Campo cilíndrico homogéneo indefinido Capítulo 2
Los siguientes problemas van a estar dedicados uno a uno en diferente página para evitar demasiado texto y corresponde a los presentes después de la sección §9:
3. Indicar las componentes del ímpetu p y del momento cinético M que se conservan en un movimiento dentro de los siguientes campos:
b) Campo cilíndrico homogéneo indefinido.
Su lagrangiano expresado en coordenadas rectangulares es:
L=12m(˙x2+˙y2+˙z2)−U(r1,r2,...)
Debido a que el campo es cilíndrico, luego existe aceleración respecto a r y ϕ, por lo tanto existe energía potencial respecto a dichas coordenadas U(r,ϕ); además tenemos la transformación de coordenadas rectangulares a cilíndricas con sus respectivas derivadas respecto al tiempo:
x=rcosϕy=rsenϕz=z
˙x=˙rcosϕ−r˙ϕsenϕ˙y=˙rsenϕ+r˙ϕcosϕ˙z=˙z
Reemplazando en nuestro lagrangiano:
L=12m[(˙rcosϕ−r˙ϕsenϕ)2+(˙rsenϕ+r˙ϕcosϕ)2+˙z2]−U(r,ϕ)
Luego eliminando algunos términos y utilizando la identidad trigonométrica fundamental, encontramos el lagrangiano para la partícula m en coordenadas polares:
L=12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ)
Ahora calculamos las ecuaciones de Euler-Lagrange sobre las coordenadas generalizadas (aquellas por donde se efectúa el movimiento de la partícula) r, ϕ, z:
r:
ddt(∂L∂˙r)−∂L∂r=0
ddt(∂∂˙r(12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ)))−∂∂r(12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ))=0
ddt(m˙r)−mr˙ϕ2+∂U(r,ϕ)∂r=0
Cómo pr=m˙r (por definición) se conserve su derivada, debe estar igualada a cero, pero en nuestro caso tenemos:
ddt(m˙r)=mr˙ϕ2−∂U(r,ϕ)∂r
por lo tanto pr no se conserva, de hecho está ecuación nos proporciona la ecuación diferencial del movimiento de la partícula por la coordenada radial.
ϕ:
ddt(∂L∂˙ϕ)−∂L∂ϕ=0
ddt(∂∂˙ϕ(12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ)))−∂∂ϕ(12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ))=0
ddt(mr2˙ϕ)+∂U(r,ϕ)∂ϕ=0
Para que pθ=mr2˙ϕ se conserve, su derivada respecto al tiempo debe estar igualada a cero, pero en nuestro caso tenemos:
ddt(mr2˙ϕ)=−∂U(r,ϕ)∂ϕ
Luego pθ no se conserva, pero nos representa la ecuación diferencial del movimiento de la partícula por la coordenada ϕ.
z:
ddt(∂L∂˙z)−∂L∂z=0
ddt(∂∂˙z(12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ)))−∂∂z(12m(˙r2+r2˙ϕ2+˙z2)−U(r,ϕ))=0
ddt(m˙z)=0
Así en este caso pz=m˙z es una magnitud conservada, porque su derivada respecto al tiempo está igualada a cero.
Por fortuna las componentes del momento angular ya fueron calculadas en un ejercicio anterior:
Mx→(rcosϕ)=m(r˙z−˙rz)senϕ−mzr˙ϕcosϕ
My→(rsenϕ)=m(z˙r−˙zr)cosϕ−mzr˙ϕsenϕ
Mz→z=mr2˙ϕ
Pero debido a la dependencia de las componentes Mx y My con r y ϕ de acuerdo a las transformaciones de coordenadas de rectangulares a cilíndricas, luego estás componentes no se conservan, y la única que se conserva es Mz por la ausencia de la coordenada z dentro de la componente del momento angular; en sentido físico esto quiere decir que el movimiento de la partícula va a permanecer inalterado sin importar las rotaciones que se lleven a cabo por el eje z.
Por lo tanto encontramos las componentes que se conservan del ímpetu y del momento angular pz y Mz.
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