Bertrand teoremasi
Klassik mexanikada
Bertran teoremasi bogʻlangan orbitalarga ega boʻlgan markaziy kuch potentsiallari orasida barcha bogʻlangan orbitalar ham yopiq orbitalar boʻlish xususiyatiga ega boʻlgan markaziy kuch (radial) skalyar potentsiallarning faqat ikkita turi mavjudligini aytadi.
Birinchi bunday potentsial tortishish yoki elektrostatik potentsial kabi teskari kvadrat markaziy kuchdir :
V
(
r
)
=
−
k
r
{\displaystyle V(r)=-{\frac {k}{r}}}
kuch bilan
f
(
r
)
=
−
d
V
d
r
=
−
k
r
2
{\displaystyle f(r)=-{\frac {dV}{dr}}=-{\frac {k}{r^{2}}}}
.
Ikkinchisi radial garmonik osilator potensiali:
V
(
r
)
=
1
2
k
r
2
{\displaystyle V(r)={\frac {1}{2}}kr^{2}}
kuch bilan
f
(
r
)
=
−
d
V
d
r
=
−
k
r
{\displaystyle f(r)=-{\frac {dV}{dr}}=-kr}
.
Teorema uning kashfiyotchisi Jozef Bertran sharafiga nomlangan.
Chiqarish
Barcha jozibador markaziy kuchlar tabiiy ravishda yopiq orbitalar boʻlgan dumaloq orbitalarni ishlab chiqishi mumkin. Yagona talab shundaki, markaziy kuch markazga qoʻyiladigan kuchga toʻliq mos keladi, bu maʼlum bir dumaloq radius uchun kerakli burchak tezligini aniqlaydi. Bu erda markaziy boʻlmagan kuchlar (yaʼni, burchak oʻzgaruvchilari va radiusga bogʻliq boʻlganlar) eʼtiborga olinmaydi, chunki ular umuman aylana orbitalarini hosil qilmaydi.
V (r) markaziy potentsialda harakatlanayotgan m massali zarraning radiusi r uchun harakat tenglamasi harakat tenglamalari bilan berilgan.
m
d
2
r
d
t
2
−
m
r
ω
2
=
m
d
2
r
d
t
2
−
L
2
m
r
3
=
−
d
V
d
r
,
{\displaystyle m{\frac {d^{2}r}{dt^{2}}}-mr\omega ^{2}=m{\frac {d^{2}r}{dt^{2}}}-{\frac {L^{2}}{mr^{3}}}=-{\frac {dV}{dr}},}
bu yerda
ω
≡
d
θ
d
t
{\displaystyle \omega \equiv {\frac {d\theta }{dt}}}
, va burchak momentum L = mr ō saqlanadi. Misol uchun, chapdagi birinchi atama dumaloq orbitalar uchun nolga teng va ichkariga qoʻllaniladigan kuch
d
V
d
r
{\displaystyle {\frac {dV}{dr}}}
kutilganidek, markazdan qochma kuch talabi mrω ga teng.
Burchak momentining taʼrifi mustaqil oʻzgaruvchining t dan th ga oʻzgarishiga imkon beradi:
d
d
t
=
L
m
r
2
d
d
θ
,
{\displaystyle {\frac {d}{dt}}={\frac {L}{mr^{2}}}{\frac {d}{d\theta }},}
vaqtga bogʻliq boʻlmagan yangi harakat tenglamasini berish:
L
r
2
d
d
θ
(
L
m
r
2
d
r
d
θ
)
−
L
2
m
r
3
=
−
d
V
d
r
.
{\displaystyle {\frac {L}{r^{2}}}{\frac {d}{d\theta }}\left({\frac {L}{mr^{2}}}{\frac {dr}{d\theta }}\right)-{\frac {L^{2}}{mr^{3}}}=-{\frac {dV}{dr}}.}
Oʻzgaruvchilar oʻzgarishini amalga oshirishda bu tenglama kvaziziqli boʻladi
u
≡
1
r
{\displaystyle u\equiv {\frac {1}{r}}}
va ikkala tomonni koʻpaytirish
m
r
2
L
2
{\displaystyle {\frac {mr^{2}}{L^{2}}}}
(shuningdek Binet tenglamasiga qarang):
d
2
u
d
θ
2
+
u
=
−
m
L
2
d
d
u
V
(
1
u
)
.
{\displaystyle {\frac {d^{2}u}{d\theta ^{2}}}+u=-{\frac {m}{L^{2}}}{\frac {d}{du}}V\left({\frac {1}{u}}\right).}
Yuqorida taʼkidlanganidek, barcha markaziy kuchlar tegishli boshlangʻich tezlikni hisobga olgan holda aylana orbitalarini hosil qilishi mumkin. Biroq, agar biron bir radial tezlik kiritilgan boʻlsa, bu orbitalar barqaror boʻlishi (yaʼni, cheksiz orbitada qolishi) yoki yopiq boʻlishi kerak emas (bir necha marta aynan bir xil yoʻlga qaytish). Bu erda biz barqaror, aniq yopiq aylana boʻlmagan orbitalarning zaruriy sharti teskari kvadrat kuch yoki radial garmonik osilator potensiali ekanligini koʻrsatamiz. Keyingi boʻlimlarda biz ushbu ikki kuch qonuni barqaror, aniq yopiq orbitalarni ishlab chiqarishini koʻrsatamiz (etarli shart) [oʻquvchi uchun nima etarli shart ekanligi aniq emas].
J (u) ni quyidagicha belgilaymiz:
d
2
u
d
θ
2
+
u
=
J
(
u
)
≡
−
m
L
2
d
d
u
V
(
1
u
)
=
−
m
L
2
u
2
f
(
1
u
)
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}u}{d\theta ^{2}}}+u=J(u)\equiv -{\frac {m}{L^{2}}}{\frac {d}{du}}V\left({\frac {1}{u}}\right)=-{\frac {m}{L^{2}u^{2}}}f\left({\frac {1}{u}}\right),}
Bu yerda f radial kuchni ifodalaydi. r radiusda mukammal aylanma harakatning mezoni shundaki, chapdagi birinchi had nolga teng:
u
0
=
J
(
u
0
)
=
−
m
L
2
u
0
2
f
(
1
u
0
)
{\displaystyle u_{0}=J(u_{0})=-{\frac {m}{L^{2}u_{0}^{2}}}f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)}
(1)
bu yerda
u
0
≡
1
/
r
0
{\displaystyle u_{0}\equiv 1/r_{0}}
.
Keyingi qadam kichik tebranishlar ostida u uchun tenglamani koʻrib chiqishdir
η
≡
u
−
u
0
{\displaystyle \eta \equiv u-u_{0}}
mukammal dumaloq orbitalardan. Oʻng tomonda J funktsiyasi standart Teylor seriyasida kengaytirilishi mumkin:
J
(
u
)
≈
J
(
u
0
)
+
η
J
′
(
u
0
)
+
1
2
η
2
J
″
(
u
0
)
+
1
6
η
3
J
‴
(
u
0
)
+
⋯
{\displaystyle J(u)\approx J(u_{0})+\eta J'(u_{0})+{\frac {1}{2}}\eta ^{2}J''(u_{0})+{\frac {1}{6}}\eta ^{3}J'''(u_{0})+\cdots }
Bu kengayishni u uchun tenglamaga qoʻyish va doimiy hadlarni ayirish natijasida hosil boʻladi
d
2
η
d
θ
2
+
η
=
η
J
′
(
u
0
)
+
1
2
η
2
J
″
(
u
0
)
+
1
6
η
3
J
‴
(
u
0
)
+
⋯
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}\eta }{d\theta ^{2}}}+\eta =\eta J'(u_{0})+{\frac {1}{2}}\eta ^{2}J''(u_{0})+{\frac {1}{6}}\eta ^{3}J'''(u_{0})+\cdots ,}
deb yozish mumkin
d
2
η
d
θ
2
+
β
2
η
=
1
2
η
2
J
″
(
u
0
)
+
1
6
η
3
J
‴
(
u
0
)
+
⋯
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}\eta }{d\theta ^{2}}}+\beta ^{2}\eta ={\frac {1}{2}}\eta ^{2}J''(u_{0})+{\frac {1}{6}}\eta ^{3}J'''(u_{0})+\cdots ,}
(2)
bu yerda
β
2
≡
1
−
J
′
(
u
0
)
{\displaystyle \beta ^{2}\equiv 1-J'(u_{0})}
doimiy hisoblanadi. β manfiy boʻlmasligi kerak; aks holda, orbita radiusi uning boshlangʻich radiusidan eksponent ravishda oʻzgaradi. (Eritma b = 0 mukammal aylana orbitaga mos keladi.) Agar oʻng tomonni eʼtiborsiz qoldirish mumkin boʻlsa (yaʼni, kichik buzilishlar uchun), yechimlar
η
(
θ
)
=
h
1
cos
(
β
θ
)
,
{\displaystyle \eta (\theta )=h_{1}\cos(\beta \theta ),}
bu yerda h amplitudasi integrallash doimiysi. Orbitalar yopiq boʻlishi uchun b ratsional son boʻlishi kerak. Bundan tashqari, u barcha radiuslar uchun bir xil ratsional son boʻlishi kerak, chunki b doimiy ravishda oʻzgara olmaydi; ratsional sonlar bir-biridan butunlay uzilgan . J ning taʼrifidan (1) tenglama bilan birgalikda foydalanish,
J
′
(
u
0
)
=
2
u
0
[
m
L
2
u
0
2
f
(
1
u
0
)
]
−
[
m
L
2
u
0
2
f
(
1
u
0
)
]
1
f
(
1
u
0
)
d
d
u
0
f
(
1
u
0
)
=
−
2
+
u
0
f
(
1
u
0
)
d
d
u
0
f
(
1
u
0
)
=
1
−
β
2
.
{\displaystyle J'(u_{0})={\frac {2}{u_{0}}}\left[{\frac {m}{L^{2}u_{0}^{2}}}f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)\right]-\left[{\frac {m}{L^{2}u_{0}^{2}}}f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)\right]{\frac {1}{f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)}}{\frac {d}{du_{0}}}f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)=-2+{\frac {u_{0}}{f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)}}{\frac {d}{du_{0}}}f\left({\frac {1}{u_{0}}}\right)=1-\beta ^{2}.}
Bu u ning istalgan qiymati uchun amal qilishi kerakligi sababli,
d
f
d
r
=
(
β
2
−
3
)
f
r
,
{\displaystyle {\frac {df}{dr}}=(\beta ^{2}-3){\frac {f}{r}},}
bu kuch kuch qonuniga amal qilishi kerakligini anglatadi
f
(
r
)
=
−
k
r
3
−
β
2
.
{\displaystyle f(r)=-{\frac {k}{r^{3-\beta ^{2}}}}.}
Demak, J umumiy shaklga ega boʻlishi kerak
J
(
u
)
=
m
k
L
2
u
1
−
β
2
.
{\displaystyle J(u)={\frac {mk}{L^{2}}}u^{1-\beta ^{2}}.}
(3)
η
(
θ
)
=
h
0
+
h
1
cos
β
θ
+
h
2
cos
2
β
θ
+
h
3
cos
3
β
θ
+
⋯
{\displaystyle \eta (\theta )=h_{0}+h_{1}\cos \beta \theta +h_{2}\cos 2\beta \theta +h_{3}\cos 3\beta \theta +\cdots }
Biz buni (2) tenglamaga almashtiramiz va bir xil chastotaga tegishli koeffitsientlarni tenglashtiramiz, faqat eng past tartibli shartlarni saqlaymiz. Quyida koʻrsatganimizdek, h va h h dan kichikroq, tartibli
h
1
2
{\displaystyle h_{1}^{2}}
. h va boshqa barcha koeffitsientlar hech boʻlmaganda tartibda
h
1
3
{\displaystyle h_{1}^{3}}
. Bu mantiqiy, chunki
h
0
,
h
2
,
h
3
,
…
{\displaystyle h_{0},h_{2},h_{3},\ldots }
aylana orbitaga yaqinlashganda hammasi h dan tezroq yoʻqolishi kerak.
h
0
=
h
1
2
J
″
(
u
0
)
4
β
2
,
{\displaystyle h_{0}=h_{1}^{2}{\frac {J''(u_{0})}{4\beta ^{2}}},}
h
2
=
−
h
1
2
J
″
(
u
0
)
12
β
2
,
{\displaystyle h_{2}=-h_{1}^{2}{\frac {J''(u_{0})}{12\beta ^{2}}},}
h
3
=
−
1
8
β
2
[
h
1
h
2
J
″
(
u
0
)
2
+
h
1
3
J
‴
(
u
0
)
24
]
.
{\displaystyle h_{3}=-{\frac {1}{8\beta ^{2}}}\left[h_{1}h_{2}{\frac {J''(u_{0})}{2}}+h_{1}^{3}{\frac {J'''(u_{0})}{24}}\right].}
cos(bth) atamasidan biz quyidagini olamiz:
0
=
(
2
h
1
h
0
+
h
1
h
2
)
J
″
(
u
0
)
2
+
h
1
3
J
‴
(
u
0
)
8
=
h
1
3
24
β
2
(
3
β
2
J
‴
(
u
0
)
+
5
J
″
(
u
0
)
2
)
,
{\displaystyle 0=(2h_{1}h_{0}+h_{1}h_{2}){\frac {J''(u_{0})}{2}}+h_{1}^{3}{\frac {J'''(u_{0})}{8}}={\frac {h_{1}^{3}}{24\beta ^{2}}}\left(3\beta ^{2}J'''(u_{0})+5J''(u_{0})^{2}\right),}
bu yerda oxirgi bosqichda biz h va h qiymatlarini almashtirdik.
(3) va (1) tenglamalardan foydalanib, u da baholangan J ning ikkinchi va uchinchi hosilalarini hisoblashimiz mumkin:
J
″
(
u
0
)
=
β
2
(
1
−
β
2
)
u
0
,
{\displaystyle J''(u_{0})={\frac {\beta ^{2}(1-\beta ^{2})}{u_{0}}},}
J
‴
(
u
0
)
=
−
β
2
(
1
−
β
2
)
(
1
+
β
2
)
u
0
2
.
{\displaystyle J'''(u_{0})=-{\frac {\beta ^{2}(1-\beta ^{2})(1+\beta ^{2})}{u_{0}^{2}}}.}
Ushbu qiymatlarni oxirgi tenglamaga almashtirish
Bertrand teoremasining asosiy natijasini beradi:
β
2
(
1
−
β
2
)
(
4
−
β
2
)
=
0.
{\displaystyle \beta ^{2}(1-\beta ^{2})(4-\beta ^{2})=0.}
Demak, barqaror yopiq aylana boʻlmagan orbitalarni hosil qilishi mumkin boʻlgan yagona potentsial teskari kvadrat kuch qonuni (b = 1) va radial garmonik-osilator potensiali (b = 2) hisoblanadi. b = 0 yechimi yuqorida aytib oʻtilganidek, mukammal aylana orbitalariga mos keladi.
Klassik maydon potentsiallari
Gravitatsion yoki elektrostatik potensial kabi teskari kvadrat kuch qonuni uchun potensial yozilishi mumkin.
V
(
r
)
=
−
k
r
=
−
k
u
.
{\displaystyle V(\mathbf {r} )={\frac {-k}{r}}=-ku.}
Umumiy tenglamadan u(th) orbitasini olish mumkin
d
2
u
d
θ
2
+
u
=
−
m
L
2
d
d
u
V
(
1
u
)
=
k
m
L
2
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}u}{d\theta ^{2}}}+u=-{\frac {m}{L^{2}}}{\frac {d}{du}}V\left({\frac {1}{u}}\right)={\frac {km}{L^{2}}},}
uning yechimi doimiy hisoblanadi:
k
m
L
2
{\displaystyle {\frac {km}{L^{2}}}}
. Bundan tashqari oddiy sinusoid:
u
≡
1
r
=
k
m
L
2
[
1
+
e
cos
(
θ
−
θ
0
)
]
,
{\displaystyle u\equiv {\frac {1}{r}}={\frac {km}{L^{2}}}[1+e\cos(\theta -\theta _{0})],}
Bu yerda e (eksentriklik) va th (faza siljishi) integratsiya doimiylari.
Bu boshlangʻichda bitta fokusga ega boʻlgan konus kesimining umumiy formulasi; e = 0 aylanaga, 0 < e < 1 ellipsga, e = 1 parabolaga va e > 1 giperbolaga mos keladi. Eksentriklik e umumiy energiya E bilan bogʻliq (qarang : Laplas-Runge-Lenz vektori):
e
=
1
+
2
E
L
2
k
2
m
.
{\displaystyle e={\sqrt {1+{\frac {2EL^{2}}{k^{2}m}}}}.}
Ushbu formulalarni taqqoslash shuni koʻrsatadiki, E < 0 ellipsga, E = 0 parabolaga va E > 0 giperbolaga mos keladi. Ayniqsa,
E
=
−
k
2
m
2
L
2
{\displaystyle E=-{\frac {k^{2}m}{2L^{2}}}}
mukammal dumaloq orbitalar uchun.
Garmonik osilator
Radial garmonik osillator potensiali ostidagi orbitani yechish uchun
r = (x, y, z) komponentlarida ishlash osonroq. Potensialni shunday yozish mumkin:
V
(
r
)
=
1
2
k
r
2
=
1
2
k
(
x
2
+
y
2
+
z
2
)
.
{\displaystyle V(\mathbf {r} )={\frac {1}{2}}kr^{2}={\frac {1}{2}}k(x^{2}+y^{2}+z^{2}).}
m massali zarraning harakat tenglamasi uchta mustaqil Eyler tenglamalari bilan berilgan:
d
2
x
d
t
2
+
ω
0
2
x
=
0
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}+\omega _{0}^{2}x=0,}
d
2
y
d
t
2
+
ω
0
2
y
=
0
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}+\omega _{0}^{2}y=0,}
d
2
z
d
t
2
+
ω
0
2
z
=
0
,
{\displaystyle {\frac {d^{2}z}{dt^{2}}}+\omega _{0}^{2}z=0,}
bu yerda doimiy
ω
0
2
≡
k
m
{\displaystyle \omega _{0}^{2}\equiv {\frac {k}{m}}}
chegaralangan, yopiq orbitalarni taʼminlash uchun ijobiy boʻlishi kerak (yaʼni, k > 0); aks holda, zarracha cheksizlikka uchib ketadi. Ushbu oddiy garmonik osilator tenglamalarining yechimlari oʻxshash:
x
=
A
x
cos
(
ω
0
t
+
ϕ
x
)
,
{\displaystyle x=A_{x}\cos(\omega _{0}t+\phi _{x}),}
y
=
A
y
cos
(
ω
0
t
+
ϕ
y
)
,
{\displaystyle y=A_{y}\cos(\omega _{0}t+\phi _{y}),}
z
=
A
z
cos
(
ω
0
t
+
ϕ
z
)
,
{\displaystyle z=A_{z}\cos(\omega _{0}t+\phi _{z}),}
Bu yerda musbat konstantalar A x, A y va A z tebranishlarning amplitudalarini, ph , ph va ph burchaklari esa ularning fazalarini ifodalaydi. Olingan orbita
r (t) = [ x (t), y (y), z (t)] yopiq, chunki u bir davrdan keyin aynan takrorlanadi.
T
≡
2
π
ω
0
.
{\displaystyle T\equiv {\frac {2\pi }{\omega _{0}}}.}
Tizim ham barqaror, chunki amplitudalar va fazalardagi kichik buzilishlar umumiy orbitada mos ravishda kichik oʻzgarishlarga olib keladi.
Manbalar
uz.wikipedia.org