כוח מרכזי

מתוך ויקיפדיה, האנציקלופדיה החופשית
קפיצה אל: ניווט, חיפוש

בפיזיקה, כוח מרכזי הוא כוח שגודלו תלוי רק במרחק ממקור הכוח, וכיוונו רדיאלי, כלומר ככיוון הוקטור המחבר בין מקור הכוח לבין הנקודה עליה פועל הכוח.

מתמטית, אם מקור הכוח נמצא בראשית הצירים, אזי הכוח הפועל על נקודה  \vec r יהיה מן הצורה:

 \vec F (\vec r) = F(r)\hat r

כאשר:

  •  r=|\vec r| הוא המרחק מהראשית (מקור הכח).
  •  \hat r = \frac{\vec r}{r} הוא וקטור יחידה בכיוון רדיאלי.

כוחות רבים וחשובים דוגמת כוח הכבידה והכוח הקולומבי האלקטרוסטטי הינם כוחות מרכזיים. הכוח המגנטי הוא דוגמה לכוח שאינו מרכזי, כיוון שכיוונו אינו רדיאלי וגודלו תלוי במהירות הגוף עליו הוא פועל.

כוח מרכזי הוא מאפיין של מערכת פיזיקלית בעלת סימטריה לסיבוב.

תכונות[עריכת קוד מקור | עריכה]

פתרון משוואות התנועה הקלאסיות עבור כוח מרכזי[עריכת קוד מקור | עריכה]

בזכות תכונות אלו, בעיה של גוף הנע בהשפעת כוח מרכזי קלה יחסית לפתרון. כיוון שתנועת הגוף מוגבלת למישור נוח לעבוד בקואורדינטות פולריות  r,\theta . כיוון שהאנרגיה \ E והתנע הזוויתי  \vec L קבועים, ניתן לכתוב:

 E = \frac{1}{2} m \dot r^2 +\frac{L^2}{2mr^2} +V(r)

כלומר ניתן להתייחס לתנועת הגוף (בקואורדינטה r) כתנועה חד ממדית בהשפעת פוטנציאל אפקטיבי  V_\mbox{eff}(r) = V(r) +\frac{L^2}{2mr^2} . את המשוואה הנ"ל ניתן לפתור ברמת העקרון על ידי הפרדת משתנים ולקבל את  \ r(t) (אם כי רק עבור מספר מצומצם של פוטנציאלים ידוע הפתרון בצורה מפורשת). לאחר מכן ניתן לקבל את \ \theta (t) על ידי אינטגרציה של  \dot\theta = \frac{L}{mr^2} .

משוואת המסלול[עריכת קוד מקור | עריכה]

בנוסף למשוואות התנועה שפתרונן הוא מיקום הגוף כפונקציה של הזמן \ r(t) , \theta (t) , במקרים רבים נהוג להתעניין גם במשוואת המסלול שפתרונה נותן את  \ r(\theta) כלומר את צורת מסלול הגוף במישור בו הוא נע. לדוגמה, עבור בעיית קפלר שהיא בעיית כוח מרכזי עבור כוח הכבידה, המסלולים האפשריים הם החתכים הקוניים - אליפסה, פרבולה או היפרבולה, אותם ניתן לכתוב כ: r(\theta) = \frac{r_0}{1+\epsilon \cos\theta} . משוואת המסלול עבור בעיית כוח מרכזי כללי נתונה על ידי:

 \frac {l}{r^2}\frac{d}{d\theta}\left(\frac{l}{mr^2}\frac{dr}{d\theta}\right) - \frac{l^2}{mr^3}=F(r)

את המשוואה האחרונה ניתן לפשט על ידי החלפת המשתנה \ u = 1/r . המשוואה המתקבלת עבור המשתנה \ u היא:

 \frac{l^2 u^2}{m}\left(\frac{d^2 u}{dt^2} +u \right) = - F\left(\frac{1}{u}\right)

פוטנציאל מרכזי בתורת הקוונטים[עריכת קוד מקור | עריכה]

ההמילטוניאן עבור גוף הנע בהשפעת פוטנציאל מרכזי הוא מן הצורה:

 \mathcal{H} = \frac{\vec p^2}{2m} + V(r)

במקרה זה אופרטורי התנע הזוויתי \ L^2 , L_x, L_y, L_z חילופיים עם ההמילטוניאן, ולפיכך ניתן למצוא בסיס של מצבים עצמיים משותפים להמילטוניאן, לתנ"ז הכולל \ L^2 ולאחר מרכיבי התנ"ז \ L_z . נהוג לסמן מצבים אלו ב- |n,l,m\rangle והם מקיימים:

 L_z |n,l,m\rangle =  \hbar m |n,l,m\rangle

 L^2 |n,l,m\rangle = \hbar^2 l(l+1) |n,l,m\rangle

 \mathcal{H}|n,l,m\rangle = E_{n,l} |n,l,m\rangle

האנרגיה \ E_{n,l} אינו תלויה במספר הקוונטי m (כלומר בכיוון התנע הזוויתי), אי לכך יש ניוון של (לפחות)  \ 2l+1 באנרגיה.

פונקציית הגל של המצב תהיה מן הצורה: \psi(\vec r) = R_{n,l} (r) Y_{l,m}(\theta,\phi) , כאשר \ Y_{l,m}(\theta,\phi) היא הפונקציה הספרית הרמונית, והפונקציה הרדיאלית \ R_{n,l}(r) היא פתרון של המשוואה:

 \frac{-\hbar^2}{2m} \frac{\partial^2 R}{\partial r^2} + \frac{\hbar^2 l(l+1)}{2mr^2}R(r) +V(r)R(r) = E_{n,l}R(r)

לקריאה נוספת[עריכת קוד מקור | עריכה]

  • H. Goldstein, Classical Mechanics