Закон Гаусса для гравитации - Gausss law for gravity - Wikipedia

Эта статья о законе Гаусса о гравитационном поле. Об аналогичных законах для разных полей см. Закон Гаусса и Закон Гаусса для магнетизма. Что касается теоремы Гаусса, математической теоремы, относящейся ко всем этим законам, см. Теорема расходимости.

В физика, Закон Гаусса для гравитации, также известный как Теорема Гаусса о потоке для гравитации, это закон физики, который эквивалентен Закон всемирного тяготения Ньютона. Он назван в честь Карл Фридрих Гаусс. По закону тяготения Гаусса часто удобнее работать, чем по закону Ньютона.

Форма закона Гаусса для гравитации математически похожа на Закон Гаусса за электростатика, один из Уравнения Максвелла. Закон Гаусса для гравитации имеет такое же математическое отношение к закону Ньютона, что и закон Гаусса для электростатики. Закон Кулона. Это потому, что и закон Ньютона, и закон Кулона описывают обратный квадрат взаимодействие в трехмерном пространстве.

Качественное изложение закона

Основная статья: Гравитационное поле

В гравитационное поле грамм (также называемый гравитационное ускорение ) является векторным полем - вектором в каждой точке пространства (и времени). Он определен так, что гравитационная сила, испытываемая частицей, равна массе частицы, умноженной на гравитационное поле в этой точке.

Гравитационный поток это поверхностный интеграл гравитационного поля над замкнутой поверхностью, аналогично тому, как магнитный поток представляет собой поверхностный интеграл магнитного поля.

Закон Гаусса для гравитации гласит:

Гравитационный поток через любую закрытая поверхность пропорциональна вложенному масса.

Интегральная форма

Интегральная форма закона Гаусса для гравитации гласит:

${\displaystyle \scriptstyle \partial V}$ ${\displaystyle \mathbf {g} \cdot d\mathbf {A} =-4\pi GM}$

куда

${\displaystyle \scriptstyle \partial V}$ (также написано ${\displaystyle \oint _{\partial V}}$) обозначает поверхностный интеграл по замкнутой поверхности,

∂V - любая замкнутая поверхность ( граница произвольного объема V),

dА это вектор, величина которого равна площади бесконечно малый кусок поверхности ∂V, и чье направление - направленное наружу нормальная поверхность (видеть поверхностный интеграл Больше подробностей),

грамм это гравитационное поле,

грамм универсальный гравитационная постоянная, и

M полная масса, заключенная в поверхности ∂V.

Левая часть этого уравнения называется поток гравитационного поля. Обратите внимание, что по закону он всегда отрицательный (или ноль) и никогда не положительный. Это можно противопоставить Закон Гаусса для электричества, где поток может быть как положительным, так и отрицательным. Разница в том, что обвинять может быть как положительным, так и отрицательным, а масса может быть только положительным.

Дифференциальная форма

Дифференциальная форма закона Гаусса для гравитационных состояний

${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {g} =-4\pi G\rho ,}$

куда ${\displaystyle \nabla \cdot }$ обозначает расхождение, грамм универсальный гравитационная постоянная, и ρ это плотность вещества в каждой точке.

Отношение к интегральной форме

Две формы закона гравитации Гаусса математически эквивалентны. В теорема расходимости состояния:

${\displaystyle \oint _{\partial V}\mathbf {g} \cdot d\mathbf {A} =\int _{V}\nabla \cdot \mathbf {g} \ dV}$

куда V - замкнутая область, ограниченная простой замкнутой ориентированной поверхностью ∂V и dV бесконечно малая часть объема V (видеть объемный интеграл Больше подробностей). Гравитационное поле грамм должен быть непрерывно дифференцируемый векторное поле, определенное в окрестности V.

Учитывая также, что

${\displaystyle M=\int _{V}\rho \ dV}$

мы можем применить теорему о расходимости к интегральной форме закона Гаусса для гравитации, которая принимает следующий вид:

${\displaystyle \int _{V}\nabla \cdot \mathbf {g} \ dV=-4\pi G\int _{V}\rho \ dV}$

который можно переписать:

${\displaystyle \int _{V}(\nabla \cdot \mathbf {g} )\ dV=\int _{V}(-4\pi G\rho )\ dV.}$

Это должно выполняться одновременно для всех возможных объемов. V; это может произойти только в том случае, если подынтегральные выражения равны. Отсюда мы приходим к

${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {g} =-4\pi G\rho ,}$

что является дифференциальной формой закона Гаусса для гравитации.

Можно вывести интегральную форму из дифференциальной формы, используя обратный метод.

Хотя эти две формы эквивалентны, одна или другая может быть более удобной для использования в конкретных вычислениях.

Связь с законом Ньютона

Вывод закона Гаусса из закона Ньютона

Закон Гаусса для гравитации можно вывести из Закон всемирного тяготения Ньютона, который утверждает, что гравитационное поле из-за точечная масса является:

${\displaystyle \mathbf {g} (\mathbf {r} )=-GM{\frac {\mathbf {e_{r}} }{r^{2}}}}$

куда

е_р радиальный единичный вектор,

р - радиус, |р|.

M - масса частицы, которая считается точечная масса расположен в источник.

Доказательство с использованием векторного исчисления показано в рамке ниже. Математически это идентично доказательству Закон Гаусса (в электростатика ) начиная с Закон Кулона.^[1]

Схема доказательства: (Нажмите кнопку [показать] справа.)

грамм(р), гравитационное поле при р, можно рассчитать, сложив вклад в грамм(р) из-за каждого бита массы во Вселенной (см. принцип суперпозиции ). Для этого интегрируем по каждой точке s в космосе, суммируя вклад в грамм(р) связанный с массой (если есть) в s, где этот вклад рассчитывается по закону Ньютона. Результат: ${\displaystyle \mathbf {g} (\mathbf {r} )=-G\int \rho (\mathbf {s} ){\frac {(\mathbf {r} -\mathbf {s} )}{|\mathbf {r} -\mathbf {s} |^{3}}}d^{3}\mathbf {s} .}$ (d^3s означает dsИксdsуdsz, каждая из которых интегрируется от -∞ до + ∞.) Если взять расходимость обеих частей этого уравнения относительно р, и воспользуемся известной теоремой[1] ${\displaystyle \nabla \cdot \left({\frac {\mathbf {r} }{|\mathbf {r} |^{3}}}\right)=4\pi \delta (\mathbf {r} )}$ где δ (р) это Дельта-функция Дирака, результат ${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {g} (\mathbf {r} )=-4\pi G\int \rho (\mathbf {s} )\ \delta (\mathbf {r} -\mathbf {s} )\ d^{3}\mathbf {s} .}$ Используя "свойство просеивания" дельта-функции Дирака, мы приходим к ${\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {g} (\mathbf {r} )=-4\pi G\rho (\mathbf {r} )}$ который является дифференциальной формой закона Гаусса для гравитации, как и требовалось.

Вывод закона Ньютона из закона Гаусса и безвихревости

Математически доказать закон Ньютона из закона Гаусса невозможно. один, потому что закон Гаусса определяет расхождение грамм но не содержит информации о завиток из грамм (видеть Разложение Гельмгольца ). Помимо закона Гаусса используется предположение, что грамм является безвихревый (имеет нулевой ротор), так как гравитация консервативная сила:

${\displaystyle \nabla \times \mathbf {g} =0}$

Даже этого недостаточно: Граничные условия на грамм также необходимы для доказательства закона Ньютона, такого как предположение, что поле бесконечно равно нулю вдали от массы.

Доказательство закона Ньютона из этих предположений выглядит следующим образом:

Схема доказательства

Начнем с интегральной формы закона Гаусса: ${\displaystyle \oint _{\partial V}\mathbf {g} \cdot d\mathbf {A} =-4\pi GM.}$ Примените этот закон к ситуации, когда объем V сфера радиуса р с центром на точечной массе M. Разумно ожидать, что гравитационное поле от точечной массы будет сферически симметричным. (Мы опускаем доказательство для простоты.) Сделав это предположение, грамм принимает следующий вид: ${\displaystyle \mathbf {g} (\mathbf {r} )=g(r)\mathbf {e_{r}} }$ (т. е. направление грамм параллельно направлению р, а величина грамм зависит только от величины, а не от направления р). Подключив это и используя тот факт, что ∂V - сферическая поверхность с постоянной р и площадь ${\displaystyle 4\pi r^{2}}$, ${\displaystyle g(r)\oint _{\partial V}\mathbf {e_{r}} \cdot d\mathbf {A} =-4\pi GM}$ ${\displaystyle g(r)(4\pi r^{2})=-4\pi GM}$ ${\displaystyle g(r)=-GM/r^{2}}$ ${\displaystyle \mathbf {g} (\mathbf {r} )=-GM{\frac {\mathbf {e_{r}} }{r^{2}}}}$ что является законом Ньютона.

Уравнение Пуассона и гравитационный потенциал

Поскольку гравитационное поле имеет нулевой ротор (эквивалентно, гравитация - это консервативная сила ), как упоминалось выше, его можно записать как градиент из скалярный потенциал, называется гравитационный потенциал:

${\displaystyle \mathbf {g} =-\nabla \phi .}$

Тогда дифференциальная форма закона Гаусса для гравитации принимает вид Уравнение Пуассона:

${\displaystyle \nabla ^{2}\phi =4\pi G\rho .}$

Это обеспечивает альтернативный способ вычисления гравитационного потенциала и гравитационного поля. Хотя вычисления грамм через уравнение Пуассона математически эквивалентно вычислению грамм непосредственно из закона Гаусса, тот или иной подход может быть более простым вычислением в данной ситуации.

В радиально-симметричных системах гравитационный потенциал является функцией только одной переменной (а именно, ${\displaystyle r=|\mathbf {r} |}$), и уравнение Пуассона принимает вид (см. Del в цилиндрических и сферических координатах ):

${\displaystyle {\frac {1}{r^{2}}}{\frac {\partial }{\partial r}}\left(r^{2}\,{\frac {\partial \phi }{\partial r}}\right)=4\pi G\rho (r)}$

а гравитационное поле:

${\displaystyle \mathbf {g} (\mathbf {r} )=-\mathbf {e_{r}} {\frac {\partial \phi }{\partial r}}.}$

При решении уравнения следует учитывать, что в случае конечных плотностей ∂ϕ/∂р должен быть непрерывным на границах (разрывах плотности) и нулевым при р = 0.

Приложения

Закон Гаусса можно использовать, чтобы легко вывести гравитационное поле в некоторых случаях, когда прямое применение закона Ньютона было бы труднее (но не невозможно). См. Статью Гауссова поверхность для получения более подробной информации о том, как выполняются эти производные. Вот три таких приложения:

Тарелка буге

Основная статья: Тарелка буге

Мы можем сделать вывод (используя "Гауссовский дот "), что для бесконечной плоской пластины (Тарелка буге ) любой конечной толщины гравитационное поле вне пластины перпендикулярно пластине по направлению к ней с величиной 2πG умноженное на массу на единицу площади, независимо от расстояния до пластины^[2] (смотрите также гравитационные аномалии ).

В более общем смысле, для массового распределения с плотностью, зависящей от одной декартовой координаты z только гравитация для любого z 2πG умноженное на разницу в массе на единицу площади по обе стороны от этого z ценить.

В частности, параллельная комбинация двух параллельных бесконечных пластин одинаковой массы на единицу площади не создает гравитационного поля между ними.

Цилиндрически симметричное распределение массы

В случае бесконечной равномерной (в z) цилиндрически-симметричного распределения массы можно сделать вывод (используя цилиндрическую Гауссова поверхность ), что напряженность поля на расстоянии р от центра внутрь с величиной 2грамм/р умноженная на общую массу на единицу длины на меньшем расстоянии (от оси), независимо от любых масс на большем расстоянии.

Например, внутри бесконечного однородного полого цилиндра поле равно нулю.

Сферически симметричное распределение массы

Основная статья: Теорема оболочек

В случае сферически-симметричного распределения массы можно сделать вывод (используя сферическое Гауссова поверхность ), что напряженность поля на расстоянии р от центра внутрь с величиной грамм/р² раз только общую массу на меньшем расстоянии, чем р. Вся масса на большем расстоянии, чем р от центра не имеет результирующего эффекта.

Например, полая сфера не создает внутри никакой чистой силы тяжести. Гравитационное поле внутри такое же, как если бы полой сферы не было (то есть результирующее поле - это поле всех масс, не включая сферу, которая может быть внутри и вне сферы).

Хотя это в одной или двух строках алгебры следует из закона гравитации Гаусса, Исааку Ньютону потребовалось несколько страниц громоздких вычислений, чтобы вывести его непосредственно, используя свой закон всемирного тяготения; посмотреть статью теорема оболочек для этого прямого вывода.

Вывод из лагранжиана

Основная статья: Лагранжиан (теория поля)

В Плотность лагранжиана для ньютоновской гравитации

${\displaystyle {\mathcal {L}}({\vec {x}},t)=-\rho ({\vec {x}},t)\phi ({\vec {x}},t)-{1 \over 8\pi G}(\nabla \phi ({\vec {x}},t))^{2}}$

Применение Принцип Гамильтона к этому лагранжиану результатом является закон Гаусса для гравитации:

${\displaystyle 4\pi G\rho ({\vec {x}},t)=\nabla ^{2}\phi ({\vec {x}},t).}$

Видеть Лагранжиан (теория поля) для подробностей.

Смотрите также

• Физический портал

• Карл Фридрих Гаусс
• Теорема расходимости
• Закон Гаусса для электричества
• Закон Гаусса для магнетизма
• Векторное исчисление
• интеграл
• Поток
• Гауссова поверхность

Рекомендации

1. См., Например, Гриффитс, Дэвид Дж. (1998). Введение в электродинамику (3-е изд.). Прентис Холл. п.50. ISBN  0-13-805326-X.
2. Решение механических задач, Фогель, стр. 535–536.

дальнейшее чтение

• Об использовании термина «закон Гаусса для гравитации» см., Например, Муди, М. В .; Пайк, Х. Дж. (1 марта 1993 г.). «Проверка силы тяжести по закону Гаусса на близком расстоянии». Письма с физическими проверками. 70 (9): 1195–1198. Bibcode:1993ПхРвЛ..70.1195М. Дои:10.1103 / PhysRevLett.70.1195. PMID  10054315.