Теорема оболочек - Shell theorem

В классическая механика, то теорема оболочек дает гравитационный упрощения, которые могут применяться к объектам внутри или снаружи сферического симметричный тело. Эта теорема имеет частное применение к астрономия.

Исаак Ньютон доказал теорему оболочек^[1] и заявил, что:

1. А сферически симметричный тело воздействует на внешние объекты гравитационно, как если бы все его масса были сосредоточены в точка в его центре.
2. Если тело представляет собой сферически-симметричную оболочку (т. Е. Полый шар), нет сетки сила гравитации применяется оболочкой к любому объекту внутри, независимо от местоположения объекта внутри оболочки.

Следствием этого является то, что внутри твердой сферы постоянной плотности гравитационная сила внутри объекта изменяется линейно с расстоянием от центра, обращаясь в ноль из-за симметрии в центре масса. Это можно увидеть так: возьмем точку внутри такой сферы на расстоянии ${\displaystyle r}$ от центра сферы. Тогда вы можете игнорировать все оболочки большего радиуса, согласно теореме об оболочках. Итак, оставшаяся масса ${\displaystyle m}$ пропорционально ${\displaystyle r^{3}}$ (поскольку он основан на объеме), а действующая на него гравитационная сила пропорциональна ${\displaystyle {\frac {m}{r^{2}}}}$ (в закон обратных квадратов ), поэтому общий гравитационный эффект пропорционален ${\displaystyle {\frac {r^{3}}{r^{2}}}=r}$, поэтому линейно по ${\displaystyle r}$.

Эти результаты были важны для анализа движения планет Ньютоном; они не очевидны сразу, но их можно доказать с помощью исчисление. (В качестве альтернативы, Закон Гаусса для гравитации предлагает гораздо более простой способ доказать те же результаты.)

В дополнение к сила тяжести, теорема оболочек также может быть использована для описания электрическое поле генерируется статическим сферически симметричным плотность заряда, или аналогично для любого другого явления, которое следует за закон обратных квадратов. Приведенные ниже выводы сосредоточены на гравитации, но результаты легко обобщаются на электростатическая сила.

Возникновение гравитационного поля вне твердой сферы

Есть три шага к доказательству теоремы Ньютона об оболочке. Сначала будет выведено уравнение для гравитационного поля, обусловленного кольцом масс. Собирая бесконечное количество бесконечно тонких колец для создания диска, это уравнение, включающее кольцо, будет использоваться для нахождения гравитационного поля, создаваемого диском. Наконец, собрав бесконечное количество бесконечно тонких дисков в сферу, это уравнение, включающее диск, будет использовано для нахождения гравитационного поля, создаваемого сферой.

Гравитационное поле ${\displaystyle E}$ на должности под названием ${\displaystyle P}$ в ${\displaystyle (x,y)=(-p,0)}$ на Икс-ось из-за точки массы ${\displaystyle M}$ в начале

${\displaystyle E_{\text{point}}={\frac {GM}{p^{2}}}}$

Предположим, что эта масса движется вверх по у- ось к точке ${\displaystyle (0,R)}$. Расстояние между ${\displaystyle P}$ и точечная масса теперь длиннее, чем раньше; Он становится гипотенузой прямоугольного треугольника с катетами. ${\displaystyle p}$ и ${\displaystyle R}$ который ${\textstyle {\sqrt {p^{2}+R^{2}}}}$. Следовательно, гравитационное поле возвышенной точки:

${\displaystyle E_{\text{elevated point}}={\frac {GM}{p^{2}+R^{2}}}}$

Величина гравитационного поля, которое притянет частицу к точке ${\displaystyle P}$ в Икс-направление - гравитационное поле, умноженное на ${\displaystyle \cos(\theta )}$ где ${\displaystyle \theta }$ угол, примыкающий к Икс-ось. В таком случае, ${\displaystyle \cos(\theta )={\frac {p}{\sqrt {p^{2}+R^{2}}}}}$. Следовательно, величина гравитационного поля в Икс-направление, ${\displaystyle E_{x}}$ является:

${\displaystyle E_{x}={\frac {GM\cos {\theta }}{p^{2}+R^{2}}}}$

Подставляя в ${\displaystyle \cos(\theta )}$ дает

${\displaystyle E_{x}={\frac {GMp}{(p^{2}+R^{2})^{3/2}}}}$

Предположим, что эта масса равномерно распределена в кольце с центром в начале координат и обращенной точкой ${\displaystyle P}$ с таким же радиусом ${\displaystyle R}$. Поскольку вся масса расположена под одним углом по отношению к Икс-оси, а расстояние между точками на кольце такое же, как и раньше, гравитационное поле в Икс-направление в точке ${\displaystyle P}$ из-за кольца это то же самое, что и точечная масса, расположенная в точке ${\displaystyle R}$ единицы выше у-ось:

${\displaystyle E_{\text{ring}}={\frac {GMp}{(p^{2}+R^{2})^{3/2}}}}$

Чтобы найти гравитационное поле в точке ${\displaystyle P}$ из-за диска бесконечное количество бесконечно тонких колец, обращенных ${\displaystyle P}$, каждая с радиусом ${\displaystyle y}$, ширина ${\displaystyle dy}$, а масса ${\displaystyle dM}$ могут быть помещены друг в друга, образуя диск. Масса любого из колец ${\displaystyle dM}$ - масса диска, умноженная на отношение площади кольца ${\displaystyle 2\pi y\,dy}$ к общей площади диска ${\displaystyle \pi R^{2}}$. Так, ${\displaystyle dM={\frac {M\cdot 2y\,dy}{R^{2}}}}$. Следовательно, небольшое изменение гравитационного поля, ${\displaystyle E}$ является:

${\displaystyle dE={\frac {Gp\ dM}{(p^{2}+y^{2})^{3/2}}}}$

Подставляя в ${\displaystyle dM}$ а интегрирование обеих сторон дает гравитационное поле диска:

${\displaystyle E=\int {\frac {GMp\ \cdot {\frac {2y\ dy}{R^{2}}}}{(p^{2}+y^{2})^{3/2}}}}$

Если сложить вклад в гравитационное поле от каждого из этих колец, получится выражение для гравитационного поля, создаваемого диском. Это эквивалентно интегрированию указанного выше выражения из ${\displaystyle y=0}$ к ${\displaystyle y=R}$ , в результате чего:

${\displaystyle E_{\text{disc}}={\frac {2GM}{R^{2}}}\left(1-{\frac {p}{\sqrt {p^{2}+R^{2}}}}\right)}$

Чтобы найти гравитационное поле в точке ${\displaystyle P}$ из-за сферы с центром в начале координат бесконечное количество бесконечно тонких дисков обращено ${\displaystyle P}$, каждая с радиусом ${\displaystyle R}$, ширина ${\displaystyle dx}$, а масса ${\displaystyle dM}$ могут быть размещены вместе.

Радиусы этих дисков ${\displaystyle R}$ следить за высотой поперечного сечения сферы (с постоянным радиусом "${\displaystyle a}$"), который представляет собой уравнение полукруга: ${\displaystyle R={\sqrt {a^{2}-x^{2}}}}$.  ${\displaystyle x}$ варьируется от ${\displaystyle -a}$ к ${\displaystyle a}$.

Масса любого из дисков ${\displaystyle dM}$ это масса сферы ${\displaystyle M}$ умноженный на отношение объема бесконечно тонкого диска к объему сферы (с постоянным радиусом ${\displaystyle a}$). Объем бесконечно тонкого диска равен ${\displaystyle \pi R^{2}\,dx}$, или ${\displaystyle \pi (a^{2}-x^{2})\,dx}$. Так, ${\displaystyle dM={\frac {\pi M(a^{2}-x^{2})\ dx}{{\frac {4}{3}}\pi a^{3}}}}$. Упрощение дает ${\displaystyle dM={\frac {3M(a^{2}-x^{2})\ dx}{4a^{3}}}}$. Очередной раз, ${\displaystyle x}$ варьируется от ${\displaystyle -a}$ к ${\displaystyle a}$.

Положение каждого диска от ${\displaystyle P}$ будет меняться в зависимости от его положения в «сфере», состоящей из дисков, поэтому ${\displaystyle p}$ должен быть заменен на ${\displaystyle p+x}$. ${\displaystyle x}$ все еще варьируется от ${\displaystyle -a}$ к ${\displaystyle a}$.

Замена ${\displaystyle M}$ с участием ${\displaystyle dM}$, ${\displaystyle R}$ с участием ${\displaystyle {\sqrt {a^{2}-x^{2}}}}$, и ${\displaystyle p}$ с участием ${\displaystyle p+x}$ в уравнении "диска" дает:

${\displaystyle dE={\frac {\left({\frac {2G[3M(a^{2}-x^{2})]}{4a^{3}}}\right)}{{\sqrt {a^{2}-x^{2}}}^{2}}}\cdot \left(1-{\frac {p+x}{\sqrt {(p+x)^{2}+{\sqrt {a^{2}-x^{2}}}^{2}}}}\right)\,dx}$

Упрощение,

${\displaystyle \int dE=\int _{-a}^{a}{\frac {3GM}{2a^{3}}}\left(1-{\frac {p+x}{\sqrt {p^{2}+a^{2}+2px}}}\right)\,dx}$

Интегрирование гравитационного поля каждого тонкого диска из ${\displaystyle x=-a}$ к ${\displaystyle x=+a}$ относительно ${\displaystyle x}$, и, проведя некоторую осторожную алгебру, прекрасно дает теорему Ньютона об оболочке:

${\displaystyle E={\frac {GM}{p^{2}}}}$

где ${\displaystyle p}$ расстояние между центром сферической массы и произвольной точкой ${\displaystyle P}$. Гравитационное поле сферической массы можно рассчитать, рассматривая всю массу как точечную частицу в центре сферы.

Вне оболочки

Твердый, сферически симметричный тело можно смоделировать как бесконечное количество концентрический, бесконечно тонкие сферические оболочки. Если одну из этих оболочек можно рассматривать как точечную массу, то систему оболочек (то есть сферу) также можно рассматривать как точечную массу. Рассмотрим одну такую ​​оболочку (на схеме показан разрез):

(Обратите внимание ${\displaystyle d\theta }$ на диаграмме относится к малому углу, а не к длина дуги. Длина дуги составляет ${\textstyle R\ d\theta }$.)

Применение Универсальный закон тяготения Ньютона, сумма сил от элементов массы в заштрихованной полосе равна

${\displaystyle dF={\frac {Gm\;dM}{s^{2}}}}$

Однако, поскольку есть частичная отмена из-за вектор характер силы в сочетании с симметрией круговой ленты, оставшиеся составная часть (в направлении, указывающем на ${\displaystyle m}$) дан кем-то

${\displaystyle dF_{r}={\frac {Gm\;dM}{s^{2}}}\cos \varphi }$

Общая сила на ${\displaystyle m}$, то есть просто сумма сил, прилагаемых всеми лентами. Уменьшая ширину каждой полосы и увеличивая количество полос, сумма становится интегральным выражением:

${\displaystyle F_{r}=\int dF_{r}}$

поскольку ${\displaystyle G}$ и ${\displaystyle m}$ являются константами, их можно вынести из интеграла:

${\displaystyle F_{r}=Gm\int {\frac {\cos \varphi \ dM}{s^{2}}}.}$

Чтобы оценить этот интеграл, нужно сначала выразить ${\displaystyle dM}$ как функция ${\displaystyle d\theta }$

Полная поверхность сферической оболочки равна

${\displaystyle 4\pi R^{2}}$

в то время как площадь тонкого среза между ${\displaystyle \theta }$ и ${\displaystyle \theta +d\theta }$ является

${\displaystyle 2\pi R\sin \theta \cdot R\,d\theta =2\pi R^{2}\sin \theta \,d\theta }$

Если масса снаряда ${\displaystyle M}$, поэтому

${\displaystyle dM={\frac {2\pi R^{2}\sin \theta }{4\pi R^{2}}}M\,d\theta =\textstyle {\frac {1}{2}}M\sin \theta \,d\theta }$

и

${\displaystyle F_{r}={\frac {GMm}{2}}\int {\frac {\sin \theta \cos \varphi }{s^{2}}}\,d\theta }$

Посредством закон косинусов,

${\displaystyle \cos \varphi ={\frac {r^{2}+s^{2}-R^{2}}{2rs}}}$

и

${\displaystyle \cos \theta ={\frac {r^{2}+R^{2}-s^{2}}{2rR}}.}$

Эти два отношения связывают три параметра ${\displaystyle \theta }$, ${\displaystyle \varphi }$ и ${\displaystyle s}$ которые появляются в интеграле вместе. Так как ${\displaystyle \theta }$ увеличивается с ${\displaystyle 0}$ к ${\displaystyle \pi }$ радианы, ${\displaystyle \varphi }$ изменяется от начального значения 0 до максимального значения, прежде чем окончательно вернуться к нулю в${\displaystyle \theta =\pi }$ . В то же время, ${\displaystyle s}$ увеличивается от начального значения ${\displaystyle r-R}$ к окончательному значению ${\displaystyle r+R}$ так как ${\displaystyle \theta }$ увеличивается с 0 до ${\displaystyle \pi }$ радианы. Это показано на следующей анимации:

(Примечание: если смотреть с ${\displaystyle m}$, заштрихованная синяя полоса выглядит как тонкая кольцо внутренний и внешний радиусы которого сходятся к ${\displaystyle R\ \sin \theta }$ так как ${\displaystyle d\theta }$ исчезает.)

Чтобы найти примитивная функция к подынтегральному выражению нужно сделать ${\displaystyle s}$ независимая переменная интегрирования вместо ${\displaystyle \theta }$.

Выполнение неявное дифференцирование второго из приведенных выше выражений "закона косинуса" дает

${\displaystyle -\sin \theta \;d\theta ={\frac {-2s}{2rR}}\,ds}$

и поэтому

${\displaystyle \sin \theta \;d\theta ={\frac {s}{rR}}\,ds.}$

Это следует из того

${\displaystyle F_{r}={\frac {GMm}{2}}{\frac {1}{rR}}\int {\frac {s\cos \varphi }{s^{2}}}\,ds={\frac {GMm}{2rR}}\int {\frac {\cos \varphi }{s}}\,ds}$

где новая переменная интегрирования ${\displaystyle s}$ увеличивается с ${\displaystyle r-R}$ к${\displaystyle r+R}$ .

Вставка выражения для ${\displaystyle \cos \varphi }$ используя первое из приведенных выше выражений "закона косинуса", в итоге получаем, что

${\displaystyle F_{r}={\frac {GMm}{4r^{2}R}}\int \left(1+{\frac {r^{2}-R^{2}}{s^{2}}}\right)\ ds\ .}$

А примитивная функция к подынтегральному выражению

${\displaystyle s-{\frac {r^{2}-R^{2}}{s}}\ ,}$

и вставив границы ${\displaystyle r-R}$ и ${\displaystyle r+R}$ для переменной интегрирования ${\displaystyle s}$ в этой примитивной функции получается, что

${\displaystyle F_{r}={\frac {GMm}{r^{2}}}}$ ,

говоря, что гравитационная сила такая же, как у точечной массы в центре оболочки с такой же массой.

Наконец, объединим всю бесконечно тонкую сферическую оболочку с массой ${\displaystyle dM}$, и мы можем получить полный гравитационный вклад твердого шара в объект вне шара

${\displaystyle F_{total}=\int dF_{r}={\frac {Gm}{r^{2}}}\int dM.}$

Между радиусом ${\displaystyle x}$ к ${\displaystyle x+dx}$, ${\displaystyle dM}$ можно выразить как функцию ${\displaystyle x}$, т.е.

${\displaystyle dM={\frac {4\pi x^{2}dx}{{\frac {4}{3}}\pi R^{3}}}M={\frac {3Mx^{2}dx}{R^{3}}}}$

Следовательно, общая гравитация равна

${\displaystyle F_{\text{total}}={\frac {3GMm}{r^{2}R^{3}}}\int _{0}^{R}x^{2}\,dx={\frac {GMm}{r^{2}}}}$

что предполагает, что сила притяжения твердого сферического шара к внешнему объекту может быть упрощена как сила притяжения точечной массы в центре шара с той же массой.

Внутри оболочки

Для точки внутри оболочки разница в том, что когда θ равно нулю, ϕ принимает значение π радианы и s Значение р − р. Когда θ увеличивается с 0 до π радианы, ϕ уменьшается от начального значения π радианы к нулю и s увеличивается от начального значения р − р к значению р + р.

Все это можно увидеть на следующем рисунке.

Подставляя эти границы в примитивная функция

${\displaystyle s-{\frac {r^{2}-R^{2}}{s}}}$

каждый получает это, в этом случае

${\displaystyle F_{r}=0\ ,}$

говоря, что чистые гравитационные силы, действующие на точечную массу со стороны массовых элементов оболочки вне точки измерения, сокращаются.

Обобщение: Если ${\displaystyle f={\frac {k}{r^{p}}}}$, результирующая сила внутри оболочки равна:

${\displaystyle F(r)={\frac {GMm}{4r^{2}R}}\int _{R-r}^{R+r}\left({\frac {1}{s^{p-2}}}+{\frac {r^{2}-R^{2}}{s^{p}}}\right)\,ds}$

Вышеупомянутые результаты в ${\displaystyle F(r)}$ тождественно нулю тогда и только тогда, когда ${\displaystyle p=2}$

Вне оболочки (т.е. ${\displaystyle r>R}$ или ${\displaystyle r<-R}$):

${\displaystyle F(r)={\frac {GMm}{4r^{2}R}}\int _{r-R}^{r+R}\left({\frac {1}{s^{p-2}}}+{\frac {r^{2}-R^{2}}{s^{p}}}\right)\,ds}$

Вывод с использованием закона Гаусса

Теорема оболочек является непосредственным следствием Закон Гаусса для гравитации говоря это

${\displaystyle \int _{S}{\mathbf {g} }\cdot \,d{\mathbf {S} }=-4\pi GM}$

где M - масса той части сферически-симметричного распределения масс, которая находится внутри сферы с радиусом р и

${\displaystyle \int _{S}{\mathbf {g} }\cdot \,d{\mathbf {S} }=\int _{S}{\mathbf {g} }\cdot {\mathbf {\hat {n}} }\,dS}$

это поверхностный интеграл из гравитационное поле г по любому закрытая поверхность внутри которого общая масса M, то единичный вектор ${\displaystyle \mathbf {\hat {n}} }$ являясь внешней нормалью к поверхности.

Гравитационное поле сферически-симметричного распределения массы, такого как материальная точка, сферическая оболочка или однородная сфера, также должно быть сферически симметричным. Если ${\displaystyle \mathbf {\hat {n}} }$ является единичным вектором в направлении от точки симметрии к другой точке, поэтому гравитационное поле в этой другой точке должно быть

${\displaystyle \mathbf {g} =g(r)\mathbf {\hat {n}} }$

где г(р) зависит только от расстояния р к точке симметрии

Выбор замкнутой поверхности как сферы с радиусом р с центром в точке симметрии, внешней нормалью к точке на поверхности, ${\displaystyle \mathbf {\hat {n}} }$, это как раз направление, указывающее от точки симметрии распределения массы.

Следовательно, есть

${\displaystyle \mathbf {g} =g(r)\mathbf {\hat {n}} }$

и

${\displaystyle \int _{S}\mathbf {g} \cdot \,d{\mathbf {S} }=g(r)\int _{S}\,dS=g(r)4\pi r^{2}}$

так как площадь сферы равна 4πр².

Тогда из закона Гаусса следует, что

${\displaystyle g(r)4\pi r^{2}=-4\pi GM}$

т.е. что

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

Обращения и обобщения

Естественно спросить, не разговаривать теоремы об оболочках верны, а именно, следует ли из результата теоремы закон всемирного тяготения или существует более общий закон силы, для которого теорема верна. Более конкретно, можно задать вопрос:

Предположим, есть сила ${\displaystyle F}$ между массами M и м, разделенные расстоянием р формы ${\displaystyle F=Mmf(r)}$ так что любое сферически симметричное тело воздействует на внешние тела, как если бы его масса была сосредоточена в его центре. Тогда в каком виде функция может ${\displaystyle f}$ взять?

Фактически, это допускает ровно на один класс силы больше, чем (ньютоновский) обратный квадрат.^[2][3] Самая общая сила, полученная в ^[2] является:

${\displaystyle F=-{\frac {GMm}{r^{2}}}-{\frac {\Lambda Mmr}{3}}}$

где ${\displaystyle G}$ и ${\displaystyle \Lambda }$ могут быть константами, принимающими любое значение. Первый член - это известный закон всемирного тяготения; вторая - дополнительная сила, аналогичная космологическая постоянная срок в общая теория относительности.

Если мы дополнительно ограничим силу, требуя, чтобы вторая часть теоремы также выполнялась, а именно, что внутри полого шара нет силы, мы исключаем возможность дополнительного члена, и закон обратных квадратов действительно является единственным законом силы, удовлетворяющим теорема.

С другой стороны, если мы ослабим условия и потребуем только, чтобы поле везде вне сферически симметричного тела было таким же, как поле от некоторой точечной массы в центре (любой массы), мы допускаем новый класс решений, заданных посредством Потенциал Юкавы, частным случаем которого является закон обратных квадратов.

Другое обобщение можно сделать для диска, заметив, что

${\displaystyle dM={\frac {R^{2}}{2}}{\frac {d\theta \sin ^{2}\theta }{\pi R^{2}}}M={\frac {\sin ^{2}\theta }{2\pi }}M\,d\theta }$

так:

${\displaystyle F_{r}={\frac {GMm}{2\pi }}\int {\frac {\sin ^{2}\theta \cos \varphi }{s^{2}}}\,d\theta ,}$

где ${\displaystyle M=\pi R^{2}\rho }$, и ${\displaystyle \rho }$ это плотность тела.

Проделав все промежуточные вычисления, получаем:

${\displaystyle F(r)={\frac {Gm\rho }{8r^{3}}}\int _{R-r}^{R+r}{\frac {(r^{2}+s^{2}-R^{2}){\sqrt {2(r^{2}R^{2}+r^{2}s^{2}+R^{2}s^{2})-s^{4}-r^{4}-R^{4}}}}{s^{2}}}\,ds}$

Доказательства Ньютона

Введение

В предложениях 70 и 71 рассматривается сила, действующая на частицу со стороны полой сферы с бесконечно тонкой поверхностью, массовая плотность которой постоянна по поверхности. Сила, действующая на частицу со стороны небольшого участка поверхности сферы, пропорциональна массе этой области и обратно пропорциональна квадрату расстояния до частицы. Первое предложение рассматривает случай, когда частица находится внутри сферы, второе - когда она находится снаружи. Использование бесконечно малых и предельных процессов в геометрических конструкциях является простым и элегантным и исключает необходимость в каких-либо интеграциях. Они хорошо иллюстрируют метод Ньютона для доказательства многих утверждений Principia.

Его доказательство предложения 70 тривиально. Далее он рассматривается немного более подробно, чем предоставляет Ньютон.

Доказательство предложения 71 более исторически значимо. Это составляет первую часть его доказательства того, что гравитационная сила твердой сферы, действующая на частицу за ее пределами, обратно пропорциональна квадрату ее расстояния от центра сферы, при условии, что плотность в любой точке внутри сферы является функцией только расстояние от центра сферы.

Хотя нижеследующее полностью соответствует доказательствам Ньютона, были внесены очень незначительные изменения, чтобы попытаться сделать их более ясными.

Сила на точку внутри полой сферы

На рис. 2 показано поперечное сечение полой сферы через центр S и произвольную точку P внутри сферы. Через P проведите две прямые IL и HK так, чтобы угол KPL был очень малым. JM - это линия, проходящая через P, которая делит этот угол пополам. По геометрии окружностей треугольники IPH и KPL похожи. Прямые KH и IL вращаются вокруг оси JM, образуя 2 конуса, которые пересекают сферу двумя замкнутыми кривыми. На рис. 1 сфера видна с расстояния по линии PE и считается прозрачной, поэтому видны обе кривые.

Поверхность сферы, которую пересекают конусы, можно считать плоской, и ${\displaystyle \angle PJI=\angle PMK}$ .

Поскольку пересечение конуса с плоскостью является эллипсом, в этом случае пересечения образуют два эллипса с большими осями IH и KL, где ${\displaystyle {\frac {IH}{KL}}={\frac {PJ}{PM}}}$ .

По аналогичному аргументу, второстепенные оси находятся в одинаковом соотношении. Это ясно, если смотреть на сферу сверху. Следовательно, два эллипса похожи, поэтому их площади равны квадратам их главных осей. Поскольку масса любого участка поверхности пропорциональна площади этого участка, для двух эллиптических областей соотношение их масс ${\displaystyle \propto {\frac {PJ^{2}}{PM^{2}}}}$.

Поскольку сила притяжения на P в направлении JM от любой из эллиптических областей прямая, как масса области, и обратно пропорциональна квадрату ее расстояния от P, она не зависит от расстояния P от сферы. Следовательно, силы на P от 2 бесконечно малых эллиптических областей равны и противоположны, и нет результирующей силы в направлении JM.

Поскольку положение P и направление JM произвольны, из этого следует, что любая частица внутри полой сферы не испытывает результирующей силы со стороны массы сферы.

Примечание: Ньютон просто описывает дуги IH и KL как «минимально малые», а области, очерченные линиями IL и HK, могут иметь любую форму, не обязательно эллиптическую, но они всегда будут похожи.

Сила на точку за пределами полой сферы

Фиг.1 представляет собой поперечное сечение полой сферы через центр S с произвольной точкой P вне сферы. PT - касательная к окружности в точке T, которая проходит через P. HI - небольшая дуга на поверхности, такая что PH меньше PT. Растяните PI, чтобы пересечь сферу в L, и проведите SF к точке F, которая делит IL пополам. Растяните PH, чтобы пересечь сферу в точке K, и проведите SE до точки E, которая пересекает HK пополам, и продолжите SF до пересечения HK в точке D. Опустите перпендикуляр IQ на линию PS, соединяющую точку P с центром S. Пусть радиус сферы быть a, а расстояние PS быть D.

Пусть дуга IH продолжена перпендикулярно плоскости диаграммы на небольшое расстояние ζ. Площадь созданного рисунка равна ${\displaystyle IH\cdot \zeta }$, а его масса пропорциональна этому продукту.

Сила этой массы, действующая на частицу в точке P ${\displaystyle \propto {\frac {IH\cdot \zeta }{PI^{2}}}}$ и находится по линии PI.

Составляющая этой силы к центру ${\displaystyle \propto {\frac {IH\cdot PQ\cdot \zeta }{PI^{3}}}}$.

Если теперь дуга ЗДРАВСТВУЙ полностью поворачивается вокруг линии PS сформировать кольцо шириной ЗДРАВСТВУЙ и радиус IQ, длина кольца 2π·IQ и его площадь 2π·IQ·IH. Составляющая силы этого кольца на частицу при п в направлении PS становится ${\displaystyle \propto {\frac {IH\cdot IQ\cdot PQ}{PI^{3}}}}$.

Перпендикулярные составляющие силы, направленные в сторону PS сокращаются, поскольку масса в кольце распределена симметрично относительно PS. Следовательно, составляющая в направлении PS это общая сила на п за счет кольца, образованного вращающейся дугой ЗДРАВСТВУЙ около PS.

Из подобных треугольников: ${\displaystyle {\frac {IQ}{PI}}={\frac {FS}{D}}}$; ${\displaystyle {\frac {PQ}{PI}}={\frac {PF}{D}}}$, и ${\displaystyle {\frac {RI}{PI}}={\frac {DF}{PF}}}$

Если HI достаточно мало, чтобы его можно было принять за прямую линию, ${\displaystyle \angle SIH}$ это прямой угол, и ${\displaystyle \angle RIH=\angle FIS}$, так что ${\displaystyle {\frac {HI}{RI}}={\frac {a}{IF}}}$.

Следовательно, сила на п из-за кольца ${\displaystyle \propto {\frac {IH\cdot IQ\cdot PQ}{PI^{3}}}={\frac {a\cdot DF\cdot FS\cdot PF}{IF\cdot PF\cdot D\cdot D}}={\frac {a\cdot DF\cdot FS}{IF\cdot D^{2}}}}$.

Теперь предположим на рис.2, что другая частица находится вне сферы в точке п, другое расстояние d от центра сферы, с соответствующими точками, обозначенными строчными буквами. Для удобства сравнения конструкция п на рис. 1 также показан на рис. 2. Как и ранее, ph меньше чем pt.

Создайте кольцо шириной ih и радиусом iq, сделав угол ${\displaystyle fiS=FIS}$ и немного больший угол ${\displaystyle dhS=DHS}$, так что расстояние PS ограничено тем же углом в точке I, что и pS в точке i. То же самое верно для H и h соответственно.

Полная сила на p, создаваемая этим кольцом, равна

${\displaystyle \propto {\frac {ih\cdot iq\cdot pq}{pi^{3}}}={\frac {a\cdot df\cdot fS}{if\cdot d^{2}}}}$

Ясно ${\displaystyle fS=FS}$, ${\displaystyle if=IF}$, и ${\displaystyle eS=ES}$.

Ньютон утверждает, что DF и df могут быть приняты равными в пределе, поскольку углы DPF и dpf «обращаются в нуль вместе». Обратите внимание, что углы DPF и DPF не равны. Хотя DS и dS становятся равными в пределе, это не означает, что отношение DF к df становится равным единице, когда оба DF и df стремятся к нулю. В конечном случае DF зависит от D, а df - от d, поэтому они не равны.

Поскольку отношение DF к df в пределе имеет решающее значение, требуется более подробный анализ. Из подобных прямоугольных треугольников ${\displaystyle {\frac {DF}{PF}}={\frac {ED}{ES}}}$ и ${\displaystyle ED^{2}=(DF+FS)^{2}-ES^{2}}$, давая ${\displaystyle {\frac {(PF^{2}-ES^{2})DF^{2}}{PF^{2}}}+2.FS.DF+FS^{2}-ES^{2}=0}$. Решая квадратичную формулу для DF, в пределе, когда ES приближается к FS, меньший корень, ${\displaystyle DF=ES-FS}$. Проще говоря, когда DF приближается к нулю, в пределе ${\displaystyle DF^{2}}$ термин можно игнорировать: ${\displaystyle 2\cdot FS\cdot DF+FS^{2}-ES^{2}=0}$ приводит к тому же результату. Очевидно, что df имеет тот же предел, что оправдывает утверждение Ньютона.

Сравнивая силу от кольца HI, вращающегося вокруг PS, с кольцом hi вокруг pS, отношение этих двух сил равно ${\displaystyle {\frac {d^{2}}{D^{2}}}}$.

Разделив дуги AT и Bt на соответствующие бесконечно малые кольца, следует, что отношение силы, создаваемой дугой AT, вращающейся вокруг PS, к силе Bt, вращающейся вокруг pS, находится в таком же соотношении, и аналогично, отношение сил из-за дуги TB и дуги tA оба повернутых имеют одинаковое отношение.

Следовательно, сила, действующая на частицу на любом расстоянии D от центра полой сферы, обратно пропорциональна ${\displaystyle D^{2}}$, что доказывает предложение.

Теорема оболочек в общей теории относительности

Аналог теоремы об оболочке существует в общая теория относительности (GR).

Сферическая симметрия подразумевает, что метрика имеет не зависящую от времени геометрию Шварцшильда, даже если центральная масса подвергается гравитационному коллапсу (Misner et al. 1973; см. Теорема Биркгофа ). В метрика таким образом имеет форму

${\displaystyle ds^{2}=-(1-2M/r)\,dt^{2}+(1-2M/r)^{-1}\,dr^{2}+r^{2}\,d\Omega ^{2}}$

(с помощью геометрические единицы, где ${\displaystyle G=c=1}$). Для ${\displaystyle r>R>0}$ (где ${\displaystyle R}$ - радиус некоторой массовой оболочки), масса действует как дельта-функция в происхождении. Для ${\displaystyle r<R}$, оболочки массы могут существовать извне, но чтобы метрика была неособый в начале, ${\displaystyle M}$ должен быть равен нулю в метрике. Это уменьшает метрику до плоской Пространство Минковского; таким образом, внешние оболочки не имеют гравитационного воздействия.

Этот результат освещает гравитационный коллапс ведущая к черной дыре и ее влияние на движение световых лучей и частиц за пределами и внутри горизонта событий (Hartle 2003, глава 12).

Смотрите также

• Высота шкалы

использованная литература

1. Ньютон, Исаак (1687). Philosophiae Naturalis Principia Mathematica. Лондон. С. Теорема XXXI.
2. Гурзадян, Ваге (1985). «Космологическая постоянная в космологической схеме МакКри-Милна». Обсерватория. 105: 42–43. Bibcode:1985 Обс ... 105 ... 42G. http://adsabs.harvard.edu/full/1985Obs...105...42G
3. Аренс, Ричард (1 января 1990 г.). «Наблюдения Ньютона о поле однородной тонкой сферической оболочки». Note di Matematica. Икс (Дополнение № 1): 39–45.