Импульс - Momentum

Эта статья о линейном импульсе. Не следует путать с угловой момент.

Эта статья о импульсе в физике. Для использования в других целях см. Импульс (значения).

Импульс
Импульс бассейн После столкновения биток передается на установленные шары.
Общие символы	п, п
Единица СИ	килограмм-метр в секунду кг⋅м / с
Прочие единицы	слизняк ⋅фут / с
Сохранено ?	да
Измерение	MLT^−1

В Ньютоновская механика, линейный импульс, поступательный импульс, или просто импульс (пл. импульсов) является произведением масса и скорость объекта. Это вектор количество, обладающее величиной и направлением. Если м масса объекта и v - его скорость (также векторная величина), то импульс объекта равен:
${displaystyle mathbf {p} =mmathbf {v} .}$
В Единицы СИ, импульс измеряется в килограмм-метр в секунду (кг ⋅РС ).

Второй закон Ньютона движения утверждает, что скорость изменения количества движения тела равна действующей на него чистой силе. Импульс зависит от точка зрения, но в любой инерциальной системе отсчета это консервированный количество, что означает, что если закрытая система на него не действуют внешние силы, его суммарный импульс не меняется. Импульс также сохраняется в специальная теория относительности (с измененной формулой) и в измененном виде в электродинамика, квантовая механика, квантовая теория поля, и общая теория относительности. Это выражение одной из фундаментальных симметрий пространства и времени: поступательная симметрия.

Продвинутые формулировки классической механики, Лагранжиан и Гамильтонова механика, позволяют выбирать системы координат, включающие симметрии и ограничения. В этих системах сохраняющаяся величина обобщенный импульс, и в целом это отличается от кинетический импульс, определенный выше. Концепция обобщенного импульса переносится в квантовую механику, где он становится оператором на волновая функция. Операторы импульса и положения связаны соотношением Принцип неопределенности Гейзенберга.

В непрерывных системах, таких как электромагнитные поля, динамика жидкостей и деформируемые тела, можно определить плотность импульса, а континуальный вариант сохранения импульса приводит к уравнениям, таким как Уравнения Навье – Стокса для жидкостей или Уравнение импульса Коши для деформируемых твердых тел или жидкостей.

Ньютоновский

Импульс - это векторная величина: он имеет и величину, и направление. Поскольку импульс имеет направление, его можно использовать для прогнозирования результирующего направления и скорости движения объектов после их столкновения. Ниже основные свойства импульса описаны в одном измерении. Векторные уравнения почти идентичны скалярным уравнениям (см. несколько измерений ).

Одиночная частица

Импульс частицы условно обозначается буквой п. Это произведение двух величин: частицы масса (представлен буквой м) и это скорость (v):^[1]

${displaystyle p=mv.}$

Единица количества движения - это произведение единиц массы и скорости. В Единицы СИ, если масса выражена в килограммах, а скорость - в метрах в секунду, то импульс выражается в килограммах-метрах в секунду (кг · м / с). В единицы cgs, если масса выражена в граммах, а скорость - в сантиметрах в секунду, то импульс выражается в граммах сантиметрах в секунду (г⋅см / с).

Как вектор, импульс имеет величину и направление. Например, модель самолета весом 1 кг, летящая на север со скоростью 1 м / с в прямом и горизонтальном полете, имеет импульс 1 кг · м / с на севере, измеренный относительно земли.

Многие частицы

Импульс системы частиц - это векторная сумма их импульсов. Если две частицы имеют соответствующие массы м₁ и м₂, и скорости v₁ и v₂, полный импульс равен

${displaystyle {egin{aligned}p&=p_{1}+p_{2}&=m_{1}v_{1}+m_{2}v_{2},.end{aligned}}}$

В более общем случае импульсы более двух частиц можно сложить следующим образом:

${displaystyle p=sum _{i}m_{i}v_{i}.}$

Система частиц имеет центр массы, точка определяется взвешенной суммой их позиций:

${displaystyle r_{ ext{cm}}={frac {m_{1}r_{1}+m_{2}r_{2}+cdots }{m_{1}+m_{2}+cdots }}={frac {sum limits _{i}m_{i}r_{i}}{sum limits _{i}m_{i}}}.}$

Если одна или несколько частиц движутся, центр масс системы, как правило, также будет двигаться (если только система не вращается вокруг него). Если общая масса частиц равна ${displaystyle m}$, а центр масс движется со скоростью v_см, импульс системы равен:

${displaystyle p=mv_{ ext{cm}}.}$

Это известно как Первый закон Эйлера.^[2][3]

Отношение к силе

Если чистая сила F применяется к частице, является постоянным и применяется в течение интервала времени Δт, импульс частицы изменяется на величину

${displaystyle Delta p=FDelta t,.}$

В дифференциальной форме это Второй закон Ньютона; скорость изменения импульса частицы равна мгновенной силе F действуя на это,^[1]

${displaystyle F={frac {dp}{dt}}.}$

Если результирующая сила, испытываемая частицей, изменяется как функция времени, F (т), изменение импульса (или импульс J) между временами т₁ и т₂ является

${displaystyle Delta p=J=int _{t_{1}}^{t_{2}}F(t),dt,.}$

Импульс измеряется в производные единицы из ньютон второй (1 Н · с = 1 кг · м / с) или Дайн второй (1 динас = 1 г⋅см / с)

В предположении постоянной массы м, это эквивалентно записи

${displaystyle F={frac {d(mv)}{dt}}=m{frac {dv}{dt}}=ma,}$

следовательно, результирующая сила равна массе частицы, умноженной на ее ускорение.^[1]

Пример: Модель самолета массой 1 кг ускоряется из состояния покоя до скорости 6 м / с на север за 2 с. Чистая сила, необходимая для создания этого ускорения, составляет 3ньютоны на север. Изменение импульса на север составляет 6 кгм / с. Скорость изменения количества движения составляет 3 (кг · м / с) / с на север, что численно эквивалентно 3 ньютонам.

Сохранение

Основная статья: Сохранение импульса

В закрытая система (тот, который не обменивается материей с окружающей средой и не подвергается действию внешних сил), общий импульс постоянен. Этот факт, известный как закон сохранения количества движения, подразумевается Законы движения Ньютона.^[4][5] Предположим, например, что взаимодействуют две частицы. В силу третьего закона силы между ними равны и противоположны. Если частицы пронумерованы 1 и 2, второй закон гласит, что F₁ = дп₁/dt и F₂ = дп₂/dt. Следовательно,

${displaystyle {frac {dp_{1}}{dt}}=-{frac {dp_{2}}{dt}},}$

с отрицательным знаком, указывающим, что силы противостоят. Эквивалентно,

${displaystyle {frac {d}{dt}}left(p_{1}+p_{2}ight)=0.}$

Если скорости частиц равны ты₁ и ты₂ до взаимодействия, а после они v₁ и v₂, тогда

${displaystyle m_{1}u_{1}+m_{2}u_{2}=m_{1}v_{1}+m_{2}v_{2}.}$

Этот закон выполняется независимо от того, насколько сложна сила между частицами. Точно так же, если есть несколько частиц, импульс, которым обмениваются каждая пара частиц, в сумме равен нулю, поэтому общее изменение импульса равно нулю. Этот закон сохранения применяется ко всем взаимодействиям, включая столкновения и разъединения, вызванные взрывными силами.^[4] Его также можно обобщить на ситуации, когда законы Ньютона не выполняются, например, в теория относительности И в электродинамика.^[6]

Зависимость от системы отсчета

Яблоко Ньютона в лифте Эйнштейна. В системе отсчета человека А яблоко имеет ненулевые скорость и импульс. В системе отсчета лифта и человека Б у него нулевые скорость и импульс.

Импульс - это измеримая величина, и ее измерение зависит от движения наблюдателя. Например: если яблоко сидит в стеклянном лифте, который опускается, сторонний наблюдатель, глядя в лифт, видит, как яблоко движется, поэтому для этого наблюдателя у яблока есть ненулевой импульс. Для кого-то внутри лифта яблоко не движется, поэтому у него нулевой импульс. У двух наблюдателей есть точка зрения, в котором они наблюдают движения, и, если лифт неуклонно спускается, они увидят поведение, которое согласуется с теми же физическими законами.

Предположим, что частица имеет положение Икс в стационарной системе отсчета. С точки зрения другой системы отсчета, движение с постоянной скоростью ты, позиция (обозначенная штриховкой) изменяется со временем как

${displaystyle x'=x-ut,.}$

Это называется Преобразование Галилея. Если частица движется со скоростью dx/dt = v в первой системе отсчета, во второй он движется со скоростью

${displaystyle v'={frac {dx'}{dt}}=v-u,.}$

С ты не меняется, ускорения такие же:

${displaystyle a'={frac {dv'}{dt}}=a,.}$

Таким образом, импульс сохраняется в обеих системах отсчета. Более того, пока сила имеет одну и ту же форму, в обеих системах отсчета второй закон Ньютона остается неизменным. Этому критерию удовлетворяют такие силы, как ньютоновская гравитация, которые зависят только от скалярного расстояния между объектами. Эта независимость системы отсчета называется ньютоновской теорией относительности или Галилеевская инвариантность.^[7]

Смена системы отсчета часто может упростить расчет движения. Например, при столкновении двух частиц можно выбрать систему отсчета, где одна частица начинается в состоянии покоя. Другой, часто используемой системой отсчета, является центр масс кадра - тот, который движется с центром масс. В этой системе отсчета полный импульс равен нулю.

Применение к столкновениям

Самого по себе закона сохранения количества движения недостаточно, чтобы определить движение частиц после столкновения. Еще одно свойство движения, кинетическая энергия, должно быть известно. Это не обязательно сохраняется. Если он сохраняется, коллизия называется упругое столкновение; если нет, то это неупругое столкновение.

Упругие столкновения

Основная статья: Упругое столкновение

Упругое столкновение равных масс

Упругое столкновение неравных масс

Упругое столкновение - это такое столкновение, в котором нет кинетическая энергия поглощается при столкновении. Совершенно упругие «столкновения» могут происходить, когда объекты не касаются друг друга, как, например, при атомном или ядерном рассеянии, когда электрическое отталкивание разделяет их. А маневр рогатки спутника вокруг планеты также можно рассматривать как совершенно упругое столкновение. Столкновение между двумя бассейн шары - хороший пример почти полностью упругое столкновение из-за их высокого жесткость, но когда тела соприкасаются, всегда есть рассеяние.^[8]

Лобовое упругое столкновение между двумя телами может быть представлено скоростями в одном измерении вдоль линии, проходящей через тела. Если скорости равны ты₁ и ты₂ перед столкновением и v₁ и v₂ после этого уравнения, выражающие сохранение количества движения и кинетической энергии:

${displaystyle {egin{aligned}m_{1}u_{1}+m_{2}u_{2}&=m_{1}v_{1}+m_{2}v_{2}{ frac {1}{2}}m_{1}u_{1}^{2}+{ frac {1}{2}}m_{2}u_{2}^{2}&={ frac {1}{2}}m_{1}v_{1}^{2}+{ frac {1}{2}}m_{2}v_{2}^{2},.end{aligned}}}$

Смена системы отсчета может упростить анализ столкновения. Например, предположим, что есть два тела одинаковой массы. м, один неподвижен и один приближается к другому со скоростью v (как на рисунке). Центр масс движется со скоростью v/2 и оба тела движутся к нему со скоростью v/2. Из-за симметрии после столкновения оба должны удаляться от центра масс с одинаковой скоростью. Добавляя скорость центра масс к обоим, мы обнаруживаем, что тело, которое двигалось, теперь остановлено, а другое движется со скоростью v. Тела поменялись скоростями. Независимо от скоростей тел переключение на систему координат центра масс приводит нас к такому же выводу. Следовательно, конечные скорости даются^[4]

${displaystyle {egin{aligned}v_{1}&=u_{2}v_{2}&=u_{1},.end{aligned}}}$

В общем, когда известны начальные скорости, конечные скорости даются^[9]

${displaystyle v_{1}=left({frac {m_{1}-m_{2}}{m_{1}+m_{2}}}ight)u_{1}+left({frac {2m_{2}}{m_{1}+m_{2}}}ight)u_{2},}$

${displaystyle v_{2}=left({frac {m_{2}-m_{1}}{m_{1}+m_{2}}}ight)u_{2}+left({frac {2m_{1}}{m_{1}+m_{2}}}ight)u_{1},.}$

Если одно тело имеет гораздо большую массу, чем другое, его скорость будет мало затронута столкновением, в то время как другое тело испытает большие изменения.

Неупругие столкновения

Основная статья: Неупругое столкновение

Совершенно неупругое столкновение равных масс

При неупругом столкновении часть кинетической энергии сталкивающихся тел преобразуется в другие формы энергии (например, высокая температура или же звук ). Примеры включают дорожные столкновения,^[10] в котором эффект потери кинетической энергии можно увидеть в повреждении транспортных средств; электроны теряют часть своей энергии атомам (как в Эксперимент Франка – Герца );^[11] и ускорители частиц в котором кинетическая энергия превращается в массу в виде новых частиц.

При совершенно неупругом столкновении (например, при ударе жука о лобовое стекло) оба тела после этого совершают одинаковое движение. Лобовое неупругое столкновение между двумя телами может быть представлено скоростями в одном измерении вдоль линии, проходящей через тела. Если скорости равны ты₁ и ты₂ перед столкновением, то при совершенно неупругом столкновении оба тела будут двигаться со скоростью v после столкновения. Уравнение, выражающее сохранение импульса:

${displaystyle {egin{aligned}m_{1}u_{1}+m_{2}u_{2}&=left(m_{1}+m_{2}ight)v,.end{aligned}}}$

Если одно тело изначально неподвижно (например, ${displaystyle u_{2}=0}$) уравнение сохранения импульса имеет вид

${displaystyle m_{1}u_{1}=left(m_{1}+m_{2}ight)v,,}$

так

${displaystyle v={frac {m_{1}}{m_{1}+m_{2}}}u_{1},.}$

В другой ситуации, если система отсчета движется с конечной скоростью, такой что ${displaystyle v=0}$, объекты будут остановлены в результате совершенно неупругого столкновения, и 100% кинетической энергии преобразуется в другие формы энергии. В этом случае начальные скорости тел были бы ненулевыми, или тела должны были бы быть безмассовыми.

Одним из показателей неупругости столкновения является коэффициент реституции C_р, определяемая как отношение относительной скорости отрыва к относительной скорости приближения. Применяя эту меру к мячу, отскакивающему от твердой поверхности, это можно легко измерить с помощью следующей формулы:^[12]

${displaystyle C_{ ext{R}}={sqrt {frac { ext{bounce height}}{ ext{drop height}}}},.}$

Уравнения импульса и энергии также применимы к движениям объектов, которые начинаются вместе, а затем расходятся. Например, взрыв является результатом цепной реакции, которая преобразует потенциальную энергию, хранящуюся в химической, механической или ядерной форме, в кинетическую энергию, акустическую энергию и электромагнитное излучение. Ракеты также используют сохранение количества движения: топливо выталкивается наружу, набирая импульс, и ракете передается равный и противоположный импульс.^[13]

Несколько измерений

Двумерное упругое столкновение. Нет движения, перпендикулярного изображению, поэтому для представления скорости и импульса необходимы только два компонента. Два синих вектора представляют собой скорости после столкновения и складываются векторно, чтобы получить начальную (красную) скорость.

Реальное движение имеет направление и скорость и должно быть представлено вектор. В системе координат с Икс, у, z оси, скорость имеет компоненты v_Икс в Икс-направление, v_у в у-направление, v_z в z-направление. Вектор выделен жирным шрифтом:^[14]

${displaystyle mathbf {v} =left(v_{x},v_{y},v_{z}ight).}$

Точно так же импульс является векторной величиной и представлен жирным шрифтом:

${displaystyle mathbf {p} =left(p_{x},p_{y},p_{z}ight).}$

Уравнения из предыдущих разделов работают в векторной форме, если скаляры п и v заменяются векторами п и v. Каждое векторное уравнение представляет собой три скалярных уравнения. Например,

${displaystyle mathbf {p} =mmathbf {v} }$

представляет собой три уравнения:^[14]

${displaystyle {egin{aligned}p_{x}&=mv_{x}p_{y}&=mv_{y}p_{z}&=mv_{z}.end{aligned}}}$

Уравнения кинетической энергии являются исключением из приведенного выше правила замены. Уравнения по-прежнему одномерные, но каждый скаляр представляет собой величина вектора, Например,

${displaystyle v^{2}=v_{x}^{2}+v_{y}^{2}+v_{z}^{2},.}$

Каждое векторное уравнение представляет собой три скалярных уравнения. Часто координаты можно выбрать так, чтобы потребовалось всего два компонента, как на рисунке. Каждый компонент может быть получен отдельно, а результаты объединены для получения векторного результата.^[14]

Простая конструкция, включающая центр масс, может быть использована, чтобы показать, что если неподвижная упругая сфера столкнется с движущейся сферой, то после столкновения эти двое уйдут под прямым углом (как на рисунке).^[15]

Объекты переменной массы

Смотрите также: Система переменной массы

Концепция импульса играет фундаментальную роль в объяснении поведения объектов переменной массы, таких как ракета выброс топлива или звезда срастание газ. Анализируя такой объект, мы рассматриваем массу объекта как функцию, которая изменяется со временем: м(т). Импульс объекта во времени т следовательно является п(т) = м(т)v(т). Затем можно попытаться применить второй закон движения Ньютона, сказав, что внешняя сила F на объекте связана с его импульсом п(т) к F = дп/dt, но это неверно, как и связанное выражение, найденное путем применения правила продукта к d(мв)/dt:^[16]

${displaystyle F=m(t){frac {dv}{dt}}+v(t){frac {dm}{dt}}.}$ (неверно)^{[Почему? ]}

Это уравнение неправильно описывает движение объектов переменной массы. Правильное уравнение

${displaystyle F=m(t){frac {dv}{dt}}-u{frac {dm}{dt}},}$

куда ты - скорость выброшенной / аккрецированной массы как видно в рамке покоя объекта.^[16] Это отличается от v, которая представляет собой скорость самого объекта в инерциальной системе отсчета.

Это уравнение выводится путем отслеживания как импульса объекта, так и импульса выброшенной / аккрецированной массы (дм). При совместном рассмотрении объект и масса (дм) представляют собой замкнутую систему, в которой сохраняется полный импульс.

${displaystyle P(t+dt)=(m-dm)(v+dv)+dm(v-u)=mv+mdv-udm=P(t)+mdv-udm}$

Релятивистский

Смотрите также: Масса в специальной теории относительности и Тесты релятивистской энергии и импульса

Лоренц-инвариантность

Ньютоновская физика предполагает, что абсолютное время и пространство существовать вне любого наблюдателя; это приводит к Галилеевская инвариантность. Это также приводит к предсказанию, что скорость света может варьироваться от одной системы отсчета к другой. Это противоречит наблюдениям. в специальная теория относительности Эйнштейн придерживается постулата о том, что уравнения движения не зависят от системы отсчета, но предполагает, что скорость света c инвариантен. В результате положение и время в двух системах отсчета связаны соотношением Преобразование Лоренца вместо Преобразование Галилея.^[17]

Рассмотрим, например, одну систему отсчета, движущуюся относительно другой со скоростью v в Икс направление. Преобразование Галилея дает координаты движущейся системы отсчета как

${displaystyle {egin{aligned}t'&=tx'&=x-vtend{aligned}}}$

а преобразование Лоренца дает^[18]

${displaystyle {egin{aligned}t'&=gamma left(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)x'&=gamma left(x-vtight),end{aligned}}}$

куда γ это Фактор Лоренца:

${displaystyle gamma ={frac {1}{sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}}.}$

Второй закон Ньютона с фиксированной массой не инвариантен относительно преобразования Лоренца. Однако его можно сделать инвариантным, сделав инертная масса м объекта как функция скорости:

${displaystyle m=gamma m_{0},;}$

м₀ это объект инвариантная масса.^[19]

Модифицированный импульс,

${displaystyle mathbf {p} =gamma m_{0}mathbf {v} ,,}$

подчиняется второму закону Ньютона:

${displaystyle mathbf {F} ={frac {dmathbf {p} }{dt}},.}$

В рамках классической механики релятивистский импульс очень близок к ньютоновскому: при низкой скорости γm₀v примерно равно м₀v, ньютоновское выражение для импульса.

Четырехвекторная формулировка

Основная статья: Четыре импульса

В специальной теории относительности физические величины выражаются через четырехвекторный которые включают время как четвертую координату вместе с тремя пространственными координатами. Эти векторы обычно обозначаются заглавными буквами, например р для позиции. Выражение для четырехимпульсный зависит от того, как выражены координаты. Время может быть дано в его обычных единицах или умножено на скорость света, так что все компоненты четырехвектора имеют размерность длины. Если используется последнее масштабирование, интервал подходящее время, τ, определяется^[20]

${displaystyle c^{2}d au ^{2}=c^{2}dt^{2}-dx^{2}-dy^{2}-dz^{2},,}$

является инвариантный при преобразованиях Лоренца (в этом выражении и в дальнейшем (+ − − −) метрическая подпись , разные авторы используют разные соглашения). Математически эту инвариантность можно обеспечить одним из двух способов: рассматривая четыре вектора как Евклидовы векторы и умножая время на √−1; или сохраняя реальную величину времени и вставляя векторы в Пространство Минковского.^[21] В пространстве Минковского скалярное произведение двух четырехвекторов U = (U₀,U₁,U₂,U₃) и V = (V₀,V₁,V₂,V₃) определяется как

${displaystyle mathbf {U} cdot mathbf {V} =U_{0}V_{0}-U_{1}V_{1}-U_{2}V_{2}-U_{3}V_{3},.}$

Во всех системах координат (контравариантный ) релятивистская четырехскорость определяется как

${displaystyle mathbf {U} equiv {frac {dmathbf {R} }{d au }}=gamma {frac {dmathbf {R} }{dt}},,}$

и (контравариантный) четырехимпульсный является

${displaystyle mathbf {P} =m_{0}mathbf {U} ,,}$

куда м₀ - инвариантная масса. Если р = (ct, x, y, z) (в пространстве Минковского), то

${displaystyle mathbf {P} =gamma m_{0}left(c,mathbf {v} ight)=(mc,mathbf {p} ),.}$

Использование Эйнштейна эквивалентность массы и энергии, E = MC², это можно переписать как

${displaystyle mathbf {P} =left({frac {E}{c}},mathbf {p} ight),.}$

Таким образом, сохранение четырехимпульса лоренц-инвариантно и означает сохранение как массы, так и энергии.

Величина четырехвектора импульса равна м₀c:

${displaystyle ||mathbf {P} ||^{2}=mathbf {P} cdot mathbf {P} =gamma ^{2}m_{0}^{2}(c^{2}-v^{2})=(m_{0}c)^{2},,}$

и инвариантен для всех систем отсчета.

Релятивистское соотношение энергии и импульса сохраняется даже для безмассовых частиц, таких как фотоны; установив м₀ = 0 следует, что

${displaystyle E=pc,.}$

В игре в релятивистский «бильярд», если неподвижная частица сталкивается с движущейся частицей при упругом столкновении, пути, образованные этими двумя впоследствии, образуют острый угол. В этом отличие от нерелятивистского случая, когда они движутся под прямым углом.^[22]

Четырехимпульс плоской волны можно связать с волновым четырехвектором^[23]

${displaystyle mathbf {P} =left({frac {E}{c}},{vec {mathbf {p} }}ight)=hbar mathbf {K} =hbar left({frac {omega }{c}},{vec {mathbf {k} }}ight)}$

Для частицы соотношение между временными компонентами, E = час ω, это Соотношение Планка – Эйнштейна, и отношения между пространственными компонентами, п= час k, описывает де Бройль волна материи.

Обобщенный

Смотрите также: Аналитическая механика

Законы Ньютона сложно применить ко многим видам движения, потому что движение ограничено ограничения. Например, бусинка на счетах вынуждена двигаться вдоль проволоки, а маятниковая боб вынуждена качаться на фиксированном расстоянии от оси вращения. Многие такие ограничения можно включить, изменив нормальный Декартовы координаты к набору обобщенные координаты их может быть меньше.^[24] Разработаны уточненные математические методы решения задач механики в обобщенных координатах. Они вводят обобщенный импульс, также известный как канонический или же сопряженный импульс, что расширяет понятия как количества движения, так и угловой момент. Чтобы отличить его от обобщенного импульса, произведение массы и скорости также называют механический, кинетический или же кинематический импульс.^[6][25][26] Ниже описаны два основных метода.

Лагранжева механика

В Лагранжева механика, лагранжиан определяется как разность кинетической энергии Т и потенциальная энергия V:

${displaystyle {mathcal {L}}=T-V,.}$

Если обобщенные координаты представлены в виде вектора q = (q₁, q₂, ... , q_N) а дифференцирование по времени представлено точкой над переменной, затем уравнения движения (известные как Лагранжа или Уравнения Эйлера – Лагранжа. ) представляют собой набор N уравнения:^[27]

${displaystyle {frac {d}{dt}}left({frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{j}}}ight)-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial q_{j}}}=0,.}$

Если координата q_я не является декартовой координатой, связанная с ней обобщенная компонента импульса п_я не обязательно имеет размерность количества движения. Даже если q_я - декартова координата, п_я не будет таким же, как механический импульс, если потенциал зависит от скорости.^[6] Некоторые источники обозначают кинематический импульс символом Π.^[28]

В этой математической системе обобщенный импульс связан с обобщенными координатами. Его компоненты определяются как

${displaystyle p_{j}={frac {partial {mathcal {L}}}{partial {dot {q}}_{j}}},.}$

Каждый компонент п_j считается сопряженный импульс для координаты q_j.

Теперь, если заданная координата q_я не входит в лагранжиан (хотя может появиться его производная по времени), то

${displaystyle p_{j}={ ext{constant}},.}$

Это обобщение закона сохранения импульса.^[6]

Даже если обобщенные координаты - это просто обычные пространственные координаты, сопряженные импульсы не обязательно являются обычными координатами импульса. Пример можно найти в разделе по электромагнетизму.

Гамильтонова механика

В Гамильтонова механика, лагранжиан (функция обобщенных координат и их производных) заменяется гамильтонианом, который является функцией обобщенных координат и импульса. Гамильтониан определяется как

${displaystyle {mathcal {H}}left(mathbf {q} ,mathbf {p} ,tight)=mathbf {p} cdot {dot {mathbf {q} }}-{mathcal {L}}left(mathbf {q} ,{dot {mathbf {q} }},tight),,}$

где импульс получается дифференцированием лагранжиана, как указано выше. Гамильтоновы уравнения движения:^[29]

${displaystyle {egin{aligned}{dot {q}}_{i}&={frac {partial {mathcal {H}}}{partial p_{i}}}-{dot {p}}_{i}&={frac {partial {mathcal {H}}}{partial q_{i}}}-{frac {partial {mathcal {L}}}{partial t}}&={frac {d{mathcal {H}}}{dt}},.end{aligned}}}$

Как и в лагранжевой механике, если обобщенная координата не появляется в гамильтониане, его сопряженная компонента импульса сохраняется.^[30]

Симметрия и сохранение

Сохранение импульса - математическое следствие однородность (сдвиг симметрия ) пространства (положение в пространстве - каноническое сопряжение количество в импульс). То есть сохранение количества движения является следствием того факта, что законы физики не зависят от положения; это частный случай Теорема Нётер.^[31]

Электромагнитный

Частица в поле

В Уравнения Максвелла, силы между частицами опосредуются электрическими и магнитными полями. Электромагнитная сила (Сила Лоренца ) на частице с зарядом q из-за комбинации электрическое поле E и магнитное поле B является

${displaystyle mathbf {F} =q(mathbf {E} +mathbf {v} imes mathbf {B} ).}$

(в Единицы СИ ).^[32]:2Имеет электрический потенциал φ(р, т) и магнитный векторный потенциал А(р, т).^[28]В нерелятивистском режиме его обобщенный импульс равен

${displaystyle mathbf {P} =mmathbf {mathbf {v} } +qmathbf {A} ,}$

тогда как в релятивистской механике это становится

${displaystyle mathbf {P} =gamma mmathbf {mathbf {v} } +qmathbf {A} .}$

Количество ${displaystyle V=qmathbf {A} }$ иногда называют потенциальный импульс.^[33][34][35] Это импульс, обусловленный взаимодействием частицы с электромагнитными полями. Название аналогия с потенциальной энергией ${displaystyle U=qvarphi }$, которая представляет собой энергию, обусловленную взаимодействием частицы с электромагнитными полями. Эти величины образуют четырехвектор, так что аналогия непротиворечива; кроме того, концепция потенциального импульса важна для объяснения так называемого скрытого импульса электромагнитных полей.^[36]

Сохранение

В механике Ньютона закон сохранения количества движения может быть выведен из закон действия и противодействия, который утверждает, что каждая сила имеет возвратно-поступательную равную и противоположную силу. При некоторых обстоятельствах движущиеся заряженные частицы могут оказывать друг на друга силы в противоположных направлениях.^[37] Тем не менее общий импульс частиц и электромагнитного поля сохраняется.

Вакуум

Сила Лоренца передает импульс частице, поэтому по второму закону Ньютона частица должна сообщать импульс электромагнитным полям.^[38]

В вакууме импульс единицы объема равен

${displaystyle mathbf {g} ={frac {1}{mu _{0}c^{2}}}mathbf {E} imes mathbf {B} ,,}$

куда μ₀ это вакуумная проницаемость и c это скорость света. Плотность импульса пропорциональна Вектор Пойнтинга S что дает направленную скорость передачи энергии на единицу площади:^[38][39]

${displaystyle mathbf {g} ={frac {mathbf {S} }{c^{2}}},.}$

Если необходимо сохранить импульс в объеме V по региону Q, изменения количества движения вещества за счет силы Лоренца должны уравновешиваться изменениями количества движения электромагнитного поля и его истечением. Если п_мех - импульс всех частиц в Q, а частицы рассматриваются как континуум, то второй закон Ньютона дает

${displaystyle {frac {dmathbf {P} _{ ext{mech}}}{dt}}=iiint limits _{Q}left(ho mathbf {E} +mathbf {J} imes mathbf {B} ight)dV,.}$

Электромагнитный импульс равен

${displaystyle mathbf {P} _{ ext{field}}={frac {1}{mu _{0}c^{2}}}iiint limits _{Q}mathbf {E} imes mathbf {B} ,dV,,}$

и уравнение сохранения каждого компонента я импульса

${displaystyle {frac {d}{dt}}left(mathbf {P} _{ ext{mech}}+mathbf {P} _{ ext{field}}ight)_{i}=iint limits _{sigma }left(sum limits _{j}T_{ij}n_{j}ight)dSigma ,.}$

Член справа представляет собой интеграл по площади поверхности Σ поверхности σ представляющий поток импульса в объем и из него, и п_j является компонентом нормали к поверхности S. Количество Т_ij называется Тензор напряжений Максвелла, определяется как

${displaystyle T_{ij}equiv epsilon _{0}left(E_{i}E_{j}-{frac {1}{2}}delta _{ij}E^{2}ight)+{frac {1}{mu _{0}}}left(B_{i}B_{j}-{frac {1}{2}}delta _{ij}B^{2}ight),.}$^[38]

Средства массовой информации

Приведенные выше результаты относятся к микроскопический Уравнения Максвелла, применимые к электромагнитным силам в вакууме (или в очень малых масштабах в среде). Плотность импульса в средах определить сложнее, потому что разделение на электромагнитное и механическое произвольно. Определение плотности электромагнитного импульса изменено на

${displaystyle mathbf {g} ={frac {1}{c^{2}}}mathbf {E} imes mathbf {H} ={frac {mathbf {S} }{c^{2}}},,}$

где H-поле ЧАС связано с B-полем и намагничивание M к

${displaystyle mathbf {B} =mu _{0}left(mathbf {H} +mathbf {M} ight),.}$

Тензор электромагнитных напряжений зависит от свойств среды.^[38]

Квантовая механика

Дальнейшая информация: Оператор моментума

В квантовая механика, импульс определяется как самосопряженный оператор на волновая функция. В Гейзенберг принцип неопределенности определяет пределы того, насколько точно могут быть известны импульс и положение единственной наблюдаемой системы одновременно. В квантовой механике положение и импульс равны сопряженные переменные.

Для отдельной частицы, описанной в базисе позиций, оператор импульса может быть записан как

${displaystyle mathbf {p} ={hbar over i}abla =-ihbar abla ,,}$

куда ∇ это градиент оператор час это приведенная постоянная Планка, и я это мнимая единица. Это часто встречающаяся форма оператора импульса, хотя оператор импульса в других базисах может принимать другие формы. Например, в импульсное пространство оператор импульса представлен как

${displaystyle mathbf {p} psi (p)=ppsi (p),,}$

где оператор п действуя на волновую функцию ψ(п) дает эту волновую функцию, умноженную на значение п, аналогично тому, как оператор положения действует на волновую функцию ψ(Икс) дает эту волновую функцию, умноженную на значение Икс.

Как для массивных, так и для безмассовых объектов релятивистский импульс связан с фазовая постоянная ${displaystyle eta }$ к^[40]

${displaystyle p=hbar eta }$

Электромагнитное излучение (включая видимый свет, ультрафиолетовый свет, и радиоволны ) осуществляется фотоны. Хотя фотоны (частица света) не имеют массы, они все же несут импульс. Это приводит к таким приложениям, как солнечный парус. Расчет количества движения света внутри диэлектрик СМИ несколько противоречивы (см. Противоречие между Авраамом и Минковским ).^[41][42]

В деформируемых телах и жидкостях

Сохранение в континууме

Основная статья: Уравнение импульса Коши

Движение материального тела

В таких областях, как динамика жидкостей и механика твердого тела, невозможно проследить движение отдельных атомов или молекул. Вместо этого материалы должны быть аппроксимированы континуум в котором есть частица или жидкая посылка в каждой точке присваивается среднее значение свойств атомов в небольшой области поблизости. В частности, он имеет плотность ρ и скорость v это зависит от времени т и положение р. Импульс на единицу объема равен ρv.^[43]

Рассмотрим столб воды в гидростатическое равновесие. Все силы на воде уравновешены, и вода неподвижна. В каждой капле воды уравновешиваются две силы. Первый - это гравитация, которая действует непосредственно на каждый атом и молекулу внутри. Сила тяжести на единицу объема равна ρграмм, куда грамм это гравитационное ускорение. Вторая сила - это сумма всех сил, действующих на его поверхность окружающей водой. Сила снизу больше, чем сила сверху, ровно на величину, необходимую для уравновешивания силы тяжести. Нормальная сила на единицу площади - это давление п. Средняя сила на единицу объема внутри капли - это градиент давления, поэтому уравнение баланса сил имеет вид^[44]

${displaystyle -abla p+ho mathbf {g} =0,.}$

Если силы не сбалансированы, капля ускоряется. Это ускорение - не просто частная производная ∂v/∂t потому что жидкость в данном объеме изменяется со временем. Вместо этого материальная производная необходим:^[45]

${displaystyle {frac {D}{Dt}}equiv {frac {partial }{partial t}}+mathbf {v} cdot {oldsymbol {abla }},.}$

Применительно к любой физической величине производная материальная величина включает скорость изменения в точке и изменения, вызванные адвекция поскольку жидкость проходит мимо точки. На единицу объема скорость изменения количества движения равна ρDv/Dt. Это равно чистой силе, действующей на каплю.

Силы, которые могут изменить импульс капли, включают градиент давления и гравитации, как указано выше. Кроме того, поверхностные силы могут деформировать каплю. В простейшем случае напряжение сдвига τ, действующая под действием силы, параллельной поверхности капли, пропорциональна скорости деформации или скорость деформации. Такое напряжение сдвига возникает, если жидкость имеет градиент скорости, потому что жидкость движется быстрее с одной стороны, чем с другой. Если скорость в Икс направление меняется в зависимости от z, касательная сила в направлении Икс на единицу площади перпендикулярно z направление

${displaystyle sigma _{ ext{zx}}=-mu {frac {partial v_{x}}{partial z}},,}$

куда μ это вязкость. Это тоже поток, или поток x-импульса на единицу площади через поверхность.^[46]

С учетом влияния вязкости уравнения баланса импульса для несжимаемый поток из Ньютоновская жидкость находятся

${displaystyle ho {frac {Dmathbf {v} }{Dt}}=-{oldsymbol {abla }}p+mu abla ^{2}mathbf {v} +ho mathbf {g} .,}$

Они известны как Уравнения Навье – Стокса.^[47]

Уравнения баланса импульса могут быть распространены на более общие материалы, включая твердые тела. Для каждой поверхности с нормалью по направлению я и сила в направлении j, есть стрессовая составляющая σ_ij. Девять компонентов составляют Тензор напряжений Коши σ, который включает как давление, так и сдвиг. Локальное сохранение импульса выражается Уравнение импульса Коши:

${displaystyle ho {frac {Dmathbf {v} }{Dt}}={oldsymbol {abla }}cdot {oldsymbol {sigma }}+mathbf {f} ,,}$

куда ж это сила тела.^[48]

Уравнение импульса Коши широко применимо к деформации твердых тел и жидкостей. Связь между напряжениями и скоростью деформации зависит от свойств материала (см. Типы вязкости ).

Акустические волны

Возмущение в среде вызывает колебания, или волны, которые распространяются от своего источника. В жидкости небольшие изменения давления п часто можно описать уравнение акустической волны:

${displaystyle {frac {partial ^{2}p}{partial t^{2}}}=c^{2}abla ^{2}p,,}$

куда c это скорость звука. В твердом теле аналогичные уравнения могут быть получены для распространения давления (Зубцы P ) и сдвиг (S-волны ).^[49]

Поток или перенос на единицу площади компоненты импульса ρv_j по скорости v_я равно ρ v_jv_j. В линейном приближении, которое приводит к приведенному выше акустическому уравнению, среднее время этого потока равно нулю. Однако нелинейные эффекты могут привести к ненулевому среднему значению.^[50] Поток импульса может возникать, даже если сама волна не имеет среднего импульса.^[51]

История концепции

Смотрите также: Теория импульса

Примерно в 530 году нашей эры, работая в Александрии, византийский философ Иоанн Филопон разработал концепцию импульса в своем комментарии к Аристотель с Физика. Аристотель утверждал, что все, что движется, должно чем-то двигаться. Например, брошенный мяч необходимо удерживать в движении за счет движения воздуха. Большинство авторов продолжали принимать теорию Аристотеля до времен Галилея, но некоторые были настроены скептически. Филопон указал на абсурдность утверждения Аристотеля о том, что движению объекта способствует тот же воздух, который сопротивляется его прохождению. Он предположил, что вместо этого объекту был придан импульс в момент его броска.^[52] Ибн Сина (также известный под латинизированным именем Авиценна ) прочитал Филопона и опубликовал свою теорию движения в Книга исцеления в 1020. Он согласился с тем, что метатель сообщает снаряду импульс; но в отличие от Филопона, который считал, что это временная добродетель, которая уменьшится даже в вакууме, он рассматривал ее как постоянную, требующую внешних сил, таких как сопротивление воздуха рассеять это.^[53][54][55]Работа Филопона и, возможно, Ибн Сины,^[55] читали и уточняли европейские философы Питер Оливи и Жан Буридан. Буридан, ставший около 1350 г. ректором Парижского университета, упоминал толчок пропорциональна весу, умноженному на скорость. Более того, теория Буридана отличалась от теории его предшественника в том, что он не считал стимул саморассеивающимся, утверждая, что тело будет задержано силами сопротивления воздуха и гравитации, которые могли бы противодействовать его импульсу.^[56][57]

Рене Декарт считал, что общее «количество движения» (латинский: Quantitas motus) во Вселенной сохраняется,^[58] где количество движения понимается как произведение размера и скорости. Это не следует рассматривать как утверждение современного закона количества движения, поскольку у него не было концепции массы, отличной от веса и размера, и, что более важно, он считал, что сохраняется скорость, а не скорость. Итак, для Декарта, если бы движущийся объект отскочил от поверхности, изменив свое направление, но не скорость, не было бы изменения в его количестве движения.^[59][60][61] Галилео, в его Две новые науки, использовал Итальянский слово импето аналогичным образом описать количество движения Декарта.

Лейбниц, в его "Дискурс о метафизике ", привел аргумент против конструкции Декарта о сохранении" количества движения ", используя пример сбрасывания блоков разного размера на разные расстояния. Он указывает, что сила сохраняется, но количество движения, истолкованное как произведение размера и скорость объекта не сохраняется.^[62]

Кристиан Гюйгенс довольно рано пришел к выводу, что Законы Декарта ибо упругое столкновение двух тел должно быть неправильным, и он сформулировал правильные законы.^[63] Важным шагом стало признание им Галилеевская инвариантность проблем.^[64] На распространение его взглядов ушло много лет. Он передал их лично Уильям Браункер и Кристофер Рен в Лондоне, в 1661 году.^[65] Что писал Спиноза Генри Ольденбург о них, в 1666 году, во время Вторая англо-голландская война, охранялся.^[66] Гюйгенс разработал их в рукописи. De motu corporum ex percussione в период 1652–1616 гг. Война закончилась в 1667 году, и Гюйгенс объявил о своих результатах Королевскому обществу в 1668 году. Он опубликовал их в Журнал des sçavans в 1669 г.^[67]

Первое правильное утверждение закона сохранения количества движения было сделано английским математиком. Джон Уоллис в его работе 1670 года, Mechanica sive De Motu, Tractatus Geometricus: «исходное состояние тела, покоя или движения, будет сохраняться» и «если сила больше сопротивления, произойдет движение».^[68] Уоллис использовал импульс для количества движения, и вис для силы. Ньютона Philosophiæ Naturalis Principia Mathematica, когда он был впервые опубликован в 1687 году, демонстрировал аналогичный поиск слов для математического импульса. Его Определение II определяет Quantitas motus, «количество движения», как «возникающее из скорости и количества материи вместе», что определяет его как импульс.^[69] Таким образом, когда в Законе II он ссылается на mutatio motus, «изменение движения», будучи пропорциональным приложенной силе, обычно подразумевается импульс, а не движение.^[70] Оставалось только присвоить количеству движения условный термин. Первое использование «импульса» в его собственном математическом смысле не ясно, но ко времени Дженнингса Разное в 1721 году, за пять лет до последнего издания книги Ньютона. Principia Mathematica, импульс M или «количество движения» определялось для студентов как «прямоугольник», продукт Q и V, куда Q это «количество материала» и V это "скорость", s/т.^[71]

Смотрите также

• Физический портал

• Кристаллический импульс
• Галилеевская пушка
• Передача импульса
• Колыбель Ньютона
• Планковский импульс
• Положение и импульсное пространство

Рекомендации

1. Feynman Vol. 1, Глава 9
2. Законы движения Эйлера. В архиве из оригинала от 10.07.2009. Получено 2009-03-30.
3. Макгилл и Кинг (1995). Инженерная механика, Введение в динамику (3-е изд.). Издательская компания PWS. ISBN  978-0-534-93399-9.
4. Feynman Vol. 1, Глава 10
5. Хо-Ким, Куанг; Кумар, Нарендра; Лам, Гарри С.С. (2004). Приглашение в современную физику (иллюстрированный ред.). World Scientific. п.19. ISBN  978-981-238-303-7.
6. Гольдштейн 1980, стр. 54–56
7. Гольдштейн 1980, п. 276
8. Карл Нейв (2010). «Упругие и неупругие столкновения». Гиперфизика. Архивировано из оригинал 18 августа 2012 г.. Получено 2 августа 2012.
9. Serway, Raymond A .; Джон У. Джуэтт-младший (2012). Принципы физики: текст, основанный на исчислении (5-е изд.). Бостон, Массачусетс: Брукс / Коул, Cengage Learning. п. 245. ISBN  9781133104261.
10. Карл Нейв (2010). «Силы в автокатастрофах». Гиперфизика. В архиве из оригинала 22 августа 2012 г.. Получено 2 августа 2012.
11. Карл Нейв (2010). "Эксперимент Франка-Герца". Гиперфизика. В архиве из оригинала 16 июля 2012 г.. Получено 2 августа 2012.
12. Макгиннис, Питер М. (2005). Биомеханика спорта и упражнений (2-е изд.). Шампейн, Иллинойс [u.a.]: Human Kinetics. п. 85. ISBN  9780736051019. В архиве из оригинала от 19.08.2016.
13. Саттон, Джордж (2001), "1", Элементы силовой установки ракеты (7-е изд.), Чичестер: John Wiley & Sons, ISBN  978-0-471-32642-7
14. Feynman Vol. 1, Глава 11
15. Риндлер 1986, стр. 26–27
16. Клеппнер; Коленков. Введение в механику. С. 135–39.
17. Риндлер 1986, Глава 2
18. Feynman Vol. 1, Глава 15-2
19. Риндлер 1986, стр. 77–81
20. Риндлер 1986, п. 66
21. Миснер, Чарльз У .; Кип С. Торн; Джон Арчибальд Уиллер (1973). Гравитация. 24-е издание. Нью-Йорк: W.H. Фримен. п. 51. ISBN  9780716703440.
22. Риндлер 1986, стр. 86–87
23. Риндлер, Вольфганг (1991). Введение в специальную теорию относительности (2-е изд.). Оксфордские научные публикации. стр.82–84. ISBN  978-0-19-853952-0.
24. Гольдштейн 1980, стр. 11–13
25. Джексон 1975, п. 574
26. Feynman Vol. 3, Глава 21-3
27. Гольдштейн 1980, стр. 20–21
28. Лернер, Рита Г .; Тригг, Джордж Л., ред. (2005). Энциклопедия физики (3-е изд.). Weinheim: Wiley-VCH-Verl. ISBN  978-3527405541.
29. Гольдштейн 1980, стр. 341–342
30. Гольдштейн 1980, п. 348
31. Рука, Луи Н .; Финч, Джанет Д. (1998). Аналитическая механика (7-е изд.). Кембридж: Издательство Кембриджского университета. Глава 4. ISBN  9780521575720.
32. Джексон 1975
33. Семон, Марк Д .; Тейлор, Джон Р. (ноябрь 1996 г.). «Мысли о векторном магнитном потенциале». Американский журнал физики. 64 (11): 1361–1369. Bibcode:1996AmJPh..64.1361S. Дои:10.1119/1.18400. ISSN  0002-9505.
34. Гриффитс, Дэвид Дж. (Дэвид Джеффри), 1942- (29 июня 2017 г.). Введение в электродинамику (Четвертое изд.). Кембридж, Соединенное Королевство. ISBN  978-1-108-42041-9. OCLC  1021068059.
35. Vieira, R. S .; Брентан, Х. Б. (апрель 2018 г.). «Ковариантная теория гравитации в рамках специальной теории относительности». Европейский физический журнал плюс. 133 (4): 165. arXiv:1608.00815. Bibcode:2018EPJP..133..165V. Дои:10.1140 / epjp / i2018-11988-9. ISSN  2190-5444. S2CID  16691128.
36. Бэбсон, Дэвид; Рейнольдс, Стивен П .; Бьерквист, Робин; Гриффитс, Дэвид Дж. (Сентябрь 2009 г.). «Скрытый импульс, импульс поля и электромагнитный импульс». Американский журнал физики. 77 (9): 826–833. Bibcode:2009AmJPh..77..826B. Дои:10.1119/1.3152712. ISSN  0002-9505.
37. Гриффитс, Дэвид Дж. (2013). Введение в электродинамику (Четвертое изд.). Бостон: Пирсон. п. 361. ISBN  978-0321856562.
38. Джексон 1975, pp. 238–241 Выражения, приведенные в Гауссовы единицы в тексте, были преобразованы в единицы СИ с использованием таблицы 3 в Приложении.
39. Feynman Vol. 1, Глава 27-6
40. З.Я. Ван (2016). «Обобщенное уравнение импульса квантовой механики». Оптическая и квантовая электроника. 48 (2): 1–9. Дои:10.1007 / s11082-015-0261-8. S2CID  124732329.
41. Барнетт, Стивен М. (2010). «Разрешение дилеммы Абрахама-Минковского» (PDF). Письма с физическими проверками. 104 (7): 070401. Bibcode:2010ПхРвЛ.104г0401Б. Дои:10.1103 / PhysRevLett.104.070401. PMID  20366861.
42. Ван Чжун-Юэ; Ван Пинь-Ю; Сюй Янь-Жун (2011). «Решающий эксперимент для разрешения спора между Абрахамом и Минковским». Optik. 122 (22): 1994–1996. arXiv:1103.3559. Bibcode:2011 Оптик.122.1994W. Дои:10.1016 / j.ijleo.2010.12.018. S2CID  119209160.
43. Триттон 2006, стр. 48–51
44. Feynman Vol. 2, Глава 40
45. Триттон 2006, стр.54
46. Берд, Р. Байрон; Уоррен Стюарт; Эдвин Н. Лайтфут (2007). Транспортные явления (2-е изд.). Нью-Йорк: Вили. п. 13. ISBN  9780470115398.
47. Триттон 2006, п. 58
48. Ачесон, Д.Дж. (1990). Элементарная гидродинамика. Издательство Оксфордского университета. п. 205. ISBN  978-0-19-859679-0.
49. Габбинс, Дэвид (1992). Сейсмология и тектоника плит (Репр. (С корр.) Ред.). Кембридж [Англия]: Издательство Кембриджского университета. п. 59. ISBN  978-0521379953.
50. LeBlond, Paul H .; Мысак, Лоуренс А. (1980). Волны в океане (2. Отп. Ред.). Амстердам [u.a.]: Elsevier. п. 258. ISBN  9780444419262.
51. Макинтайр, M.E. (1981). «О мифе о« волновом импульсе »». J. Жидкий мех. 106: 331–347. Bibcode:1981JFM ... 106..331M. Дои:10,1017 / с0022112081001626.
52. "Иоанн Филопон". Стэнфордская энциклопедия философии. 8 июня 2007 г.. Получено 26 июля 2012.
53. Эспиноза, Фернандо (2005). «Анализ исторического развития идей о движении и его значение для обучения». Физическое образование. 40 (2): 141. Bibcode:2005PhyEd..40..139E. Дои:10.1088/0031-9120/40/2/002.
54. Сейед Хоссейн Наср И Мехди Амин Разави (1996). Исламская интеллектуальная традиция в Персии. Рутледж. п. 72. ISBN  978-0-7007-0314-2.
55. Айдын Сайили (1987). «Ибн Сина и Буридан о движении снаряда». Летопись Нью-Йоркской академии наук. 500 (1): 477–482. Bibcode:1987НЯСА.500..477С. Дои:10.1111 / j.1749-6632.1987.tb37219.x. S2CID  84784804.
56. Т.Ф. Глик; С.Дж. Livesay; Ф. Уоллис. «Буридиан, Джон». Средневековая наука, технология и медицина: энциклопедия. п. 107.
57. Парк, Дэвид (1990). Как и почему: очерк истоков и развития физической теории. С рисунками Робина Брикмана (3-е изд.). Принстон, Нью-Джерси: Издательство Принстонского университета. стр.139–141. ISBN  9780691025087.
58. Александр Африат, «Декартово-лагранжевый моментум» В архиве 2017-03-09 в Wayback Machine (2004).
59. Дэниел Гарбер (1992). «Физика Декарта». В Джоне Коттингеме (ред.). Кембриджский компаньон Декарта. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. С. 310–319. ISBN  978-0-521-36696-0.
60. Ротман, Милтон А. (1989). Открытие законов природы: экспериментальная основа физики (2-е изд.). Нью-Йорк: Dover Publications. стр.83–88. ISBN  9780486261782.
61. Словик, Эдвард (осень 2017 г.). «Физика Декарта». В Залте, Эдвард Н. (ред.). Стэнфордская энциклопедия философии. Получено 29 ноябрь 2019.
62. G.W. Лейбниц (1989). «Рассуждение о метафизике». В Роджере Арью; Дэниел Гарбер (ред.). Философские очерки. Индианаполис, Индиана: Hackett Publishing Company, Inc., стр. 49–51. ISBN  978-0-87220-062-3.
63. Начало современной наукипод редакцией Рене Татона, Basic Books, 1958, 1964.
64. Гарбер и Айерс, стр. 666–7.
65. Гарбер и Айерс, стр. 689.
66. Джонатан I. Израиль (8 февраля 2001 г.). Радикальное Просвещение: философия и создание современности 1650–1750 гг.. Издательство Оксфордского университета. стр. lxii – lxiii. ISBN  978-0-19-162287-8. Получено 11 мая 2013.
67. Словарь, стр. 470.
68. Скотт, Дж. Ф. (1981). Математические работы Джона Уоллиса, D.D., F.R.S. Издательская компания "Челси". п. 111. ISBN  978-0-8284-0314-6.
69. Гримзель, Эрнст (1932). Учебник физики. Перевод Леонарда Эри Вудворда. Лондон и Глазго: Blackie & Son limited. п. 78.
70. Rescigno, Альдо (2003). Основы фармакокинетики. Нью-Йорк: Kluwer Academic / Plenum Publishers. п. 19. ISBN  978-0306477041.
71. Дженнингс, Джон (1721). Разное в Usum Juventutis Academicae. Нортгемптон: Р. Эйкес и Дж. Дайси. п. 67.

Библиография

• Холлидей, Дэвид; Резник, Роберт (13 августа 2013 г.). Основы физики. Джон Вили и сыновья. Глава 9. ISBN  9781118230718.
• Дугас, Рене (1988). История механики. Перевод на английский Дж. Р. Мэддоксом (Дуврский ред.). Нью-Йорк: Dover Publications. ISBN  9780486656328.
• Фейнман, Ричард П .; Лейтон, Роберт Б .; Пески, Мэтью (2005). Лекции Фейнмана по физике, том 1: в основном механика, излучение и тепло (Окончательный ред.). Сан-Франциско: Пирсон Эддисон-Уэсли. ISBN  978-0805390469.
• Фейнман, Ричард П .; Лейтон, Роберт Б .; Пески, Мэтью (2006). Лекции Фейнмана по физике (Окончательный ред.). Сан-Франциско: Пирсон Эддисон-Уэсли. ISBN  978-0805390476.
• Фейнман, Ричард П .; Лейтон, Роберт Б .; Пески, Мэтью (2005). Лекции Фейнмана по физике, Том III: Квантовая механика (Окончательный ред.). Нью-Йорк: BasicBooks. ISBN  978-0805390490.
• Гольдштейн, Герберт (1980). Классическая механика (2-е изд.). Ридинг, Массачусетс: Аддисон-Уэсли Паб. Co. ISBN  978-0201029185.
• Рука, Луи Н .; Финч, Джанет Д. Аналитическая механика. Издательство Кембриджского университета. Глава 4.
• Джексон, Джон Дэвид (1975). Классическая электродинамика (2-е изд.). Нью-Йорк: Вили. ISBN  978-0471431329.
• Джаммер, Макс (1999). Концепции силы: исследование основ динамики (Факс. Ред.). Минеола, Нью-Йорк: Dover Publications. ISBN  9780486406893.
• Landau, L.D .; Лифшиц, Э.М. (2000). Классическая теория полей. Английское издание, перепечатанное с исправлениями; перевод с русского Мортона Хамермеша (4-е изд.). Оксфорд: Баттерворт Хайнеманн. ISBN  9780750627689.
• Риндлер, Вольфганг (1986). Основная теория относительности: специальная, общая и космологическая (2-е изд.). Нью-Йорк: Спрингер. ISBN  978-0387100906.
• Сервей, Раймонд; Джуэтт, Джон (2003). Физика для ученых и инженеров (6-е изд.). Брукс Коул. ISBN  978-0-534-40842-8.
• Стенгер, Виктор Дж. (2000). Вневременная реальность: симметрия, простота и множественность вселенных. Книги Прометея. С. Глава 12 в частности.
• Типлер, Пол (1998). Физика для ученых и инженеров: Вып. 1. Механика, колебания и волны, термодинамика. (4-е изд.). W.H. Фримен. ISBN  978-1-57259-492-0.
• Триттон, Д.Дж. (2006). Физическая гидродинамика (2-е изд.). Оксфорд: Claredon Press. п. 58. ISBN  978-0198544937.

внешняя ссылка

• Сохранение импульса - Глава из онлайн-учебника