der zweite Term auf der rechten Seite null. So ergibt sich schließlich:

$\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow r _k }} {{\operatorname{d} t}}} \right)} ^2 = \frac{1} {2}\left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r^*} }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 \sum\limits_k {m_k + \frac{1} {2}} \sum\limits_k {m_k \left( {\frac{{\operatorname{d} \overrightarrow {r'} }} {{\operatorname{d} t}}} \right)^2 .}$

Damit ergibt sich folgender Satz:

Die kinetische Energie des Systems ist gleich der Summe aus der kinetischen Energie der im Schwerpunkt vereinigt gedachten Masse des Systems und der kinetischen Energie, welche die Massenpunkte des Systems infolge ihrer Bewegung relativ zum Schwerpunkt haben.

 

Ein System von Massenpunkten unter der Wirkung konservativer Kräfte

Wir wollen nun von den inneren Kräften annehmen, sie seien »konservativ«, das heißt, dass zu jeder von ihnen ein Potentialfeld gehört.

Die Masse m_i erzeuge am Ort der Masse m_k das Potential Φ_ik, die Masse m_k am Ort der Masse m_i das Potential Φ_ki.

Nehmen wir an, das Feld und damit das Potential eines jeden Massenpunktes werde erzeugt durch eine »Ladung« ρ_i bzw. ρ_k, die der jeweilige Massenpunkt besitzt (z. B. seine Masse, seine elektrische Ladung,...) und das Feld wirke auf die »Ladung« des jeweils anderen Massenpunktes. Die »Ladung« der Massenpunkte sei also die Ursache der Kräfte zwischen ihnen. Die Potentiale sind dann proportional der felderzeugenden Ladung. Bezeichnen wir das ladungsbezogene Potential Φ/ρ mit Ψ, dann ist

$\Phi _i = \rho _i \,\Psi _i \,.$

Das ladungsbezogene Potential Ψ_ik hängt dann nur noch vom Abstand d_ik der beiden betrachteten Massenpunkte ab:

$\Psi _{ik} = f \left( {d_{ik} } \right) = f\left( {\sqrt {\left( {x_i - x_k } \right)^2 + \left( {y_i - y_k } \right)^2 + \left( {z_i - z_k } \right)^2 } } \right).$

Nach einem Satz der Feldtheorie (siehe Wikibook Vektoranalysis) ist die Kraft, die von der Masse m_i auf die Masse m_k ausgeübt wird,

$\overrightarrow F _{ik} = - \rho _i \rho _k \operatorname{grad} \,\Psi _{ik} = - \rho _i \rho _k \left( {\frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial x_k }}\overrightarrow i + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial y_k }}\overrightarrow j + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial z_k }}\overrightarrow k } \right),$

und analog

$\overrightarrow F _{ki} = - \rho _i \rho _k \operatorname{grad} \,\Psi _{ki} = - \rho _i \rho _k \left( {\frac{{\partial \Psi _{ki} }} {{\partial x_i }}\overrightarrow i + \frac{{\partial \Psi _{ki} }} {{\partial y_i }}\overrightarrow j + \frac{{\partial \Psi _{ki} }} {{\partial z_i }}\overrightarrow k } \right).$

Wegen »actio = reactio« ist F_ki = - F_ik und daher

$\operatorname{grad} \,\Psi _{ik} = - \operatorname{grad} \,\Psi _{ki} .$

Nehmen wir nun an, die beiden Massen würden durch die jeweils einwirkende Kraft um kleine Strecken d''r_i bzw. d''r_k verschoben, dann wird dabei von den Kräften die Arbeit

$\overrightarrow F _{ki} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _i + \overrightarrow F _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k = - \rho _i \rho _k \left( {\operatorname{grad} \,\Psi _{ki} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _i + \operatorname{grad} \,\Psi _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k } \right)$

verrichtet.

Wegen F_ki = - F_ik und grad Ψ_ki = - grad Ψ_ik gilt

$\overrightarrow F _{ki} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _i + \overrightarrow F _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k = - \overrightarrow F _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _i + \overrightarrow F _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k = - \rho _i \rho _k \left( {\operatorname{grad} \,\Psi _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _i + \operatorname{grad} \,\Psi _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k } \right)$

$= - \rho _i \rho _k \left( {\frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial x_i }}\operatorname{d} x_i + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial y_i }}\operatorname{d} y_i + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial z_i }}\operatorname{d} z_i + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial x_k }}\operatorname{d} x_k + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial y_k }}\operatorname{d} y_k + \frac{{\partial \Psi _{ik} }} {{\partial z_k }}\operatorname{d} z_k } \right).$

Der Term in der Klammer ist das vollständige Differential dΨ_ik der Funktion Ψ_ik mit ihren sechs Variablen. Also ist

$\overrightarrow F _{ki} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _i + \overrightarrow F _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k = - \rho _i \rho _k \,\operatorname{d} \Psi _{ik} \,.$

Wir greifen nun auf die Gleichung (A) des letzten Kapitels zurück:

$\frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left[ {v_k \left( {t_2 } \right)} \right]^2 - \frac{1} {2}\sum\limits_k {m_k \left[ {v_k \left( {t_1 } \right)} \right]^2 = } }$

$= \int_{\overrightarrow r \left( {t_1 } \right)}^{\overrightarrow r \left( {t_2 } \right)} {\sum\limits_k {\overrightarrow F _k \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k + } } \int_{\overrightarrow r \left( {t_1 } \right)}^{\overrightarrow r \left( {t_2 } \right)} {\sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} } \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k \,.} }$

Wir können im ganz rechts stehenden Term das Produkt F_ik dr_k durch das Differential – dΦ_ik ersetzen. Bei der Summierung müssen wir jedoch beachten, dass –dΦ_ik schon zwei der Summanden enthält, weshalb bei der Summierung jeder Summand doppelt vorkommt. Dies muss durch einen Faktor ½ berücksichtigt werden:

$\sum\limits_k {\sum\limits_i {\overrightarrow F _{ik} \,\operatorname{d} \overrightarrow r _k = - \frac{1} {2}\sum\limits_k {\sum\limits_i {\rho _i \rho _k \operatorname{d} \Psi _{ik} = } } } } - \frac{1} {2}\sum\limits_k {\sum\limits_i {\operatorname{d} \Phi _{ik} \,.} }$

Das über diese Doppelsumme zu bildende Integral ist in einem Potentialfeld vom Weg unabhängig und hat den Wert

$- \frac{1} {2}\sum\limits_k {\sum\limits_i {\Phi _{ik} \left( {\overrightarrow r _2 } \right)} } + \frac{1} {2}\sum\limits_k {\sum\limits_i {\Phi _{ik} \left( {\overrightarrow r _1 } \right)} } .$

Wenn wir nun außerdem annehmen, dass auch die äußere Kräften ein Potentialfeld haben, dann wird auch das erste Integral vom Weg unabhängig und kann so geschrieben werden:

$- \sum\limits_k {\Phi _k \left( {\overrightarrow r _2 } \right)} + \sum\limits_k {\Phi _k \left( {\overrightarrow r _1 } \right)} .$

Dann nimmt Gleichung (A) folgende Form an:

$E_{kin} \left( {t_2 } \right) + \sum\limits_k {\Phi _k \left( {t_2 } \right)} + \frac{1} {2}\sum\limits_k {\sum\limits_i {\Phi _{ik} \left( {t_2 } \right)} } =$

$= E_{kin} \left( {t_1 } \right) + \sum\limits_k {\Phi _k \left( {t_1 } \right)} + \frac{1} {2}\sum\limits_k {\sum\limits_i {\Phi _{ik} \left( {t_1 } \right)} } \,.$

Das bedeutet:

Die Summe aus der kinetischen Energie, der äußeren potentiellen Energie und der inneren potentiellen Energie eines Systems von Massenpunkten ist konstant, wenn sowohl die äußeren wie die inneren Kräfte ein Potentialfeld besitzen (konservative Kräfte sind). Dies ist eine erweiterte Form des Satzes von der Erhaltung der Energie.