Время свободного падения - Free-fall time

В время свободного падения это характеристика время Это заставило бы тело рухнуть под действием собственного гравитационное притяжение, если бы не было других сил, которые могли бы противодействовать краху. Таким образом, он играет фундаментальную роль в установлении шкалы времени для самых разных астрофизических процессов - от звездообразование к гелиосейсмология к сверхновые - в котором сила тяжести играет доминирующую роль.

Вывод

Падение к точечному источнику гравитации

Время свободного падения относительно просто определить, применив Третий закон Кеплера планетарного движения к вырожденная эллиптическая орбита. Рассмотрим точечную массу ${\displaystyle m}$ на расстоянии ${\displaystyle R}$ из точечный источник массы ${\displaystyle M}$ который радиально падает внутрь к нему. Важно отметить, что третий закон Кеплера зависит только от большая полуось орбиты и не зависит от эксцентриситет. Чисто радиальная траектория - это пример вырожденного эллипса с эксцентриситетом 1 и большой полуосью ${\displaystyle R/2}$. Следовательно, время, необходимое телу, чтобы упасть внутрь, развернуться и вернуться в исходное положение, такое же, как период круговой орбиты радиуса ${\displaystyle R/2}$, или же

${\displaystyle t_{\text{orbit}}={\frac {2\pi }{\sqrt {G(M+m)}}}\left({\frac {R}{2}}\right)^{3/2}={\frac {\pi R^{3/2}}{\sqrt {2G(M+m)}}}.}$

Чтобы увидеть, что большая полуось ${\displaystyle R/2}$, мы должны изучить свойства орбит, поскольку они становятся все более эллиптическими. Первый закон Кеплера гласит, что орбита представляет собой эллипс с центром масс в одном фокусе. В случае падения очень маленькой массы на очень большую массу ${\displaystyle M}$, центр масс находится внутри большей массы. Фокус эллипса все больше смещается от центра с увеличением эллиптичности. В предельном случае вырожденного эллипса с эксцентриситетом, равным 1, орбита простирается от начального положения падающего объекта (${\displaystyle R}$) к точечному источнику массы ${\displaystyle M}$. Другими словами, эллипс становится линией длины ${\displaystyle R}$. Большая полуось составляет половину ширины эллипса вдоль длинной оси, которая в вырожденном случае принимает вид ${\displaystyle R/2}$.

Если бы свободно падающее тело завершило полный оборот по орбите, оно началось бы на расстоянии ${\displaystyle R}$ из точечного источника массы ${\displaystyle M}$, падайте внутрь, пока не достигнет этого точечного источника, затем развернитесь и вернитесь в исходное положение. В реальных системах масса точечного источника на самом деле не является точечным источником, и падающее тело в конечном итоге сталкивается с некоторой поверхностью. Таким образом, он совершает только половину орбиты. Но поскольку падающая часть орбиты симметрична гипотетической исходящей части орбиты, мы можем просто разделить период полной орбиты на два, чтобы получить время свободного падения (время на падающей части орбиты).

${\displaystyle t_{\text{ff}}=t_{\text{orbit}}/2={\frac {\pi }{2}}{\frac {R^{3/2}}{\sqrt {2G(M+m)}}}}$

Эта формула также следует из формула для времени падения в зависимости от положения.

Обратите внимание, что ${\displaystyle t_{\text{orbit}}}$ в приведенном выше уравнении - это время, за которое масса упадет по сильно эксцентрической орбите, сделает "шпильку" поворот у центральной массы на расстоянии почти нулевого радиуса, а затем вернется к р когда он повторяет очень крутой поворот. Эта орбита соответствует почти линейному движению назад и на расстоянии. р на расстояние 0. Как отмечалось выше, эта орбита имеет только половина пока большая полуось (R / 2) как круговую орбиту с радиусом р (где большая полуось р), и, таким образом, период для более короткой "орбиты" с большим эксцентриситетом равен периоду для орбиты с осью R / 2 и общая длина орбитального пути всего в два раза превышает расстояние падения. Таким образом, согласно третьему закону Кеплера, при половине радиуса большой полуоси требуется всего (1/2)^3/2 = (1/8)^1/2 столь же длительный период времени, как «соответствующая» круговая орбита, имеющая постоянный радиус, такой же, как максимальный радиус эксцентрической орбиты (который идет к практически нулевому радиусу от главной на другом ее крайнем конце).

Время преодолеть половину расстояния р, что является временем падения с р по эксцентрической орбите - время Кеплера для круговой орбиты R / 2 (не R), то есть (1/32)^1/2 раз за период п круговой орбиты на р. Например, время для объекта на орбите Земли вокруг Солнца, чтобы упасть на Солнце, если он был внезапно остановлен на орбите, будет ${\displaystyle P/{\sqrt {32}}}$, куда п один год. Это примерно 64,6 дня.

Падение сферически-симметричного распределения массы

Теперь рассмотрим случай, когда масса ${\displaystyle M}$ не является точечной массой, а распределена сферически-симметрично вокруг центра со средней плотностью массы ${\displaystyle \rho }$,

${\displaystyle \rho ={\frac {3M}{4\pi R^{3}}}}$ ,

где объем шара равен:${\displaystyle {(4/3)\pi R^{3}}.}$

Предположим, что единственная действующая сила - это гравитация. Затем, как впервые продемонстрировал Ньютон, и может быть легко продемонстрирован с помощью теорема расходимости, ускорение свободного падения на любом заданном расстоянии ${\displaystyle R}$ от центра сферы зависит только от общей массы, содержащейся в ${\displaystyle R}$. Следствием этого результата является то, что если представить себе, что сфера разбивается на серию концентрических оболочек, каждая оболочка разрушится только после внутренних оболочек, и никакие оболочки не пересекаются во время схлопывания. В результате время свободного падения безмассовой частицы при ${\displaystyle R}$ можно выразить только через общую массу ${\displaystyle M}$ интерьер к нему. По средней плотности интерьер до ${\displaystyle R}$, время свободного падения^[1]

${\displaystyle t_{\text{ff}}={\sqrt {\frac {3\pi }{32G\rho }}}\simeq 0.5427{\frac {1}{\sqrt {G\rho }}}\simeq 66430\,{\frac {1}{\sqrt {\rho }}}}$

где последний находится в SI единицы.

Этот результат точно такой же, как и в предыдущем разделе, если:${\displaystyle M\gg m}$.

Приложения

Время свободного падения - очень полезная оценка соответствующей шкалы времени для ряда астрофизических процессов. Чтобы понять его применение, мы можем написать

${\displaystyle t_{\text{ff}}\simeq {\frac {35\,{\mbox{min}}}{\sqrt {\rho \ ({\mbox{g}}\cdot {\mbox{cm}}^{-3})}}}}$

Здесь мы оценили численное значение времени свободного падения примерно в 35 минут для тела средней плотности 1 г / см.³.

Сравнение

Для объекта, падающего из бесконечности в орбита захвата, время, необходимое для падения из заданного положения в центральную точечную массу, такое же, как время свободного падения, за исключением постоянного ${\displaystyle {\frac {4}{3\pi }}}$ ≈ 0.42.

Рекомендации

1. Звездная структура и эволюция Киппенхан, Рудольф; Вайгерт, Альфред. Springer-Verlag, 1994, 3-е изд. стр.257 ISBN  3-540-58013-1

• Галактическая динамика Бинни, Джеймс; Tremaine, Скотт. Издательство Принстонского университета, 1987.