Úvod do studia fyziky
studijní text pro kombinované studium
Jiří Králík
Katedra fyziky PF UJEP
Univerzita Jana Evangelisty Purkyně v Ústí nad Labem
Přírodovědecká Fakulta
Obsah
Předmluva . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1 Úvod do studia fyziky 7
1.1 Co je to věda a postavení fyziky v systému věd . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2 Mechanika 11
2.1 Popis pohybu — kinematika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.1.1 Hmotný bod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.1.2 Vztažné soustavy . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2.1.3 Kinematika v jedné dimenzi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.1.4 Polohový vektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
2.1.5 Rychlost hmotného bodu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
2.1.6 Zrychlení hmotného bodu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
2.1.7 Speciální druhy pohybů . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
2.1.8 Pohyb tuhého tělesa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46
2.2 Pohybové zákony pro hmotný bod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
2.2.1 První Newtonův zákon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
2.2.2 Druhý Newtonův zákon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
2.2.3 Třetí Newtonův zákon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
2.2.4 Dodatky k Newtonovým zákonům . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
2.3 Složitost a jednoduchost pohybu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
2.3.1 Časový účinek síly . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
2.3.2 Dráhový účinek síly . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
2.4 Gravitační pole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
2.5 Mechanika tuhého tělesa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
2.5.1 Moment síly a pohybová rovnice pro otáčení tuhého tělesa kolem
pevné osy . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
2.5.2 Těžiště tuhého tělesa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
2.5.3 Mechanická energie tuhého tělesa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
2.6 Mechanika kapalin a plynů neboli tekutin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
2.6.1 Tekutiny, tlak a Archimédův zákon . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
2.6.2 Proudění kapalin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94
2
3 Mechanické kmitání a vlnění 95
3.1 Kmitavý pohyb . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95
3.2 Vlnění . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
3.2.1 Popis vlnového pohybu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
3.2.2 Interference vlnění . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
3.2.3 Šíření vlnění a Huygensův princip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
3.2.4 Odraz a lom vlnění . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
4 Struktura látek a přeměny energie 106
4.1 Základní pojmy kinetické teorie látek . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108
4.1.1 Modely struktur látek různého skupenství . . . . . . . . . . . . . . 110
4.1.2 Základní rovnice kinetické teorie plynů . . . . . . . . . . . . . . . . 111
4.2 Základy termodynamiky . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
4.2.1 Vnitřní energie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112
4.2.2 První termodynamický princip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
4.2.3 Teplota . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
4.2.4 Měrná tepelná kapacita . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114
4.2.5 Druhý termodynamický princip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115
5 Elektřina a magnetismus 117
5.1 Elektrický náboj a elektrické pole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118
5.1.1 Coulombův zákon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118
5.1.2 Intenzita a potenciál . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119
5.2 Elektrický proud . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120
5.3 Magnetické pole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
5.3.1 Stacionární magnetické pole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
5.3.2 Nestacionární magnetické pole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125
5.4 Elektromagnetické pole . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127
5.4.1 Spektrum elektromagnetického záření . . . . . . . . . . . . . . . . . 128
5.4.2 Energie a hybnost elektromagnetického pole . . . . . . . . . . . . . 129
5.4.3 Jednota elektromagnetického pole, rychlost světla . . . . . . . . . . 132
6 Optika 134
6.1 Optika a podstata světla . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134
6.2 Paprsková optika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135
6.2.1 Optické zobrazování . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136
6.2.2 Zrcadla . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
6.2.3 Čočky . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139
6.3 Vlnová optika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140
6.3.1 Disperze . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140
6.3.2 Interference světla . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141
6.3.3 Difrakce . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 144
3
7 Fyzika mikrosvěta 147
7.1 Odhalování struktury atomu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147
7.2 Kvantová fyzika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 148
7.3 Fyzika elektronového obalu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 151
7.4 Jaderná a částicová fyzika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 151
4
Předmluva
Kurz Úvod do studia fyziky je míněn jako opakování a ucelování nejdůležitějších partií
středoškolské látky. Důvodem pro zavedení tohoto kurzu je různá úroveň znalostí, s nimiž
na vysokou školu přicházíte. Stěžejním (i když jen stěží zcela realizovatelným) cílem předkládaných
skript je tedy přibližné vyrovnání a prohloubení vašich středoškolských znalostí
fyziky.
Kapitola Úvod do fyziky v krátkosti pojednává o fyzice jako vědě a o fyzikální metodě
zkoumání přírody.
V nejobsáhlejší kapitole – Mechanice – je výklad veden relativně podrobně. Této části
fyziky je věnováno tolik místa, protože tvoří základ nejen k pochopení ostatních partií
fyziky, ale též k řešení příkladů tohoto oboru se přímo netýkajících.
Další, o poznání stručnější kapitoly jsou věnovány vysvětlení hlavních fyzikálních konceptů
a přehledu základních aplikací příslušných fyzikálních oborů.
Hned z počátku studia je důležité, abyste se naučili vést své zápisy pečlivě. Při psaní
rukou zapisujte vektory pomocí symbolů s šipkou. Takto jsou označovány vektory i v tomto
úvodním textu. V literatuře se běžně setkáte se značením vektorů tučným písmem. Také je
nanejvýš vhodné naučit se řádně zapisovat jednotlivá písmena řecké alfabety, protože pouhých
26 znaků standardní mezinárodně uznávané latinské abecedy nestačí zdaleka pokrýt
nároky fyzikální komunity.
V textu je zavedeno trojí značení rovnosti: Definiční rovnítko
def
= je uváděno při definici
fyzikálních veličin, například Ek
def
= (1/2)mv2
. Je-li již tato veličina zavedena, je vždy
označení z jedné strany této rovnosti synonymem pro její druhou stranu – jde o naprosto
ekvivalentní způsoby vyjádření téhož – je tedy nadále užíváno rovnítko identity Ek ≡
(1/2)mv2
. Toto rovnítko je užíváno i v případech, kdy chceme zestručnit delší výraz, tj.
například ∆t ≡ tf − ti, ale nejedná se o definici nové veličiny.
Ve skriptu je často studováno těleso, které se posune z nějaké počáteční polohy do
polohy konečné. Veličiny sdružené s počáteční polohou pak obvykle indexuji písmenkem
i (z anglického initial) a veličiny sdružené s polohou konečnou indexuji písmenkem f
(z anglického final).
Oproti zvyklostem ze střední školy v textu označuji tíhovou sílu znakem
−→
Fg a gravitační
sílu znakem
−→
FG. Tento zápis se mi zdá logičtější, protože v prvním případě platí Fg =
mg a ve druhém FG = GMm/r2
, kde písmenem G je mezinárodně označena gravitační
konstanta, ve středoškolské fyzice obvykle značená κ.
Závěrem bych se chtěl zmínit o nezastupitelné roli řešení problémů (počítání příkladů),
protože sebelepší znalost teorie vám nebude nic platná, nebudete-li ji umět aplikovat. Doporučuji,
abyste se o svém umění řešení úloh dozvěděli z útlé sbírky [1]. Pěkná je i vysvětlující
sbírka [2] a obdivuhodný soubor kompletně řešených příkladů [3].1
Dobré přehledy
středoškolské fyziky je možno najít i v učebnicích [4, 5, 6].
Fyzika je náročný obor. Má-li se dělat na vyšší úrovni, stojí nemalé úsilí nadané
1
Tento soubor stojí za prohlédnutí nejen proto, že vás může naučit způsobu řešení fyzikálních úloh, ale
také proto, že vás naučí zápisu postupu řešení.
5
a ohromné úsilí ty ostatní. Tato investice se však bohatě vyplatí — fyzika je totiž krásná.
Tuto myšlenku nádherně vystihl jeden z nejvýznamnějších vědců-fyziků 20. století Richard
P. Feynman(1918–1988)2
ve svých světoznámých přednáškách [17]:
„Chtěl jsem, abyste dokázali ocenit nádheru tohoto světa a dokázali jste se na ni dívat
fyzikálním způsobem, neboť jsem přesvědčen, že to patří k hlavní části skutečné kultury
dnešní doby. (Někteří přednášející z jiných oborů budou mít pravděpodobně námitky, ale
jsem přesvědčen, že se úplně mýlí.)
2
U nás i v zahraničí je Feynman známý i široké veřejnosti, zejména díky svým knihám [13, 14, 15, 16],
které rozhodně stojí za přečtení.
6
Kapitola 1
Úvod do studia fyziky
1.1 Co je to věda a postavení fyziky v systému věd
Má-li se věda rozvíjet, je nezbytně nutné, abychom si vždy ponechali prostor pro pochybnosti
— vědec si nikdy nemůže být jistý, může jen odhadovat, s jakou pravděpodobností je jeho
tvrzení pravdivé či nepravdivé.
Feynman [18]
Ve své knize [7] historik vědy F. W. Westaway o vědeckém způsobu poznávání píše:
1. Pravým badatelem je člověk, který:
a) nikdy neříká „vím, že ... , nýbrž říká „myslím, že ... nebo „důkazy jak se zdá
nasvědčují tomu, že ... nebo „podobá se pravdě, že ... nebo „je možné, že
... ;
b) nikdy neodpírá uznat, že ve skutečnosti nemá to, čemu vlastně nerozumí;
c) nikdy se nepokouší vyložit nemožnost;
d) nikdy nečiní velekněžská prohlášení;
e) nikdy si nelibuje ve fantasii.
2. Příroda ráda šálí lidi tím, že je ponouká k přesvědčení, že každý pojem, který vynajdou,
má nezbytně obdobu v přírodě.
3. Nejvyšší poučky vědy jsou vědecké zákony, které jsou zobecněním skutečností, založených
na hromadném a přesvědčujícím důkaze.
4. Domněnky, ač jsou pro pokrok nutné, jsou jen zatímní. Mají menší hodnotu než
zákony, neboť do jisté míry vznikají pouhou úvahou a jsou tedy subjektivní.
7
5. Věda se zabývá výhradně úsudky o pojmech a nikoli úsudky o citech. Úsudek o citu
je nezbytně osobní. Vědecká pravda není soukromou pravdou jednotlivce, nýbrž je
objektivní a obecná.
Věda o přírodě a světě bez matematiky, aspoň nějaké, je vědou živou toliko na polovic.
Ti, kdo volají jen „po romantice vědy a ne po jejích rovnicích , zřejmě si vůbec nemohou
uvědomit, co věda skutečně znamená.
Přestože je v tomto citátu, jak sám autor dále přiznává, poněkud potlačen význam
teorie, odpovídá původnímu chápání slova „věda .
Obecněji lze vědu definovat jako oblast činnosti, snažící se o třídění starých poznatků
a upírající síly hlavně na vytváření nových poznatků o přírodě, společnosti a myšlení. Zahrnuje
však v sobě i všechny podmínky a momenty tohoto vytváření: vědce jako takové,
vědecké ústavy, metody vědeckovýzkumné práce, pojmový aparát a systém veškerých existujících
poznatků ([19]).
Poněkud úžeji definuje vědu Slovník spisovné češtiny [20], v němž je věda „poznávací
lidská činnost vytvářející na základě pozorování, experimentování a studia soustavu verifikovatelných,
(exaktně) formulovaných znalostí o povaze a zákonitostech jednotlivých
oblastí skutečnosti. K tomu je třeba dodat několik vysvětlení.
Základním pilířem tzv. exaktní vědy, pod níž spadá i fyzika, je skutečně principiální
ověřitelnost (verifikovatelnost) tvrzení, které je proneseno v rámci jednotlivých vědních
disciplín. Nicméně v každé vědní disciplíně existují prohlášení, která často přímo ověřit
nejdou. Na jejich správnost pak usuzujeme z ověřování jejich důsledků. Věc je však ještě
složitější — libovolná ověřitelnost tvrzení v principu znamená, že kdokoli, kdo bude mít
vhodné prostředky a podmínky, může tvrzení potvrdit. Jak ale můžeme vědět, že tisíckrát
potvrzené prohlášení, nebude tisícím prvým pozorováním nebo experimentem vyvráceno.
Příkladem může být věta: „Každý den vyjde Slunce.1
Skutečně, po staletí, generaci za
generací, je tento výrok potvrzován. Znamená to však, že Slunce i Země tu budou navěky?
Pokud jde o exaktnost formulovaných znalostí, nemůžeme ji chápat jako synonymum
pro (absolutní) přesnost, protože ať svá tvrzení formulujete sebepřesněji, vždy se dá nalézt
nejednoznačnost nebo slovo, které prostě nelze definovat pomocí slov již definovaných.
Samozřejmě, rozlišujeme-li nějaké stupně exaktnosti, vědy se snaží (nebo přinejmenším
měly by) o co nejvyšší reálně dosažitelný stupeň. Exaktnost také můžeme chápat v tom
smyslu, že vědecká tvrzení jsou v zásadě matematicky postihnutelná (kvantifikovatelná),
z tohoto hlediska by však například biologie ještě dlouho (pokud vůbec) vědou nebyla.
Vědu tedy nemůžeme redukovat na soubor matematicky formulovaných tvrzení.
Fyzika patří mezi tzv. přírodní vědy, což jsou vědy zkoumající přírodu mimo lidské
společenství2
— k těmto vědám dále patří například chemie, geologie či biologie (ale třeba
matematika nikoli). Fyzika se orientuje na poznávání nejobecnějších zákonitostí pohybu a
jeho příčin, a to jak na úrovni makroskopické (což je zhruba od objektů pozorovatelných
optickým mikroskopem do kosmických měřítek), tak na úrovni mikroskopické (molekuly,
1
Když je zamračeno, můžeme se dívat radioteleskopem :-)
2
Nikoli však mimo člověka jako organismus či jako živočišný druh.
8
atomy, elementární částice). Dává tak základ pro ostatní přírodní vědy: Například chemie
přijímá z pozorování existenci a stabilitu atomů různých prvků a chemickou vazbu,
která vysvětluje stabilitu sloučenin tvořených atomy. Stabilita atomu i vazby je však plně
vysvětlitelná kvantovou mechanikou, použitou na elektromagnetické síly mezi elektrony a
jádry atomů. Rovněž na techniku lze nahlížet jako na praktickou aplikaci převážně fyzikálních
poznatků. Fyzikální způsob poznávání se prosazuje i biologii, kde hraniční obor —
biofyzika — prožívá v současné době ohromný rozmach (viz [21]).
Podle způsobu získávání poznatků bychom mohli fyziku rozdělit na experimentální a
teoretickou, v současné době má ovšem velký význam i tzv. počítačová fyzika, která stojí
na pomezí (nikoli na okraji) mezi těmito tradičními způsoby výzkumu. Experimentální
fyzika se zabývá problematikou navrhování a realizace fyzikálních pokusů a měření —
dobrou představu o jejích metodách a výsledcích získáte například pročtením [22], [23]
či [24]. Teoretická fyzika se s pomocí matematických metod snaží o formulaci obecných
zákonů a principů a z nich deduktivní cestou odvozuje dílčí poznatky. O této části fyziky
se můžete více dovědět pročtením a pochopením hezké a obsažné knížky [25], která sice
po matematické stránce nevyužívá náročnějšího než středoškolského aparátu, ale rozhodně
není triviální.
Na závěr stojí za to si přečíst tři odstavce o tom, co znamená vysvětlení ve fyzice,
potažmo ve vědě (publikované ve velmi pěkné knížečce [30] od Daniela F. Styera):
Vysvětlil jsem pohyb magnetické střelky v magnetickém poli? Vysvětlil jsem povahu
magnetického pole? Vůbec ne! Tyto jevy jsem prostě popsal. Někdy může být popis ve vědě
vysvětlen s odvoláním na základnější principy. Například jsem mluvil o severním a jižním
magnetickém pólu střelky kompasu. Tyto póly mohou ve skutečnosti být vysvětleny pomocí
pohybu elektronů v atomech střelky. V jiných případech je však popis jednoduše tou nejzákladnější
věcí a nemůže být „vysvětlen něčím jiným. Co je to magnetické pole? Popsal
jsem jej v podstatě jako to, „co způsobuje, že se střelce kompasu chce oscilovat. Existují
daleko propracovanější a matematičtější popisy magnetického pole, ale žádný není základnější.
Věda nemá vysvětlení pro magnetické pole, pouze jej popisuje.
Co tedy vlastně znamená ono „vysvětlení ? Řekněme, že se mě zeptáte „Proč včera
pršelo? Můžu odpovědět „Protože nás zasáhla studená fronta. Pak se ovšem můžete zeptat
„Ale proč nás zasáhla studená fronta? Můžu říci „Protože ji postrčil vzdušný proud. Vy
zase: „Ale proč ji sem vzdušný proud postrčil? Já na to: „Protože Slunce zahřálo Bavorsko
a tím vychýlilo vzdušný proud. (Každý, kdo vychovával dítě, takové sledy otázek velmi dobře
zná.) Vy opět: „Ale proč Slunce zahřívá objekty? A na tomto stupni již skutečně vaší
otázku neumím zodpovědět. Vím, že sluneční světlo nese energii a věda umí popsat tento
transport energie s vynikající přesností. Ale věda neumí vysvětlit tento transport energie
nebo říci proč se tak děje.
Tento příběh ilustruje, že „vysvětlení znamená „vysvětlení v pojmech něčeho základnějšího
. V jistém bodě jakéhokoliv řetězce otázek sestoupíme k nejzákladnějším představám
a zde musíme zastavit. V současnosti se nejhlubší soubor takových představ nazývá „kvantová
elektrodynamika a „kvantová chromodynamika , ... Pravděpodobně někdy budeme
9
mít ještě základnější soubor myšlenek, takže otázky „proč týkající se kvantové elektrodynamiky
budou zodpovězeny pomocí těchto nových idejí. Nicméně „proč otázky týkající
se těchto základnějších idejí stejně zůstanou bez odpovědi! Konečně, na konci každého řetězce
otázek, který jde do hloubky našeho poznání věda může dát pouze popis (fakta) a ne
vysvětlení (důvody pro tato fakta).
10
Kapitola 2
Mechanika
Mechanika je obor fyziky, který se zabývá popisem a zkoumá příčiny tzv. mechanického
pohybu . Pod pojmem pohyb si obvykle představíme změnu polohy (možná i velikosti
a tvaru) nějakého tělesa v prostoru. Ovšem pojímáno v tom nejobecnějším smyslu je pohyb
určen jakoukoli změnou v čase. Objekty (např. hřebík, kus dřeva nebo buňka) mohou měnit
i své tepelné, elektrické či magnetické vlastnosti, případně skupenství, chemické složení,
biologické vlastnosti apod., to vše obecně považujeme za pohyb.
Mechanika se zabývá tou nejjednodušší a nejméně abstraktní formou pohybu — mechanickým
pohybem, který spočívá v přemísťování těles nebo jejich částí vzhledem k tělesům
okolním. Více si o tom povíme v následujících kapitolách, z nichž v té úvodní se naučíme
jak takovýto mechanický pohyb popisovat.
2.1 Popis pohybu — kinematika
Kinematika jako fyzikální disciplína se zabývá popisem a zkoumáním mechanických pohybů
(dále už jen pohybů) bez ohledu na jejich příčiny. Je podoborem mechaniky.
2.1.1 Hmotný bod
Protože úplný popis pohybu reálných těles1
je obvykle značně složitý, zavádíme si různé
zjednodušené (a tím zjednodušující) objekty, kterými tato tělesa při popisu reality nahrazujeme.
Takovýchto zjednodušení (idealizací) je ve fyzice mnoho — pro fyziku jsou
„životně důležité . Nejde však jen o zjednodušení vynucená složitostí úlohy, jde i o to, že
mnoho vlastností nehraje ve zkoumané úloze žádnou nebo jen zanedbatelnou roli, proto je
zbytečné se jimi zabývat.
Při popisu základních mechanických pohybů reálných těles se často ukazuje výhodné
abstrahovat od jejich rozměrů, tvaru, složení, struktury a pod. Zavádí se proto pojem
1
Pod pojmem „úplný popis pohybu tělesa máme na mysli, že v každém čase je známa poloha každé
části tohoto tělesa.
11
hmotného bodu: Hmotný bod je idealizované těleso, které je plně určeno svou hmotností
a svou polohou v prostoru.2
Popis mechanického pohybu reálného tělesa již nelze zjednodušit více než pomocí pojmu
hmotný bod. Toto přiblížení zřejmě nemůžeme použít vždy. Například popis valivého pohybu
kuličky po nakloněné rovině pomocí pojmu hmotný bod popsat nemůžeme, i kdyby
byl poloměr kuličky sebemenší, protože při popisu otáčení tělesa je jeho rozměrovost podstatná.
Jsme pak nuceni přistupovat k složitějším idealizacím (např. definujeme tzv. tuhé
těleso, u něhož jsou již jeho rozměry důležité, odhlíží se ale od jiných reálných skutečností.
S popisem pohybu tuhého tělesa se setkáme v oddíle 2.1.8.
Uplatnění pojmu hmotný bod na reálná tělesa zcela relativní, neboť toto zjednodušení
je motivováno pouze charakterem fyzikálního problému. Např. studium letu baseballového
či golfového míčku může být po odpalu zjednodušeno na studium letu hmotného bodu
v tíhovém poli Země, záleží jen na tom, jak moc chceme být přesní. Při větší přesnosti již
nemůžeme zanedbat odpor vzduchu. Rovněž popis falše, která při hře hraje nezastupitelnou
roli, s přiblížením hmotného bodu nevystačí, a to ani nelze mluvit o tom, jak by se naše
idealizace líbila mouše, kterou by míček mohl zasáhnout — hmotný bod by totiž, díky
svému nulovému objemu, proletěl moušinými atomy nejspíš zcela nepovšimnut (obr. 2.1
a 2.2).
2.1.2 Vztažné soustavy
Pohyb těles popisujeme vždy vůči jinému tělesu, kterému říkáme vztažné těleso.3
Abychom
však mohli pohyb popsat matematicky, je nutné se vztažným tělesem spojit soustavu souřadnic
a určit si způsob, jakým budeme v této soustavě měřit čas. To nám dovolí číselně
(matematicky) vyjadřovat polohy a změny poloh těles nebo částic. Souřadnicovým soustavám
spojeným se vztažným tělesem a dohodnutým způsobem určování času říkáme
vztažné soustavy. Vztažná soustava se vyznačuje tím, že pomocí ní můžeme (alespoň
v principu) matematicky jednoznačně určit polohu a čas každé události ve vesmíru. Tedy
ještě jednou: vztažnou soustavou nazýváme vztažné těleso s připojenou soustavou souřadnic
a dohodnutým způsobem měření času (obr. 2.3)
2
Samotný pojem „hmotný bod bývá považován za poněkud nešťastný z toho důvodu, že při jediném
studovaném ději může mít tentýž objekt sice zanedbatelné rozměry a jeho rozložení hmotnosti může být
nepodstatné, ale např. jeho rozložení elektrického náboje bodové vlastnosti vykazovat nemusí (např. molekula
vody se v tíhovém poli Země chová prakticky jako bod bez vnitřní struktury, ale zároveň vložená do
elektrického pole vykazuje chování dipólové). Proto by se správněji mělo užívat poněkud vhodnějšího (ale
bohužel nevžitého) termínu „bodová hmotnost (jako analogie k bodovému náboji). Často se též užívá
termínu částice, který v sobě malé rozměry zahrnuje již implicitně a je užíván běžněji. Tento výraz ale
trpí stejným neduhem jako výraz „hmotný bod . Navíc, např. Zemi můžeme v jistých případech rovněž
uvažovat jako hmotný bod, ale nazvat ji částicí by asi také znělo poněkud neobvykle. Pojem „částice je
často užíván i v souvislosti s tzv. elementárními částicemi, ty se ovšem chovají úplně jiným způsobem než
jakým se chovají hmotné body v následující části mechaniky (viz též kapitola 7). V tomto textu se tedy
budeme v převážné míře (ale ne vždy) držet pojmu „hmotný bod .
3
Za vztažné těleso obvykle uvažujeme tuhé těleso, tj. soustavu částic neměnících vzájemné vzdálenosti
(viz kap. 2.1.8).
12
Obrázek 2.1: Hmotný bod Obrázek 2.2: Reálné těleso
Vztažné soustavy mohou být různě deformované v prostoru i v čase, mohou se navzájem
různě pohybovat a mohou mít i jinak složitou strukturu. Lze je proto třídit (klasifikovat)
z různých hledisek — pro náš účel postačí jejich rozlišení z hlediska počtu rozměrů (dimenzí)
jejich prostorových souřadnic, přičemž počet dimenzí prostoru je dán nejmenším počtem
údajů nutných k jednoznačnému určení polohy místa (bodu) v prostoru. Ve středoškolské
fyzice obvykle pracujeme se souřadnicemi:
• jednorozměrnými neboli jednodimenzionálními (1D) — v tomto případě k určení
polohy jakéhokoliv bodu nacházejícímu se v takovém prostoru postačí jediné
číslo. Pomocí jednorozměrné souřadnice můžeme například popsat polohu vlaku pohybujícího
se po nerozvětvujících se kolejích. Zvolíme-li si na kolejích nějaký počátek
(obvykle značený O), můžeme třeba pomocí krejčovského metru pokládaného podél
kolejí určit jeho vzdálenost od vlaku nacházejícím se na kterémkoliv místě na kolejích.
Této vzdálenosti přiřadíme znaménko „+ v jednom směru od počátku a znaménko
„− ve směru opačném. Takovéto „orientované vzdálenosti budeme říkat (jednorozměrná)
souřadnice (obvykle značíme s). Tímto způsobem můžeme pomocí souřadnice
určit polohu libovolného hmotného bodu, který se může pohybovat jen dvěma
směry (jako například vlak nebo korálek na niti) v každém okamžiku jeho pohybu.
Nejjednodušeji se takové souřadnice zavádějí na přímkách (reálná osa), ale jde to
i na křivkách.4
Souřadnice však nemusí být jen vzdálenostní (v jednotkách délky)
— například na kružnici daného poloměru lze určit polohu jakéhokoliv bodu pomocí
úhlu. (viz obr. 2.4).
• dvojrozměrnými neboli dvojdimenzionálními (2D) — my budeme pracovat
pouze na rovinných plochách. Na nich obvykle zavádíme tzv. kartézské (ortonormální)
soustavy souřadnic tak, že zvoleným bodem — počátkem — soustavy
4
Například „nabalením reálné osy.
13
O
x
y
z
Obrázek 2.3: Vztažná soustava
proložíme dvě navzájem kolmé přímky (ozn. x, y), na kterých zvolíme stejné měřítko
(tj. na přímkách jsou stejné jednotky). Souřadnice x, y míst v prostoru pak určují
(orientované) vzdálenosti od těchto přímek — x od přímky y a y od přímky x.
Uvedené zavedení souřadnic v rovině však není jediné možné. Každé místo v rovině
můžeme jednoznačně určit například i pomocí tzv. polárních souřadnic, které
s těmi kartézskými souvisejí vztahy (viz obr. 2.5):5
[r, α] → [x, y] ⇒ x = r cos α; y = r sin α (2.1)
[x, y] → [r, α] ⇒ r = x2 + y2; tg α =
y
x
(2.2)
Souřadnice lze ovšem zavést i na plochách různě zakřivených (viz obr. 2.7)).
• trojrozměrnými neboli trojdimenzionálními (3D)6
— nejjednodušší je opět kartézská
soustava, jejíž zavedení je obdobné jako ve 2D prostoru: tři stejně oškálované
5
Takovýmto převodním vztahům z jedné souřadnicové soustavy do druhé se říká transformace sou-
řadnic.
6
V celém textu budeme trojrozměrným prostorem mít na mysli vždy tzv. eukleidovský prostor, ve
kterém platí takové „samozřejmé věci, jako že součet úhlů v každém trojúhelníku je roven π rad, nebo
že jedním bodem můžeme k dané přímce vést vždy pouze jednu rovnoběžku. Zdůrazňuji to proto, že
i trojrozměrný prostor může být jistým způsobem zakřivený a například uvedené „samozřejmosti v něm
nemusí platit — je to podobné jako na plochách na obr. 2.7, ty jsou dvojdimenzionální a zakřivují se do
třetí dimenze, trojrozměrný prostor se může zakřivit do čtvrté dimenze (což se samozřejmě představuje
neporovnatelně hůře). Teorie relativity nás naučila nahlížet na prostor a čas jako na jediný objekt, tzv.
prostoročas, jehož jednota se jeví až při pohybech rychlostmi blížícími se rychlosti světla ve vakuu. Proto
je někdy vhodné považovat čas za další rozměr v podstatě ekvivalentní rozměrům prostorovým, říkáme
pak, že prostoročas má dimenzi čtyři (3 prostorové rozměry a jeden časový). Teorie relativity rovněž
předpokládá zakřivení i tohoto čtyřdimenzionálního prostoročasu. V současné době nejpopulárnější směr
teoretické fyziky — teorie superstrun — ukazuje, že prostor, ve kterém žijeme, musí mít více než jen tři
14
I
II
I
I
I II I I I I I I I I
I I
I
I
I
I I
I
I
I
I I I I I
I I I I I I I
I
I
I
IIIIIII
I
I
I
IIIIII
O
O O
s
s
α
Obrázek 2.4: Jednodimenzionální souřadnice
O
B
α
1
1 x
y
x
y
r
Obrázek 2.5: Kartézské souřadnice v rovině
a polární souřadnice
α
r
Byy
x
y
xOO
Obrázek 2.6: Souřadnice v rovině nemusí být
vždy pravoúhlé
navzájem kolmé přímky x, y, z se společným počátkem O. Vzhledem k této souřadnicové
soustavě je poloha libovolného bodu ve 3D jednoznačně určena uspořádanou
trojicí čísel zvaných kartézské souřadnice (viz obr. 2.8).
Souřadnice x, y, z libovolného bodu jsou jeho orientovanými vzdálenostmi od rovin
yz, zx, xy.7
V celém tomto skriptu budeme jevy popisovat v prostorech s maximální
dimenzí tři. Zavedení kartézských souřadnic ve 3D prostoru není opět jediné možné
přiřazení souřadnic místům v prostoru. Dalšími často užívanými soustavami jsou
prostorové dimenze. Dimenze navíc jsou však svinuté do velmi malých rozměrů, takže je nemůžeme přímo
pozorovat (na populární úrovni se s těmito výsledky můžeme setkat např. v [26, 27, 28, 29].
7
Ještě jednou připomeňme, že termínem „orientovaná vzdálenost bodu např. od roviny xy, máme na
mysli vzdálenost branou s kladným znaménkem, nachází-li se bod v poloprostoru určeném rovinou xy
a kladnou poloosou z. Znaménko záporné pak přiřazujeme vzdálenosti bodů, které se nacházejí v poloprostoru
opačném.
15
B
B
O
O
Obrázek 2.7: Dvojdimenzionální souřadnice na zakřivených plochách
x
y
z
r
R
ϕ
ϑ
z
y
x
Obrázek 2.8: Třídimenzionální souřadnice
sférické (kulové) soustavy souřadnic (obr. 2.8)
[r; ϑ; ϕ] → [x; y; z ] ⇒ (2.3)
⇒ x = r sin ϑ cos ϕ; y = r sin ϑ sin ϕ; z = r cos ϑ (2.4)
[x; y; z ] → [r; ϑ; ϕ] ⇒ (2.5)
⇒ r = x2 + y2 + z2; cos ϑ =
z
x2 + y2 + z2
; tg ϕ =
y
x
(2.6)
a cylindrické soustavy souřadnic (obr. 2.8)
[R; ϕ; z ] → [x; y; z ] ⇒ x = R cos ϕ; y = R sin ϕ; z = z (2.7)
[x; y; z ] → [R; ϕ; z ] ⇒ R = x2 + y2; tg ϕ =
y
x
; z = z (2.8)
16
Od popisu umístění hmotného bodu se však nyní vraťme k popisu pohybu hmotného bodu.8
2.1.3 Kinematika v jedné dimenzi
Trajektorie Jistě jste si na nebi už někdy všimli pomalu se rozplývajícího pásu (kondenzovaných
vodních par) tvořícího se za letadlem. Tento „záznam přítomnosti letadla
v prostoru (i když značně nedokonalý) nás přivádí k důležitému pojmu trajektorie hmotného
bodu. Přesně řečeno je trajektorie hmotného bodu množina těch míst v prostoru,
ve kterých se bod při svém pohybu nacházel.9
Je to tedy jakási myšlená čára, spojující
„místa pobytu hmotného bodu v různých časech. Kdybychom považovali kuličku propisovací
tužky za hmotný bod a psali po papíru, mohli bychom napsanou linku považovat
za trajektorii kuličky-hmotného bodu vzhledem k papíru.
Proč je v předchozí větě uvedeno na první pohled zbytečné slovní spojení „vzhledem
k papíru ? Důvod je ten, že tvar trajektorie velmi významně závisí na soustavě, vzhledem
k níž pohyb popisujeme, tj. na vztažné soustavě. Příkladem může být popis pohybu čepičky
ventilku B (≈ hmotný bod) jedoucího jízdního kola (viz obr. 2.9).
S
S''
S'
Obrázek 2.9: Souřadnicové soustavy a popis pohybu
Např. vůči soustavě S spojené se zemí se jeho trajektorie jeví jako křivka zvaná cykloida,
vůči soustavě S’, pohybující se s kostrou kola, jako kruh a konečně v soustavě S”, pevně
8
Z hlediska výše uvedeného je hmotný bod vlastně nuladimenzionální objekt.
9
Často se (a to nejen v běžné mluvě) zaměňují pojmy trajektorie a dráha (viz níže). Například se říká,
že dráhy planet jsou eliptické. Vzhledem k rezervaci pojmu dráha pro jiné účely, budou v tomto textu tyto
dva pojmy důsledně rozlišovány.
17
spojené s pláštěm, je celý ventilek v klidu. Jeho degenerovanou trajektorií je pak bod.10
V tomto smyslu je trajektorie pojmem relativním, tj. závisícím na vztažné soustavě.
Z toho ovšem vyplývá, že nejenže musíme vztahovat pohyby těles vždy vzhledem k jiným
tělesům, ale také že popis pohybu bude silně záviset na tom, jaká tělesa to budou.
B
S
Obrázek 2.10: Trajektorie ventilku vzhledem k zemi
B
S'
Obrázek 2.11: Trajektorie ventilku vzhledem
ke kostře kola
S''
B
Obrázek 2.12: Trajektorie ventilku vzhledem
k plášti
Dráha Z čistě finančního hlediska není pro zakoupení jízdenky do vlaku ani tak důležité,
kam se chcete dostat, ale především jak daleko to bude. Z hlediska fyzikálního to lze
10
Zkuste si rozmyslet jak by asi vypadala trajektorie ventilku vzhledem k okolo jedoucímu autu, vzhledem
pohybujícímu se klokanovi, vůči rotační ose naší planety, vzhledem ke Slunci, ... existuje nekonečné
množství možností (z nichž některé jsou nekonečně těžce řešitelné:-)).
18
přeložit tak, že nezáleží na trajektorii, ale na dráze (tím je samozřejmě myšlena dráha
jako fyzikální pojem:-)). Dráhu hmotného bodu měřenou v metrech definujeme jako délku
příslušné trajektorie hmotného bodu. Tuto definici je ale nutno upřesnit.
Považujme trajektorii hmotného bodu za jednodimenzionální prostor a zaveďme na
něm souřadnici s (na trajektorii „nabalíme reálnou osu podobně jako na obr. 2.4). Je-li
například v čase t0 sekund hmotný bod vzdálen od počátku O s(t0) metrů a v čase t1
sekund je vzdálen s(t1) metrů, říkáme, že urazil dráhu |∆s| = |s(t1) − s(t0)| metrů, ovšem
jen za předpokladu, že se bod pohyboval po trajektorii stále stejným směrem. Pokud se
měnil směr jeho pohybu (vracení), celkovou dráhu určíme jako součet délek příslušných
trajektorií, tj. dle obr. 2.13 |∆scelk| = |s(t1)−s(t0)|+|s(t1)−s(t2)| = |∆s|+|∆s′
|. Takto
zavedená dráha je zřejmě vždy kladnou veličinou a s narůstajícím časem může jen růst.11
O
s0
∆s'
s1
s2
∆s
Obrázek 2.13: K zavedení pojmu dráha (delší šipka míří v kladném směru)
Jak je z předešlého příkladu vidět, při pohybu se hmotný bod nachází v různých okamžicích
na místech s různými souřadnicemi, jeho (orientovaná) vzdálenost od počátku se tedy
s časem mění, říkáme, že je funkcí času s = s(t). Vyšetříme nyní tuto funkci podrobněji.
Dráhová rychlost Vraťme se na chvíli k příkladu s vlakem. Většinou člověku záleží na
tom, jak dlouhou cestu bude muset podniknout a je obecně známo, že České dráhy (stejně
jako železniční spoje v jiných státech) poskytují dopravu na stejné vzdálenosti v různých
časových intervalech. V této souvislosti se mohou objevit výroky typu: „Vlakem Eurocity
budeš v Praze rychleji než osobákem. Tím „rychleji se má na mysli, že trasa do Prahy
bude zvládnuta v kratším časovém intervalu. Pro přesný popis podobných výroků si nyní
zaveďme nový pojem.
11
Často se místo námi zavedeného označení dráhy |∆s| vynechává absolutní hodnota, tj. píše se jen ∆s.
Absolutní hodnota nám však má zajistit, aby rozdíl souřadnic polohy hmotného bodu v různých časech
bylo vždy kladné číslo, a to i v případě, že se bod pohybuje ve směru opačném než je nárůst souřadnice
(tj. nalevo od počátku O v obr. 2.13).
19
Rychlost, o které jsme mluvili v souvislosti s dráhami, nazýváme dráhovou rychlostí,
přesněji střední dráhovou rychlostí vd
12
a zavádíme ji jako podíl celkové dráhy |∆scelk|,
kterou hmotný bod urazil v nějakém časovém intervalu ti; tf a délky ∆t ≡ tf −ti tohoto
intervalu. Matematicky střední dráhovou rychlost pohybu hmotného bodu v uvedeném
intervalu zapisujeme jako
vd
def
=
|∆scelk|
∆t
. (2.9)
Pokud by se hmotný bod pohyboval po trajektorii pouze ve směru narůstající souřadnice
s, v čase ti by se nacházel v místě o souřadnici s(ti) a v čase tf v místě o souřadnici s(tf ),
mohli bychom pro střední dráhovou rychlost v intervalu ti; tf psát
vd =
s(tf ) − s(ti)
tf − ti
≡
∆s
∆t
13
(2.10)
Z uvedeného je vidět, že střední dráhová rychlost číselně udává, kolik metrů urazil
hmotný bod za sekundu.14
Vyšší střední dráhová rychlost tedy znamená, že hmotný bod
za jednu sekundu v průměru urazí více metrů. Z uvedeného ovšem vyplývá i jednotka
střední dráhové rychlosti — m s−1
, tj. metry za sekundu.
Střední dráhová rychlost nám ovšem neříká nic podrobného o průběhu celé cesty. Řekněme
například, že urazíme dráhu 90 km z Ústí nad Labem do Prahy za jednu hodinu.
Střední dráhová rychlost nám pak říká, že kdybychom každou sekundu naší cesty urazili
dráhu 25 m, dorazíme za hodinu z Ústí do Prahy. Takový rovnoměrný průběh cesty je
však značně nereálný — během cesty musíme několikrát brzdit a opět se rozjíždět a určitě
neurazíme každou sekundu stejný počet metrů i přesto, že nám cesta bude trvat stejně
dlouho. Střední dráhová rychlost bude v případě, že jedeme naprosto rovnoměrně i v případě,
že jedeme naprosto chaoticky úplně stejná, bude-li nám cesta na stejnou vzdálenost
trvat stejnou dobu. Ve fyzice a v technice však potřebujeme podrobnější popis průběhu
cesty. Abychom tyto podrobnosti byli schopni matematicky postihnout, musíme zkoumat
střední dráhové rychlosti i v kratších časových intervalech.
Na obr. 2.14 je znázorněna trajektorie hmotného bodu,15
který se pohybuje zleva do-
prava.16
Předpokládejme opět, že na ní máme „nabalenou jednodimenzionální souřadnici
s, jejíž hodnota vzrůstá ve směru pohybu. Zvolíme-li si libovolný (ale pevný) okamžik ti,
12
Jde trošku o slovní hříčku, ale aby nedošlo k omylu, výslovně upozorněme, že pojem „dráhová rychlost
nesouvisí se železnicí, ale s dráhou jako délkou trajektorie. Jak dále uvidíme, ve fyzice se zavádí pojem
rychlosti hned na několik způsobů, proto považujeme na tomto místě za nutné je rozlišovat i poněkud
nepřirozeně působícími přívlastky. Pokud bude z kontextu jasné o jaký druh rychlosti jde, budeme občas
určující přívlastek vynechávat.
13
Asi bychom správně měli u střední rychlosti vyznačovat její závislost na krajních hodnotách časového
intervalu ti; tf , takže by bylo vd(ti; tf ) . To by ovšem značně znepřehlednilo zápis, navíc z kontextu by
vždy mělo být zřejmé, z jakého intervalu je střední rychlost počítaná.
14
Obecně hovoříme o vzdálenosti za jednotku času.
15
Pozor na zaměňování trajektorie a grafu závislosti dráhy na čase!
16
Abychom úvahu zjednodušili, předpokládáme, že pohyb se děje jen jedním směrem. Můžeme tak rozdíly
souřadnic hmotného bodu v jednotlivých časech považovat za dráhu hmotného bodu a nemusíme se starat
o absolutní hodnotu.
20
bude se hmotný bod nacházet na místě o souřadnici s(ti). Dále si zvolme nějaký pozdější
okamžik t ≡ ti + ∆t17
, v němž se hmotný bod nachází na místě o souřadnici s(t).
Zkracujeme-li časový interval, dostáváme postupně posloupnost časů t0 < ... < t′′
< t′
< t
a posloupnost odpovídajících poloh s(t0) < ... < s(t′′
) < s(t′
) < s(t) (viz obr. 2.14).
O
s(ti)
s(t)
s(t')
s(t'')
Obrázek 2.14: K limitnímu procesu
Pro matematický popis změn polohy (dráhové souřadnice) během časového úseku ∆t
jsme si zavedli veličinu nazvanou střední dráhová rychlost vd ≡ ∆s /∆t a předpokládáme,
že čím menší je časový interval ∆t, tím je popis pohybu jemnější (podrobnější). Uděláme-li
tedy posloupnost podílů vyjadřujících střední dráhovou rychlost ve stále se zmenšujícím
intervalu
s(t) − s(ti)
t − ti
→
s(t′
) − s(ti)
t′ − ti
→
s(t′′
) − s(ti)
t′′ − ti
→
s(t′′′
) − s(ti)
t′′′ − ti
→??? (2.11)
bude nám uvedený podíl stále lépe charakterizovat změnu (dráhové) souřadnice v blízkém
okolí vybraného bodu (u nás s(ti)).
Z obr. 2.14 vidíme, že při přibližování t k ti se k sobě blíží i příslušné souřadnice s(t)
a s(ti), což zapisujeme jako: pro t → t0 se s(t) → s(t0) nebo ekvivalentně — při zmenšování
intervalu ∆t nade všechny meze, což zapisujeme ∆t → 0 se stejně tak zmenšuje i uražená
dráha ∆s ≡ s(t) − s(t0), tj. ∆s → 0. Pokud se nám čitatel i jmenovatel zlomku zmenšují
nade všechny meze, můžeme dalším zjemňováním dostat něco rozumného? Ukazuje se, že ve
velké většině v praxi se vyskytujících případů ano. Uvedenou posloupnost lze matematicky
dovést až do času, který bude „nekonečně blízký k původnímu času ti a uvedený podíl bude
mít přesto (matematicky) dobrý smysl. Takovýto podíl „nekonečně malé změny polohy
za „nekonečně krátký čas nazýváme okamžitou dráhovou rychlostí nebo většinou jen
dráhovou rychlostí. Slova „nekonečně jsou v uvozovkách proto, že z fyzikálního hlediska
(a o to nám jde především) chápeme okamžitou dráhovou rychlost jako podíl
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
(2.12)
17
Tj. ∆t > 0.
21
kde ∆t je nějaké dostatečně malé číslo. Přitom pod „dostatečně malým číslem si představujeme
toto: Zvolíme-li si předem přesnost, s jakou budeme vyčíslovat podíly (např. na tři
platné číslice), přestane se posloupnost čísel (viz 2.11)
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
→
s(ti + ∆t′
) − s(ti)
∆t′
→
s(ti + ∆t′′
) − s(ti)
∆t′′
→ · · · (2.13)
kde 0 < · · · < ∆t′′
< ∆t′
< ∆t, od jistého členu měnit. ∆tk
onoho členu a členů stojících
za ním, již považujeme za „dostatečně malé . Jak daný proces funguje si doozřejmíme na
příkladu.
PŘÍKLAD
Představme si, že jsme měřením zjistili, že závislost dráhové souřadnice hmotného bodu
na čase je dána funkcí s(t) = t2
. To znamená, že v době, kdy se začal měřit čas, se hmotný
bod nacházel v počátku, za jednu sekundu se dostal na souřadnici 1 m, v druhé sekundě
byl již na čtyřech metrech, ve třetí na devíti atd. Již z názoru je patrné, že rychlost pohybu
nezůstává během pohybu konstantní.18
Jaká je okamžitá dráhová rychlost hmotného bodu
například v čase ti = 2 s?
Zkoumejme podíly typu 2.13 tak, že pro ∆t postupně volíme 1 s; 0, 1 s; 0, 01 s; 0, 001 s;
0, 0001 s, přičemž budeme zaokrouhlovat na 3 platné číslice (výsledky samozřejmě vycházejí
v metrech za sekundu):
(t0 + ∆t)2
− (t0)2
∆t
→
→
(2 + 1)2
− 22
1
=
5
1
= 5, 00
→
(2 + 0, 1)2
− 22
0, 1
=
0, 441
0, 1
= 4, 41
→
(2 + 0, 01)2
− 22
0, 01
=
0, 0401
0, 01
= 4, 01
→
(2 + 0, 001)2
− 22
0, 001
=
0, 004001
0, 001
.
= 4, 00
→
(2 + 0, 0001)2
− 22
0, 0001
=
0, 00040001
0, 0001
.
= 4, 00
→ · · · (2.14)
Z uvedeného je vidět, že za „dostatečně malou časovou změnu můžeme považovat zhruba
∆t = 0, 001. Se zvolenou přesností tedy můžeme tvrdit, že okamžitá dráhová rychlost
hmotného bodu, jehož poloha se mění s časem jako s(t) = t2
je ve druhé sekundě rovna
4 m/s.
Procesu, jakým při zmenšování ∆t nade všechny meze přechází střední dráhová rychlost
na okamžitou dráhovou rychlost (při ∆t → 0 se vd → vd), se říká limitní proces. Takovýto
18
Bod by musel každou sekundu urazit stejný počet metrů.
22
proces „proces přecházení budeme občas ve vztazích připomínat v matematice běžným
symbolem lim.19
Budeme tedy psát
vd(ti)
def
= lim
∆t→0
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
(2.15)
Pomocí tohoto nového zápisu můžeme zobecnit náš závěr z předchozího příkladu (když
za ti dosadíme hodnotu 2):
vd(ti)
def
= lim
∆t→0
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
= lim
∆t→0
(ti + ∆t)2
− t2
i
∆t
=
= lim
∆t→0
t2
i + 2ti∆t + (∆t)2
− t2
i
∆t
= lim
∆t→0
(2ti + ∆t) = 2ti (2.16)
V tomto případě nám limitní proces užitý v poslední rovnosti říká, že se zmenšováním
∆t > 0 nade všechny meze, jej můžeme vůči 2t0 zanedbat.
Uveďme si ještě pro pořádek několik dalších, ekvivalentních, zápisů definice okamžité
dráhové rychlosti v čase ti tak, jak se s nimi můžete setkat v literatuře:20
vd(ti) ≡ lim
t→ti
s(t) − s(ti)
t − ti
≡ lim
∆t→0
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
≡ lim
∆t→0
∆s
∆t
≡
ds(ti)
dt
(2.17)
Matematici by toto vyjádření popsali slovy: dráhová rychlost je derivací funkce s(t)
(dráhy) podle t (času) v bodě (okamžiku) ti. Fyzikové by tento zápis přečetli nejspíše
jako: dráhová rychlost v okamžiku ti nám udává o jakou dráhu by postoupil hmotný bod
za jednu sekundu (obecně za jednotku času), kdyby se od okamžiku ti pohyboval nadále
rovnoměrně přímočaře. Tato vyjádření a vůbec takovouto názornou intuitivní představu
o limitním procesu a derivaci jako podílu dvou prakticky nekonečně malých veličin je dobré
si zapamatovat, protože se s ní ještě mnohokrát setkáme.
Za jakých okolností podílem dvou, prakticky nekonečně malých, čísel dostaneme nějaké
rozumné číslo (v našem případě okamžitou dráhovou rychlost)? Abychom získali
přesnou odpověď, museli bychom se ponořit hlouběji do tajů disciplíny zvané matematická
analýza. To však na tomto místě dělat nebudeme (jemným úvodem mohou být
např. [31, 32, 33].21
Na tomto místě si uveďme ještě jeden jednoduchý a názorný příklad
toho, jak si představit, že podílem dvou nekonečně malých čísel může vzniknout „normální
číslo.
Mějme pravoúhlý trojúhelník (viz obr. 2.15) a zkoumejme tangens úhlu α, který je dán
podílem y/x. Zmenšíme-li ho řezem rovnoběžným s osou y, dostaneme nové strany x′
a y′
,
jejich podíl však dává stejný tangens úhlu α. Vidíme dokonce, že dalším a dalším dělením
trojúhelníku se podíl yj
/xj
= tg α nemění pro jakkoli vysoké j. To znamená, že přestože
x → 0 i y → 0 je jejich podíl stále „rozumné číslo.
19
V matematice má symbol „lim přesně definovaný význam, my ho však v tomto textu budeme užívat
pouze intuitivně ve výše naznačeném smyslu.
20
Stále mějme na mysli, že se hmotný bod pohybuje jen v kladném směru nárůstu souřadnice. Kdyby
tomu tak nebylo, museli bychom do těchto definic zařadit ještě absolutní hodnoty rozdílu dráhových
souřadnic.
21
Pořadí zhruba podle náročnosti.
23
xx
y
y'
y''
x'x''
α
y
Obrázek 2.15: Podíl nekonečně malých veličin
V další části se seznámíme s příbuzností grafů závislosti dráhy na čase a závislosti
dráhové rychlosti na čase. Protože pro velmi malý časový interval ∆t přibližně platí (viz
rov. 2.17)
vd =
∆s
∆t
,
můžeme po úpravě psát
s(ti + ∆t) = s(ti) + vd(ti)∆t. (2.18)
Tento vztah nám neříká nic jiného než, že nachází-li se hmotný bod v čase ti na trajektorii
ve vzdálenosti s(ti) od počátku O, bude se při rychlosti vd(ti), kterou má v tomto okamžiku,
za nepatrnou chvilku ∆t nacházet ve vzdálenosti s(ti + ∆t). Vidíme tak, že čím bude vd
větší, tím větší dráhu v intervalu ∆t urazíme.
Pokud se vzdálenost od startu nemění, tj. když je funkce s(t) konstantní, je rychlost
změny souřadnice nulová.22
Tam kde graf s(t) rovnoměrně stoupá, je rychlost konstantní, protože závislost dráhy
na čase můžeme v tomto případě vyjádřit přímkovou závislostí s(t) = kt + b. Je tedy
vd(ti) = lim
∆t→0
k(ti + ∆t) + b − (kti − b)
∆t
= lim
∆t→0
k = k
22
s(t) = konst. ≡ s0 ⇒ vd(ti) ≡ lim
∆t→0
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
= lim
∆t→0
s0 − s0
∆t
= 0
24
a dráhová rychlost nám tak udává směrnici takové přímky.23
V příkladu u rovnice 2.16 jsme si ukázali, že má-li dráha kvadratickou závislost na čase,
je rychlost její změny (tj. dráhová rychlost) v čase lineární.
Když se dráha s časem mění nepravidelně, je situace trošku složitější, ale obecně platí:
čím je graf závislosti s(t) dráhy na čase strmější, tím větší je i vd(t), naopak při pomalém
narůstání nebo dokonce konstantním průběhu (zastavení) s(t), je lim∆t→0 ∆s/∆t a tedy
i rychlost malá nebo nulová.24
Lze dokázat, že v grafech závislosti dráhy na čase je dráhová
rychlost v libovolném okamžiku ti směrnicí tečny ke grafu funkce s(t) sestrojené v bodě ti
(viz obr. 2.16).
s
si
ti t
α
Obrázek 2.16: Graf závislosti dráhy na čase
a jeho souvislost s dráhovou rychlostí
tti
vd(ti)
vd(tf)
vd
tf
Obrázek 2.17: Graf závislosti dráhové rychlosti
na čase a jeho souvislost s dráhou (graf
neodpovídá grafu 2.16)
Vidíme tedy, že z grafu funkce s(t) lze čistě geometrickou cestou odvodit graf funkce
vd(t) tak, že každý bod grafu t − vd sestrojíme tak, že změříme v odpovídajícím čase na
grafu t − s úhel tečny a osy t, spočítáme jeho tangens a vyneseme do t − vd. Lze to ale
udělat i naopak — ze znalosti grafu závislosti dráhové rychlosti na čase můžeme zjistit,
jak se mění dráha v závislosti na čase. To například znamená, že kdyby nám v automobilu
nefungoval měřič ujetých kilometrů, ale pouze tachometr, jsme schopni ze zaznamenané
závislosti vd = vd(t) určit dráhu, kterou jsme urazili. Ukazuje se totiž, že plocha v diagramu
t − vd ohraničená osou t, přímkami t = ti a t = tf a křivkou vd(t) (viz obr. 2.17) udává
dráhu ∆s = s(tf ) − s(ti), kterou hmotný bod či těleso během doby ∆t = tf − ti urazilo.25
23
Směrnice přímky je rovna tangentě úhlu α, který přímka svírá s osou x (k = tg α). Proto čím větší
směrnice, tím strměji přímka stoupá.
24
Pozor, stále pod heslem jednoduchosti zaměňujeme dráhovou souřadnici s(t) a absolutní hodnotu
rozdílu souřadnic |∆s(t)| = |s(t) − 0|, tj. dráhu hmotného bodu uraženou od startu.
25
Opět budeme předpokládat takový pohyb, že nemusíme zavádět absolutní hodnotu.
25
Důkaz tohoto tvrzení lze nalézt například ve výše zmiňovaných učebnicích zabývajících se
základy matematické analýzy. Zde si uvedeme pouze názornou ukázku.
Je-li dráhová rychlost hmotného bodu po dobu jeho pohybu konstantní, tj. je-li vd(t) =
konst. ≡ v0, je uražená dráha za dobu ∆t ≡ tf − ti rovna ∆s = v0∆t. Nakreslíme-li
v tomto případě graf závislosti rychlosti na čase, dostaneme vodorovnou přímku (viz 2.18).
Dráha, kterou hmotný bod projde, se rovná obsahu vyšrafovaného obdélníku, protože se
rovná součinu základny tf − ti a výšky v0.
vd
v0
tf tti
Obrázek 2.18: K rovnoměrnému pohybu
vd
vp
vi
vf
ttfti
Obrázek 2.19: K pohybu rovnoměrně zrych-
lenému
Při obecné závislosti dráhové rychlosti na čase (viz obr. 2.17), můžeme interval ti, tf
rozdělit na n podintervalů délky ∆τ ≡ (tf −ti)/n. Pokud bude časový krok ∆τ dostatečně
malý (n bude vysoké číslo), můžeme během něj považovat dráhovou rychlost přibližně za
konstantní, a pro změnu souřadnice pak bude platit (viz rov. 2.18)
∆si ≡ s(ti + ∆τ) − s(ti) = vdi∆τ (2.19)
což je plocha prvního obdélníčku naznačeného na obr. 2.17.26
Uvážíme-li změnu rychlosti
po tomto kroku, tj. nyní bude v′
d ≡ vd(t+∆τ), bude dráha ∆s′
uražená v dalším okamžiku
∆τ přibližně dána vztahem
∆s′
≡ s(ti + 2∆τ) − s(ti + ∆τ) = v′
d∆τ (2.20)
Tento vztah zřejmě souhlasí s plochou druhého obdélníčku. Analogicky lze postupovat dále,
až obdélníčky pokryjeme celou plochu pod grafem funkce vd(t). Součet těchto obdélníčků,
tj.
vd∆τ + v′
d∆τ + v′′
d∆τ + · · · (2.21)
přibližně dává celkovou dráhu uraženou během intervalu ti; tf . Limitním procesem, kdy
∆τ → 0 (nebo n → ∞), se obsah hranatého útvaru složeného z obdélníčků na obr. 2.17
bude stále více přibližovat skutečné celkové dráze. Je nanejvýš vhodné tomuto postupu
porozumět, protože je po celé fyzice hustě roztroušen.
26
vdi ≡ vd(ti)
26
Dráhové zrychlení Při předjíždění aut na silnici není ani tak důležité, jakou maximální
rychlost je předjíždějící vůz schopen vyvinout (i když to rovněž o mnohém svědčí), ale
spíše za jak krátkou dobu je schopen dosáhnout podstatné změny rychlosti. Pro popis této
schopnosti se užívá termínu zrychlení.27
V jednodimenzionálním prostoru definujme tzv. střední dráhové zrychlení v intervalu
ti; tf vztahem
ad
def
=
vd(tf ) − vd(ti)
tf − ti
≡
∆vd
∆t
(2.22)
Z této definice je vidět, že hodnota středního dráhového zrychlení udává, o kolik metrů
za sekundu muselo těleso průměrně každou sekundu změnit svoji rychlost, aby se z počáteční
rychlosti vd(ti) změnila na konečnou rychlost vd(tf ). Jednotkou středního dráhového
zrychlení je m s−2
, což obvykle čteme jako metr za sekundu na druhou.28
Pro podrobnější popis změn dráhové rychlosti zavádíme pomocí limitního procesu (zcela
v analogii s okamžitou dráhovou rychlostí) veličinu (okamžité) dráhové zrychlení:
ad(ti)
def
= lim
t→ti
v(t) − v(ti)
t − ti
≡ lim
∆t→0
v(ti + ∆t) − v(ti)
∆t
≡ lim
∆t→0
∆v
∆t
≡
ds
dt
(ti)29
(2.23)
Platí tedy, že pro dostatečně malý časový interval ∆t, přechází střední dráhové zrychlení
v tomto intervalu na okamžité dráhové zrychlení, tj. pro ∆t → 0 je ad → ad.
Jako ilustraci prozkoumejme pohyb hmotného bodu s lineární závislostí dráhové rychlosti
na čase.
PŘÍKLAD
Nechť tedy platí vd(t) = at, kde a = konst. je zatím neznámá veličina, mající náhodou
stejné označení a stejnou jednotku jako zrychlení.30
Jelikož rychlost pohybu hmotného
bodu stoupá rovnoměrně od vd(ti) do vd(tf ), pohybuje se v intervalu ti; tf s průměrnou
rychlostí vp = (vd(ti) + vd(tf ))/2. Z grafu na obr. 2.19 je zřejmé, že obsah vp∆t obdélníku
ohraničeného osou t a přímkami t = ti, t = tf a vp
31
je stejný jako plocha ohraničená osou
t a přímkami t = ti, t = tf a vd = at. Protože již víme, že uražené dráze odpovídá obsah
plochy pod grafem funkce vd(t), plyne z toho, že za čas ∆t ≡ tf − ti hmotný bod urazí
stejnou dráhu ať se pohybuje s rovnoměrně vzrůstající rychlostí od vd(ti) do vd(tf ) či se
pohybuje s konstantní rychlostí vp. Dráha hmotného bodu v intervalu ti, tf tedy bude
∆s ≡ s(tf ) − s(ti) = vp∆t =
ati + atf
2
∆t =
=
a
2
(2ti + tf − ti)∆t = ati∆t +
a
2
∆t∆t = vd(ti)∆t +
1
2
a(∆t)2
(2.24)
27
Zrychlení z nuly na sto je jedním z důležitých parametrů při koupi vozu ;-)
28
Poněkud výstižněji je tato jednotka vyslovována v angličtině, kde v překladu zní „metr za sekundu za
sekundu .
29
Říkáme, že zrychlení ad(ti) je derivací (funkce) rychlosti vd(t) v okamžiku ti.
30
Takovému pohybu se obvykle říká „rovnoměrně proměnný .
31
Ověřte, že vp = vd .
27
což je známý vztah pro dráhu rovnoměrně zrychleného pohybu se zrychlením a a počáteční
rychlostí vd(ti).
Při popisu pohybu v prostorech o více než jednom rozměru se ukazuje jako velmi výhodné,
zobrazovat kinematické veličiny pomocí vektorů. Teoreticky bychom mohli zkoumat
pouze průměty těchto veličin do jednotlivých souřadnic a přistupovat k nim v zásadě stejně
jako jsme to dělali výše. Nicméně užívání vektorového počtu ve fyzice je výhodné proto,
že umožňuje zapsat obecné vztahy mezi veličinami nezávisle na souřadnicové soustavě.
Vektorový vztah totiž platí jak v kartézských soustavách, tak i třeba v cylindrických.
V nejdůležitější rovnici klasické mechaniky, v druhém Newtonově zákoně, hraje významnou
roli časová změna rychlosti. Kdybychom ovšem rychlosti přisoudili pouze skalární
charakter tak, jako jsme to udělali výše, nepopisoval by Newtonův zákon experimentální
výsledky úplně. Připíšeme-li rychlosti nejenom velikost, ale i směr, budou naměřené hodnoty
a hodnoty vypočítané z Newtonova zákona úžasným způsobem v souladu.32
Než si
budeme moci vektor rychlosti zavést, musíme se nejprve podrobně seznámit s jiným důležitým
pojmem — polohový vektor.
2.1.4 Polohový vektor
Polohovým vektorem hmotného bodu B v dané vztažné soustavě nazveme vektor, jehož
počáteční bod je „ukotven vždy v počátku souřadnicové soustavy a jeho koncový bod
spočívá v B (viz obr. 2.20). Jde o příklad tzv. vázaného vektoru. Souřadnice tohoto
vektoru jsou číselně rovny souřadnicím určujícím okamžitou polohu hmotného bodu.
x
y
z
B[x,y,z]
r(x,y,z)
Obrázek 2.20: Souřadnice a polohový vektor
Proč vůbec zavádíme polohový vektor? Proč nestačí pracovat pouze se souřadnicemi
hmotných bodů? Mohlo by se zdát, že je to z důvodu nezávislosti vektorů na souřadnicové
32
Více o tom v odstavci 2.2.2.
28
soustavě, jak jsme o tom hovořili výše. Jenže tato vlastnost platí jen pro tzv. vektory
volné, jejichž umístění v prostoru není vázáno na určité místo. Polohový vektor jakožto
vektor vázaný na počátek souřadnic samozřejmě na jejich změně závisí. Skutečným důvodem
jeho zavedení je, že z hlediska fyziky je velmi významná změna polohového vektoru
(protože právě s ní souvisí vektor rychlosti), ta už totiž na vztažné soustavě nezávisí. Polohový
vektor rovněž významně zjednodušuje zápisy fyzikálních vztahů.
Při popisu pohybu hmotného bodu vůči dané souřadnicové soustavě, se jeho souřadnice
mění s časem, a proto je časově závislý i jeho polohový vektor — tuto skutečnost zapisujeme
jako −→r = −→r (t). Pro konkrétní představu se podívejme na obr. 2.21. Zde je zobrazena
rovinná (2D) kartézská soustava s polohou hmotného bodu B vyznačenou v různých časových
okamžicích vzdálených od sebe o jednu sekundu. Souřadnice x i souřadnice y bodu
B se s časem mění lineárně (přímo úměrně), a proto můžeme psát
x = kxt + bx; y = kyt + by (2.25)
kde bj ∈ R jsou posunutí po příslušných osách (absolutní členy) a kj ∈ R jsou směrnice
přímky určené parametrickými rovnicemi 2.25,33
tato přímka tvoří trajektorii bodu B
v soustavě Oxy. Z následující tabulky (v jednotkách z obr. 2.21) lze dosazením snadno
tyto koeficienty vypočíst.34
t(s) x(cm) y(cm)
1 -3 -1
2 1 2
3 5 5
4 9 8
Obecně bychom parametrické rovnice trajektorie ve 2D mohli zapsat takto:
x = x(t); y = y(t) (2.26)
Pro ilustraci si teď matematicky popíšeme trajektorie ventilku jízdního kola známého ze
strany 17 (obr. 2.9) vůči různým vztažným soustavám.
PŘÍKLAD
Označme r vzdálenost nábů jízdního kola od silnice a d vzdálenost ventilku od nábů.
Bude-li se kolo pohybovat rychlostí vd, budou se jeho galusky kolem nábů otáčet s úhlovou
33
Parametrem je zde zřejmě čas t
34
Dosazením minimálně dvou různých časových okamžiků a příslušných souřadnic do obou rovnic a vyřešením
soustavy dvou lineárních rovnic pro dvě neznámé. Neparametrickou rovnici trajektorie v soustavě
Oxy získáme vyloučením parametru t. Opět získáme lineární rovnici, tentokrát ve tvaru y = kx + b.
Vyjádřete z následující tabulky i konstanty k a b a zjistěte jak souvisejí s konstantami ki a bi.
29
y
xr(0s)
r(1s)
r(2s)
r(3s)
i
j
Obrázek 2.21: Popis dvojrozměrného pohybu hmotného bodu pomocí vektorů
rychlostí ω = v/r (viz odst. 2.1.8). Trajektorie ventilku vůči zemi (soustava S, viz obr. 2.10)
pak bude dána vztahy:
x(t) = rωt − d sin ωt; y(t) = r − d cos ωt35
(2.27)
Pohyb vůči soustavě spojené s kostrou kola (soustava S’, viz obr. 2.11) bude popsán
výrazy:
x(t) = d sin ωt; y(t) = d cos ωt (2.28)
A umístíme-li počátek soustavy souřadnic přímo na galusku (S”), budou rovnice jeho
pohybu triviální:
x(t) = x0; y(t) = y0 (2.29)
Známe-li časové závislosti souřadnic hmotného bodu, je vektorové vyjádření trajektorie
jednoduché, stačí totiž zapsat
−→r = x(t)ı + y(t) (2.30)
kde ı a  jsou tzv. jednotkové vektory (tj. |ı| = || = 1), mířící ve směru souřadnicových
os x a y (viz obr. 2.21). Zadáním skalárních funkcí x = x(t) a y = y(t) již tedy máme
určen polohový vektor (a tedy i polohu) bodu B v libovolném okamžiku t.
Zobecnění na tři rozměry je nasnadě. Ve 3D prostoru můžeme v kartézských souřadnicích
polohu vyjádřit obecně takto (viz obr. 2.22):
−→r = x(t)ı + y(t) + z(t)k (2.31)
35
Tyto výrazy jsou parametrickým vyjádřením křivky zvané zkrácená cykloida.
30
kde k je jednotkový vektor mířící v kladném směru osy z.
r(t-2)
r(t-1) r(t0)
r(t1)
r(t2)
i j
k
x
z
y
B
x(t0)i
y(t0)j
z(t0)k
Obrázek 2.22: Popis trojrozměrného pohybu hmotného bodu pomocí vektorů
Nyní již umíme vektorově popsat trajektorii ve 3D prostoru pomocí polohového vektoru
−→r (t) a je čas se zabývat jeho časovými změnami.
2.1.5 Rychlost hmotného bodu
Protože předpokládáme, že již máme změřenu nebo zadánu závislost −→r (t), tj. známe polohu
hmotného bodu v každém okamžiku během pohybu (viz obr. 2.22), můžeme vybrat
libovolný (ale pevný) okamžik ti a nějaký pozdější okamžik tf s příslušnými polohovými
vektory −→r (ti) a −→r (tf ) a zkoumat, jak se bude měnit jejich rozdíl v jednotlivých úsecích
trajektorie. K tomuto účelu si nyní definujme tzv. vektor posunutí (viz obr. 2.23)
∆−→r
def
= −→r (tf ) − −→r (ti) (2.32)
Takto definovaný vektor nám umožňuje postihnout časové změny samotného polohového
vektoru.36
36
Snadno si můžeme zapamatovat, že díky vektoru posunutí přecházíme z místa −→r (ti) do místa −→r (tf ),
tj. že platí −→r (tf ) = −→r (ti) + ∆−→r . O závislosti vektoru posunutí na krajních hodnotách časového intervalu
ti; tf platí stejná poznámka jako u definice střední rychlosti (rov. 2.10).
31
Zaveďme si nejprve důležitý pojem tzv. střední rychlosti −→v v časovém intervalu
ti; tf , jako rozdílu polohových vektorů v časech ti a tf , dělenému délkou tohoto inter-
valu:37
−→v
def
=
−→r (tf ) − −→r (ti)
tf − ti
≡
∆−→r
∆t
. (2.33)
Tato definice nám říká, že střední rychlost je vektorová veličina, která dovoluje porovnávat
změny polohových vektorů ve stejném časovém intervalu (tj. za stejnou časovou jednotku)
a má stejný směr jako vektor posunutí38
Nebudeme již opakovat celou diskusi, kterou
jsme dělali u střední dráhové rychlosti, jen uveďme, že střední rychlost v časovém intervalu
ti; tf nám říká, že kdybychom se pohybovali z místa určeného polohovým vektorem −→r (ti)
ve směru vektoru
−→
v a každou sekundu urazili vzdálenost číselně rovnou | −→v | metrů,
dospěli bychom za dobu ∆t ≡ tf − ti do bodu −→r (tf ). Z definice 2.33 totiž vyplývá, že
−→r (tf ) = −→r (ti) + −→v ∆t.
Ze zavádění okamžité dráhové rychlosti již můžeme zhruba tušit, jakým způsobem je
možné definovat vektor rychlosti nezávislý na délce časového intervalu. Takováto rychlost
bude udávat změnu polohy lokálně, tj. v jednom časovém okamžiku v daném bodě prostoru.
Podívejme se nejprve, jak můžeme studovat lokální změny polohového vektoru kolem
okamžiku ti.
r(ti)
r(tf)
r(tf')
∆r
∆r'
Obrázek 2.23: K vektoru posunutí
Při zkoumání změn polohového vektoru středu míče z obr. 2.23 vidíme, že pro posloupnost
časových okamžiků tf > t′
f > t′′
f > · · · > t
(k)
f > · · · > ti se bude pro vzrůstající k
vektor posunutí ∆−→r (k)
≡ −→r (t
(k)
f ) − −→r (ti) stále lépe přimykat k trajektorii míče. Proces
„blížení se můžeme opět teoreticky dovést do extrému a uvažovat o časech nekonečně
blízkých k času ti. Intuitivně je zřejmé, že přestože má vektor posunutí v těchto časech
37
Sledujme zároveň úzkou analogii se střední dráhovou rychlostí.
38
A stejně jako on závisí na počátečním a koncovém okamžiku.
32
téměř nulovou velikost (tj. |∆−→r | → 0), stále přesněji míří ve směru tečny k trajektorii
v bodě −→r (ti).
Sledujme opět posloupnost podílů
∆−→r
∆t
→
∆−→r ′
∆t′
→
∆−→r ′′
∆t′′
→ · · ·
∆−→r (k)
∆t(k)
→ · · · (2.34)
kde ∆t(k)
≡ t
(k)
f − ti. Pokud se uvedený podíl přestane měnit, docházíme k definici (okamžité)
rychlosti −→v (ti) — při zkracování časového intervalu tedy přechází střední rychlost
v rychlost okamžitou, tj. pro ∆t → 0 platí −→v → −→v . Formálně pak vektor okamžité rychlosti
hmotného bodu v čase ti definujeme zápisem
−→v (ti)
def
= lim
tf →ti
−→r (tf ) − −→r (ti)
tf − ti
≡ lim
∆t→0
−→r (ti + ∆t) − −→r (ti)
∆t
≡ lim
∆t→0
∆−→r
∆t
≡
dr
dt
(ti) (2.35)
Matematicky řečeno, rychlost hmotného bodu v okamžiku ti je derivací vektorové funkce
−→r (t) podle času v bodě ti.
Shrňme k čemu jsme se dobrali: (okamžitá) rychlost hmotného bodu −→v (ti) je vektorová
veličina, která charakterizuje časovou změnu polohového vektoru −→r (t) v časovém okamžiku
ti.39
Vektor rychlosti −→v (ti) leží ve směru tečny k trajektorii hmotného bodu v bodě −→r (ti)
a je orientován ve směru pohybu. Stále při tom platí, že rychlost vyjadřuje změnu polohového
vektoru za časovou jednotku, což je nutné chápat tak, že kdyby se hmotný bod
od okamžiku ti pohyboval rovnoměrně (což samozřejmě nemusí), urazí každou sekundu
|−→v (ti)| metrů. Rychlost jako vektor má tedy dvě kvality — velikost a směr.
Mnoho fyzikálních zákonů (např. již zmiňovaný 2. Newtonův zákon) můžeme obecně
zapsat ve formě vektorové rovnice mezi různými veličinami — platí tedy nezávisle na volbě
vztažné soustavy. Nicméně při konkrétních výpočtech je prakticky vždy nutno vztažnou
soustavu zvolit a počítat s průměty vektorů do souřadnicových os, vektorová rovnice nám
pak zaručí, že ať si tuto soustavu zvolíme jakkoli, budou nám jednotlivé složky příslušných
veličin splňovat formálně stejné vztahy. Vyjádřeme si proto rychlost i v tzv. složkovém
tvaru.
Pomocí jednotkových vektorů mířících podél kartézských souřadnicových os můžeme
psát
−→v (t) ≡ vx(t)ı + vy(t) + vz(t)k (2.36)
kde vx, vy, a vz jsou průměty vektoru okamžité rychlosti −→v do směrů jednotlivých os.
Přitom platí
vx(t) =
dx(t)
dt
; vy(t) =
dy(t)
dt
; vz(t) =
dz(t)
dt
(2.37)
39
Komu i přes výše uvedené stále připadá limitní proces „blížení se poněkud tajemný, nechť si jako
∆t opět představuje nějaké malinké číslo (≪ 1) a vyzkouší si na konkrétních (skalárních) funkcích, např.
f(t) = t3
, jak se chová ”derivační podíl” při jeho zmenšování, tj. (t+∆t)3
−t3
∆t →? pro ∆t → 0.
33
Toto tvrzení dokážeme z definice. Platí totiž
−→r (ti + ∆t) − −→r (ti)
∆t
=
=
x(ti + ∆t)ı + y(ti + ∆t) + z(ti + ∆t)k − x(ti)ı + y(ti) + z(ti)k
∆t
=
=
x(ti + ∆t) − x(ti)
∆t
ı +
y(ti + ∆t) − y(ti)
∆t
 +
z(ti + ∆t) − z(ti)
∆t
k
což pro libovolný okamžik t můžeme přepsat na
−→v (t) = vx(t) ı + vy(t)  + vz(t) k
V limitě ∆t → 0 pak dostáváme 2.37.40
Nyní je čas na prostudování další velmi důležité vlastnosti vektoru okamžité rychlosti.
Je-li poloha hmotného bodu v čase ti určena polohovým vektorem −→r (ti), můžeme pomocí
znalosti jeho rychlosti −→v (ti) v tomto čase, určit budoucí polohu hmotného bodu v blízkém
okamžiku. Pro velmi krátké časové intervaly ti; tf totiž platí:
−→v (ti) =
∆−→r
∆t
kde jako obvykle ∆t = tf − ti. Pak ale také platí (viz 2.18):
−→r (tf ) = −→r (ti) + −→v (ti)∆t (2.38)
Z toho vyplývá, že ze znalosti závislosti −→v (t) a znalosti umístění hmotného bodu na počátku,
můžeme krok za krokem zrekonstruovat celou jeho trajektorii. Ukažme si podrobněji
příklad toho, jak taková „rekonstrukce probíhá.
Celkovou dobu pohybu ti; tf si rozdělme na n intervalů
ti ≡ t0; t1 , t1; t2 , t2; t3 , . . . , tn−1; tn ≡ tf
stálé délky ∆t ≡ (tf − ti)/n. Opakovaným použitím rovnice 2.38 získáme body, jejichž
spojnice se bude blížit skutečné trajektorii tím více, čím kratší časový interval ∆t zvolíme
(viz obr. 2.24):
−→r (t1) = −→r (t0) + −→v (t0)∆t
−→r (t2) = −→r (t1) + −→v (t1)∆t
...
−→r (tj) = −→r (tj−1) + −→v (tj−1)∆t (2.39)
...
−→r (tn) = −→r (tn−1) + −→v (tn−1)∆t
40
S limitním procesem to není na první pohled tak jednoduché, jak se zdá. To, že intuitivně dokážeme
nahlédnout, že si limitní proces nevšímá konstant a že limita součtu je součtem limit není ještě korektní
důkaz. Jak již bylo uvedeno, takovéto důkazy se dělají v disciplíně zvané matematická analýza a pro nás
je důležité pouze to, že je lze učinit.
34
Všimněte si, že skutečně k plné rekonstrukci trajektorie hmotného bodu nepotřebujeme
nic jiného než znalost funkce −→v (t) a „startovací pozici −→r (t0).
r(t0)
r(tj)
r(t1)
Obrázek 2.24: Konstrukce trajektorie družice Země — v tomto případě je ∆t zvoleno příliš
veliké
Ze znalosti −→v (t) můžeme rovněž určit délku trajektorie, tedy dráhu. Budeme-li totiž
sčítat velikosti jednotlivých vektorů posunutí určených obecně vztahy ∆−→rj ≡ −→r (tj) −
−→r (tj−1), budeme uraženou dráhu aproximovat tím lépe, čím budou vektory ∆−→rj kratší,
resp. ∆t menší. Součet
|∆−→r1 | + |∆−→r2 | + . . . + |∆−→rn|
můžeme vzhledem k platnosti −→v ·−→v = |−→v |2
≡ v2
, platnosti vztahů 2.40 a vzhledem k volbě
∆t > 0 přepsat na
|−→v (t0)∆t| + |−→v (t1)∆t| + ... + |−→v (tn−1)∆t| =
= −→v (t0) · −→v (t0)∆t + −→v (t1) · −→v (t1)∆t + ... + −→v (tn−1) · −→v (tn−1)∆t ≡ (2.40)
≡ v(t0)∆t + v(t1)∆t + ... + v(tn−1)∆t
Vidíme, že jsme získali podobný součet jako u počítání dráhy ze znalosti dráhové rychlosti
(viz 2.21). Kdybychom si nakreslili graf závislosti velikosti rychlosti na čase, podobný
např. obr. 2.25, bude součet 2.41 určovat obsah vyšrafované plochy. Zmenšujeme-li ∆t,
35
bude se tento součet stále více blížit obsahu plochy pod grafem (viz obr. 2.26)). Tím se
opět dostáváme k souvislosti uražené dráhy a grafu funkce v(t).41
|v|
ti tf t
Obrázek 2.25: Konstrukce dráhy po kroku
∆t
|v|
tti tf
Obrázek 2.26: Konstrukce dráhy po kroku
∆t′
< ∆t
Souvislost mezi dráhovou rychlostí a rychlostí jako vektorem lze ukázat následovně:
Z obr. 2.23 je pro velmi malé ∆t vidět, že dráha za tuto dobu uražená má téměř stejnou
velikost, jako velikost vektoru posunutí v tomto intervalu, tj. ∆s ≈ |∆−→r |. Pro neomezeně
malý časový interval platí přesně
vd(ti)
def
= lim
∆t→0
s(ti + ∆t) − s(ti)
∆t
≡ lim
∆t→0
∆s
∆t
=
= lim
∆t→0
|∆−→r |
∆t
= | lim
∆t→0
−→r (ti + ∆t) − −→r (ti)
∆t
|
def
= |−→v (ti)| (2.41)
Okamžitá dráhová rychlost je tedy rovna velikosti vektoru rychlosti. O středních rychlostech
však podobné prohlášení neplatí, protože obecně není s(t+∆t)−s(t) = |−→r (t + ∆t) − −→r (t)|.42
Na samý závěr povídání o rychlosti si pro pořádek uveďme jednotku rychlosti (s jaký-
41
Z měření lze obvykle snadněji určit závislost −→r (t), než závislost −→v (t). Proto by se uvedení postupu
konstrukce trajektorie hmotného bodu ze znalosti počátečního polohového vektoru a znalosti funkce −→v (t)
mohlo zdát poněkud nadbytečné, nicméně v odstavci 2.2.2 o 2. Newtonově zákoně zjistíme, že je-li dána
soustava sil působících na hmotný bod, můžeme určit s jakým zrychlením se tento bod pohybuje (o zrychlení
jako vektoru viz dále). Ze zrychlení lze určit rychlost hmotného bodu obdobným způsobem jako z rychlosti
závislost jeho polohového vektoru na čase.
42
Zkuste přijít sami na to, za jakých okolností si vd a | −→v | jsou rovny.
36
mikoli přívlastky)43
v soustavě SI — plyne z definice:
[v] =
m
s
2.1.6 Zrychlení hmotného bodu
Obdobně jako rychlost, která nám slouží k postižení změn polohového vektoru v časové
jednotce, zavádíme další veličinu, která nám „naoplátku umožňuje popsat, jak se za
sekundu změní sama rychlost. To znamená, že jakmile se vektor rychlosti jakýmkoli způsobem
mění,44
je tato veličina nenulová. Takovou veličinu nazýváme zrychlení a značíme
ji −→a . Přestože ohromná důležitost této vektorové veličiny vysvitne až později v souvislosti
s 2. Newtonovým zákonem, seznámíme se s ní podrobněji již nyní. S matematickou definicí
zrychlení nám pomůže analogie se zavedením vektoru rychlosti.
Mějme zadánu, změřenu či z funkce −→r (t) odvozenu vektorovou funkci −→v (t) popisující
rychlost pohybu hmotného bodu v každém okamžiku a tedy i místě jeho trajektorie. Nechť
v čase ti má hmotný bod rychlost −→v (ti) a v nějakém blízkém pozdějším čase tf ≡ ti + ∆t
je jeho rychlost −→v (tf ). Potom změnu rychlosti určíme jako rozdíl obou vektorů:45
∆−→v
def
= −→v (tf ) − −→v (ti) (2.42)
Sestrojení tohoto vektoru v bodě B je naznačeno na obr. 2.27. Vektor ∆−→v nám určuje
jak se změnila rychlost hmotného bodu během časového intervalu ti; tf , platí totiž:
−→v (tf ) ≡ −→v (ti) + ∆−→v .
Abychom se zbavili závislosti na délce časového intervalu,46
vztáhneme změnu rychlosti
opět na časovou jednotku. Pro libovolný časový interval ti; tf pak definujeme vztahem
−→a
def
=
−→v (tf ) − −→v (ti)
tf − ti
≡
∆−→v
∆t
(2.43)
novou fyzikální veličinu zvanou střední zrychlení.. Střední zrychlení nám říká, že když se
rychlost −→v (ti) hmotného bodu během každé sekundy od času ti rovnoměrně změní co do
velikosti i směru o −→a metrů za sekundu, bude v čase tf mít rychlost −→v (tf ). Je to vidět
i z toho, že dle 2.43 platí
−→v (tf ) = −→v (ti) + −→a (tf − ti) ≡ −→v (ti) + −→a ∆t
Okamžité zrychlení je veličina charakterizující změnu rychlosti hmotného bodu v nekonečně
malém časovém intervalu. Matematicky je definována jako derivace vektoru rychlosti
43
V běžném životě (tachometry automobilů, čítače na jízdních kolech a pod.) se obvykle měří („okamžitá
) dráhová rychlost, resp. velikost vektoru rychlosti. Nicméně v každodenní mluvě se o této rychlosti
mluví bez přívlastků, říká se jen rychlost.
44
Ať už do velikosti, směru či do obojího.
45
Všimněme si opět závislosti „rozdílového vektoru ∆−→v na krajních bodech intervalu ti; tf a vůbec
silné analogie s vektorem posunutí.
46
Nikoli na jeho krajních bodech.
37
B(ti
)
B(tf
)
vi
vf
vi
∆v
∆v
vf
rf
ri
Obrázek 2.27: Změna vektoru rychlosti
podle času, tj.
−→a (ti)
def
= lim
tf →ti
−→v (tf ) − −→v (ti)
tf − ti
≡ lim
∆t→0
−→v (ti + ∆t) − −→v (ti)
∆t
≡ (2.44)
≡ lim
∆t→0
∆−→v
∆t
≡
d−→v
dt
(ti)
Fyzikálně vysvětleno: kdyby vektor zrychlení zůstal od okamžiku ti konstantní, měnila by
se nadále velikost rychlosti pohybu každou sekundu o |−→a (ti)| metrů za sekundu ve směru
určeném vektorem −→a (ti).
Z obr. 2.27 lze nahlédnout, že změny vektoru rychlosti ve velmi krátkých časových
intervalech, a tedy i vektor zrychlení, míří vždy na tu stranu, na kterou se trajektorie
zakřivuje. V případě, že velikost rychlosti se postupně zvětšuje, bude vektor zrychlení
odkloněn od kolmice k vektoru rychlosti ve směru pohybu. Je zřejmé, že v případě klesající
velikosti rychlosti bude −→a odkloněno proti směru pohybu (nakreslete si obrázek). Vektor
zrychlení bude kolmý na vektor rychlosti pouze tehdy, když pohyb hmotného bodu bude
rovnoměrný, tj. když bude mít konstantní velikost rychlosti.47
Přestože jako obvykle můžeme vektor zrychlení rozložit na součet vektorů vzniklých
jeho průmětem do jednotlivých souřadnicových os, tj.
−→a = axı + ay + azk
bývá občas výhodné rozložit jej poněkud jinak. V každém bodě (rovinné) trajektorie můžeme
jednoznačně určit její tečnu a přímku na ni kolmou (normálu) — vektor zrychlení pak
rozkládáme do těchto dvou navzájem kolmých směrů (viz obr. 2.28). Složku, která míří ve
či proti okamžitému směru pohybu (tj. v tečně k trajektorii) nazýváme zrychlení tečné
a značíme jej −→at a složku mířící ve směru kolmém na rychlost v daném bodě, nazýváme
47
Z toho například vyplývá, že projíždíte-li rovnoměrně zatáčku s konstantní rychlostí 30 km.h−1
, jedete
z fyzikálního hlediska s nenulovým zrychlením.
38
at
an a
r
v
Obrázek 2.28: Konstrukce tečného a normálového zrychlení
zrychlení normálové −→an.48
Říkáme, že vektor zrychlení má tečnou a normálovou složku
a v každém místě trajektorie platí
−→a (t) = −→at (t) + −→an(t)
Dá se obecně dokázat, že tečné zrychlení souvisí se změnou velikosti rychlosti a normálové
zrychlení se změnou směru rychlosti během časové jednotky. Bude-li se velikost
rychlosti zvětšovat nebo zmenšovat, bude
|−→at | ≡ at = lim
∆t→0
|v(t + ∆t) − v(t)|
∆t
.
různé od nuly.
Normálové zrychlení bude nenulové vždy, když trajektorie pohybu hmotného bodu nebude
přímka nebo její část.49
Výpočtem, který nebudeme dělat, můžeme stanovit velikost
normálového zrychlení hmotného bodu pohybujícího se v okamžiku ti rychlostí o velikosti
v(ti) po části kružnice o poloměru R:
|−→an(ti)| =
v2
(ti)
R
.50
(2.45)
48
Lze ukázat, že skoro každým bodem dostatečně hladké křivky lze proložit kružnici tak, aby ji co nejlépe
„kopírovala , její střed leží na kolmici k tečně trajektorie, tj. míří do něj normálový vektor. Této kružnici
říkáme oskulační kružnice. Při konstrukci takové kružnice opět hraje roli malinké okolíčko zkoumaného
bodu trajektorie. V případě přímky samozřejmě takovou kružnici zavést nemůžeme.
49
Normálové zrychlení je nulové rovněž v místě, kde se zakřivení trajektorie mění z jedné strany na
druhou.
50
Normálové zrychlení má toto vyjádření i případě pohybu po obecné křivočaré trajektorii. Potom R je
poloměr oskulační kružnice, která v těsném okolí bodu −→r (ti) trajektorii aproximuje.
39
Při zkoumání pohybu v jedné dimenzi jsme k dráhové rychlosti vd přiřadili skalární
veličinu (okamžité) dráhové zrychlení ad, které charakterizovalo změnu dráhové rychlosti
během jedné sekundy. Podívejme se, jak tento druh zrychlení souvisí s vektorem zrychlení
(sledujte analogie se vztahem ∆s = |∆−→r | pro velmi malá ∆t). V odstavci věnovaném
rychlosti jsme si ukázali, že je vd = |−→v | ≡ v. Tato rovnost platí v důsledku toho, že vektor
změny polohového vektoru (a tedy i rychlost sama) leží v tečně k trajektorii. Proto je
i přírůstek dráhy ve velmi malém časovém intervalu stejný jako velikost vektoru posunutí.
V případě změn vektoru rychlosti však obecně výsledný vektor −→a směr trajektorie nemá.
Dráhové zrychlení ovšem popisuje změny dráhové rychlosti, která je svázána s trajektorií
a za žádných okolností nemůže vybočit mimo ni. Obecně totiž
vd(ti + ∆t) − vd(ti) = |−→v (ti + ∆t)| − |−→v (ti)| = |−→v (ti + ∆t) − −→v (ti)|
Jelikož je
ad(ti)
def
= lim
∆t→0
vd(ti + ∆t) − vd(ti)
∆t
a zároveň
|−→at (ti)|
def
= lim
∆t→i
|v(ti + ∆t) − v(ti)|
∆t
bude také |ad(ti)| = |−→at (ti)|. Absolutní hodnota dráhového zrychlení je tedy obecně rovna
velikosti vektoru tečného zrychlení.51
Pro úplnost ještě uveďme jednotku zrychlení s jakýmkoliv přívlastkem — v soustavě SI
má díky své definici vyjádření [a] = m/s2
.
Protože změny zrychlení se ve fyzice příliš nestudují, budou k popisu mechanického
pohybu stačit pouze veličiny −→r , −→v a −→a . Podívejme se nyní z hlediska toho co jsme se
dosud naučili, jak lze mechanické pohyby třídit.
2.1.7 Speciální druhy pohybů
Rovnoměrný pohyb
Má-li hmotný bod v každém bodě trajektorie zrychlení −→a =
−→
0 , nazýváme jeho pohyb
pohybem rovnoměrným přímočarým. Důvod takového názvu je tento: je-li při pohybu
hmotného bodu jeho zrychlení v libovolném čase nulové, je během celého pohybu nulová
i změna jeho rychlosti, to ale nelze splnit pro každý okamžik jinak než konstantní rychlostí,
tj. je −→v = −→v0 .52
Ovšem z toho, že se nemění rychlost pohybu ani co do velikosti (pohybuje
se rovnoměrně) ani co do směru (pohybuje se po přímce), plyne oprávněnost označení
tohoto druhu pohybu.
51
Zkuste sami nalézt podmínky platnosti vztahu ad = |−→a |.
52
Index „ 0 zdůrazňuje (a nadále bude), že jím označená veličina je na čase nezávislá, tj. během pohybu
se nemění.
40
Při pohybu s nulovým zrychlením v jednom rozměru (ad = 0) bude ze stejného důvodu
dráhová rychlost konstantní (vd = v0). Pro dráhu ∆s hmotného bodu pohybujícího se po
dobu ∆t rovnoměrným přímočarým pohybem tedy platí vztah53
∆s = v0∆t
Nacházel-li se hmotný bod v okamžiku startu (t = 0 s) v místě s jednodimenzionální
(dráhovou) souřadnicí si ≡ s(0), můžeme psát:
s(t) = s(0) + v0t
Přechod do třírozměrného prostoru je naprosto analogický. Je-li totiž −→a =
−→
0 , platí
pro polohový vektor obecně rovnice (dokažte si podrobně sami)
−→r (t) = −→r (0) + −→v0 t (2.46)
kde −→r (0) ≡ −→r (t = 0 s).
Tuto rovnici lze v libovolné 3D kartézské soustavě souřadnic přepsat na soustavu rovnic
x(t) = x(0) + vx0t
y(t) = y(0) + vy0t (2.47)
z(t) = z(0) + vz0t
kde
−→r (0) = x(0)ı + y(0) + z(0)k a −→v0 = vx0ı + vy0 + vz0k 54
Díky vektorovému tvaru rovnice 2.46, budou mít rovnice 2.48 stejný tvar v různých
(kartézských) souřadnicových soustavách (jde o průměty těchže vektorů):
x′
(t) = x′
(0) + v′
x0t
y′
(t) = y′
(0) + v′
y0t
z′
(t) = z′
(0) + v′
z0t
kde nyní je
−→r (0) = x′
(0)ı′
+ y′
(0)′
+ z′
(0)k′
a −→v0 = v′
x0ı′
+ v′
y0′
+ v′
z0k′
Jak si ukážeme na následujícím příkladu, vhodnost volby soustavy souřadnic však může
mít značný vliv na zjednodušení úlohy.
53
V definici dráhové rychlosti 2.17 se se zmenšujícím se ∆t podíly nemění, tj. rovnost vd = ∆s/∆t platí
pro jakékoli ∆t.
54
Pozor, na rozdíl od dráhy a dráhové rychlosti, mohou mít průměty do souřadnicových os i zápornou
hodnotu!
41
PŘÍKLAD
Podívejme na rovnoměrný 2D pohyb hmotného bodu znázorněný na obrázku 2.21.
Závislost průmětů polohového vektoru do souřadnicových os x a y na čase je dána vztahy
x(t) = −5 + 4t
y(t) = −1 + 3t
Pokud však počátek soustavy souřadnic posuneme do místa −→r (0), tj. do místa o souřadnicích
[−5; −1] a celou ji pootočíme tak, aby nová souřadnicová osa x’ mířila ve směru
vektoru rychlosti, bude vyjádření průmětů polohového vektoru jednodušší:55
x(t) = 5t
y(t) = 0
Pohyb rovnoměrně proměnný
Je-li po celou dobu pohybu hmotného bodu nulová normálová složka zrychlení (−→an =
−→
0 ),
nazýváme jeho pohyb pohybem přímočarým, protože rychlost nemění svůj směr. Jeli
navíc tečná složka zrychlení nenulová a konstantní, tj. je-li |−→at | = ad0 = 0, nazýváme
pohyb přímočarý rovnoměrně zrychlený nebo přímočarý rovnoměrně zpomalený
v závislosti na tom, jestli tečné zrychlení míří ve směru pohybu (−→at ↑↑ −→v ) nebo proti směru
pohybu (−→at ↑↓ −→v ). V případě, že neklademe na normálové zrychlení žádnou podmínku,
ale tečné zrychlení zůstává během pohybu konstantní, pohyb už nebude obecně přímočarý,
ale stále bude rovnoměrně zrychlený nebo zpomalený. Takovéto druhy pohybu nazýváme
rovnoměrně proměnné.
Vztah pro rychlost rovnoměrně zrychleného či rovnoměrně zpomaleného pohybu odvodíme
snadno, uvědomíme-li si, že velikost tečného zrychlení je rovna absolutní hodnotě
dráhového zrychlení.56
Protože dráhové zrychlení má stejný vztah k dráhové rychlosti jako
má dráhová rychlost k dráze, bude změna dráhové rychlosti
∆v = ad0∆t (2.48)
Je-li v čase t = 0 s počáteční velikost rychlosti |−→v (0)| ≡ vd(0), bude v čase t dráhová
rychlost (najděte následující rovnost v grafu závislosti ad na čase)
vd(t) = vd(0) + ad0t 57
(2.49)
55
Otáčíme o arctg 3
4 , proč? Jaká je směrnice vektoru rychlosti?
56
Na rozdíl od dráhy či dráhové rychlosti, nemusí být dráhové zrychlení nezáporné.
57
Protože ve smyslu předchozí poznámky je vždy vd > 0, ale ad0 může být i záporné, platí uvedená
rovnice pouze pro časy, ve kterých je vd(0) > ad0t.
42
Z výše uvedených vztahů lze nahlédnout (a lze i korektně matematickou cestou dokázat),
že vektorové vyjádření rychlosti přímočarého rovnoměrně zrychleného či zpomaleného
pohybu (−→a = −→at = −→a0) můžeme psát ve tvaru
−→v (t) = −→v (0) + −→a0t
Tuto vektorovou rovnici opět můžeme rozepsat v nějaké soustavě souřadnic pomocí
složkového vyjádření vektorů
−→v (t) = vx(t)ı + vy(t) + vz(t)k
−→v (0) = vx(0)ı + vy(0) + vz(0)k
−→a0 = ax0ı + ay0 + az0k
na rovnice58
vx(t) = vx(0) + ax0t
vy(t) = vy(0) + ay0t
vz(t) = vz(0) + az0t
Na straně 27 jsme odvodili vztah 2.24 pro dráhu rovnoměrně zrychleného pohybu
∆s ≡ s(ti + ∆t) − s(ti) = vd(ti)∆t +
1
2
ad(∆t)2
který v případě, že počátek pohybu klademe do času ti = 0 s a uvážením ∆t ≡ tf − ti =
t − 0 = t, můžeme přepsat na známější
s(t) = s(0) + vd(0)t +
1
2
adt2
resp. vzhledem k poslední poznámce na
s(t) = s(0) + vd(0)t ±
1
2
|−→at0| t2
≡ s(0) + vd(0)t ±
1
2
at0t2
Obecně lze dokázat, že polohový vektor hmotného bodu při jeho pohybu s konstantním
zrychlením −→a = −→a0 splňuje zcela analogický vztah
−→r (t) = −→r (0) + −→v (0)t +
1
2
−→a0t2
(2.50)
58
Ještě jednou upozorňuji, že průměty polohového vektoru a vektoru rychlosti mohou být, na rozdíl
od jejich dráhových ekvivalentů, i záporné. Mezi dráhovým zrychlením a velikostí tečného zrychlení platí
vztahy: ad = |−→at | pro −→v ↑↑ −→at a ad = − |−→at | ro −→v ↑↓ −→at .
43
Po promítnutí do os 3D kartézské soustavy platí pro příslušné souřadnice (průměty) při
zřejmém značení vztahy
x(t) = x(0) + vx(0)t +
1
2
ax0t2
y(t) = y(0) + vy(0)t +
1
2
ay0t2
z(t) = z(0) + vz(0)t +
1
2
az0t2
Práci s těmito rovnicemi si ilustrujme na vodorovném vrhu tělesa, nacházejícího se
pod vlivem tíhových sil Země (se silami se podrobněji seznámíme v kapitole o dynamice
pohybu).
PŘÍKLAD
Z věže vysoké 25 m byl vodorovným směrem vržen kámen rychlostí o velikosti 15 m s−1
.
Určete:
• Jak dlouho kámen poletí?
• V jaké vzdálenosti od věže dopadne na zem?
• Jaký úhel svírá vektor rychlosti kamene s vodorovnou rovinou v okamžiku dopadu?
Odpor vzduchu neuvažujte.
Označme si nejprve veličiny, které známe:
• h ... výška věže
• v(0) ... počáteční velikost rychlosti
a veličiny, které pomocí nich máme zjistit:
• tdop ... doba letu kamene
• l ... vzdálenost místa dopadu kamene od paty věže
• α ... úhel, který svírá vektor rychlosti v okamžiku dopadu −→v (tdop) ≡ −−→vdop s vodorovným
zemským povrchem
Kámen můžeme považovat za hmotný bod pohybující se ve vakuu s konstantním zrychlením
(ozn. −→a0 = −→g ).59
Pro polohový vektor a rychlost kamene tedy budou platit obecné
59
Z experimentů plyne, že všechna tělesa v blízkosti zemského povrchu by umístěná do vakua padala
(v daném místě) se stejným zrychlením (ozn. −→g ) kolmo na vodorovnou plochu. Velikost tohoto zrychlení se
v závislosti na zeměpisných souřadnicích liší, proto se zavádí tzv. normální tíhové zrychlení o velikosti gN =
9, 806 65 m.s−2
. Není-li však uvedeno jinak, počítá se v rámci školských příkladů obvykle se zaokrouhlenou
hodnotou, tj. g ≈ 10 m s−2
či o něco přesněji g ≈ 9, 8 m s−2
.
44
vektorové rovnice 2.50 a 2.1.7. Vhodnou volbou vztažné soustavy, tj. vhodným výběrem
počátku odečítání času, počátku soustavy souřadnic a směru souřadnicových os můžeme
projekce těchto rovnic zjednodušit. Protože se pohyb kamene děje v rovině určené vektory
−→v (0) a −→g , proložíme touto rovinou i 2D souřadnicovou soustavu (zavedení třetí souřadnice
je tedy nadbytečné) a její počátek umístíme na zem k patě věže — viz obr. 2.29. Pokud
zvolíme i počátek měření času od okamžiku vrhu, budou hodnoty souřadnice a rychlosti
v čase t = 0 s dány −→r (0) = h a −→v (0) = v(0)ı. Vektor tíhového zrychlení má vyjádření
−→g = −g.
v(0)
h
l
v(tdop)
a
Obrázek 2.29: K vodorovnému vrhu
V projekci do souřadnicových os tedy dostaneme
x(t) = v(0)t y(t) = h −
1
2
gt2
vx(t) = v(0) vy(t) = −gt
Tyto rovnice popisují x-ové a y-ové souřadnice polohy a rychlosti vrženého kamene v závislosti
na čase až do okamžiku dopadu na zem. Všimněme si, že x-ová souřadnice rychlosti se
po celou dobu pohybu nemění, tj. kdybychom studovali pohyb kamene pouze v průmětu na
osu x, jeho pohyb by se nám jevil jako rovnoměrný. Zrychlení nastává pouze ve směru osy
y, kde je kámen urychlován proti její orientaci (proto znaménko −). V okamžiku dopadu
bude platit
x(tdop) ≡ l = v(0)tdop y(tdop) = 0 = h −
1
2
gt2
vx(tdop) = v(0) vy(tdop) = −gtdop
Ze znalosti y-ové souřadnice polohy v okamžiku dopadu, můžeme vyjádřit dobu letu —
tdop = 2h/g. Díky této znalosti již snadno získáme další příslušné souřadnice:
xdop = v(0) 2h/g a vy(tdop) = − 2hg
45
přičemž platí
tg α =
vy(tdop)
vx(tdop)
= −
√
2hg
v(0)
Dosazením zadaných hodnot zjistíme, že kámen letěl po dobu tdop = 2, 3 s, dopadl do
místa vzdáleného l = 33, 9 m od paty věže a v okamžiku dopadu svírala jeho rychlost
s vodorovnou rovinou úhel α = 55, 9◦
.
Pohyb po kružnici
V případě, že je tečná složka zrychlení pohybu nulová (−→at =
−→
0 ) a velikost normálového
zrychlení je konstantní (|−→a | = |−→an| = a0), vykonává se hmotný bod rovnoměrný pohyb
po kružnici. Protože je tečné zrychlení nulové, velikost rychlosti se během pohybu nemění
(rychlost jako vektor však ano!), tj. |−→v (t)| = v0. Pro velikost normálového zrychlení pak
platí (viz vztah 2.45)
|−→an| = |−→a | =
|−→v |2
R
kde R je poloměr kružnice. Vektor zrychlení v tomto případě míří stále do středu (oskulační)
kružnice.
2.1.8 Pohyb tuhého tělesa
Jak již bylo uvedeno v úvodu k této kapitole, přiblížení hmotného bodu je největším možným
zjednodušením popisu pohybu reálných těles. Pro realističtější popis zavádíme pojem
tuhého tělesa. Tento pojem vznikl opět idealizací (pevných) reálných těles, a to odmyšlením
si jejich deformovatelnosti.60
Ještě než se podíváme na popis nejjednodušších pohybů,
které může tuhé těleso vykonávat, musíme si ho korektně nadefinovat: Tuhé těleso je těleso,
jehož části mezi sebou za žádných okolností nemění vzájemnou vzdálenost.
Kdo si někdy hrál s kovovou mincí na stole, jistě si všiml, jakou rozmanitostí různých
pohybů (oproti pohybům hmotného bodu) oplývá. Popis pohybu tuhého tělesa je ve své
obecnosti o poznání komplikovanější než popis pohybu hmotného bodu. Čistě matematickou
cestou však lze ukázat, že jakkoli komplikovaný pohyb tuhého tělesa je, vždy jej
lze složit tak, jakoby těleso vykonávalo dva nezávislé pohyby: pohyb posuvný a pohyb
otáčivý (rotační). Zabývejme se jimi proto zvlášť.
60
Každé myslitelné fyzikální těleso musí být deformovatlené, protože opak by odporoval výsledkům
speciální teorie relativity a příčinnosti (kauzalitě) událostí. Podle teorie relativity by signál (nebo částice)
pohybující se nadsvětelnou rychlostí mohl po odrazu zpět přijít do místa vzniku v době před jeho vysláním!
Protože nám připadá tento výsledek absurdní a protože zatím není žádný experimentální důvod výsledkům
teorie relativity nevěřit, usuzujeme z toho na neexistenci rychlostí částic či jiných signálů převyšujících
rychlost světelnou. V případě existence absolutně tuhé látky bychom z ní například mohli vyrobit tyč
dlouhou až na Měsíc a prostým pohybováním nahoru a dolů (např. vyťukáváním Morseovy abecedy)
bychom na Měsíc předávali zprávy nekonečnou rychlostí, protože absolutně tuhá tyč by se pohybovala celá
najednou.
46
Posuvný pohyb tuhého tělesa
O posuvném (translačním) pohybu tuhého tělesa hovoříme tehdy, pokud po celou
dobu pohybu má každá jeho část stejnou rychlost −→v . Mají-li však všechny části v každém
okamžiku stejnou rychlost, mají i stejná zrychlení −→a . Posuvný pohyb tělesa je pak v každém
okamžiku popsán jedinou rychlostí a jediným zrychlením.61
Z toho je zřejmé, že takovýto
pohyb můžeme popsat formálně naprosto stejnými vztahy jako pohyb hmotného bodu.
Otáčivý pohyb tuhého tělesa
Těleso se může otáčet kolem jednoho bodu (srdce zvonu, řadící páka, joystick, ...) nebo
kolem přímky (houpačka, dveře, ...). My se budeme zajímat pouze o popis tuhého tělesa
otáčejícího se kolem nehybné osy. Pro tento druh pohybu (též rotační pohyb) je charakteristické,
že existují body ležící na přímce pevně spojené s tělesem, které jsou (v určité
vztažné soustavě) stále v klidu. Této přímce se říká pevná osa otáčení či osa rotace.62
Pro popis otáčivého pohybu je vhodné zavést tzv. úhlové veličiny — úhlovou dráhu,
úhlovou rychlost a úhlové zrychlení.
Úhlová dráha Protože se části otáčejícího se tuhého tělesa pohybují po kružnicích,
jejichž středy leží na ose otáčení a roviny těchto kružnic jsou na ní kolmé, je výhodné volit
vztažnou soustavu tak, že osa otáčení bude ležet v jedné ze souřadnicových os (nejčastěji
z). Tím i osu otáčení orientujeme (obr. 2.30).63
Při otáčení tuhého tělesa se všechny jeho body (kromě těch na ose) pohybují najednou
a urazí stejný úhel za stejný čas. Proto zavádíme místo dráhy, která je pro různé části tělesa
v daném časovém intervalu různá, veličinu zvanou úhlová dráha. Zavedeme tzv. úhlovou
(1D) souřadnici ϕ ∈ 0; 2π) tak, že její velikost bude udávat velikost úhlu mezi souřadnicovou
osou x a přímkou kolmou na osu otáčení a zároveň procházející bodem B tuhého
tělesa, jehož souřadnici chceme měřit. Úhlová souřadnice části tuhého tělesa narůstá, když
se při pohledu proti směru osy otáčení, těleso pohybuje proti pohybu hodinových ručiček
(viz předchozí poznámka).
Řekneme, že bod B urazil během doby ∆t ≡ tf − ti úhlovou dráhu ∆ϕ
def
= ϕ(tf ) − ϕ(ti)
právě tehdy, když změnil svou úhlovou souřadnici z ϕ(ti) na ϕ(tf ). Na rozdíl od dráhy
samotné, může být úhlová dráha i záporná, a to právě při pohybu v záporném smyslu
(směr hodinových ručiček).
61
Polohový vektor má však samozřejmě každá část tělesa jiný. V kapitole věnované hmotnému středu
a těžišti tuhého tělesa se dozvíme, jakým způsobem můžeme charakterizovat polohu tuhého tělesa jediným
vektorem.
62
Osa otáčení nemusí procházet přímo tělesem, má však vzhledem k němu neproměnnou polohu.
63
Obvykle si nejprve vhodně zvolíme směr otáčení tuhého tělesa, který budeme považovat za kladný.
Poté orientujeme osu otáčení (a tím i souřadnicovou osu) tak, aby mířila na tu stranu tělesa, ze které se
jeví otáčení tohoto tělesa proti směru otáčení hodinových ručiček (kladný smysl). V tomto smyslu se užívá
i pravidlo pravé ruky — stáčejí-li se prsty pravé ruky v kladném smyslu otáčení, ukazuje vztyčený palec
orientaci osy rotace.
47
x
x
y
y
z
z
ϕ(ti)
ϕ(tf)
∆ϕ
Obrázek 2.30: Rotace tuhého tělesa
Úhlová dráha se obvykle udává v radiánech a s dráhou ∆s, kterou urazí bod B tělesa
nacházející se ve vzdálenosti R od osy otáčení, je spojena vztahem
∆ϕ =
∆s
R
.64
Úhlová rychlost Ani popis rotačního pohybu se neobejde bez zkoumání časových změn.
Známe-li časovou závislost ϕ = ϕ(t), můžeme zavést veličinu zvanou střední úhlová
rychlost vztahem:
ω
def
=
ϕ(tf ) − ϕ(ti)
tf − ti
≡
∆ϕ
∆t
A když opět „půjdeme do extrému , můžeme zavést i (okamžitou) úhlovou rychlost:
ω(ti)
def
= lim
tf →ti
ϕ(tf ) − ϕ(ti)
tf − ti
≡ lim
∆t→0
ϕ(ti + ∆t) − ϕ(ti)
∆t
≡
dϕ
dt
(ti)
Jednotka úhlové rychlosti [ω] = rad.s−1
= s−1
.
Souvislost velikosti okamžité rychlosti libovolného bodu B tuhého tělesa s okamžitou
úhlovou rychlostí můžeme odvodit takto:
|−→v | = vd =
ds
dt
= lim
∆t→0
∆s
∆t
= lim
∆t→0
∆(Rϕ)
∆t
= lim
∆t→0
R
∆ϕ
∆t
= Rω 65
(2.51)
64
Z uvedeného vztahu je vidět, že radián je jednotka bezrozměrná.
65
R můžeme vytknout, protože se se změnou úhlové dráhy nemění.
48
Frekvence otáčení f nám říká, kolik otáček vykoná těleso za jednotku času. Součin
f∆t pak udává počet otáček za čas ∆t. Označíme-li jako T čas za který těleso vykoná
jednu otáčku (2π rad), musí být fT = 1. Vydělíme-li úhlovou frekvenci, která udává
o kolik radiánů se těleso za jednotku času otočilo, plným úhlem 2π, zjistíme i počet otáček
v časové jednotce, tj. platí
ω = 2πf =
2π
T
Veličinu T nazýváme perioda pohybu.
Úhlové zrychlení Obdobně ke zrychlení translačního pohybu, zavádíme tzv. úhlové
zrychlení ε, které postihuje změny úhlové rychlosti v čase. Opět nejprve zavádíme tzv.
střední úhlové zrychlení v časovém intervalu ti; tf
εi
def
=
ω(tf ) − ω(ti)
tf − ti
≡
ω(ti + ∆t) − ω(ti)
∆t
a následně úhlové zrychlení v jediném okamžiku ti
ε(ti)
def
= lim
∆t→0
ω(ti + ∆t) − ω(ti)
∆t
≡
dω
dt
(ti) 66
2.2 Pohybové zákony pro hmotný bod
V této velmi důležité kapitole se naučíme jak předvídat pohyb — to znamená, že bychom
měli na jejím konci umět vypočítat, jak se objekt bude pohybovat, když víme, co na něj
působí. V předchozí části jsme si zavedli pro popis pohybu hmotného bodu tři veličiny:
polohový vektor, rychlost jako charakteristiku jeho změny v čase a zrychlení jako veličinu
popisující změnu této změny. Teoreticky bychom mohli ještě zkoumat časové změny zrychlení
(tzv. ryv) a dále změny této veličiny a další změny těchto změn. Experiment však
ukazuje, že pro „předvídatelnost pohybu (hmotného bodu) nám stačí pracovat pouze
s prvními třemi veličinami.
Víme, že ze zadané nebo změřené časové závislosti −→r (t) již můžeme (derivováním)
zjistit všechny další kinematické veličiny, které „dokreslují představu pohybu. Když tedy
známe polohový vektor, víme i kudy a jak se hmotný bod pohyboval. Obvyklá fyzikální
úloha však zní takto: Z toho, že víš jaká a jak tělesa a pole67
na hmotný bod působí, urči
kudy a jak se tento bod bude pohybovat. Ke splnění tohoto úkolu si nejprve musíme říci
něco o silách.
66
V obecném případě pohyblivé osy otáčení je vhodné zavést úhlovou rychlost a úhlové zrychlení jako
vektorové veličiny, přičemž vektor (okamžité) úhlové rychlosti míří vždy ve směru okamžité osy otáční
a s okamžitou rychlostí libovolného bodu B tuhého tělesa souvisí vztahem −→v = −→ω ×−→r , kde −→r je polohový
vektor bodu B s počátkem na ose otáčení. Úhlové zrychlení je pak definováno přímo pomocí vektoru úhlové
rychlosti vztahem −→ε (t)
def
= d−→ω (t)/dt.
67
Pole prozatím můžeme chápat jako něco, co může ovlivňovat pohyb těles.
49
Síla
Pojem síly vznikl kvůli popisu vzájemného působení objektů v přírodě. Experimentálně
se zjistilo, že síla má vektorové vlastnosti — např. dvě síly
−→
F1,
−→
F2 působící na vězeňskou
kouli (≈ hmotný bod) B (obr. 2.31) mají na ni stejný pohybový účinek jako jediná síla
−→
F , daná jejich vektorovým složením. Síla působící na těleso se projevuje buď změnou jeho
pohybového stavu nebo jeho deformací (nejčastěji obojím). Matematické vyjádření sil působících
v přírodě bylo nutné nalézt rovněž experimentálně. Ukázalo se, že základní druhy
sil působících na hmotné body lze zapsat jako vektorové funkce jeho souřadnic a rychlosti,
případně i času. To znamená, že funkce
−→
F (−→r , −→v , t) popisuje sílu, která v okamžiku
t působí na hmotný bod nacházející se v místě −→r a pohybující se rychlostí −→v .
F1
F2
F
v
v
F1
F2
vF
Obrázek 2.31: Vektorová podstata síly
Koncem 17. století n.l. Angličan Isaac Newton sestavil pravidla (podpořená samozřejmě
experimentem), která dovolovala ze znalosti soustavy působících sil předpovídat pohyby
hmotných objektů (nejen hmotných bodů). Tato pravidla byla později nazvána Newtonovy
zákony. Než si tyto zákony přiblížíme, vyjmenujme několik sil, se kterými se
setkáváme nejčastěji.
Patrně nejznámější silou působící mezi dvěma tělesy je síla gravitační
−→
FG. Její matematické
vyjádření tvoří tzv. Newtonův gravitační zákon68
s nímž se podrobněji seznámíme
v paragrafu 2.4. Tato síla je vyvolávána jakýmkoliv hmotným objektem ve vesmíru
a má pouze přitažlivý charakter. Například každičký atom vašeho těla gravitačně přitahuje
každičký atom klokana na druhé straně Zeměkoule a naopak.
Další veledůležitou silou je síla tíhová
−→
Fg (viz příklad na str. 44). Tento druh síly působí
na tělesa v blízkosti zemského povrchu a v malých oblastech (tj. zhruba v objemu 1 km3
) ji
považujeme za konstantní. Tíhová síla je vektorovým součtem gravitační síly buzené Zemí
68
zákon Newtonův gravitační
50
a síly, která vzniká v důsledku otáčení Země kolem své osy.69
Matematicky je tíhová síla
působící na těleso o hmotnosti m70
vyjádřena vztahem
−→
Fg = m−→g .
Rovněž často se vyskytující silou je síla třecí
−→
Ft vznikající v místě styku dvou těles,
která jsou k sobě přitlačována silou
−→
Fn a zároveň jsou buď po sobě přímo posouvána
(smykové tření) nebo alespoň existuje složka vnější síly, která se posunutí snaží (klidové
tření). Třecí síly míří vždy proti směru pohybu, resp. proti síle, která se snaží těleso rozpohybovat.
Jejich velikost je úměrná velikosti přítlačné síly |
−→
Fn| ≡ Fn, přičemž koeficient
úměrnosti nazýváme součinitel smykového tření (ozn. fs) resp. součinitel klidového
tření (ozn. fk), podle toho zda jsou styčné plochy v relativním pohybu nebo ještě ne. fs
i fk jsou materiálové konstanty závislé na materiálu z něhož jsou styčné plochy a zajímavé
je, že nezávisí na velikosti těchto ploch. Třecí síly působící v klidu jsou vždy tak velké aby
právě kompenzovaly tečnou sílu, která se snaží uvést tělesa vůči sobě do pohybu. Součinitel
klidového tření fk však udává pouze poměr mezi maximální velikostí klidové třecí síly
a silou přítlačnou, tj. fk = Fmax
t /Fn. Je-li vnější „pohybová síla větší než Fmax
t , začnou
se plochy navzájem pohybovat a součinitel tření se sníží (fk > fs), což znamená, že i třecí
síla mezi plochami bude za pohybu menší (Ft = fsFn < fkFn).
Nakonec budiž zmíněna síla, která má velký význam i v moderní fyzice (i když v poněkud
pozměněném smyslu) — síla pružnosti
−→
Fp. Na obr. 2.32 leží kvádr na podložce
se zanedbatelným třením a působí na něj pružina ve směru osy x. Pokud kvádřík vychýlíme
z klidové polohy o vzdálenost ∆x, bude na něj pružina působit vratnou silou přímo
úměrnou této vzdálenosti. Pro x-ový průmět síly
−→
Fp tak bude platit vztah Fp = −k∆x.
Konstanta úměrnosti k se nazývá tuhost pružiny a charakterizuje pružinu co do „odporu
k protažení či stlačení.
Tím, že je působící síla úměrná prodloužení pružiny, je vhodné pomocí pružin síly
měřit — čím větší síla na pružinu působí, tím více se pružina protáhne. Na základě tohoto
poznatku jsou konstruovány siloměry.71
Prozatím se má za to, že k vysvětlení všech známých (fyzikálních) procesů ve vesmíru
stačí předpokládat existenci několika málo sil, které by navíc mohly mít společný původ.
Kromě nám již známé gravitační síly, je to síla elektromagnetická a síly vyskytující se
v atomovém jádře, podrobněji o nich bude pojednáno v dalším. Všechny výše uvedené
„mechanické síly mají buď gravitační nebo elektromagnetický původ.
2.2.1 První Newtonův zákon
Již v úvodních odstavcích jsme si uvedli, že pohyb musíme popisovat vždy vzhledem k nějaké
vztažné soustavě. Rovněž bylo ukázáno, že vzhledem k různým soustavám, vypadá
69
Takovéto síle se říká síla odstředivá a bude o ní ještě řeč v části věnované neinerciálním vztažným
soustavám.
70
O hmotnosti bude podrobněji pojednáno v dalším.
71
O silách pružnosti si více řekneme v kap. 3.1 věnované kmitání.
51
∆x
Fp
Obrázek 2.32: K síle pružnosti
popis různě a pohybové zákony i pro jednoduché soustavy sil by tedy mohly být velmi
komplikované. Nejjednodušší myslitelný pohyb vzniká, když na částici nepůsobí žádné síly,
takové částici pak říkáme volná částice (volný hmotný bod). Mezi všemi vztažnými soustavami
existuje třída takových, ve kterých je popis pohybu volné částice nejjednodušší,
těmto soustavám říkáme inerciální vztažné soustavy. Inerciální vztažná soustava je
taková vztažná soustava, ve které je volný hmotný bod buď v klidu nebo v pohybu rovnoměrném
přímočarém, tj. v těchto soustavách má volný hmotný bod konstantní rychlost
−→v = −→v0 . Právě tvrzení o existenci takovýchto soustav tvoří obsah tzv. prvního Newtonova
(pohybového) zákona, zvaného též zákon setrvačnosti. Ukazuje se, že stačí
postulovat existenci jediné inerciální vztažné soustavy a pak každá jiná vztažná soustava,
která se vůči ní pohybuje rovnoměrným přímočarým pohybem, je rovněž inerciální.
Důvod, proč si existenci těchto soustav musíme zvlášť postulovat je v tom, že ve vesmíru
působí vše na vše (zejména díky gravitačním silám). Tyto síly nemůžeme úplně odrušit,
proto ani nemůžeme realizovat zcela volnou částici, se kterou bychom pak mohli spojit inerciální
vztažnou soustavu. Ve velmi dobrém přiblížení však může být za takovou soustavu
považována soustava s počátkem souřadnic v těžišti sluneční soustavy a s osami mířícími
ke vzdáleným hvězdám („stálicím ) — heliocentrická soustava. Pro popis pohybů
v blízkosti Země bývá obvykle vhodné za inerciální považovat i vztažnou soustavu spojenou
s povrchem Země. V této soustavě je vždy přítomná tíhová síla
−→
Fg, která způsobuje
zrychlení −→g všech jinak volných těles.
Při teoretické výstavbě mechaniky si Newton svým prvním zákonem určil, v jakých
vztažných soustavách „bude pracovat .72
Pokud nebude řečeno jinak, budeme i my pohyby
vztahovat vždy vůči inerciálním soustavám. Proč však je tento Newtonův zákon nazýván
také zákonem setrvačnosti?
72
Tento zákon v obvyklé verzi zní: Hmotný bod, na který nepůsobí žádné síly (volný) se nachází buď
v klidu, nebo v pohybu rovnoměrném přímočarém, dokud na něj nezačnou působit vnější síly.
52
Setrvačnost a hmotnost
Pokud jste někdy manipulovali pojízdným nákupním košíkem, možná jste si všimli, že když
je vozík v klidu (na vodorovné podlaze), nedá nám žádnou práci ho v tomto stavu udržet.
Roztlačení vozíku však už nějaké úsilí vyžaduje, vozík jakoby se bránil tomu abychom ho
roztlačili, a brání se tím více, čím více je naložen. Nemalou sílu rovněž musíme vynaložit
i na zastavení nebo změnu směru naloženého vozíku, když už je ale vozík v pohybu (rovnoměrném
přímočarém), je námaha spojená s udržením ho v tomto stavu minimální. Na
pohled zřejmým zobecněním lze usoudit, že kdyby neexistovalo tření, nemuseli bychom se
vozíku vůbec dotýkat, sám by se udržoval v pohybu konstantní rychlostí. Tento fakt je
umožněn díky tomu, že na vozík sice působí síly (tíhová a reakce podložky), ale ty se ve
svých účincích velmi dobře ruší. Vozík tedy (na dokonale hladké podlaze) můžeme považovat
za efektivně volné těleso. Protože povrch Země lze v tomto případě považovat za
inerciální vztažnou soustavu, první Newtonův zákon předpovídá, že je i při velmi těžkém
nákladu snadné udržovat vozík v pohybu, vozík sám od sebe zůstává ve stavu rovnoměrného
přímočarého pohybu.73
Můžeme tedy shrnout: Když si odmyslíme veškeré třecí síly, nebudeme na udržení stálé
rychlosti74
muset investovat žádnou sílu, naproti tomu na změnu rychlosti pohybu vozíku
jisté námahy bude vždy zapotřebí — zdá se, jakoby tělesa kladla odpor vůči změnám
své rychlosti. Tento „odpor těles ke změně své rychlosti nazýváme jejich setrvačností.
Setrvačnost je tedy vlastnost těles, která je nutí zůstávat v tom pohybovém stavu (tj. s tou
rychlostí), ve kterém právě jsou.
Aby fyzika mohla kvantitativně předpovídat výsledky pozorované v přírodě, musí pojmům,
se kterými pracuje, přiřazovat číselné hodnoty. Z toho, že do změny směru nebo velikosti
rychlosti plně naloženého vozíku je nutno investovat daleko větší úsilí než do stejné operace
s košíkem prázdným lze vytušit, že setrvačnost těles kvantifikujeme veličinou, které
říkáme hmotnost. Čím má těleso větší hmotnost, tím hůře se mění jeho okamžitá rychlost
— tím tedy hůře zastavuje, roztlačuje nebo vychyluje z původního směru pohybu, tj. tím
větší má setrvačnost.
Až do počátku 20. století se obecně mělo za to, že setrvačnost tělesa, a tedy ani jeho
hmotnost jako fyzikální veličina, nezávisí na tom, zkoumáme-li odpor tohoto tělesa k změně
rychlosti z 20 m/s na 30 m/s nebo z 50 000 m/s na 50 010 m/. Experimentální i teoretické
argumenty proti této myšlence zastřešil Albert Einstein svou speciální teorií relativity
(poprvé uveřejněna v roce 1905) — hmotnost (přesněji hybnost) závisí na tom, jak rychle
se toto těleso v dané vztažné soustavě pohybuje.75
Je ovšem pravdou, že závislost na
rychlosti se začne významně projevovat až při rychlostech blížících se k rychlosti světla
73
Ve skutečnosti byl tento zákon odvozen a zobecněn právě z pozorování podobných jevů. Navíc jej jako
první formuloval Galileo Galilei.
74
Rychlost má velikost i směr.
75
Ukázalo se, že platí m = m0/ 1 − v2/c2, kde m0 je hmotnost tělesa měřená v soustavě, ve které
je toto těleso v klidu — odpor tělesa vůči změně jeho pohybu, tedy roste s jeho vzrůstající rychlostí.
Spočítejte si z tohoto vztahu, o kolik procent se zvětší hmotnost tělesa při vzrůstu jeho rychlosti z 0 km/s
na 10 000 km/s a o kolik, když jeho rychlost vzroste z 285 000 km/s na 295 000 km/s.
53
(v → c), proto při rychlostech v ≪ c, o které se nyní budeme zajímat, můžeme považovat
hmotnost tělesa za konstantu.76
Zajímavé také je, že hmotnost, kterou jsme si zavedli jako
míru setrvačnosti těles, je úměrná i velikosti náboje, který ve svém okolí způsobuje existenci
gravitačních sil.77
Nyní jsme již připraveni poznat rovnici, bez níž by se naše civilizace jen těžko mohla
vyvinout do dnešní podoby.
2.2.2 Druhý Newtonův zákon
Zobecněním experimentů konaných do 17-tého století (zejména G. Galilei) vyplynul důležitý
závěr: Působí-li na částici (hmotný bod) o hmotnosti m výslednice sil
−→
Fv, bude jeho
zrychlení mířit vždy ve směru vektoru
−→
Fv a jeho velikost bude přímo úměrná velikosti tohoto
vektoru. Konstantou této úměrnosti je hmotnost m, přičemž při stejně působících
silách bude mít těleso s větší hmotností menší zrychlení než těleso s hmotností menší. Matematické
vyjádření výše uvedeného tvoří obsah tzv. druhého Newtonova zákona (též
Newtonova pohybového zákona, nebo i poněkud nevhodně zákona síly):
−→a =
−→
Fv
m
(2.52)
V tomto textu je to první rovnice, která nevyplývá bezprostředně z definice (fyzikální
rovnice) a právě ona dovoluje vypočítat ze známé soustavy sil působících na libovolný
hmotný bod (částici) časovou závislost jeho polohy −→r (t) a rychlosti −→v (t). Je to proto jedna
z nejdůležitějších rovnic ve fyzice, říká se jí pohybová rovnice nebo přesněji Newtonova
pohybová rovnice. Jak již bylo uvedeno — vektorové vyjádření této rovnice je ohromně
výhodné, protože platí ve stejném tvaru ve všech myslitelných systémech prostorových
souřadnic inerciálních vztažných soustav.
Ale pozor, jako všechno co bylo ověřeno experimentem za určitých podmínek, i ona má
jen omezenou platnost. Platí v tomto tvaru pouze v inerciálních vztažných soustavách 78
a selhává při rychlostech blížících se rychlosti světla. Její předpovědi jsou navíc mylné i při
pohybech v blízkosti velmi hmotných těles (hvězdy a jejich konečná stádia vývoje, zejména
neutronové hvězdy a černé díry). Tato pohybová rovnice je rovněž zcela nepoužitelná pro
zkoumání pohybů částic s velmi malou hmotností (molekul, atomů, elementárních částic),
tj. v mikrosvětě. Tento problém bude diskutován ještě v kap. 7.
Než si ukážeme jak v principu z této rovnice získat závislost −→r (t), uveďme si ještě
poslední z Newtonových zákonů.
76
Lze ovšem studovat i „klasičtější změny hmotnosti těles, což jsou příklady těles, která se během
pohybu dělí na více částí, např. kosmická raketa se spuštěnými reaktivními motory, odpařující se kapka
a pod.
77
Na uvedeném experimentálním poznatku je postavena Einsteinova obecná teorie relativity, která setrvačné
a gravitační síly popisuje z jednotného hlediska.
78
To, že takové soustavy existují, říká první Newtonův zákon.
54
2.2.3 Třetí Newtonův zákon
Ukazuje se, že při vzájemném působení těles se síly objevují vždy v páru. Jednu z těchto
sil (je jedno kterou) obvykle nazýváme akce a tu druhou pak reakce. Newton zobecněním
experimentálních poznatků dospěl k tomuto zákonu (třetí Newtonův zákon, též zákon
akce a reakce): Při vzájemném silovém působení dvou těles, působí jedno těleso na druhé
silou
−→
F a zároveň druhé na první silou
−→
F′
, přitom
−→
F′
má stejnou velikost i směr, ale opačnou
orientaci než
−→
F , tj. platí
−→
F′
= −
−→
F . Tento zákon se tedy nevztahuje přímo k pohybu, ale
charakterizuje obecnou vlastnost sil. Přesto se mu někdy říká třetí pohybový zákon.
2.2.4 Dodatky k Newtonovým zákonům
Řešení pohybových rovnic
V principu můžeme pohybovou rovnici řešit dvěma způsoby, buď užitím metod matematické
analýzy nebo numericky, nejlépe pomocí počítačů, a to podobným postupem jako jsme ze
znalosti rychlosti určovali trajektorii pohybu družice na str. 34. Na tomto místě si vyložíme
pouze princip numerického řešení pohybové rovnice.
Řekněme, že na hmotný bod B o hmotnosti m, procházející určitou oblastí prostoru,
působí síly, jejichž výslednici můžeme zapsat jako
−→
Fv =
−→
Fv(−→rB, −→vB, t)
Tento zápis je nutno chápat v následujícím smyslu: Velikost a směr výsledné síly působící
na bod B může záviset na poloze bodu B (tj. na −→rB), na jeho rychlosti (tj. na −→vB) a také
se obecně může měnit s časem. Hmotný bod však obecně svou polohu i rychlost mění,
proto výslednice sil působící v okamžiku t na hmotný bod nacházející se v místě −→r (t)
a pohybující se s rychlostí −→v (t) zapisujeme jako
−→
Fv(−→r (t), −→v (t), t) (2.53)
Newtonova pohybová rovnice −→a (t) =
−→
Fv(−→r (t), −→v (t), t)/m nám při znalosti výslednice
v každém okamžiku ti pohybu hmotného bodu určuje jeho zrychlení −→a (ti). Známe-li rychlost
pohybu v čase ti a pokud zvolíme časový interval ∆t tak krátký, že v něm budeme
moci považovat toto zrychlení za konstantní, můžeme z jeho znalosti vypočítat i přibližnou
rychlost hmotného bodu v pozdějším okamžiku t = ti + ∆t (viz rovnice 2.1.7):
−→v (ti + ∆t) = −→v (ti) + −→a ∆t
Předpokládáme-li ale, že hmotný bod v intervalu ti; ti + ∆t má konstantní zrychlení,
bude jeho pohyb rovnoměrně zrychlený a pro polohový vektor platí rovnice (viz 2.50)
−→r (ti + ∆t) = −→r (ti) + −→v (ti)∆t +
1
2
−→a (ti)∆t2
55
Tímto postupem jsme bychom při znalosti výslednice sil, počáteční polohy −→r (ti) a počáteční
rychlosti −→v (ti) zjistili polohu a rychlost hmotného bodu v dalším okamžiku. Nic
nám však nebrání „proběhnout celý cyklus znovu. Ze znalosti výslednice sil v okamžiku
t ≡ ti + ∆t, tj. ze znalosti
−→
Fv(−→r (t), −→v (t), t) můžeme, pomocí Newtonova pohybového zákona,
vypočítat zrychlení, rychlost a polohu v dalším, pozdějším čase (pro jednoduchost
budeme opět předpokládat, že pohyb bude trvat stejnou kratičkou dobu ∆t), tj. po označení
ti + ∆t ≡ ti+1 atd.
−→a (ti+1) =
−→
Fv(−→r (ti+1), −→v (ti+1), ti+1)
m
−→v (ti+2) = −→v (ti+1) + −→a (ti+1)∆t
−→r (ti+2) = −→r (ti+1) + −→v (ti+1)∆t +
1
2
−→a (ti+1)∆t
−→a (ti+2) =
−→
Fv(−→r (ti+2), −→v (ti+2), ti+2)
m
...
Opakovaným použitím těchto rovnic získáme tím přesnější představu o poloze a rychlosti
hmotného bodu během jeho pohybu, čím kratší bude doba ∆t. Při limitním přechodu
∆t → 0, budou funkce −→r (t) a −→v (t) odpovídat realitě přesně (v rámci omezení platnosti
pohybové rovnice). Matematická analýza umí s limitními procesy nakládat tak, že nepotřebuje
vypočítávat funkce −→r (t) a −→v (t) bod po bodu, jako jsme to dělali my, resp. jako to
dělá počítač, ale tyto funkce rovnou vyplynou z řešení pohybové rovnice. Stačí určit jen tzv.
počáteční podmínky, což nejobvykleji bývají poloha −→r (0) a rychlost −→v (0) v jednom
okamžiku (všimněme si, že tyto údaje jsou nutné i pro numerické řešení).79
Důvod proč se „zahazujeme s nepřesným řešením pohybových rovnice krok po kroku
je ten, že metody matematické analýzy nejsou všespasitelné a v případě složitějších sil
většinou naprosto selhávají. Řešení „krok po kroku lze v principu použít vždy,80
jejími
zdokonaleními se zabývá rozsáhlý a stále se mohutně rozrůstající obor zvaný numerická
matematika.81
Občas se leze setkat i s opačnou úlohou: Je-li pohyb částice zadán kinematicky, tj.
jsou-li zadány funkce −→a (t), −→v (t) nebo −→r (t), chceme z pohybových rovnic vyjádřit, jaká
výslednice sil
−→
Fv(t) musí na částici působit, aby se mohla určeným způsobem pohybovat.
V praxi se výše uvedený obecný postup řešení vektorové rovnice 2.53 musí prakticky
vždy promítnout do vhodné souřadnicové soustavy. Tato rovnice pak v obecném l-tém
79
Pohybové rovnice patří do druhu rovnic, ve kterých vystupují limitní změny proměnných — derivace.
Takovéto rovnice nazýváme diferenciální. Na rozdíl od rovnic algebraických, jejichž řešením získáváme
čísla, je výsledkem řešení diferenciálních rovnic nějaká funkce.
80
Samozřejmě existuje velká řada natolik složitých problémů, že je ani touto metodou nelze vyřešit
v reálném čase.
81
Tomuto růstu dává mocné impulzy neustále zrychlující vývoj výpočetní techniky.
56
kroku splňuje ekvivalentní hrozivě vypadající soustava rovnic pro průměty:
ax(tl) =
Fx(x(tl), y(tl), z(tl), vx(tl), vy(tl), vz(tl), tl)
m
ay(tl) =
Fy(x(tl), y(tl), z(tl), vx(tl), vy(tl), vz(tl), tl)
m
az(tl) =
Fz(x(tl), y(tl), z(tl), vx(tl), vy(tl), vz(tl), tl)
m
vx(tl+1) = vx(tl) + ax(tl)∆t
vy(tl+1) = vy(tl) + ay(tl)∆t
vz(tl+1) = vz(tl) + az(tl)∆t
x(tl+1) = x(tl) + vx(tl)∆t +
1
2
ax(tl)∆t2
y(tl+1) = y(tl) + vy(tl)∆t +
1
2
ay(tl)∆t2
z(tl+1) = z(tl) + vz(tl)∆t +
1
2
az(tl)∆t2
s počátečními podmínkami
x(ti) ≡ x(0); y(ti) ≡ y(0); z(ti) ≡ z(0)
vx(ti) ≡ vx(0); vy(ti) ≡ vy(0); vz(ti) ≡ vz(0)
PŘÍKLAD
Pro ilustraci se nyní pokusme pomocí výše naznačené metody zjistit jak se bude pohybovat
matematické kyvadlo při jakékoli počáteční výchylce (viz obr. 2.33). Matematické
kyvadlo je kulička o hmotnosti m (hmotný bod), visící ve vakuu v homogenním tíhovém
poli na nehmotném a neprotažitelném lanku délky l, zavěšeném v jednom bodě pevného
stropu. Síly tření v bodě úchytu se považují za nulové. Pro jednoduchost budeme v dalším
předpokládat, že na počátku, který definujeme v čase 0 s neudělíme kuličce žádnou rychlost
a že se kyvadlo bude pohybovat v rovině xy.
Nejprve musíme zjistit, jaké síly na kyvadlo působí. Zanedbáme-li síly tření v úchytu
a odporové síly vzduchu, zbyde nám pouze síla tíhová Fg a síla Ft, kterou nit drží (táhne)
kuličku. Newtonovy pohybové rovnice pak jsou
max = −Ftx
may = −Fty + Fg
Z geometrie problému (viz obr. 2.33) vyplývají vztahy:
x
l
= sin ϕ =
Ftx
Ft
a
y
l
= cos ϕ =
Fty
Ft
(2.54)
Navíc, protože síla působení lana se v každém okamžiku musí vyrovnávat se složkou tíhové
síly do tohoto směru (kulička má od závěsu stále stejnou vzdálenost), bude mezi velikostmi
57
j
x
Ft
y
Fg
Fty
Ftx
Obrázek 2.33: K matematickému kyvadlu
platit vztah Ft = Fg cos ϕ.82
Nyní jsme již připraveni na numerický způsob řešení pohybové
rovnice naznačený výše. Předpokládáme-li, že čas budeme přidávat po malých intervalech
∆t a pustíme-li kuličku s nulovou počáteční rychlostí, můžeme v našem případě psát
ax = −
xy
l2
g ay = −
y2
l2
g + g
v′
x = vx + ax∆t v′
y = vy + ay∆t
x′
= x + vx∆t +
1
2
ax∆t2
y′
= y + vy∆t +
1
2
ay∆t2
přitom čárkou byly označeny veličiny, které se vztahují k času o krok ∆t pozdějšímu.
Budeme-li znát délku závěsu l a hodnotu g tíhového zrychlení v daném místě, můžeme
při zadání polohy kuličky v jednom, počátečním, okamžiku spočítat hodnoty těchto veličin
v dalších okamžicích. Výpočet ještě můžeme zjednodušit a zpřesnit, vezmeme-li v úvahu, že
tato soustava vzhledem k platnosti x2
+ y2
= l2
závisí efektivně pouze na jedné proměnné
(má jeden stupeň volnosti). Celkem tak postup řešení našeho problému bude sestávat
z kroků:
82
Je vidět, že zatímco tíhová síla je po celou dobu pohybu konstantní a tedy její průmět do osy y je
stále Fg = mg, síla jíž působí na kuličku lanko bude při různých výchylkách ze svislého směru různá.
58
• Zadej hodnoty tíhového zrychlení a délky závěsu: g, l
• Zadej velikost časového kroku: ∆t
• Zadej počáteční x-ovou souřadnici polohy (výchylku): x0
(ϕ0 = arcsin x/l)
• Vypočítej počáteční y-ovou souřadnici polohy pomocí vztahu
+ l2 − x2
0: y0
• Vypočítej zrychlení v x-ovém směru ze vztahu −(x0y0/l2
)g:
ax(0)
• Ulož uspořádanou trojici hodnot
(t; x; y; vx; ax) → (0; x0; y0; 0; ax(0)).
• Vypočítej x-ovou rychlost kuličky v čase 0 + ∆t ze vztahu
0 + ax(0)∆t: v(∆t)
• Vypočítej x-ovou polohu kuličky v čase 0 + ∆t ze vztahu
x0 + 0∆t + 1
2
ax(0)∆t2
: x(∆t)
• Vypočítej y-ovou souřadnici polohy v čase 0 + ∆t pomocí vztahu
+ l2 − x(∆t)2: y(∆t)
• Vypočítej zrychlení v x-ovém směru ze vztahu −(x(∆t)y(∆t)/l2
)g:
ax(∆t)
• Ulož uspořádanou trojici hodnot
(t; x; y; vx; ax) → (∆t; x(∆t); y(∆t); v(∆t); ax(∆t)).
• Vypočítej x-ovou rychlost kuličky v čase 2∆t ze vztahu
v(∆t) + ax(∆t)∆t: v(2∆t)
• Vypočítej x-ovou polohu kuličky v čase 2∆t ze vztahu
x(∆t) + v(∆t)dt + 1
2
ax(∆t)∆t2
: x(2∆t)
• Pokračuj v podobném duchu, dokud bude potřeba!
Z ukládaných informací lze sestavit názorné grafy, které demonstrují pohyb kyvadla.
Uvedený model lze relativně snadno zobecňovat např. na nenulové počáteční rychlosti či
odporové síly.
59
Mechanický determinizmus a stav fyzikálního systému
Z toho, že lze ze znalosti soustavy působících sil a počátečních podmínek odvodit celou
trajektorii hmotného bodu (do minulosti i do budoucnosti),83
můžeme udělat dalekosáhlý
závěr: Budeme-li znát zákon silového působení mezi všemi částicemi a polohu a rychlost
každé částečky ve vesmíru v jednom okamžiku, budeme v principu (při dostatečné výpočetní
síle) schopni vypočítat budoucnost i minulost světa.
Tento fakt si na přelomu 18. a 19. století mezi jinými uvědomil francouzský matematik,
fyzik a astronom Pierre-Simon Laplace, když poněkud neskromně prohlásil: „Dejte
mi polohy a rychlosti všech hmotných bodů ve vesmíru a budu vám schopen říci, jak
bude svět vypadat zítra. 84
Víra, že svět je vlastně jen mechanickým strojem, ve kterém
není místo pro „svobodnou vůli člověka je dnes již do značné míry překonána poznatky
moderní fyziky. Mechanický determinismus, podle kterého je vše na světě jednoznačně určeno
(determinováno) zákony mechaniky a počátečními podmínkami však sehrál ve vývoji
vědeckého pohledu na svět značnou roli.
Ve výše uvedeném smyslu určuje poloha −→r a rychlost −→v hmotného bodu v daném okamžiku
jeho další „chování a spolu s hmotností jej v daném okamžiku úplně charakterizují.
Obvykle říkáme, že hmotný bod se nachází ve stavu s určitou polohou a rychlostí.85
Mechanický
determinismus tedy prohlašuje, že kdybychom byli schopni přesně poznat stav
vesmíru v daném okamžiku, mohli bychom v principu řešením Newtonovy pohybové rovnice
předpovídat budoucnost a úplně poznat minulost světa.86
Mimochodem, absolutně přesné určení stavu je z hlediska vždy přítomných chyb a nepřesností
měření nereálné. Navíc rovnice popisující mechanické chování mohou být na určení
přesnosti počátečního stavu velmi citlivé — i malé nepřesnosti mohou znamenat naprosto
odlišný vývoj systémů. O souvislosti této problematiky s tzv. chaosem se můžete
na populární úrovni dočíst například v [34] nebo v [35].
Na úrovni molekul, atomů a atomových jader s výše naznačeným stylem popisu nepochodíme
— v naprosté většině případů nedokážeme vymyslet klasicky popsatelné modely
jevů pozorovaných v mikrosvětě. Pro popis pohybu miroobjektů se ve dvacátých letech
dvacátého století podařilo Newtonovu mechaniku nahradit tzv. mechanikou kvantovou.
S jejími základy se stručně seznámíme až v kapitole 7, ale již na tomto místě je
vhodné upozornit, že kvantová mechanika se od mechaniky Newtonovy liší zejména popisem
stavu systému. Zde se již nesetkáváme s názorným zadáváním polohových vektorů
a vektorů rychlosti v daném okamžiku, ale stav nám určuje tzv. stavová funkce (často se
jí z historických důvodů, a poněkud nevhodně, říká vlnová funkce). Vývoj této funkce (tj.
dynamika mikroskopických systémů) se již neřídí Newtonovou pohybovou rovnicí, ale tzv.
Schrödingerovou rovnicí.
83
Počátečními podmínkami jsou poloha a rychlost v přítomnosti. Trajektorii směrem do minulosti můžeme
počítat zcela obdobně s tím, že ∆t bude menší než nula.
84
Tento známý citát můžete najít například v obsažné, ale dobou trochu poznamenané knížce Úlehla I.:
Fyzika a filosofie. SPN, Praha 1982 na straně 70.
85
O změně pohledu na stav částice, který uskutečnila kvantová teorie viz kap.7.
86
Důležitou, ale často pomíjenou podmínkou tohoto prohlášení je nutnost znalosti zákona silového působení
mezi částicemi.
60
Poznámka: pojem stavu se ve fyzice používá v mnoha různých významech, například
my jsem již užili spojení „změna pohybového stavu tělesa , dále se setkáme se výrazy typu
„těleso je ve stavu s energií ... , v termodynamice budeme užívat spojení „stav termodynamické
soustavy je určen ... atd. Toto na první pohled volné užívání pojmu „stav
je obvykle v jednoduchosti chápáno takto: Stav systému je určen souborem fyzikálních
veličin, které jsou nutné k předpovědi chování tohoto systému.
Vztahy mezi inerciálními soustavami
Ještě před tím než Newton formuloval pohybové zákony, dospěl G. Galilei k závěru, že
„každá rovnoměrně a přímočaře se pohybující vztažná soustava je pro popis mechanických
pohybů stejně dobrá , tzn. že ve všech inerciálních vztažných soustavách platí stejné mechanické
(tj. Newtonovy) zákony. Této myšlence se říká Galileiho princip relativity.
V praxi to například znamená, že mechanické děje v rovnoměrně a přímočaře se pohybujícím
vlaku či letadle, budou i při různých rychlostech probíhat úplně stejně jako v klidu
na Zemi (považujeme-li Zemi za inerciální vztažnou soustavu) — sám Galilei o tom píše:
„Uzavřete se s přítelem do prostranné místnosti v podpalubí velkého korábu. Bude-li pohyb
korábu rovnoměrný, nebudete s to podle ničeho poznat, zdali se koráb pohybuje nebo
stojí. Budete-li skákat, doskočíte na podlaze stejně daleko jako na nehybném korábu. Vaše
skoky směrem k zádi nebudou pro rychlý pohyb korábu delší než skoky směrem k přídi,
i když po dobu, kdy se vznášíte ve vzduchu, ubíhá pod vámi podlaha opačným směrem,
než kterým skáčete. Hodíte-li něco svému druhu, není třeba, abyste to házel s větší silou od
zádi k přídi než naopak... . Mouchy budou létat na všechny strany, aniž se budou převážně
zdržovat na té straně, která je bližší zádi. (viz např. [12] str. 14).
Z tohoto důvodu nemůžeme považovat jednu inerciální soustavu za významnější než
jinou. To, že pohyby těles musíme popisovat vždy vzhledem k nějaké vztažné soustavě, jsme
již věděli, ale nyní je zřejmé, že neexistuje žádná absolutní vztažná soustava. Tvrzení, že
je nějaké těleso v absolutním (rovnoměrném přímočarém) pohybu nebo absolutním klidu
tedy nemá dobrý fyzikální význam.87
Rozšířením Galileiho mechanického principu relativity na všechny fyzikální děje a předpokladem
(samozřejmě podpořeným experimenty), že světlo se ve vakuu šíří konstantní
rychlostí, nezávisle na pohybu zdroje i měřícího pozorovatele, přišel Albert Einstein počátkem
20. století k formulaci speciální teorie relativity. Jak již bylo uvedeno, tato teorie
zcela změnila naše chápání prostoru a času.
Speciální teorie relativity
To, že by matematický popis všech (fyzikálních) dějů neměl záviset na volbě konkrétní
inerciální soustavy je sice netriviální fakt, nicméně je snadno intuitivně pochopitelný. Na
druhou stranu to, že při měření rychlosti světla reflektorů protijedoucího automobilu docházíme
ke stejné hodnotě nezávisle na tom, zdali se my sami pohybujeme či jak rychle
87
Newton však ve své práci pojem absolutního prostoru přece jen zavedl. Důvod viděl v odlišnosti zákonů
pohybu vůči neinerciálním soustavám.
61
se pohybuje automobil, je fakt protiřečící „zdravému rozumu .88
Tento fakt je však nesčetněkrát
experimentálně ověřený a tedy není nesmyslný — nemůžeme přírodě diktovat,
aby se řídila podle lidského rozumu. Právě z kombinace těchto dvou principů vyplývají
všechny ony zvláštní (ale přesto reálné) jevy, z nichž nejznámější jsou: zpomalování toku
času, zkracování předmětů, pozměněný zákon sčítání rychlostí, relativnost současných událostí
a závislost hmotnosti na rychlosti. Z uvedených principů vyplývá i „nejpopulárnější
rovnice na světě — E = mc2
, o které si v dalším ještě povíme.
Přívlastek „speciální teorie relativity získala proto, že se zabývá vztahy mezi popisem
pohybu v různých inerciálních vztažných soustavách, tj. vztahy mezi obecnými neinerciálními
soustavami ji „nezajímají . Einstein deset let po svém objevu speciální relativity
přišel s další úžasnou teorií. Tato teorie dávala do souvislosti pohyb v neinerciálních soustavách
a gravitační působení, přitom byla zobecněním teorie předchozí — dostala proto
název obecná teorie relativity (viz též kapitola 2.4).
Neinerciální soustavy
Z definice inerciálních soustav vyplývá, že v neinerciálních soustavách se hmotné body,
na které nepůsobí žádné síly, pohybují se zrychlením. Kdybychom chtěli zachovat platnost
Newtonovy pohybové rovnice 2.52, museli bychom předpokládat existenci nějakých nových
sil, protože podle 2.52 musí být každé zrychlení způsobeno nějakou silou. Tyto síly, které
lze pozorovat například v rozjíždějícím se či brzdícím vlaku, nebo na kolotoči, nazýváme
neinerciální síly nebo setrvačné síly. Existence těchto sil tedy nevyplývá z působení
nějakých těles či polí, ale čistě z pohybu soustavy, ve které sledujeme pohyb. Podle názvu
je patrně nejznámější neinerciální silou síla odstředivá, která působí ve vztažných
soustavách, které se vůči inerciálním soustavám nějakým způsobem otáčejí.
2.3 Složitost a jednoduchost pohybu
Pohyb a vzájemné působení i jen ideálních těles může být natolik komplikovaný, že je vždy
žádoucí najít veličiny, které se při různých dějích nemění. Takové veličiny charakterizují
fyzikální soustavu těles jako celek a říkáme o nich, že splňují tzv. zákony zachování. Nejvýznamnějšími
z těchto veličin jsou hybnost a energie,89
jejichž zachování ve všech dějích
ve vesmíru nám umožňuje určit jisté vlastnosti této soustavy po nějakém (i neznámém)
procesu, víme-li, jak vypadala soustava před ním.90
Seznámení začněme hybností.
88
Rozmyslete si, jak by to vypadalo, kdyby tuto vlastnost měl například míč na vybíjenou.
89
Velmi významný je i tzv. moment hybnosti, kterým se však zabývat nebudeme.
90
Lze ukázat, že zachování těchto dvou veličin při jakémkoli ději je důsledkem obecných vlastností
prostoru a času. Konkrétně, zákon zachování celkové hybnosti izolované soustavy je důsledkem nezávislosti
jevů v ní probíhajících na posunutí v (prázdném) prostoru. Zachování celkové energie izolované soustavy
souvisí s nezávislostí jevů v ní probíhajících na posunu v čase, tj. pokud se nezmění jiné podmíky, pouze
uplyne nějaká doba, dějí se vždy ty samé věci.
62
2.3.1 Časový účinek síly
Snad si každý dokáže představit, jak rozdílné pohybové účinky může mít rozeběhnutý
sousedovic kokršpaněl Ben a stejně rozeběhnutý strýčkův dobrman Bojar. Stejně tak si ale
lze představit, že se čilý Beník rozběhne tak, že jeho nápor lze jen stěží ustát. Z tohoto
příkladu lze vycítit, že jakási „vydatnost pohybu tělesa nebo hmotného bodu závisí nejen
na jeho hmotnosti, ale i na jeho rychlosti. Pro popis takovýchto „hybných účinků síly
zavádíme proto veličinu zvanou hybnost vztahem:
−→p = m−→v (2.55)
Pomocí hybnosti můžeme přepsat Newtonovu pohybovou rovnici:
−→
Fv = m−→a = (2.56)
= m lim
∆t→0
−→v (t + ∆t) − −→v (t)
∆t
= lim
∆t→0
−→p (t + ∆t) − −→p (t)
∆t
≡ lim
∆t→0
∆−→p
∆t
≡
d−→p
dt
Při odvození jsme užili předpoklad, že rychlost pohybu částice je natolik malá v porovnání
s rychlostí světla, že její hmotnost můžeme považovat za nezávislou na rychlosti (viz diskuse
o hmotnosti na straně 53), a tedy i netečnou k limitnímu procesu. Ukazuje se, že rovnost
prvního a posledního výrazu této rovnice přechází nezměněna do speciální teorie relativity.
Pro zajímavost, Newton původně svůj druhý zákon zapsal zhruba ve tvaru d−→p /dt =
−→
Fv, ale
protože nenašel žádný dobrý důvod proti považování hmotnosti těles za konstantní, upravil
jej obráceným postupem na tvar 2.52. Vyjádření pohybové rovnice pomocí hybnosti je tedy
obecnější než její vyjádření pomocí zrychlení.
Odvoďme si nyní zákon zachování hybnosti pro izolovanou soustavu částic.91
V této
soustavě sestává výslednice všech sil působících na každou její částici pouze ze součtu sil,
kterými na ni působí ostatní částice soustavy. Pro částice izolované soustavy na obr. 2.34
můžeme v krátkém časovém intervalu ti; ti + ∆t zapsat pohybové rovnice:
∆−→p1
∆t
=
−→
F12 +
−→
F13 +
−→
F14
∆−→p2
∆t
=
−→
F21 +
−→
F23 +
−→
F24 (2.57)
∆−→p3
∆t
=
−→
F31 +
−→
F32 +
−→
F34
∆−→p4
∆t
=
−→
F41 +
−→
F42 +
−→
F43
kde
−→
Fkl je síla působení k-té částice na l-tou.
91
V tomto případě máme na mysli soustavu, na kterou nepůsobí buď vůbec žádné vnější síly, nebo jen
vnější síly, které se úplně kompenzují.
63
F41
F14
F24
F23F13
F34
F43
F21
F31
F32
F12
F42
Obrázek 2.34: Izolovaná soustava částic
Protože vzájemné síly mezi částicemi mají charakter akce a reakce, plynou z třetího
Newtonova zákona rovnosti
−→
Fkl = −
−→
Flk. Sečteme-li tedy rovnice 2.58, dostáváme
∆−→p1
∆t
+
∆−→p2
∆t
+
∆−→p3
∆t
+
∆−→p4
∆t
≡
≡
−→p1(ti + ∆t) − −→p1(ti)
∆t
+ · · · +
−→p4(t0 + ∆t) − −→p4(ti)
∆t
=
=
(−→p1(ti + ∆t) + · · · + −→p4(ti + ∆t)) − (−→p1(ti) + · · · + −→p4(ti))
∆t
def
=
def
=
−−→pcelk(ti + ∆t) − −−→pcelk(ti)
∆t
≡
∆−−→pcelk
∆t
=
−→
0
kde −−→pcelk(t) ≡ −→p1(t) + −→p2(t) + −→p3(t) + −→p4(t) označuje tzv. celkovou hybnost soustavy.
Odvodili jsme tedy, že celková hybnost soustavy se během krátkého časového intervalu
ti; ti + ∆t nemění. Protože jsme však tento interval vybrali zcela libovolně, nebude se
−−→pcelk měnit v žádném časovém intervalu, tj. dokud soustavu budeme moci považovat za
izolovanou, zůstane konstantní — −−→pcelk(t) = −−→pcelk(t + ∆t) = −→p0, pro jakékoliv ∆t.
Z definice je vidět, že tvoří-li soustavu například dva oddělené systémy částic jejichž
celkové hybnosti −→pI a −→pII známe, je celková hybnost obou systémů dohromady rovna −→pI +
−→pII.
Výše uvedený postup lze jednoduše zobecnit, dostáváme se tak k velmi důležitému výsledku:
Je-li součet vnějších sil působících na soustavu roven nule, bude celková hybnost
64
soustavy stálá po celou dobu pohybu, říkáme, že platí zákon zachování hybnosti.92
Ukázalo
se, že tento zákon pohybu fyzikálních soustav, platí nejen při mechanických dějích, ale
při všech dosud známých fyzikálních dějích jak v makrosvětě tak v mikrosvětě. Zákon zachování
hybnosti tak opustil omezenou platnost Newtonových zákonů, z nichž byl původně
odvozen a stal se tak jedním z nejdůležitějších pilířů současného fyzikálního poznání světa.
Občas bývá výhodné nahradit soustavu mnoha částic93
částicí jedinou tak, že hybnost
této částice je stejná jako celková hybnost soustavy. Definujeme-li polohu tzv. středu
hmotnosti soustavy n částic vztahem:
−→rC
def
=
m1
−→r1 + m2
−→r2 + · · · + mn
−→rn
m1 + m2 + · · · + mn
(2.58)
bude odpovídající rychlost tohoto středu94
−→vC
def
=
−→rC(t + ∆t) − −→rC(t)
∆t
=
=
1
m
m1
−→r1 (t + ∆t) + · · · + mn
−→rn(t + ∆t) − m1
−→r1 (t) − · · · − mn
−→rn(t)
∆t
=
=
1
m
(m1
−→v1 + · · · + m2
−→v2 )
kde jsme označili m = m1 + · · · + mn.
Z uvedeného je přímo vidět, že rychlost středu hmotnosti soustavy souvisí s celkovou
hybností této soustavy vztahem
−−→pcelk = m−→vC
95
(2.59)
Pro ilustraci si na jednoduchém příkladě ukažme, jak zákon zachování hybnosti funguje
při řešení úloh.
PŘÍKLAD
Prázdný železniční vůz o hmotnosti 10 000 kg se pohybuje rychlostí o velikosti 0, 9 m s−1
po přímé vodorovné trati a srazí se s naloženým vozem o hmotnosti 20 000 m s−1
stojícím
v klidu. V okamžiku nárazu jsou vozy spojeny. Určete rychlost vozů po srážce. Všechny
odporové síly můžeme zanedbat.
Označíme si m1 = 10 000 kg, |−→v1| = 0, 9 m s−1
, m2 = 20 000 m s−1
, |−→v2 | = 0 m s−1
a rychlost obou vozů po nárazu |−→v | =? m s−1
, kterou máme spočítat. Protože se tíhová síla
a síla reakce kolejí ruší (a odpor vzduchu je zanedbatelný), měla by soustava tvořená vozy
92
Takto formulovaný zákon platí pouze v inerciálních vztažných soustavách, v neinerciálních si podržuje
svou platnost, pouze započítáme-li mezi vnější síly i síly setrvačné.
93
Za soustavu mnoha částic můžeme považovat i tuhé těleso.
94
Jako vždy v takovýchto případech ∆t značí malilinkou časovou změnu.
95
Střed hmotnosti soustavy je definován vztahem 2.58 tak, aby byla jednoduše splněna tato rovnost.
V odstavci 2.89 si ukážeme, že střed hmotnosti úzce souvisí s pojmem těžiště.
65
splňovat zákon zachování celkové hybnosti. Platí tedy, že celková hybnost soustavy před
nárazem −→pi musí být rovna celkové hybnosti po nárazu −→pf , tedy pro průměty do přímky
rovnoběžné s kolejemi:
m1v1 + m2v2 ≡ pi = pf ≡ (m1 + m2)v ⇒ v =
m1v1 + m2v2
m1 + m2
Rychlost s jakou se pohybují oba vozy po střetnutí je v = 0, 3 m s−1
.
A nyní si ukažme jednu z omezujících vlastností zákona zachování hybnosti.
PŘÍKLAD
Představme si, že po selhání všech navigačních systémů do sebe narazí dvě kosmické
lodě s hybnostmi −→p1 = m1
−→v1 a −→p2 = m2
−→v2 kdesi hluboko v mezigalaktickém prostoru.96
Drtivý náraz lodě rozmetá na 927 kusů a kousků, z nichž l-tý má hybnost −→pl = ml
−→vl .
Protože se celková hybnost zachovává, je hybnost všech úlomků dohromady stejná jako
celková hybnost obou lodí před srážkou, tj.
−→p1 + −→p2 =
927
l=1
−→pl
Vidíme, že v tomto složitějším případě srážky nám zákon zachování hybnosti nic podrobného
o konečném stavu soustavy neřekne, známe-li pouze celkové hybnosti jejích makroskopických
částí. Jediné, co za daných okolností můžeme poznat, je rychlost pohybu středu
hmotnosti obou lodí — po srážce bude stejná jako před ní, protože platí
−→vC =
−→p1 + −→p2
m1 + m2
=
927
l=1
−→pl
927
l=1 ml
Nyní bychom se měli dostat k tomu, proč je tento oddíl nazván časový účinek síly.
Z Newtonovy pohybové rovnice 2.57, totiž pro velmi krátké časové okamžiky ∆t, plyne
∆−→p =
−→
Fv∆t (2.60)
To znamená, že nezmění-li se podstatně během ∆t výslednice sil
−→
Fv působících na hmotný
bod, jeho změna hybnosti bude daná tímto vztahem. Kdybychom chtěli vypočítat změnu
hybnosti hmotného bodu během nějakého delšího časového intervalu, museli bychom projít
podobnou procedurou jako je konstrukce trajektorie −→r (t) ze známé rychlosti −→v (t).
Zopakujme si ho na konkrétním jednoduchém případu.
PŘÍKLAD
66
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
10
20
30
40
50
60
t(ms)
F(N)
Obrázek 2.35: Graf závislosti velikosti síly na čase
Kulečníkové tágo udeří do stojící koule silou, jejíž závislost na čase je dána na obr. 2.35.
Jakou rychlostí se bude poté koule pohybovat za předpokladu, že náraz je přímý a že
hmotnost koule je 0, 2 kg?
Z grafu je vidět, že náraz trval 10 ms. Rozdělíme-li si tento interval (ozn. ti; tf ) na
tak malinké „podinterválky ∆t,97
že během každého z nich můžeme přibližně považovat
působící sílu F za konstantní (protože se pohyb děje pouze v jednom směru, bude nás
zajímat jen velikost síly). Rozdělíme-li 0 ms; 10 ms například na deset dílů (tj. ∆t =
10−3
s), dostaneme postupně pro změny hybnosti během každého z nich přibližně
p(1) − p(0) = F(0)10−3
p(2) − p(1) = F(1)10−3
p(3) − p(2) = F(2)10−3
· · ·
p(10) − p(9) = F(9)10
Výrazy na pravé straně rovnic představují naše známé obdélníčky pokrývající plochu
pod grafem 2.35. Sečtením rovnic a se zmenšujícím se ∆t, získáme celkový rozdíl hybností
p(10) − p(0) jako obsah plochy pod grafem (viz 2.36)
V našem případě je p(10)−p(0) = p(10) = 0, 3 Ns. Z toho ovšem plyne výsledek: Koule
se po úderu bude pohybovat rychlostí o velikosti v = p(10)/m = (0, 3/0, 2) m/s = 1, 5 m/s.
96
Na lodě působí jen velmi slabá gravitační pole vzdálených galaxií, která můžeme zanedbat, lodě tak
můžeme považovat za izolovanou soustavu.
97
Připomínám, že pro jednoduchost bereme opět velikosti „podinterválků stejné, ale obecně to není
nutné.
67
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
10
20
30
40
50
60
t(ms)
F(N)
Obrázek 2.36: Souvislost závislosti F − t se změnou hybnosti
Jak bychom postupovali, kdybychom chtěli zjistit, jakou tágo působilo průměrnou silou?
Průměrnou sílou F přitom rozumíme sílu, která by byla po celou dobu nárazu konstantní
a přitom měla stejné pohybové účinky jako síla zadaná. V takovém případě pro zvolený
časový interval ∆τ platí:
p(t0 + ∆τ) − p(t0) = F∆τ (2.61)
Jinými slovy, plocha sevřená přímkami t = 0 ms, t = 10 ms, osou t a přímkou F musí být
stejná jako plocha pod grafem 2.35. Vidíme, že F = 30 N.
Veličina spojená s obsahem plochy pod grafem závislosti síly na čase se nazývá impulz
síly — právě na něm závisí změna hybnosti hmotných bodů. V případě stejného impulzu
síly
−→
F (t), ale různých profilů závislosti F − t však nemusí být účinky působení
−→
F stejné.
Příkladem může být pád tělesa z velké výšky do sena a na beton — v obou případech
je celková změna hybnosti ∆−→p (tedy i impulz síly) stejná, ale protože v případě pádu na
beton tato změna nastane ve velmi krátkém čase ∆t, působí na těleso daleko větší průměrná
síla ∆−→p /∆t, než když pád je brzděn senem postupně po dobu ∆t′
. Na těleso pak působí
menší průměrná síla ∆−→p /∆t′
.
2.3.2 Dráhový účinek síly
V předchozím oddíle jsme studovali časové účinky síly (
−→
F ∆t) a pro jejich popis jsme si
zavedli pojem hybnosti. Nyní se budeme zabývat dráhovými účinky síly a zavedeme si
fyzikální veličinu zvanou práce. Jak jsme již mohli vidět např. u zavádění pojmu rychlost,
běžná mluva se často na potřeby fyzikálního názvosloví neohlíží. Proto by se nikdo
68
neměl divit, že může být z celodenního sezení za počítačem značně unaven, i když z čistě
mechanického hlediska vykonal práci jen opravdu nepatrnou.
Ve fyzice se pojem práce (ozn. W) vykonané na hmotném bodu, který je tlačen konstantní
silou
−→
F po přímém úseku trajektorie, zavádí jako součin průmětu této síly do směru
pohybu a dráhy ∆s, která byla uražena (viz obr. 2.37):
W
def
=
−→
F · (−→rf − −→ri ) ≡
−→
F · ∆−→r = |
−→
F |∆s cos α ≡ Fs∆s 98
(2.62)
kde ∆s = |∆−→r | je dráha uražená z místa −→ri ≡ −→r (ti) do místa −→rf ≡ −→r (tf ), α je úhel mezi
směrem pohybu a sílou
−→
F a Fs je průmět této síly do směru pohybu. Z obr. 2.37 vidíme,
že práce může být jak kladná (síla pohyb podporuje, když cos α > 0), tak záporná (síla
pohyb brzdí, když cos α < 0).
r1
r0
∆r
F
α
Obrázek 2.37: K definici práce
Jednotkou práce nazýváme joule a platí: [W] = J = N m = kg m2
s−2
.
Z uvedeného je vidět, že přes subjektivní pocit dřiny, který se může dostavit při nehnutém
stání s plným batohem na zádech, se nekoná žádná mechanická práce. Z fyzikální
definice práce rovněž plyne, že táhneme-li například naložené sáně po sněhu stále stejnou
silou, vykonáme tím větší práci čím menší úhel bude síla (řemínek) svírat se zemí.99
Působí-li na částici více sil
−→
F1,
−→
F2, · · · ,
−→
Fn, je práce, kterou na částici vykoná jejich
výslednice
−→
Fv rovna součtu dílčích prací vykonaných každou sílou samostatně. Platí totiž:
W ≡
−→
Fv · ∆−→r =
−→
F1 · ∆−→r +
−→
F2 · ∆−→r + · · · +
−→
Fn · ∆−→r ≡ W1 + W2 + · · · + Wn
98
Práce vykonaná mezi body −→ri a −→rf je samozřejmě na těchto bodech závislá, proto bychom ji měli
značit např. W(−→ri ; −→rf ), ale v rámci naší dohody z poznámky na straně 2.10 zůstaneme (většinou) pro
jednoduchost u pouhého W. Práce však nemusí obecně záviset pouze na poloze počátečního a koncového
bodu, ale též na tvaru a délce trajektorie — z kontextu by mělo být vždy zřejmé o jaké body, případně
o jakou trajektorii, jde.
99
Abychom přesnosti učinili zadost, je nutné poznamenat, že kdybychom táhli za provaz pod větším
úhlem, saně bychom trochu nadzvedávali a zmenšovali tak třecí sílu mezi sněhem a sáněmi.
69
V případě, že se zajímáme o práci, která byla vykonána silami působícími na nějakou
soustavu částic (či těles), definujeme celkovou mechanickou práci vykonanou na soustavě
takto: Nechť j-tá částice soustavy se působením síly
−→
F (j)
posune o ∆−→r (j)
(předpokládáme,
že tento úsek je tak malý, že se síla během něj podstatně nezmění). Celková práce Wcelk
bude dána přirozeným vztahem
Wcelk
def
=
n
j=1
−→
F (j)
· ∆−→r (j)
(2.63)
Jak již bylo uvedeno, síly působící na částice obecně závisejí na jejich poloze, rychlosti
i na čase. Rovněž trajektorie částic obvykle nejsou jednoduše přímkové. Chceme-li vypočítat
celkovou práci vykonanou silou působící při pohybu na hmotný bod a měnící se z místa
na místo na křivočarém úseku trajektorie, postupujeme takto: Nejprve rozdělíme trajektorii
hmotného bodu na úseky tak malé, aby 1) se na nich neprojevovalo její zakřivení a 2) bylo
možno v rámci každého z těchto úseků považovat působící sílu za přibližně konstantní (viz
obr. 2.38). Na v každém takovémto úseku ∆sl = |∆−→rl |, je práce ∆Wl definovaná zcela
obdobně jako v 2.37, tj. platí ∆Wl =
−→
Fl · ∆−→rl = Fsl∆sl. Celková práce vykonaná po celé
délce trajektorie je pak dána součtem všech elementárních prací. Popsaný proces je nejlépe
vidět z grafu na obr. 2.39, kde je vykreslena závislost průmětu Fs na dráhové souřadnici
s. Libovolně vybraný l-tý vyšrafovaný obdélníček má obsah úměrný práci ∆Wl, vykonané
na příslušném úseku trajektorie hmotného bodu o délce ∆sl silou s průmětem Fsl. Celková
práce je dána součtem obsahů šrafovaných obdélníčků. Kdybychom dělení trajektorie nekonečně
zjemňovali, došli bychom k tomu, že skutečná celková práce je určena obsahem
plochy pod grafem závislosti Fs = Fs(s).100
S podobným procesem jsme se již vícekrát
setkali.
Výkon
Je-li někdo schopen vytáhnout přes kladku do prvního patra čtyřicet cihel za deset minut,
řekneme o něm, že je výkonnější než člověk, který je schopen vytáhnout do dvojnásobné
výšky dvacet cihel za dvacet minut. Je tomu tak proto, že oba sice vykonali stejnou práci,
ale jeden z nich pracoval méně intenzivněji. Výkon ve fyzikálním smyslu (na rozdíl od běžné
mluvy) nám bude vždy charakterizovat jakousi rychlost konání (fyzikální) práce.
Z matematického hlediska je opět třeba rozlišit výkon podaný během jistého časového
intervalu a výkon podaný v „nekonečně malém časovém intervalu , tj. v daném okamžiku.
Prvnímu „druhu výkonu říkáme střední výkon, značíme jej P a definujeme vztahem
P
def
=
∆W
∆t
=
−→
F · ∆−→r
∆t
=
−→
F · −→v (2.64)
kde se opět předpokládá, že síla
−→
F je na přímém úseku trajektorie ∆−→r konstantní. Dru-
100
Přesněji — obsahem plochy sevřené osou s grafem Fs(s) a přímkami s = si a s = sf .
70
rk( )t
rk( )t+ t∆
∆rk
Fk
Fsk
Obrázek 2.38: Práce podél křivočaré trajek-
torie
s
Fs
∆sksi sf
Fi
Fk
Ff
Obrázek 2.39: Graf závislosti průmětu síly
do směru trajektorie na dráhové souřadnici
hému „druhu říkáme (okamžitý) výkon, značíme jej prostým P a definujeme
P
def
=
dW
dt
≡ lim
∆t→0
∆W
∆t
= lim
∆t→0
−→
F · ∆−→r
∆t
=
−→
F · −→v (2.65)
Jednotku výkonu [P] = W = J s−1
= kg m s−3
nazýváme watt. Jeden watt je práce
vykonaná silou jednoho newtonu působícího na hmotný bod po dráze jednoho metru během
jedné sekundy.
Mechanická energie
Zadíváme-li se v noci na rozsvícenou stolní lampičku, můžeme si všimnout složitých trajektorií
prachových částeček. Je prakticky nemožné určit v každém okamžiku všechny síly,
působící na kteroukoliv z nich. Z Newtonova pohybového zákona a z definice práce lze
matematickou cestou ukázat (a experimentálně ověřit), že ať je tato soustava sil jakkoli
složitá, práce W vykonaná jejich výslednicí závisí vždy jen na hmotnosti m částečky a na
rychlostech, kterou měla na počátku a na konci sledovaného intervalu (ozn. vi a vf ):
W =
1
2
mv2
f −
1
2
mv2
i ≡ Ekf − Eki ≡ ∆Ek (2.66)
kde jsme vztahem Ek
def
= 1
2
mv2
definovali veličinu zvanou kinetická (pohybová) ener-
gie.101
Všimněte si podobnosti mezi tímto vztahem a vztahem 2.60. Můžeme říci, že zatímco
časový účinek síly (F∆t) souvisí se změnou hybnosti, dráhový účinek síly (F∆s) souvisí
se změnou kinetické energie.
101
Upozorněme, že kinetická energie závisí na čase stejně jako druhá mocnina okamžité rychlosti.
71
Lze ukázat, že naprosto analogická rovnice platí i pro soustavu částic či dokonce o těleso
nebo soustavu těles — celková práce všech sil na soustavu působících (definice viz 2.63) je
rovna rozdílu celkových kinetických energií soustavy na počátku a konci pohybu. Přitom
celková kinetická energie soustavy Ecelk
k je dána součtem kinetických energií E
(j)
k všech
jejích částí, tedy
Ecelk
k =
n
j=1
E
(j)
k
Na příkladu obruče točící se kolem svého středu (viz obr. 2.40) si můžeme všimnout, že
zatímco její celková hybnost je nulová, její celková kinetická energie nikoli. Rozdělíme-li si
totiž obvod obruče na velmi malé části, bude její celková hybnost dána součtem hybností
příslušných každému úseku, tyto hybnosti se však po dvou ruší. Naproti tomu kinetická
energie je vždy nezáporná veličina a pro každý úsek obruče je nenulová.
Jednotkou kinetické energie je samozřejmě rovněž joule.
Obrázek 2.40: Každému úseku na obvodu přísluší rychlost, a tedy i hybnost a kinetická
energie
PŘÍKLAD
Jaká bude po jedné sekundě od vypuštění celková kinetická energie soustavy tří stejných
míčků o hmotnosti 100 g, když budou vrženy z dvaceti metrů nad zemí takto: první míček
rychlostí 10 m s−1
směrem k zemi, druhý míček volně puštěn, třetí míček rychlostí 10 m s−1
směrem vzhůru?
Návod: Spočítejte ze vztahu v(0) − gt rychlosti míčků a sečtěte jejich kinetické energie.
72
Řekli jsme si, že i když práce vykonaná nějakou silou na hmotném bodu obecně závisí
na jeho trajektorii, je celková práce všech sil působících na tento bod vždy dána pouze
rozdílem kinetických energií na počátku a na konci pohybu. Kdybychom experimentálně
zkoumali působení jediné síly na hmotný bod, ukázalo by se, že existují síly, pro které
rozdíl kinetických energií (a tedy i celková práce) závisí jen na počáteční a konečné poloze
hmotného bodu, tj. nezávisí na způsobu, jakým se tento bod dostal z jednoho místa na
druhé. Pro každou z těchto sil, kterým budeme říkat konzervativní lze definovat jistou
skalární veličinu Ep takto: Přejde-li za působení konzervativní síly hmotný bod z místa −→ri
do místa −→rf , bude práce Wif této síly dána rozdílem
Wif = Ep(−→ri ) − Ep(−→rf ) (2.67)
Veličinu Ep(−→r ) závislou na poloze hmotného bodu nazýváme polohová nebo častěji potenciální
energie. S důvodem, proč nedefinujeme rozdíl potenciálních energií obráceně,
jak by se dalo očekávat, se seznámíme zanedlouho v souvislosti se zákonem zachování
mechanické energie. Možná jste si také všimli, že vztahem 2.67 není potenciální energie definována
jednoznačně. Totiž jediné co v principu dokážeme změřit je vykonaná práce Wif
(například jako rozdíl kinetických energií), ovšem kdybychom potenciální energii posunuli
ve všech bodech prostoru o nějakou konstantní hodnotu E0, tj. kdybychom přeznačili
Ep(−→r ) −→ Ep(−→r ) + E0 pro všechna−→r
dostali bychom
[Ep(−→ri ) + E0] − [Ep(−→rf ) + E0] = Wif
Této nejednoznačnosti se obvykle zbavujeme tak, že jednomu, v zásadě libovolnému, místu
−→r0 v prostoru přiřazujeme nulovou potenciální energii (někdy se říká nulovou hladinu potenciální
energie), tj. definujeme Ep(−→r0 ) ≡ Ep0 = 0. Díky vztahu 2.67 pak bude každému
dalšímu místu −→ri příslušet již jednoznačně určená potenciální energie Ep(−→ri ) = Ep0+Wi0 =
Wi0. Každé místo −→r prostoru, kde působí konzervativní síla, bude tedy charakterizováno
skalární veličinou Ep(−→r ) číselně rovnou práci, kterou tato síla bude muset vykonat, aby
hmotný bod z tohoto místa dostal do místa −→r0 s nulovým potenciálem.102
Díky uvedené
vlastnosti můžeme oblast působení konzervativní síly snadno „zmapovat pomocí hladin
stejné potenciální energie — tzv. ekvipotenciál.
Potenciální energie tak, podobně jako kinetická energie, závisí pouze na okamžitém
stavu tělesa a ne na tom, jak se těleso do tohoto stavu dostalo.103
Zatímco kinetická energie
závisí na velikosti rychlosti v daném okamžiku, závisí energie potenciální na poloze v daném
okamžiku.
To, že práce sil působících na hmotný bod nezávisí ani na jeho rychlosti ani na trajektorii,
po které se změna polohy uskutečnila, však není vůbec samozřejmé — jak již
102
Ještě jednou budiž zdůrazněno, že práce konzervativních sil nezávisí na trajektorii, po které se částice
z místa −→r do místa −→r0 dostala.
103
Připomínám, že stav tělesa (přesněji hmotného bodu) v mechanice je určen jeho polohou a rychlostí
v daném okamžiku.
73
bylo uvedeno, tuto vlastnost mají jen některé síly. Z již zmiňovaných to je síla tíhová,
síla gravitační, síla pružnosti a elektrostatická síla. Příklady sil, kterým nemůžeme přiřadit
potenciální energii závislou pouze na poloze jsou síly třecí nebo síly magnetické.
Pro ilustraci důležité koncepce potenciální energie se seznamme s nejjednodušší konzervativní
silou — s konstantní (homogenní) silou, jejímž příkladem je síla tíhová
−→
Fg.
g
r(t)
r(t+Dt)
Dr
Dr
Dh
r0
h
O
Obrázek 2.41: Práce tíhové síly po trajektorii koule závisí pouze na rozdílu jejích výšek na
začátku a na konci pohybu
Sledujme pohyb vrhačské koule o hmotnosti m od okamžiku ti těsně po vypuštění do
okamžiku tf těsně před dopadem. V tomto případě je možno zanedbat všechny ostatní síly
a uvažovat jen tíhovou sílu
−→
Fg, jíž působí Země na kouli. Protože je tíhová síla konzervativní,
vykoná na kouli práci závisející jen na její počáteční a koncové poloze vůči zvolené souřadnicové
soustavě.104
Tedy, byla-li koule v čase ti v místě o polohovém vektoru −→r (ti) ≡ −→ri
a v čase tf v místě −→r (tf ) ≡ −→rf , bude práce Wif , kterou na kouli vykonala tíhová síla
působící po celé sledované části trajektorie, rovna rozdílu příslušných potenciálních energií
Eg. Můžeme tedy psát
Wif = Eg(−→ri ) − Eg(−→rf ) ⇒ Eg(−→ri ) = Eg(−→rf ) + Wif (2.68)
Další postup závisí na volbě vztažné soustavy a volbě referenčního bodu. V případě
zemského povrchu volíme, jak je obvyklé, vztažnou soustavu v souladu s obr. 2.41 (bod
s nulovou potenciální energií leží na povrchu Země). Všimněte si, že práce tíhové síly
vykonaná na krátkém úseku trajektorie ∆−→r ≡ −→r (t + ∆t) − −→r (t) je rovna
∆W =
−→
Fg · ∆−→r = m−→g · ∆−→r = ±mg∆h
kde platí znaménko +, pokud koule na své cestě klesá a znaménko −, pokud stoupá. Sečtením
všech prací konaných tíhovou silou na každém úseku sledované trajektorie dostáváme
celkovou práci Wif = mg(hi − hf ) ≡ mgh. Potenciální energie koule, která se nachází
v místě −→r , které leží ve výšce h nad povrchem Země je tak podle 2.68 dána vztahem
Ep(−→r ) = Ep(h) = Ep(−→r0 ) + W = Ep(h = 0) + W = 0 + mgh = mgh
104
Důkazem konzervativnosti síly je možnost sestavení vztahu pro potenciální energii.
74
Ekvipotenciálami tedy budou plochy rovnoběžné s povrchem.
Další velmi důležitou konzervativní silou je síla pružnosti, která je přímo úměrná výchylce
z rovnovážné polohy (Fp = −kx). Často v souvislosti s touto silou hovoříme o předmětu
(hmotný bod) připevněnému k lehké (nehmotné) pružině charakterizované tuhostí
k. Pokud byl předmět vychýlen v kladném směru osy x a poté uvolněn (viz obr. 2.32),
bude působící síla pružnosti mířit ve směru záporném, tj. souhlasně se změnou ∆x souřadnice
kuličky. Pokud kulička byla uvolněna po vychýlení v záporném směru osy x, bude
návratová síla pružnosti mířit v kladném směru, stejně jako přírůstek souřadnice kuličky.
To znamená, že směrem k počátku (rovnovážné poloze) vykonává síla pružnosti kladnou
práci a lze nahlédnout, že směrem od počátku je touto silou vykonávána práce záporná
(pohyb je brzděn).
Fp
xx1
x3
x2
Obrázek 2.42: Práce konaná pružinou
Práce vykonaná pružinou při přesunu z místa se souřadnicí x1 (viz obr. 2.42) do počátku,
bude dána plochou 1
2
Fpx1. Volíme-li hladinu nulové potenciální energie v rovnovážné
poloze (počátku), bude podle 2.68 pro potenciální energii kuličky, která je pod vlivem síly
pružnosti ve vzdálenosti x platit
Epr(x) ≡ Epr(xi) = Epr(xf ) + Wif = Epr(0) +
1
2
kx2
(2.69)
Práce vykonaná silou pružnosti ze vzdálenosti x1 do vzdálenosti x2 od rovnovážné
polohy je pak W = 1
2
kx2
1 − 1
2
kx2
2.
Shrňme k čemu jsme se dobrali: Práce všech sil, působících na částici při jejím pohybu,
je rovna rozdílu její kinetické energie na začátku a na konci pohybu a práci konzervativních
sil můžeme vyjádřit (obráceným) rozdílem jejich potenciálních energií. Postupme dále
a označme součet potenciálních energií všech takovýchto sil na začátku pohybu Epi a na
konci pohybu Epf a práci zbylých, nekonzervativních sil Wnkz. Rovnici 2.66 pak můžeme
přepsat do tvaru
Ekf − Eki = Epi − Epf + Wnkz =⇒ (Ekf + Epf ) − (Eki + Epi) = Wnkz (2.70)
75
Jsou-li mezi konzervativními silami pouze tíhová (s potenciální energií Eg), síla pružnosti
(Epr) nebo gravitační síla (EG), nazýváme součet Em ≡ Eg + Epr + EG (celková) mechanická
energie částice. Práce nekonzervativních sil je pak rovna změně této energie,
tj.
∆Em ≡ Emf − Emi = Wnkz (2.71)
Zkoumáme-li nějakou soustavu částic či těles, definujeme její celkovou mechanickou
energii jako součet mechanických energií všech jejích částí (tj. včetně každé části všech
těles).
Důležitý případ nastává, když na soustavu (resp. její části) působí pouze mechanické
konzervativní síly (vnitřní či vnější) nebo když práce nekonzervativních sil je rovna nule.
Z rovnice 2.71 pak vyplývá, že ∆Em = 0 — mechanická energie soustavy se pak během
pohybu nemění Em = Ek + EG + Eg + Epr = konst. Tímto vztahem je vyjádřen tzv.
zákon zachování mechanické energie. Název „konzervativní síly pak plyne z toho,
že působení pouze těchto sil na těleso zachovává — konzervuje — celkovou mechanickou
energii tělesa.
Tento zákon nás přivádí zpětně k tomu, proč byla potenciální energie konzervativních sil
definována „rozdílovým vztahem W = Epi −Epf a nikoli, jak by se mohlo zdát přirozenější
W = Epf − Epi. Kdybychom totiž definovali potenciální energii podle druhého způsobu,
museli bychom pak definovat mechanickou energii jako Ek − Ep, což vypadá daleko méně
přirozeně.
PŘÍKLAD
Pokud se rozskáčete do velké výšky na trampolíně a pak už budete jen pasivně (tj. se
strnulým tělem) skákat, bude se vaše kinetická, potenciální tíhová a potenciální energie
pružnosti trampolíny měnit. V nejvyšším bodě vaší trajektorie (viz obr. 2.43) bude vaše
celková mechanická energie sestávat pouze z energie tíhové — Eg = mghmax, kde m je vaše
hmotnost, h výška nad podlahou a g tíhové zrychlení (kinetická energie je v tomto bodě
nulová, protože i vaše rychlost je v tomto bodě na okamžik nulová).105
Cestou dolů (volným
pádem) budete nabírat rychlost (v = gt) a těsně před dotykem s trampolínou (obr. 2.44)
bude vaše rychlost maximální. Trampolína však váš prudký pád zbrzdí tak, že v nejnižším
bodě (obr. 2.45) budete mít opět nulovou rychlost, tentokrát však budete ve výšce hmin
nad zemí. Navíc ovšem vychýlíte trampolínu z její rovnovážné polohy o l − hmin, kde l
je výška trampolíny. Jsou-li pružné vlastnosti trampolíny charakterizovány konstantou k,
je vaše potenciální energie pružnosti v nejnižším bodě Epr = 1
2
k(l − hmin)2
. Vaše celková
mechanická energie Em v popsaných úsecích trajektorie pak bude
Ea
m = mghmax,
Eb
m =
1
2
mv2
max + mgl,
Ec
m = mghmin +
1
2
k(l − hmin)2
76
hmax
l
v = 0
Obrázek 2.43: a) počátek pohybu — potenciální energie tíhové síly je maximální
vmax
Obrázek 2.44: b) dopad na trampolínu — kinetická
energie je maximální
v = 0
hmin
Obrázek 2.45: c) nejnižší bod — potenciální
energie pružnosti je maximální
Pokud by na vás působily jen tíhová síla a síla pružnosti (tj. konzervativní síly), mechanická
energie by se neměnila — Ea
m = Eb
m = Ec
m. Z toho je ovšem zřejmé, že při zpátečním
pohybu by vás trampolína vymrštila rychlostí vmax a dosáhli byste nakonec stejné výšky
hmax (aniž byste se o to nějakým přídavným pohybem přičinili). Jenže z praxe víme, že
do stejné výšky nikdy nevystoupíme — náš pohyb bez „buzení nebude trvat nekonečně
dlouho, ale nakonec se zastaví. To nám ovšem signalizuje narušení zákona zachování mechanické
energie.
Zhruba od poloviny 18. století se ví, že mechanická energie se nemění pouze v důsledku
konání práce, ale i v důsledku přenosu tepla. Postupem doby se také přišlo na existenci
dalších forem energie, které se mohou přeměňovat ať už navzájem nebo na práci, teplo
105
Zde předpokládám, že jste nahraditelní hmotným bodem.
77
či mechanické druhy energie. Jejich společným pojítkem je, že u všech lze jejich přírůstek
(resp. úbytek) vyjádřit pomocí jisté práce a hlavně, že jejich součet v izolované soustavě se
vždy musí zachovávat. Předpokládáme tedy platnost tzv. zákona zachování (celkové)
energie.
Jednotkou jakéhokoli druhu energie v soustavě SI je joule — [E] = J = kg m2
s−2
.
Relativistická energie
Zahrnutí relativistických principů do zkoumání celkové práce výslednice sil působících na
částici (hmotný bod) vede k modifikaci vztahu 2.66 na vztah
W =
m0c2
1 −
v2
f
c2
−
m0c2
1 −
v2
i
c2
(2.72)
kde m0 je hmotnost částice měřená v soustavě, ve které se nachází v klidu a c je rychlost
světla ve vakuu. Veličina
Er
def
=
m0c2
1 − v2
c2
(2.73)
je nazývána relativistická energie částice. Souvislost relativistické a kinetické energie
vyplave na povrch, uvědomíme-li si, že pro běžné rychlosti makroskopických předmětů je
(v/c) ≪ 1 a rozvineme-li Er do řady106
Er ≡ m0c2
1 −
v2
c2
− 1
2
= m0c2
1 +
1
2
v2
c2
+
3
8
v4
c4
+ . . . = m0c2
+
1
2
m0v2
+ . . .
106
Na střední škole si ověřovali (a možná i dokazovali) platnost tzv. binomické věty, která říká, že pro
jakákoli reálná čísla a, b a nezáporné celé číslo n platí vztah
(a + b)n
=
n
k=0
n
k
an−k
bk
kde
n
k
=



n(n−1)(n−2)...(n−k+1)
k(k−1)(k−2)...3·2·1 (k > 0)
1 (k = 0)
0 (k < 0)
je tzv. kombinační číslo (definované obecněji než na střední škole). Ukazuje se, že tuto větu lze zobecnit
pro reálné exponenty q: Je-li |a| > |b|, lze výraz (a + b)q
rozvinout do řady
q
0
aq
+
q
1
aq−1
b +
q
2
aq−2
b2
+
q
3
aq−3
b3
+ · · ·
Toho se využívá zejména při aproximacích výrazu (1 +x)q
pro velmi malá reálná čísla x (x ≪ 1). Mocniny
x se rychle zmenšují a proto tento výraz může být s dobrou přesností nahrazen několika prvními členy
řady
1 + qx +
q(q − 1)
2
x2
+
q(q − 1)(q − 2)
6
x3
+ · · ·
78
Vidíme, že nejpodstatnější příspěvek k relativistické energii částice pohybující se rychlostí
v ≪ c dávají výrazy m0c2
a 1
2
m0v2
. Druhý člen zřejmě odpovídá klasické kinetické energii,
tj. energii, která souvisí s pohybem částice. Člen m0c2
je relativistické energii částice nachází
vždy, říkáme mu proto klidová energie částice. Mohlo by se zdát, že toto přiřazení energie
hmotnosti nemá žádný reálný význam, protože je tato energie nepřeměnitelná na jiné formy
energie, tj. že do zákona zachování celkové energie vstupuje pouze jako konstanta. Existují
však procesy, které dokáží změnit částici například na elektromagnetické záření, tj. celá
klidová energie částice se může změnit na energii příslušnou elektromagnetickému záření107
a tedy zavedení klidové energie není samoúčelné. V jaderné fyzice a fyzice elementárních
částic je tento pojem naprosto běžnou záležitostí. Zkuste si sami spočítat, kolik energie je
takto skryto v jednom kilogramu látky.
V odstavci věnovaném vztahu setrvačnosti a hmotnosti na str. 53 jsme si uvedli, že
chceme-li změnit rychlost (vektor) tělesa, musíme aplikovat tím větší sílu, čím je těleso
těžší. Také jsme si však uvedli jako experimentální fakt, že působení vedoucí ke změně
rychlosti musí být tím větší, čím rychleji se těleso pohybuje. Odůvodnění tohoto faktu
můžeme vidět z rovnice 2.72. Uveďme si jednoduchou ilustraci.
PŘÍKLAD
Jakou rychlost získá částice pohybující se z klidu ve směru osy x na dráze ∆s, když na
ni působí konstantní síla Fx? Porovnejte relativistický a nerelativistický případ.
Z nerelativistické rovnice 2.66 pro rychlost vn částice získanou během urychlování konstantní
silou Fx na dráze ∆s plyne (hmotnost částice je označena m0)
W = Fx∆s =
1
2
m0v2
⇒ vn =
2Fx∆s
m0
=
2Fx∆s
m0c2
c (2.74)
Relativistická rovnice 2.72 vede k výrazu
W = Fx∆s =
m0c2
1 − v2
c2
− m0c2
⇒ vr = 1 −
1
Fx∆s
m0c2 + 1
2 c (2.75)
Všimněme si, že se zvětšováním „rozjezdové dráhy ∆s roste i výraz pro vn nade všechny
meze. Kdybychom nechali sílu Fx působit na dráze
∆s =
m0c2
Fx
nabrala by částice rychlost stejnou, jakou má světlo ve vakuu. Naproti tomu výraz pro vr
je vždy menší než rychlost světla. Porovnáním také vidíme, že pro jakékoli ∆s je vr < vn,
platí totiž (označme pro jednoduchost x ≡ Fx∆s/m0c2
≥ 0)
vr
vn
=
1 − 1
(x+1)2
2x
=
x + 2
2(x + 1)2
≤ 1 pro všechna přípustná x (2.76)
107
To, že elektromagnetické záření dokáže předávat energii dál, můžeme pozorovat například za horkého
letního dne.
79
Tento výsledek můžeme interpretovat tak, že s rostoucí rychlostí, roste i odpor tělesa
k urychlování, tj. jeho setrvačnost a tedy i jeho hmotnost.
Uvedené úvahy dovolují zavést označení (viz poznámka o relativistické hmotnosti na
straně 53)
m ≡
m0
1 − v2
c2
(2.77)
Relativistická energie 2.73 pak získá tvar
Er = mc2
(2.78)
Experimenty ukázaly, že tuto patrně nejznámější rovnici na světě (bez indexu „r ) je možno
chápat obecně jako vztah mezi celkovou energií soustavy E (můžeme tedy vynechávat
přívlastek „relativistická a její hmotností.108
Protože experimentálně lze ověřovat pouze
změny energie, můžeme rovnici 2.78 upravit. Uvažujme o soustavě, do které z vnějšku přišla
energie ∆E (například zahřátím). Označme Ei celkovou energii soustavy před příchodem
∆E a Ef po příchodu. Podle 2.78 pak platí
∆E = Ef − Ei = mf c2
− mic2
≡ ∆mc2
(2.79)
Z uvedeného je vidět, že změně energie soustavy, odpovídá i změna její hmotnosti. Například,
ohřejeme-li 1 000 litrů vody z 0◦
C na 100◦
C, musíme jí dodat energii ∆E = 4, 18·108
J.
Hmotnost této tuny vody se zvýší o
∆m =
∆E
c2
≈ 5 · 10−6
g
Abychom tento přírůstek hmotnosti zaznamenali, museli bychom umět měřit minimálně
s přesností na 1010
%. V mikrosvětě jsou však podmínky pro ověření vztahu ∆E = ∆mc2
poněkud příznivější. Pro ilustraci použijme nyní tento vztah v obráceném smyslu.
Důkladným měřením byly zjištěny hmotnosti atomových jader i částic, ze kterých jsou
složena, tj. protonů a neutronů. Označíme-li jako m0p a m0n klidové hmotnosti protonu
a neutronu, očekávali bychom, že jádro složené ze Z protonů a N neutronů bude mít
hmotnost m∗
j = Zm0p + Nm0n. Skutečně změřené hmotnosti mj jader jsou však vždy
menší (mj < m∗
j ). Důvod je v následujícím: Abychom mohli stabilní jádro „roztrhnout na
protony a neutrony, je potřeba jisté energie ∆Ej (jinak by se rozpadlo samo). Tato energie
se při sestavování jádra uvolní do okolí (například ve formě elektromagnetického záření).
Ze vztahu 2.79 však víme, že každé změně energie soustavy odpovídá i určitá hmotnost.
Fakt, že v hmotnostní bilanci m∗
j jádra chybí právě hmotnost ∆mj = ∆Ej/c2
byl potvrzen
nesčetně mnoha pokusy. Rozdíl ∆mj mezi součtem klidových hmotností všech protonů a
neutronů obsažených v jádře a mezi skutečnou hmotností jádra je nazýván hmotnostní
schodek jádra a energie ∆Ej vazebná energie jádra. U velkých jader, jako je například
108
O zajímavých historických souvislostech doprovázejících tuto rovnici se můžete dočíst např. v [36].
80
jádro uranu, je úbytek hmotnosti způsobený uvolněním vazebné energie větší než hmotnost
protonu (zkuste si to ověřit pomocí tabulek).
Přestože teorie relativity pojem energie značně zobecnila, nevyplývá z ní samotné další
důležitý experimentálně zjištěný fakt — existují fyzikální soustavy, ve kterých neprobíhají
změny energie spojitě. Všimněme si například tělesa, na nějž působí pouze síly pružnosti.
Jeho mechanická (nerelativistická) energie je dána vztahem (viz 2.69 a 2.70)
Em =
1
2
mv2
+
1
2
kx2
Protože těleso můžeme umístit na libovolnou souřadnici a libovolně silným šťouchem mu
můžeme udělit jakoukoli rychlost, může být jeho mechanická energie měněna spojitě. Podobně
při klasickém zkoumání dopadají všechny druhy sil. Naproti tomu bylo experimentálně
dokázáno, že elektrony v obalech atomů nabývají pouze diskrétních hodnot. V tomto
směru musela Newtonovu mechaniku nahradit tzv. mechanika kvantová (více o ní v kapitole
7).
Závěrem povídání o energii můžeme říci, že teorie mechanického pohybu založená na
Newtonových principech sice byla nahrazena pokročilejšími teoriemi, ale zákon zachování
energie (a též hybnosti) tvoří mocné nástroje při předpovídání výsledků fyzikálních experimentů
dosud.
2.4 Gravitační pole
Na začátku 17. století, asi 180 let po znovuobjevení heliocentrického pohledu na vesmír
Mikulášem Koperníkem,109
přišel Johannes Kepler s matematicky přesnějším vyjádřením
pohybu planet kolem Slunce. Kepler na základě, v té době nejpřesnějších, pozorování náročnou
matematickou cestou objevil, že:
• Planety sluneční soustavy se pohybují po elipsách v jejichž společném ohnisku se
nachází Slunce.110
• Plocha opsaná spojnicí libovolné planety a středu Slunce se během libovolně zvoleného
časového intervalu po celou dobu oběhu nemění.
• Poměr mezi druhou mocninou oběžné doby a třetí mocninou velké poloosy oběžné
dráhy je pro všechny (tehdy známé) planety sluneční soustavy stejný.
109
Snad jako první začal uvažovat o heliocentrické soustavě Aristarchos ze Samu, který žil ve 3. století
před naším letopočtem. To je ovšem 18 století před Koperníkem!
110
Koperník ještě uvažoval jen kruhové dráhy, ale pohyb po jednoduchých kružnicích neodpovídal pozorovaným
planetárním pohybům — musel zavést systém různých přídatných kruhových pohybů (po tzv.
epicyklech a deferentech), které sice tvořily jeho heliocentrickou soustavu poněkud složitější než by se na
první pohled zdálo, ale oproti geocentrické soustavě byl počet takovýchto přídatných kruhových pohybů
daleko menší.
81
Na základě pozorování pohybů Měsíce kolem Země a rozborem těchto Keplerových výsledků
Newton vyslovil hypotézu o existenci tzv. gravitačních sil,111
které se projevují
v okolí každého tělesa ve vesmíru. Tvrzení, že mezi každými dvěma částicemi (hmotnými
body) existuje přitažlivá síla, která je přímo úměrná součinu jejich hmotností a nepřímo
úměrná druhé mocnině jejich vzdálenosti je obsahem tzv. Newtonova gravitačního zákona
nebo též poněkud méně vhodně zákona všeobecné gravitace. Matematické vyjádření
velikosti gravitační síly, která k sobě přitahuje dvě tělesa o hmotnostech m a M,
jejichž středy leží ve vzdálenosti r, je dána vztahem
FG = G
mM
r2
(2.80)
kde o konstantě úměrnosti G ≈ 6, 67 · 10−11
N m2
kg−2
se předpokládá, že je v celém
vesmíru stejná (je to univerzální konstanta). Tato tzv. gravitační konstanta charakterizuje
„mohutnost gravitačního působení . Díky „malosti této konstanty je gravitační
působení běžných těles lidských rozměrů prakticky zanedbatelné, stačí si například vyčíslit,
jakou gravitační silou na sebe působí dvě železné koule o hmotnosti 10 kg, leží-li jejich
středy ve vzdálenosti 1 m.112
Z Newtonových pohybových zákonů a Newtonova gravitačního
zákona lze samozřejmě zpětně matematickou cestou vyvodit Keplerovy zákony.
Protože vztah 2.80 závisí pouze na vzdálenosti, vyplývá z něj, že jakákoli dvě tělesa
ve vesmíru na sebe gravitačně působí okamžitě. To například znamená, že změna polohy
hvězdy na jednom konci vesmíru by se měla projevit v okamžité změně gravitačního působení
(které je samozřejmě velmi malé) na hvězdu na druhém konci vesmíru. Celá dvě století
po Newtonovi nepřipadalo naprosté většině vědců na tomto faktu nic divného (zřejmě také
proto, že jeho gravitační zákon byl v plné shodě s pozorováním). Po objevu speciální teorie
relativity Albertem Einsteinem se však ukázalo, že žádná informace se nemůže pohybovat
rychlostí větší než je rychlost světla — tedy ani hvězdy ani jiné objekty se o vzdálených
změnách nemohou dovědět dříve než by mezi nimi stihlo přelétnout světlo. Sám Einstein
pak sestavil novou teorii gravitace, která již požadavkům speciální relativity vyhovovala,
jeho teorie byla nazvána obecnou teorií relativity. Tato teorie, která zatím prochází
všemi experimentálními testy s úžasnou přesností (na rozdíl od gravitační teorie Newtonovy
a jiných) tvrdí, že gravitační síla se nepřenáší z místa na místo okamžitě, ale že
existuje cosi, co tuto sílu přenáší konečnou rychlostí (tato rychlost je stejná jako rychlost
světla). Ono „cosi je rozprostřené v prostoru (vyplňuje prostor) kolem každého tělesa
a zprostředkovává (přitažlivé) silové působení na ostatní tělesa v tomto prostoru se nacházející
— říkáme, že každé těleso kolem sebe vyvolává gravitační pole a že každé těleso,
které se do tohoto pole dostane je přitahováno gravitační silou.113
111
Z lat. gravis = těžký.
112
Přestože gravitační zákon platí pouze pro hmotné body, tj. tělesa se zanedbatelnými rozměry vůči
vzájemné vzdálenosti, lze z něj dokázat, že vztah 2.80 platí i pro všechna tělesa nezanedbatelných rozměrů,
je-li jejich hmotnost rozložená kulově symetricky kolem jejich středu a r je vzdálenost těchto středů.
113
Abychom byli přesnější, z Einsteinových výzkumů vyplynulo, že působení gravitačních sil lze popsat
pomocí deformací samotného prostoru a času a že tyto deformace se nemohou šířit nekonečnou rychlostí.
Výrazné odchylky od Newtonovy teorie se však projevují až při vysokých rychlostech a u velmi těžkých
82
Uvedené si můžeme ilustrovat například takto: Sledujme gravitační působení Slunce na
Zemi. Vzdálenost obou těles je přibližně 150 miliónů kilometrů a světlo z povrchu Slunce
dopadá na Zemi až po více než osmi minutách putování sluneční soustavou. Kdyby se
vyspělá mimozemská civilizace z nějakého důvodu rozhodla náhle vymazat Slunce z našeho
vesmíru (například propadem do hyperprostoru :-)), Země bude ještě přes osm minut obíhat
kolem místa, kde dříve stálo. Rychleji tuto změnu zaznamenat nemůže. Například planeta
Neptun by tuto změnu pocítila až po více než čtyřech hodinách a nejbližší hvězdy dokonce
až po několika letech, do té doby by se vše dělo tak, jakoby Slunce bylo stále na svém
místě.
Jedním z nejdůležitějších impulzů, které přivedli Einsteina k jeho teorii gravitace je
poznatek, že v gravitačním poli se všechna tělesa pohybují se stejným zrychlením. Tuto
vlastnost (u zemské přitažlivosti) objevil již Galileo Galilei a dodnes nevypadá vůbec samozřejmě,
i když odhlédneme od brzdných účinků vzduchu. Jak si ukážeme v kapitole
o elektrostatice, v elektrickém poli (podobně jako v gravitačním poli) působí na částici
o hmotnosti m nesoucí elektrický náboj q síla Fe, která je mu přímo úměrná, tj. platí
Fe ∼ q. Podle druhého pohybového zákona bude tedy zrychlení částice a ∼ q
m
, tj. když
částice bude mít jiný náboj, bude mít i jiné zrychlení. Z 2.80 však plyne, že vztah pro
gravitační sílu působící na částici s hmotností m můžeme přepsat na mK, kde K již na
m nezávisí. Pro zrychlení této částice pak platí a = K, tj. je také nezávislé na hmotnosti.
Tento výsledek vyplývá čistě z logiky věci a nevypadá nijak zajímavě, ovšem pouze do doby
než si uvědomíme fakt, že hmotnost vystupující v gravitačním zákonu jsme považovali za
tu samou jako hmotnost určující míru odporu vůči změně pohybu, tj. hmotnost setrvačnou.
Jenže proč by měla mít gravitace něco společného se setrvačností? V gravitačním
zákonu by měla být teoreticky jiná veličina určující mohutnost vytvářeného gravitačního
pole, jakási gravitační hmotnost. To, že si jsou gravitační a setrvačná hmotnost úměrné,
resp. díky vhodné volbě jednotek jsou vlastně totožné, je v rámci klasické fyziky záhadou.
Až Einstein přišel s tím, že tento fakt je nutno brát vážně a postavil jej do srdce své teorie
gravitace — obecné relativity. I když je obecná relativita koncepčně velmi jednoduchá a
existuje mnoho populárních knih, které její základy vysvětlují (viz např. [37, 26, 25] nebo
poněkud náročnější [38, 39]), je matematicky velice náročná. Proto se nadále budeme zabývat
pouze Newtonovu teorii gravitace s tím, že navíc budeme používat pojem pole, přestože
vlastně k Newtonově teorii vůbec nepatří.
Pro gravitační pole platí zákon akce a reakce — v praxi například znamená, že působí-li
na vás váš partner gravitační silou, působíte stejně velkou (ale opačně orientovanou) silou
i vy na něj.
Gravitační síly rovněž splňují velmi významný princip superpozice, který můžeme
ilustrovat například takto: označíme-li
−→
FM sílu, kterou by na Zemi působil pouze Měsíc a nic
jiného (jako kdyby ostatní tělesa sluneční soustavy na chvíli zmizela) a
−→
FS sílu působící na
Zemi od osamoceného Slunce, bude celková gravitační síla, kterou působí Slunce a Měsíc
objektů (násobky hmotnosti Slunce), takže relativistický pohled na gravitaci ukazuje, že přitažlivá síla
působící mezi dvěma dostatečně vzdálenými a relativně pomalu se pohybujícími tělesy je prakticky taková,
jakou udává Newtonův gravitační zákon.
83
společně na Zemi dána vektorovým součtem
−→
FM +
−→
FS — gravitační pole se tedy mohou
prolínat aniž by jedno narušovalo druhé.114
Studujme nyní působení gravitačního pole vytvořeného těžkou částicí o hmotnosti M
na lehkou částici o hmotnosti m. Předpokládáme, že částice m je tak lehká, že její pohyb
v okolí částice M ji nijak podstatně neovlivní (říká se jí také testovací částice). Ze
vztahu 2.80 plyne, že síla působící na m závisí přímo úměrně na velikosti m. Pole vytvářené
hmotností M však existuje nezávisle na tom, nacházejí-li se v něm jiná tělesa. Abychom
mohli porovnávat „mohutnost silového působení v různých gravitačních polích, vztáhneme
gravitační sílu na jednotku hmotnosti — takovéto „normované gravitační síle budeme říkat
intenzita gravitačního pole a označíme ji
−→
K. Působí-li tedy v gravitačním poli buzeném
hmotností M na tělísko o hmotnosti m gravitační síla
−→
FG, je intenzita tohoto pole dána
vztahem
−→
K(M) def
=
−→
FG
m
115
(2.81)
Protože hmotnost je vždy kladná veličina, mají gravitační síla a intenzita gravitačního pole
stejný směr i orientaci. Vzhledem k nezávislosti
−→
K(M)
na hmotnosti m testovací částice,
charakterizuje intenzita gravitačního pole silové účinky tohoto pole bez ohledu na to, co
se v něm nachází. Silové působení gravitačního pole charakterizovaného intenzitou
−→
K(M)
na částici s hmotností m′
pak můžeme jednoduše vyjádřit vztahem
−→
F = m′−→
K(M)
.
Pomocí vektoru intenzity gravitačního pole můžeme toto pole zmapovat. Je-li v každém
bodě prostoru vektor
−→
K stejný (konstantní), mluvíme o homogenním neb stejnorodém
poli, protíná-li se směr všech vektorů
−→
K intenzity gravitačního pole v jednom bodě, hovoříme
o poli radiálním.116
V části 2.3.2 byla zmíněna konzervativnost gravitačních sil a z toho vyplývající možnost
zavedení potenciální energie. Skutečně, působí-li na částici o hmotnosti m v místě s polohovým
vektorem −→r pouze gravitační síly nějakého tělesa nebo soustavy těles, lze jí připsat
skalární veličinu EG(−→r ), které říkáme potenciální energie částice v gravitačním poli
nebo zkráceně gravitační potenciální energie. Tato veličina pak bude rovna práci vykonané
gravitačním polem při přemístění částice z místa −→r do místa −→r0 , kde je dohodou
stanovena nulová hladina potenciální energie, tj. kde EG(−→r0 ) = 0. Umístíme-li počátek
souřadnicové soustavy do centra gravitačního pole vytvořeného kulovým tělesem o hmotnosti
M a stanovíme-li nulovou hladinu potenciální energie v nekonečnu, lze z gravitačního
zákona a definice práce odvodit pro potenciální energii částice nacházející se v gravitačním
poli M vztah
EG(−→r ) = EG(r) = −G
mM
r
(2.82)
114
Pozor, toto vůbec není samozřejmý fakt a například v Einsteinově pojetí gravitace obecně neplatí.
115
Index M vyjadřuje, že se zajímáme o gravitační pole vyvolaného hmotností M.
116
V případě, že velikost intenzity pole závisí pouze na vzdálenosti od centra, hovoříme o tzv. centrálním
poli.
84
Všimněte si, že potenciální energie částice nezávisí na směru, ale pouze na vzdálenosti r
od středu tělesa (centrální pole). Dále si všimněte, že takto zavedená potenciální energie
částice je v každé vzdálenosti záporná, a tedy se zvětšující se vzdáleností r roste k nule.
Obdobně k zavedení intenzity gravitačního pole, jakožto vektorové veličiny popisující
vlastnosti gravitačního pole nezávisle na tom, jaké částice se v něm nacházejí, můžeme
zavést skalární veličinu zvanou potenciál gravitačního pole, která též popisuje gravitační
pole nezávisle na okolí. A stejně jako je intenzita „normovanou silou působící na
jednotkovou hmotnost, je potenciál „normovanou potenciální energií přiřazenou v daném
gravitačním poli jednotkové hmotnosti. Matematicky tedy je
ϕG(−→r )
def
=
EG(−→r )
m
(2.83)
což v případě popsané rovnicí 2.82 dává
ϕG(r) = −G
M
r
Potenciál v daném místě tedy také závisí pouze na charakteristikách zdroje gravitace.
Přestože je potenciál gravitačního pole (skalár) abstraktnější veličinou než intenzita
gravitačního pole (vektor), z matematického hlediska se s ním obvykle pracuje lépe, protože
pro úplný popis každého místa gravitačního pole postačuje jediné číslo namísto tří.
Samozřejmě, že ze znalosti potenciálu lze získat intenzitu a naopak. Souvislost těchto dvou
veličin lze také vypozorovat z toho, že vektory intenzity gravitačního pole jsou v daném
místě vždy kolmé na hladiny konstantního potenciálu, tzv. ekvipotenciální hladiny.
Nakreslete si sami několik ekvipotenciálních hladin pro případ gravitačního pole buzeného
stejnorodou koulí.
V kapitole 5 o elektřině a magnetismu si uvedeme další příklad fyzikálního pole a zmíníme
se i o jeho popisu pomocí intenzity a potenciálu.
2.5 Mechanika tuhého tělesa
2.5.1 Moment síly a pohybová rovnice pro otáčení tuhého tělesa
kolem pevné osy
Jak jsme si už uvedli v článku 2.1.8 — tuhé těleso je idealizované těleso, jehož tvar a objem
se ani účinkem sebevětších sil nemění, tzn. že jednotlivé body tuhého tělesa za žádných
okolností nemění vzájemnou vzdálenost.
Při působení síly na částici (hmotný bod) jsme se nemuseli starat o její působiště,
protože síla působila právě v místě, kde se částice nacházela. U tuhého tělesa je nutno
specifikovat, na jakou jeho část síla působí, protože síly působící v různých částech tělesa
mají na něj různé pohybové účinky (viz obr. 2.46). Díky tuhosti tělesa platí, že působiště
síly můžeme v tělese posouvat po přímce (úsečce) mířící ve směru vektoru síly, tj. po
vektorové přímce síly. Tato vlastnost nám dovolí v případě působení několika sil je
85
skládat. To znamená, že pokud na těleso působí soustava sil, umíme ji nahradit silou
jedinou tak, že má stejné pohybové účinky. Skládání sil již tedy není tak jednoduché jako
u hmotného bodu, protože nejen že musíme nalézt jejich vektorový součet, ale navíc musíme
určit i přímku, ve které výsledná síla bude působit. Nahrazení soustavy sil silou jedinou
se nám ovšem nepovede v případě, že na tuhé těleso působí dvě stejně velké, ale opačně
orientované síly — takovou to soustavu pak nazýváme silová dvojice nebo dvojice sil.
Fg
Fg
Obrázek 2.46: Stejné síly působící na různé části tuhého tělesa
Je-li výslednice všech sil působících na soustavu nulová, ještě to neznamená, že těleso
bude v klidu — podobně jako u hmotného bodu, byla-li výslednice sil na něj působících
nulová, nemohl sice zrychlovat, ale mohl se rovnoměrně přímočaře pohybovat. Tuhé těleso
se ovšem navíc může otáčet a my se teď pokusíme zjistit, za jakých podmínek nezrychluje
svůj posuvný ani otáčivý pohyb.
Roztáčíte-li například se svou kamarádkou kolotoč (tuhé těleso) tak, že působíte stejnými
silami ve stejných vzdálenostech od jeho osy otáčení, působíte tak na něj vlastně silovou
dvojicí — kolotoč bude svůj otáčivý pohyb zrychlovat přesto, že síly jsou vyrovnané
(viz obr. 2.47). Vidíme tak, že síla samotná nám úplně nevystihuje vlastnosti působení na
tuhá tělesa. Proto zavádíme vektorovou veličinu, která lépe charakterizuje otáčivé účinky
sil na tuhá tělesa — moment síly
−→
M vzhledem k ose otáčení. Zavedeme si moment síly
jednoduše pro speciální případ síly působící kolmo na (pevnou) osu otáčení tuhého tělesa.
V tomto případě je jeho velikost dána součinem (nejmenší) vzdálenosti d vektorové přímky
síly od osy otáčení (tzv. rameno síly) a velikosti F této síly, tj. |
−→
M| ≡ M = Fd. Směr
vektoru
−→
M volíme v ose otáčení. K zjištění orientace
−→
M si nejprve musíme určit orientaci
této osy, tím je totiž zároveň určen kladný smysl otáčení (viz odst. 2.1.8 kinematika tuhého
tělesa a pravidlo pravé ruky). Moment síly pak míří ve směru osy otáčení,117
jestliže tato
síla „podporuje převládající směr pohybu, což znamená, že míří ve směru (zvoleného)
kladného smyslu otáčení a moment síly míří proti směru osy otáčení, když tato síla míří
117
Přesněji, mají stejnou orientaci.
86
v záporném smyslu otáčení. Průmět momentu síly na osu otáčení bude tedy buď kladný
+|
−→
M| nebo záporný −|
−→
M| v závislosti na tom jak síla „podporuje pohyb tuhého tělesa.
F
F‘
|F‘| = |F|
Obrázek 2.47: Rovnováha sil při roztáčení kolotoče
Před uvedením názorné ukázky momentů sil si musíme vyjasnit důležitost zavedení
tohoto pojmu. Newtonův druhý pohybový zákon platí ve své obecnosti pouze pro hmotné
body, pro tuhá tělesa však obecně neplatí.118
To můžeme vidět například i z toho, že
i když výslednice všech sil na těleso působících je rovna nule, některé jeho části mohou mít
zrychlení nenulové (protože se těleso může otáčet).
Pohybovou rovnici, jíž se řídí otáčení tuhého tělesa, lze odvodit užitím druhého Newtonova
pohybového zákona na každý element tuhého tělesa (nebudeme dělat). Výsledkem
je vztah
J−→ε =
−→
M (2.84)
Všimněte si, že tato rovnice je svým tvarem podobná Newtonově pohybové rovnici 2.52
a tvrdí, že působí-li na těleso momenty sil o výslednici
−→
M, začne se otáčet s úhlovým zrychlením
−→ε , přičemž konstantou úměrnosti už není jednoduše hmotnost m tělesa jako tomu
bylo v Newtonově rovnici, ale veličina J, která závisí na rozložení hmotnosti v tuhém tělese
a stejně jako hmotnost je vždy kladná. Tuto veličinu nazýváme moment setrvačnosti
tuhého tělesa, její jednotkou je kg m2
(ověřte).
Ještě jednou — dospěli jsme k tomu, že dynamiku otáčení tuhého tělesa kolem pevné
osy popisujeme rovnicí 2.84, která nám (podobně jako Newtonova pohybová rovnice pro
hmotný bod) říká, že tuhé těleso se bude otáčet s úhlovým zrychlením, které bude tím
118
Aby nedošlo k omylu — zkoumáme-li každou částečku tuhého tělesa zvlášť a bereme-li v úvahu i síly,
kterými na ni působí všechny ostatní částečky tohoto tělesa, Newtonův pohybový zákon platí pro každou
z nich v nezměněném tvaru.
87
větší, čím větší bude výslednice momentů sil na těleso působících. Z rovnice je dále patrné,
že orientace úhlového zrychlení a výslednice momentů sil bude shodná, tím je touto rovnicí
při zadané výslednici určen i smysl otáčení tuhého tělesa (viz definice úhlového zrychlení
v odst. 2.1.8). Moment setrvačnosti J zatím berme jako konstantu, která když je velká,
roztáčí se tuhé těleso hůře než když je malá (podobně jako se těleso s větší hmotností roztlačuje
hůře než těleso s hmotností menší). Podrobněji se momentem setrvačnosti budeme
zabývat až v úvahách o mechanické energii tuhého tělesa.
F5
F2
F1
F3
F4
F6
Obrázek 2.48: K definici momentu síly
PŘÍKLAD
Na obr. 2.48 je silami
−→
F1 až
−→
F6 znázorněno působení party školáků na kolotoč, jehož
kostru tvoří šestiúhelník o straně a (pro jednoduchost nechť všichni školáci tlačí přibližně
stejně velkou silou F). Výsledná síla, kterou školáci dohromady na kolotoč vyvíjejí je sice
nenulová, ale nechť se vyrovnává s pevností osy otáčení (ložiska kolotoče působí silou stejně
velikou opačného směru) — výslednice všech sil působících na kolotoč bude tak nulová. Při
pohledu na kolotoč shora si kladný směr zvolíme proti směru pohybu hodinových ručiček
a tedy osa otáčení bude orientována směrem vzhůru. Protože síla
−→
F1 míří v kladném smyslu
otáčení, bude její moment
−→
M1 mířit ve směru osy otáčení (průmět
−→
M1 na osu bude kladný
a jeho velikost bude M1 = Fa. Moment
−→
M2 síly
−→
F2 bude mířit proti směru osy otáčení
a jeho velikost bude M2 = F
√
3
2
a.
−→
M3 má stejnou velikost jako
−→
M2, ale míří na opačnou
stranu.
−→
M4 je co do velikosti i směru shodný s
−→
M1. Z náčrtku je vidět, že pátý školák tlačí
přímo do středu kolotoče a jeho síla
−→
F5 míří na osu kolotoče, její rameno je tedy nulové
a proto platí
−→
M5 =
−→
0 . Konečně pro moment síly
−→
F6 platí
−→
M6 =
−→
M3. Při promítnutí na osu
88
otáčení získáme vyjádření průmětu výsledného momentu síly
−→
Mc = 6
j=1
−→
Mj:
Mc = M1 + M2 − M3 + M4 − M6 = (2 −
√
3
2
)aF
Protože je tento průmět kladný, je vektor
−→
Mc orientován shodně s osou otáčení. To ovšem
znamená, že se kolotoč bude točit v kladném smyslu s úhlovým zrychlením úhlovým zrychlením
o velikosti
ε =
Mc
J
kde J je moment setrvačnosti kolotoče.
Můžeme shrnout: Podmínkou pro to, aby tuhé těleso nezrychlovalo svůj posuvný ani
otáčivý pohyb, je kompenzace všech sil i jejich momentů na toto těleso působících, tzn.
působí-li na tuhé těleso n sil (se svými momenty), aby nastala rovnováha, musí být splněny
rovnice
−→
F1 +
−→
F2 + ... +
−→
Fn =
n
j=1
−→
Fj =
−→
0 a (2.85)
−→
M1 +
−→
M2 + ... +
−→
Mn =
n
j=1
−→
Mj =
−→
0 (2.86)
Vektor momentu síly můžeme definovat i přímo pomocí vektoru síly
−→
F a polohového
vektoru −→r jejího působiště. Ověřte, že vektorový součin
−→
M = −→r ×
−→
F splňuje všechny
výše uvedené vlastnosti momentu síly za předpokladu, že počátek souřadnicové soustavy
umístíme na osu otáčení. Tato definice momentu síly vhodná, i pro studium působení sil,
které nemají směr kolmý na osu otáčení.
2.5.2 Těžiště tuhého tělesa
Ještě než se obeznámíme s přiřazením mechanické energie tuhému tělesu, zavedeme si pro
popis dynamiky tuhého tělesa další důležitý pojem — těžiště tuhého tělesa (nebo soustavy
hmotných bodů). Intuitivně chápeme těžiště tělesa jako místo, pod kterým když je těleso
podepřeno (v tíhovém poli Země), nachází se v rovnovážné poloze. Představme si ploché
zrcadlo volně visící na stěně a zkoumejme jaké síly a jaké momenty na něj působí, když
jej vychýlíme a pustíme (obr. 2.49). Osu otáčení o, která bude v místě závěsu zrcadla
orientujeme směrem k nám, přitom předpokládáme dostatečně silný úchyt (pevná osa) —
zrcadlo se tedy nebude pohybovat posuvným pohybem a výslednice sil na něj působících
bude nulový vektor (součet tíhových sil a síla závěsu se vyrovnává). Vychýlíme-li zrcadlo
například v kladném smyslu, bude výslednice sil stále nulová, ale s momenty sil to bude
jinak.
89
Abychom si ukázali jak vypadá popis situace pomocí fyzikálních veličin, rozdělíme-li si
zrcadlo na malé kousíčky (hmotné body). Výslednici momentů působících sil můžeme určit
sčítáním. Pro každý kousek zrcadla bude průsečík vektorové přímky tíhové síly a osy x,
jejíž počátek umístíme pod závěs, určovat rameno této síly. Protože momenty sil působících
na pravé straně od počátku osy o směřují proti orientaci o (tj. od nás) a momenty sil na
levé straně ve směru osy o, budou průměty momentů tíhových sil mít opačná znaménka
než průsečíky na ose x. Z toho je vidět, že směr výsledného momentu síly bude orientován
za zrcadlo a bude se jej snažit otočit při pohledu od nás ve směru pohybu hodinových
ručiček (záporném smyslu). Pro velikost výsledného momentu síly platí:
M = M1 + M2 + . . . + Mk + . . . + Mn
= m1gx1 + m2gx2 + . . . + mkgxk + . . . + mngxn =
= g(m1x1 + m2x2 + . . . + mkxk + . . . + mnxn) ≡ gmxT (2.87)
kde mk je celková hmotnost sloupce čtverečků majících souřadnici xk, m ≡ m1+m2+...+mn
je celková hmotnost tělesa a definicí
xT
def
=
m1x1 + m2x2 + . . . + mnxn
m
(2.88)
byla zavedena x-ová souřadnice těžiště tuhého tělesa. Z rovnice 2.87 vidíme, že celkový
moment tíhových sil působících na těleso, lze nahradit momentem síly jediné (Fg = mg),
která má působiště právě v těžišti. Z toho plyne, že z hlediska působení tíhových sil,
můžeme při otáčení kolem pevné osy tuhé těleso nahradit stejně těžkým hmotným bodem
umístěném v jeho těžišti. To ale neznamená se budou stejně těžká tělesa různých tvarů
pohybovat stejně (se stejným úhlovým zrychlením). Závislost na tvaru tělesa se projeví
v momentu setrvačnosti, který vystupuje v pohybové rovnici 2.84.
Z podobných úvah lze odvodit, že těžiště tuhého tělesa jako bodu charakterizujícího
působení tíhových sil na těleso nezávisí na jeho natočení, na volbě osy otáčení ani na
volbě osy x — pro dané těleso je stále v jednom místě (pozor, může ležet i mimo těleso).
Jinými slovy souřadnice těžiště samozřejmě na volbě vztažné soustavy závisí, ale umístění
těžiště tuhého tělesa se vzhledem k tělesu samotnému nikdy nemění. Pro jakkoli volenou
inerciální vztažnou soustavu (kartézskou) určujeme polohu těžiště tuhého tělesa výpočtem
ze známých souřadnic a hmotností příslušných částí tohoto tělesa takto:
xT ≡
m1x1 + m2x2 + ... + mnxn
m
≡
n
j=1 mjxj
n
j=1 mj
yT ≡
m1y1 + m2y2 + ... + mnyn
m
≡
n
j=1 mjyj
n
j=1 mj
(2.89)
zT ≡
m1y1 + m2y2 + ... + mnyn
m
≡
n
j=1 mjzj
n
j=1 mj
kde pro spojité těleso poroste n nade všechny meze a sumace přejde v integraci.
90
O xT
T
xk
Obrázek 2.49: K zavedení těžiště
Bude-li těžiště tělesa umístěno přímo pod osou otáčení, bude i celkový moment tíhových
sil vzhledem k této ose nulový a tedy dle 2.84 bude i jeho úhlové zrychlení nulové — těleso
se nebude otáčet.
2.5.3 Mechanická energie tuhého tělesa
Zkoumejme nejprve kinetickou energii tuhého tělesa otáčejícího se kolem nehybné osy.
V části o kinetické energii hmotného bodu jsme si uvedli, že (celková) kinetická energie
soustavy hmotných bodů je rovna součtu kinetických energií všech členů takové soustavy.
Předpokládejme nyní, že tuhé těleso je sestaveno z n částí, které můžeme považovat za
hmotné body. Dále předpokládejme, že se právě otáčí úhlovou rychlostí o velikosti ω a že
libovolná (j-tá) z jeho částí má hmotnost mj, rychlost vj a že její vzdálenost od osy otáčení
je rj. (Celková) kinetická energie rotačního pohybu tuhého tělesa pak bude dána součtem119
Ek =
n
j=1
Ekj =
n
j=1
1
2
mjv2
j =
n
j=1
1
2
mj(ωrj)2
=
1
2
ω2
n
j=1
mjr2
j =
1
2
Jω2
(2.90)
kde výrazem
J
def
=
n
j=1
mjr2
j (2.91)
119
Obvodové rychlosti vj = ωrj (viz rov. 2.51) různých částí tuhého tělesa jsou sice v důsledku různých
vzdáleností od osy otáčení obecně různé, ale úhlová rychlost je jim všem společná (těleso se otáčí jako
celek), proto můžeme ω vytknout.
91
který určuje rozložení hmotnosti v tělese, je konečně řádně definován moment setrvačnosti
zmiňovaný výše.
Kinetická energie posuvného pohybu tuhého tělesa je v důsledku toho, že rychlost v
každé jeho části je stejná, rovna jednoduše
Ek =
1
2
mcv2
kde mc ≡ n
j=1 mj je celková hmotnost tělesa.
Při zkoumání potenciální energie tuhého tělesa v tíhovém poli si jej opět „rozkousíčkujeme
a budeme uvažovat potenciální energii Epj každého kousíčku zvlášť. Abychom
nakonec dostali jeho celkovou potenciální energii, všechny tyto příspěvky sečteme:
Ep =
n
j=1
Epj =
n
j=1
mjghj = g
n
j=1
mjhj ≡ mghT
kde poslední rovností byla definována výška těžiště tělesa v souladu s rovnicemi 2.89.
Vidíme, že obdobně jako jsme mohli při zkoumání momentu tíhových sil nahradit tuhé
těleso stejně těžkým hmotným bodem umístěným v jeho těžišti, můžeme tak učinit i při
vyšetřování tíhové potenciální energie tuhého tělesa.
Pro tuhé těleso pohybující se v potenciálových silových polích s celkovou kinetickou
energií Ek = 1/2mv2
+1/2Jω2
a celkovou potenciální energií Ep opět platí, že jejich součet
se během pohybu (a klidu už vůbec ne :-)) nemění, tj. platí zákon zachování mechanické
energie:
Eki + Epi = Ekf + Epf
Působí-li navíc nekonzervativní síly, které při posunutí tuhého tělesa z místa i do místa f
vykonají práci W, bude platit
(Ek2 + Ep2) − (Ek1 + Ep1) = W
zcela obdobně jako u hmotného bodu (viz rovnice 2.70).
2.6 Mechanika kapalin a plynů neboli tekutin
2.6.1 Tekutiny, tlak a Archimédův zákon
Z mechanického hlediska si jsou kapaliny a plyny v mnohém podobné, proto je označujeme
společným názvem tekutiny. Na tomto místě tekutiny budeme popisovat pomocí představy
o spojitě rozloženém prostředí neboli kontinuu.120
Tekutiny se od pevných látek
120
Tedy prostředí neskládající se z atomů a molekul, ale z teoreticky nekonečně dělitelné látky. O vnitřní
mikroskopické struktuře kapalin a plynů si více uvedeme v kapitole 4.
92
liší hlavně tím, že nemají vlastní tvar, ale zaujímají tvar nádoby, v níž se nacházejí. Jsou
snadno dělitelné a mohou do nich snadno vnikat jiná tělesa (alespoň do většiny z nich).
Pro zjednodušení popisu si opět zavádíme idealizace, a to v podobě ideální kapaliny
a ideálního plynu. Tyto ideální tekutiny se vyznačují nulovým vnitřním třením, tzv.
viskozitou, která charakterizuje velikost tření mezi jednotlivými vrstvami tekutiny při
jejím pohybu. Ideální kapalina je navíc dokonale nestlačitelná, tj. její hustota se s časem
nemění.
Důležitou veličinou pomocí níž tekutiny popisujeme je tlak. Řekneme, že v bodě B
nějaké tekutiny je tlak p, když na jakkoli malinkou rovinnou plošku o obsahu ∆S obklopující
tento bod působí kolmo síla o velikosti |∆
−→
FS| nezávisle na orientaci této plošky tak, že platí
p
def
= lim
∆S →0
|∆
−→
FS|
∆S
(2.92)
ze které ihned plyne jednotka tlaku, kterou nazýváme pascal a značíme Pa, tj.
[p] = Pa =
N
m2
Tlak jako fyzikální veličina samozřejmě není zavedena jen pro tekutiny. Obecně tlačíme-li
kolmo (a rovnoměrně) na jednotkovou plošku silou o velikosti p newtonů, vyvíjíme tak tlak
p pascalů.
Nachází-li se tekutina ve stavu bez tíže, je její tlak ve všech místech stejný. V důsledku
působení tíhových sil ovšem tlačí horní vrstvy tekutiny na ty spodní a tlak v ní tak
s hloubkou vzrůstá. U plynů se tento tlak projevuje například v tlaku atmosféry, který, jak
je známo, s výškou nad zemí klesá (bráno od horní hranice atmosféry — stoupá). V kapalinách
tomuto tlaku říkáme hydrostatický tlak, značíme ho ph a lze pro něj z úvah
o rovnováze kapaliny vyvodit vztah ph = ρgh, kde h je hloubka pod hladinou a ρ hustota
kapaliny. Na povrch kapaliny však ještě může tlačit něco jiného (obvykle to bývá právě
zemská atmosféra, ale může to být například i píst hydraulického zvedáku), v takovém
případě se tento vnější tlak (ozn. p0) přičítá k tlaku hydrostatickému a v hloubce h pod
hladinou je pak tlak
p = p0 + hρg
Rovnováhu tekutin ilustruje Archimédův zákon. Je-li tekutina o hustotě ρ v klidu,
působí na jakoukoli část V0 jejího objemu síly od okolní tekutiny a výslednice
−→
Fv těchto
sil se musí vyrovnávat s celkovou tíhovou silou
−→
Fg na V0 působící, tj. musí být
−→
Fv = −
−→
Fg.
Protože tento vztah platí pro jakoukoli část tekutiny libovolného tvaru, pak nahradíme-li
naše „tekutinové těleso o objemu V0 tělesem pevným stejného objemu a tvaru (například
kamenem), bude silami okolní tekutiny nadnášeno stejnou silou o velikosti Fv = V0ρg
(rozložení sil v okolní tekutině se záměnou tekutiny za pevné těleso nezmění). Protože tato
93
výslednice tlakových sil okolní tekutiny míří vždy směrem vzhůru, říkáme jí vztlaková
síla.121
Na základě uvedeného si rozmyslete, proč tělesa s hustotou větší než hustota kapaliny
neplovou a naopak.
2.6.2 Proudění kapalin
Popis proudění byť jen ideálních tekutin je natolik matematicky náročný, že mu mohou
být věnovány až o mnoho pokročilejší partie fyziky. Na tomto místě se proto omezíme na
dva nejzákladnější výsledky fyziky ustáleného (neboli stacionárního) proudění ideální
kapaliny — důsledek zachování hmotnosti (resp. objemu) a důsledek zachování mechanické
energie.122
Tento druh proudění se vyznačuje neměnnými hodnotami tlaku p a rychlosti
−→v v každém místě kapaliny, tj. rozložení tlaku a rychlosti v kapalině může být závislé na
prostorových souřadnicích, ale nikoli na čase.
Je-li kapalina nestlačitelná (tj. má-li všude konstantní hustotu ρ) a proudí-li ustáleným
způsobem v potrubí, projde za každou sekundu každým příčným řezem potrubí stejné
množství kapaliny. Vteče-li za čas ∆t do místa o průřezu s obsahem S1 kapalina o objemu
V rychlostí o velikosti v1, musí v libovolném jiném místě potrubí stejné množství kapaliny
vytéci. Zkoumáme-li místo, kde potrubí má průřez S2, vytéká z ní kapalina rychlostí v2
a musí platit rovnice:
V = S1v1∆t = S2v2∆t = V =⇒ S1v1 = S2v2 =⇒ Sv = konst.
Tato rovnice je matematickým vyjádřením zachování množství kapaliny (kapalina ani nevzniká
ani se neztrácí) a říká se jí rovnice kontinuity (spojitosti).
Ze zákona zachování mechanické energie pro ideální kapalinu lze sestavit ještě jednu
rovnici, důležitou pro určování tlaku v proudících kapalinách (o tom rovnice kontinuity nic
neříká, přitom tlak je spolu s rychlostí nejdůležitější dynamickou charakteristikou proudění
ideální kapaliny), tzv. Bernoulliovu rovnici:
p1 + ρgh1 +
1
2
ρv2
1 = p2 + ρgh2 +
1
2
ρv2
2
Tato rovnice nám říká, že v libovolném místě potrubí bude výraz p+ρgh+ 1
2
ρv2
konstantní,
tj. bude platit pro kteroukoli výšku potrubí h s obsahem příslušného průřezu S v němž
proudí kapalina hustoty ρ rychlostí o velikosti v.
121
Pro zdůraznění uveďme, že |
−→
Fv| = |
−→
Fg| = mg = V0ρg, kde m je hmotnost tekutiny nahrazené tělesem.
Z této operace je rovněž zřejmá obvyklá slovní formulace Archimédova zákona: „Těleso ponořené do kapaliny
je nadlehčováno vztlakovou silou, která se rovná tíze kapaliny tělesem vytlačené. Všimněte si, že
my jsme si provedli odvození Archimédova zákona zároveň i pro plyny, jejichž hustota se v oblasti ponořeného
tělesa významně nemění. Příkladem vztlakových sil působících v atmosféře jsou lety horkovzdušných
balónů nebo vzducholodí naplněných lehkými plyny.
122
Popis proudění ideálního plynu je ještě komplikovanější, protože jeho hustota se může z místa na místo
měnit.
94
Kapitola 3
Mechanické kmitání a vlnění
V této kapitole se seznámíme s jednou z nejvýznamnějších aplikací Newtonových zákonů
— s aplikací na kmitavé a vlnové děje.
3.1 Kmitavý pohyb
V životě se setkáváme s kmitavým druhem pohybů například u kyvadla dědečkových nástěnných
hodin (kukaček), přímo u samotného dědečka na houpacím křesle, u sedačky pod
řidičem autobusu, u kytarové struny, nebo u konce prkna na skokanské věži v bazénu,
dokonce i hovor a zpěv jsou vyvolávány kmitavým pohybem hlasivek. Popis kmitavého
pohybu začneme zmínkou o rovnovážné poloze.
V kapitole o mechanice tuhého tělesa jsme si uvedli, že rovnováha těles spočívá ve
vyrovnání působících sil a jejich momentů. Stabilní rovnovážnou polohou tělesa charakterizuje
vznik sil, které se jej snaží navrátit zpět. Při přemáhání těchto sil musíme konat
práci, která je mírou její stability — čím více práce musíme vykonat, abychom těleso dostali
z jedné rovnovážné polohy do jiné, tím je tato poloha stabilnější.
Působí-li na těleso síly, které jej opakovaně vyvádí a opět vrací do rovnovážné polohy,
vzniká jeho periodicky se opakující pohyb — vzniká kmitání. Nejjednodušeji popsatelným
periodickým pohybem je pohyb hmotného bodu po části přímky (úsečce), zapříčiněný
vratnou silou, která je přímo úměrná výchylce z rovnovážné polohy. Takováto síla se snaží
vrátit hmotný bod zpět do rovnovážné polohy tím více, čím více je od ní vzdálen. Označímeli
jako Fv průmět vratné síly
−→
Fv do osy x, můžeme tento vztah matematicky vyjádřit
Fv = −kx (3.1)
Záporné znaménko signalizuje, že průmět této síly míří vždy na opačnou stranu než souřadnice
x kmitajícího tělesa (výchylka z rovnovážné polohy). Na obrázku 2.32 tuto vratnou
sílu zapříčiňuje pružina (proto síla pružnosti) a konstantu úměrnosti k pak nazýváme tuhost
pružiny (jakou má jednotku?), ale existuje mnoho sil, které jsou v jistém přiblížení
takto úměrné výchylce tělesa z rovnovážné polohy,1
konstanta úměrnosti pak již nebude
1
Například kmitání splávku na hladině rybníka zapříčiňují vztlaková a tíhová síla.
95
tuhost pružiny, ale stále bude charakterizovat, jak mocně je těleso k rovnovážné poloze
poutáno.
Z druhého Newtonova zákona (tj. řešením pohybové rovnice max = −kx) vyplývá, že
takovýto pohyb (nazýváme ho harmonickým) lze vždy popsat funkcí ve tvaru:
x(t) = xm cos(ωt + ϕ0) (3.2)
kde xm je maximální možná výchylka z rovnovážné polohy zvaná amplituda výchylky,
ω = k/m je tzv. úhlová frekvence a ϕ0 je počáteční fáze kmitavého pohybu.
Součet ωt + ϕ0 se nazývá fáze harmonického pohybu.2
Již z definice funkce kosinus lze vidět, že kmitavý pohyb lze studovat jako x-ový průmět
polohového vektoru bodu, který se rovnoměrně pohybuje po kružnici (viz obr. 3.1), kde
poloměr této kružnice je roven amplitudě výchylky, úhlová rychlost tohoto pohybu je číselně
shodná s úhlovou frekvencí kmitání (proto i stejné označení) a fázi určuje úhel, který vektor
v čase t svírá s osou x.
x
wt
j0
xm
x
Obrázek 3.1: K souvislosti kruhového a kmitavého pohybu
V kinematice otáčení tuhého tělesa (odst. 2.1.8) jsme zavedli pojmy perioda T a frekvence
f, které mají v důsledku příbuznosti kruhového a harmonického pohybu zcela analogický
smysl i u studia kmitání. Periodou kmitání se zde rozumí doba, po které se kmitavý
2
Protože konstanta k tak přímo souvisí s frekvencí kmitání a hmotností tělesa, často se vztah 3.1
zapisuje ve tvaru Fv = −mω2
x.
96
pohyb opět opakuje, tj. proběhne jeden kmit (fáze kmitání se změní o 2π). Frekvencí kmitání
rozumíme počet kmitů za časovou jednotku, opět tedy platí vztah fT = 1 a úhlová
frekvence je ω = 2πf.
Užitím souvislosti kruhového a kmitavého pohybu (nebo užitím diferenciálního počtu)
lze ukázat, že pro x-ové průměty rychlosti a zrychlení harmonicky kmitajícího hmotného
bodu platí:
vx(t) = −ωxm sin(ωt + ϕ0)
ax(t) = −ω2
xm cos(ωt + ϕ0) = −ω2
x
Zakreslíte-li si funkce x(t), vx(t) a ax(t) do jediného grafu (závislost na čase), můžete se
snadno přesvědčit, že jejich průběhy splňují intuitivní představy o kmitavém pohybu: Je-li
výchylka největší, rychlost je nulová a zrychlení maximální (= ω2
xm), ovšem mířící proti
výchylce. Prochází-li kmitající těleso rovnovážnou polohou, je jeho rychlost maximální
(= ωxm) a jeho zrychlení je nulové.3
Těleso pohybující se pouze v důsledku působení sil pružnosti nazýváme harmonický
oscilátor. V části o mechanické energii (viz odst. 2.3.2) jsme si odvodili vztah pro potenciální
energii harmonického oscilátoru o hmotnosti m, kmitajícího s úhlovou frekvencí
ω = k/m a vychýleného x metrů z rovnovážné polohy:
Ep =
1
2
kx2
=
1
2
mω2
x2
.
Pro celkovou mechanickou energii harmonického oscilátoru tak v každém okamžiku t máme
Em(t) =
1
2
m[v(t)]2
+
1
2
mω2
[x(t)]2
=
1
2
m[ω2
x2
m sin2
(ωt + ϕ0) + ω2
x2
m cos2
(ωt + ϕ0)] =
=
1
2
mω2
x2
m = E0 (3.3)
Při harmonickém kmitání oscilátoru se periodicky mění potenciální energie na kinetickou
a naopak, celková mechanická energie je však v každém okamžiku konstantní.
Harmonické kmity může vykonávat i tzv. matematické kyvadlo, což je hmotný bod
(malé těleso) zavěšený na vlákně o zanedbatelné hmotnosti v tíhovém poli (viz příklad na
str. 57). Kmitá-li toto kyvadlo jen v malém intervalu úhlů (zhruba do 5◦
) můžeme jeho
pohyb považovat za harmonický s úhlovou frekvencí kmitání ω = g/l, kde l je délka
vlákna a g je velikost tíhového zrychlení.4
3.2 Vlnění
3.2.1 Popis vlnového pohybu
Dosud jsme se zabývali „osamocenými harmonickými oscilátory, tj. oscilátory, u kterých
se během pohybu neměnila jejich mechanická energie. Představíme-li si mnoho takových
3
Na střední škole je obvyklejší popisování harmonického kmitavého pohybu pomocí funkce sinus, vzhledem
k platnosti cos ϕ = sin(ϕ + π/2) je to jen otázka volby počáteční fáze.
4
Všimněte si, že konstanta úměrnosti („tuhost ) je zde rovna mg/l.
97
oscilátorů, které jsou navzájem svázány pružnou silou, bude se kmitavý pohyb (a energie)
vzniklý v jednom z nich přenášet i na ostatní — tomuto procesu říkáme mechanické
vlnění. Mechanické (přesněji elastické) vlnění vzniká v prostředích, kde se rozruch (kmitání)
přenáší působením sil pružnosti (elastické síly). Obecně je vlnění fyzikální děj, jehož
podstatou je šíření určitého rozruchu látkovým prostředím nebo polem, například elektromagnetickým
polem se mohou šířit elektromagnetické vlny. Jelikož různé druhy vlnění mají
mnoho společného, vysvětleme si základní pojmy na jednoduchém vlnění mechanickém.5
Jestliže zdroj rozruchu kmitá harmonicky, vzniká v pružném (bezztrátovém) prostředí
harmonické vlnění, které se šíří rychlostí o velikosti v (rychlost šíření vlnění v daném
prostředí, závisí na vlastnostech tohoto prostředí), říkáme, že vzniklo postupné vlnění.
Jestliže zdroj vykonal jeden kmit s periodou T, rozšíří se za tuto dobu vlnění do vzdálenosti
λ = vT, kterou nazýváme vlnová délka. Je-li směr pohybu částic prostředí, jimiž vlnění
prochází, kolmý na směr šíření vlnění, mluvíme o vlnění příčném, pohybují-li se částice
prostředí ve směru postupu vlnění, označujeme ho jako vlnění podélné. I když nadále
budeme matematicky vyšetřovat pouze vlnění příčná, závěry ke kterým dojdeme budou
platit i pro vlnění podélná.
x
y
Obrázek 3.2: Řada svázaných oscilátorů
Při popisu příčného harmonického vlnění se snažíme jedinou rovnicí popsat pohyb (výchylku
v závislosti na čase) každého bodu prostředí. Obecně je popis takového pohybu
značně komplikovaný, proto se pro jednoduchost zabývejme pouze popisem vlnění vzniklého
v dlouhé řadě pružně svázaných oscilátorů s rovnovážnou polohou na ose x, které mohou
kmitat pouze ve směru osy y (viz obr. 3.2). Umístíme-li zdroj harmonického kmitání
do počátku souřadnicové soustavy, bude jeho pohyb popsán rovnicí y = ym cos(ωt + ϕ0).6
Šíří-li se vlnění z tohoto zdroje rychlostí o velikosti v v kladném směru osy x, bude stejnou
rovnicí popsán i bod ve vzdálenosti x od zdroje, ovšem v čase o x/v pozdějším. To
5
Nadále budeme mluvit pouze o prostředích, v nichž můžeme zanedbat ztráty mechanické energie
vzniklé v důsledku tření jednotlivých částí těchto prostředí při vzájemných (kmitavých) pohybech.
6
Přestože na pohyb oscilátoru ve svislé rovině má nyní vliv i tíhová síla (a tedy bychom ji měli zahrnout
do pohybové rovnice), ukazuje se, že tvar rovnice 3.2 popisující harmonické kmitání to nezmění.
98
znamená, že v okamžiku, kdy fáze zdroje bude ωt + ϕ0, bude oscilátor na souřadnici x
teprve ve fázi, kterou měl zdroj o x/v dříve, tj. bude mít fázi ω(t − x/v) + ϕ0. Protože
jsme si vybrali souřadnici x libovolně, můžeme obecně pohyb jakéhokoliv oscilátoru, do
kterého dospěje (netlumené) postupné příčné vlnění z harmonického zdroje, popsat v čase
t výchylkou z rovnovážné polohy ve tvaru
y(x, t) = ym cos ω(t −
x
v
) + ϕ0 = ym cos 2π(
t
T
−
x
λ
) + ϕ0 (3.4)
Z tohoto zápisu vyplývá i souvislost vlnové délky s fází přenášeného kmitavého pohybu
(vlnění). Posuneme-li se totiž o vzdálenost jedné vlnové délky od místa se souřadnicí x,
tj. do místa o souřadnici x + λ, bude v obou těchto místech fáze (a u netlumeného vlnění
i výchylka) kmitání částic stejná,7
protože platí
y(x + λ, t) = ym cos 2π(
t
T
−
x + λ
λ
) + ϕ0 = ym cos 2π(
t
T
−
x
λ
) + 2π + ϕ0
= ym cos 2π(
t
T
−
x
λ
) + ϕ0 = y(x, t)
Vlnění se v naší řadě oscilátorů samozřejmě šíří ze zdroje (v počátku) i proti směru osy
x — na levé straně od zdroje má tedy vektor rychlosti šíření vlnění záporný průmět na osu
x a platí
y(x, t) = ym cos ω(t +
x
v
) + ϕ0 = ym cos 2π(
t
T
+
x
λ
) + ϕ0 (3.5)
Povšimněme si, že body x a −x souměrně položené kolem počátku kmitají ve stejných
časech se stejnou fází (mají stejnou výchylku).
Pokud se zdroj nenachází v počátku soustavy souřadnic (označme jeho souřadnici x0),
nezávisí zřejmě fáze vlnění v x již na vzdálenosti od počátku, ale od zdroje. Protože vzdálenost
x a x0 je dána jejich rozdílem, je nutné v tomto případě výraz 3.4 upravit na
y(x, t) = ym cos ω(t −
x − x0
v
) + ϕ0 = ym cos 2π(
t
T
−
x − x0
λ
) + ϕ0 (3.6)
Celkem je tedy netlumená příčná vlna šířící se řadou vázaných oscilátorů rychlostí
o velikosti v, vyvolaná harmonicky kmitajícím zdrojem se souřadnicí x0, s úhlovou frekvencí
ω, s maximální výchylkou xm a s počáteční fází ϕ0, popsaná vztahy:
y(x, t) = ym cos ω(t +
x − x0
v
) + ϕ0 pro x ≤ x0
y(x, t) = ym cos ω(t −
x − x0
v
) + ϕ0 pro x ≥ x0
7
Přestože přísně vzato, částice vzdálené o vlnovou délku mají posunuté fáze o 2π, říkáme obvykle, že
kmitají se stejnou fází, neboť funkce kosinus je 2π periodická.
99
Všimněme si, že pro oscilátory se souřadnicemi x > x0 by se nic nezměnilo, kdyby jsme
zdroj posunuli o λ v kladném či záporném směru osy x.
Zajímejme se nyní pro jednoduchost o vlnění buzené zdrojem v počátku, přitom položme
počáteční fázi rovnu nule. Kmitání oscilátorů se souřadnicemi x > 0 se nezmění,
posuneme-li zdroj z počátku na souřadnici −λ. Nezmění se nic ani když zdroj posuneme
o celočíselný násobek λ. Rovnice vlnění pak pro x > 0 bude stále
y(x, t) = ym cos ω(t −
x + nλ
v
) = ym cos ω(t −
x
v
)
V úlohách o vlnění, kde je zdroj značně vzdálen od místa, které je pro nás zajímavé, často
uvažujeme, že zdroj je od nás vzdálen kdesi v nekonečnu (na ose x v mínus nekonečnu)
a vlnění pak ve všech bodech na ose x popisujeme jedinou rovnicí
y(x, t) = ym cos ω(t −
x
v
) (3.7)
Poslední výraz popisuje příčné netlumené vlnění šířící se rychlostí v v kladném směru osy
x, které vzniklo velmi dávno z velmi vzdáleného zdroje harmonických kmitů.
3.2.2 Interference vlnění
Ne vždy je snadné odhalit přítomnost vlnového procesu (vlnění), zejména jedná-li se o výchylky
jiných fyzikálních veličin než polohy mechanických oscilátorů. Existuje však jev,
který přítomnost vlnění prozrazuje, aniž bychom museli zkoumat celou oblast mezi zdrojem
a detektory. Tato téměř určující vlastnost vlnění se nazývá interference.
Představme si, že naší řadu oscilátorů v ose x křižuje obdobná řada oscilátorů s rovnovážnou
polohou v ose z. Nechť bylo vlnění v řadě x i z vyvoláno vzdálenými nezávislými
ale jinak stejnými harmonickými zdroji a nechť v x je popsáno vztahem 3.7 a v z vztahem
ym cos ω(t −
z
v
) (3.8)
Protože oscilátory jsou vázány pouze pružnými silami a pružné síly splňují již zmiňovaný
princip superpozice, bude výchylka „křížového bodu (počátku) dána součtem výchylek
způsobených každým z uvedených vlnění samostatně. Říkáme, že oscilátor v počátku
vykonává složené kmity, přitom tyto kmity vyvolala dvě různá vlnění, platí tak8
y(x = 0, z = 0, t) = ym cos ω(t −
x
v
) + ym cos ω(t −
z
v
) =
= 2 cos
π
λ
(z − x) cos ω t −
1
v
z + x
2
= 2 cos[ωt]
8
Z vlastností trigonometrických funkcí lze odvodit součtový vzorec
cos α + cos β = 2 cos
α − β
2
cos
α + β
2
100
Vidíme tedy, že oscilátor vykonává harmonické kmity se stejnou frekvencí jako oba zdroje,
ale s dvojnásobnou amplitudou!
Představme si nyní, že vlnění v řadě z bude popsáno rovnicí
ym cos ω(t −
z
v
) + π (3.9)
to znamená, že počáteční fáze zdroje v z bude vůči zdroji x posunuta o π.9
Oscilátor
v počátku pak bude kmitat v souladu s rovnicí
y(x = 0, z = 0, t) = ym cos ω(t −
x
v
) + ym cos ω(t −
z
v
) + π =
= 2 cos
π
λ
(z − x) +
π
2
cos ω t −
1
v
z + x
2
+
π
2
= 2 cos
π
2
cos ωt +
π
2
= 0
Tedy bude v klidu, a to přesto, že jím prochází dvě vlnění!
z
x
Obrázek 3.3: Rovina pokrytá oscilátory kmitajícími ve směru osy y
Podívejme se nyní na to, co by se stalo, kdyby pružnou vazbou spojené oscilátory byly
rozprostřeny po celé rovině xz, tj. nejen v řadách na osách x a z (viz obr. 3.3). Vlnění šířící
se ve směru osy x by mohla vyvolávat dlouhá harmonicky kmitající tyč položená kolmo
9
Tento posun lze interpretovat tak, že zdroj v z začal kmitat o půl periody dříve než zdroj v x. Stejný
posun bychom získali, kdyby byl zdroj v z o polovinu vlnové délky (nebo její lichý násobek) blíže k počátku
než zdroj v x (důkladně si rozmyslete!).
101
na tuto osu (tj. ležela by v z). Kmitání každého bodu v rovině se stejnou souřadnicí x
(s různými z) bychom mohli popsat známou rovnicí
yx(x, z, t) = ym cos ω(t −
x
v
)
Obdobně pro vlnění šířící se ve směru osy z — oscilátory se stejnou souřadnicí z kmitají
v souladu s rovnicí
yz(x, z, t) = ym cos ω(t −
z
v
)
V libovolném oscilátoru se souřadnicemi [x, z] se budou podle principu superpozice vlnění
překládat a výsledné kmitání pak bude
yv(x, z, t) = yx(x, z, t) + yz(x, z, t) = 2 cos
π
λ
(z − x) cos ω t −
1
v
z + x
2
(3.10)
Výraz
ω t −
1
v
z + x
2
odpovídá fázi nějaké vlny šířící se rychlostí v (dál nás nebude zajímat). Absolutní hodnota
výrazu
2 cos
π
λ
(z − x)
odpovídá amplitudě této vlny, měnící se v závislosti na poloze oscilátoru.10
S rozdílem
souřadnic se amplituda bude měnit od 0 do 2. Budou-li souřadnice oscilátoru takové, že z−x
bude sudým násobkem λ/2, bude oscilátor kmitat s maximální amplitudou11
— říkáme pak,
že vlny yx(x, z, t) a yz(x, z, t) se v bodě [x, z] skládají konstruktivně a samotný proces se
nazývá konstruktivní interference. Bude-li z−x lichým násobkem λ/2,12
bude oscilátor
neustále v klidu a říkáme, že nastala destruktivní interference. Právě skutečnost, že šíříli
se prostředím více vzruchů najednou, mohou se navzájem úplně eliminovat, dělá vlnění
tak zajímavým objektem studia v celé fyzice.
Prozkoumejme nyní, jak spolu budou interferovat vlnění, která postupují v jedné řadě
proti sobě. Mějme opět řadu oscilátorů v ose x, nechť oscilátor na souřadnici x1 je zdrojem
vlnění postupujícího v kladném směru a oscilátor na souřadnici x2 > x1 je zdrojem vlnění
postupujícího v záporném směru osy x. Výsledné vlnění mezi oběma zdroji bude popsáno
rovnicí
y(x, t) = y1(x, t) + y2(x, t) ≡
= ym cos ω(t −
x − x1
v
) + ym cos ω(t +
x − x2
v
)
= 2ym cos
2π
λ
x −
x1 + x2
2
cos ω t +
1
v
x1 − x2
2
10
Přísně vzato zde λ = ω/v již neoznačuje vlnovou délku výsledné vlny, ale tím si nebudeme komplikovat
život a budeme pro ω/v toto označení užívat i nadále.
11
Pro n ∈ Z je | cos[2n(π/2)]| = 1
12
Pro n ∈ Z je cos[(2n + 1)π/2] = 0
102
Vidíme, že se nám nyní časová a prostorová část popisu vlny oddělila. Člen
cos ω t +
1
v
x1 − x2
2
≡ cos[ωt + ϕ0]
charakterizuje harmonický kmit s úhlovou frekvencí ω,13
člen
2ym cos
2π
λ
x −
x1 + x2
2
bude určovat výslednou amplitudu tohoto kmitání. Závisí nejen na souřadnicích zdroje
jako v případě skládání vln šířících se stejným směrem, ale rovněž na poloze bodu, do
kterého obě vlnění dorazila. Například v bodě o souřadnici xs = (x1 + x2)/2 (což je střed
mezi zdroji) bude oscilátor kmitat v souladu s rovnicí
y(xs, t) = 2ym sin (ωt + ϕ0)
Se stejnou amplitudou bude kmitat i každý bod prostředí mezi zdroji, který je od xs vzdálen
o celý násobek poloviny vlnové délky, neboť platí
2ym cos
2π
λ
((xs ± nλ/2) − xs) = 2ym cos π(±n) = ±2ym,
kde n ∈ N. Říkáme, že takovýto bod se nachází na kmitně výsledného vlnění.
Z uvedeného je ale již vidět, že mezi zdroji existují i body, které vůbec nekmitají,
jinak řečeno — jejich amplituda je nulová. Obrátíme-li předešlé úvahy, zjišťujeme, že n
v předchozím vztahu by pro takové body muselo být lichým násobkem čísla 1
2
, z čehož
plyne, že body vzdálené o lichý násobek čtvrtiny vlnové délky od středu mezi zdroji vlnění
budou v klidu. Říkáme, že takovýto bod tvoří uzel výsledného vlnění.
Vlnění tohoto druhu proto nazýváme stojatým vlněním a v životě se s ním setkáváme
například u hudebních nástrojů. Postupné vlnění charakterizuje, že všechny body prostředí
kmitají se stejnou amplitudou a každý následující bod dosahuje stejné výchylky později
než bod předcházející (viz „kanadská vlna diváků na stadiónech), fáze tohoto vlnění se šíří
prostředím jistou rychlostí (tzv. fázová rychlost).14
Postupné vlnění je schopné přenosu
energie aniž by byly přenášeny částice. Naproti tomu stojaté vlnění se vyznačuje kmitáním
částic prostředí s různou amplitudou, ale jejich fáze je během pohybu stejná, stojatým
vlněním se energie mezi částicemi nepřenáší.
Šíření vlnění v prostředí je samozřejmě určováno vlastnostmi tohoto prostředí. Zabývejme
se nyní ve stručnosti zkoumáním vlnění ve stejnorodých (homogenních) prostředích
a jevy na jejich rozhraní.
13
ϕ0 ≡ ω(x1 − x2)/2, můžeme považovat za počáteční fázi kmitání.
14
Přívlastek „fázová se užívá zejména kvůli odlišení od tzv. „grupové rychlosti. Zatímco fázová rychlost
určuje prostoročasovou změnu fáze vlnění, grupová rychlost vlnění udává, jakou rychlostí jsou vlny schopny
přenášet energii či signály. Fázová rychlost může být i nadsvětelná, kdežto grupová nikoli.
103
3.2.3 Šíření vlnění a Huygensův princip
Šíří-li se vlnění v třírozměrném prostoru ve stejnorodém prostředí15
fázovou rychlostí o velikosti
v z kulového zdroje, dorazí za čas t ve všech směrech do vzdálenosti r = vt. Částice
prostředí ležící na kouli o poloměru r tak kmitají se stejnou fází, říkáme, že tyto body leží
na stejné vlnoploše. Pro nebodový (či nesférický) zdroj nebo pro nestejnorodé prostředí
již vlnoplocha nemusí být kulová. Kolmice k vlnoploše určuje směr šíření vlnění (a přenos
energie) a orientujeme-li ji ve směru od zdroje, nazývá se paprsek.
Zajímavý pohled na šíření vlnění přinesl zhruba před 350-ti lety Christian Huygens
(velký Newtonův současník), který objevil matematický způsob konstrukce vlnoplochy
v čase t + ∆t, známe-li ji v čase t (nepotřebujeme tedy znát polohu zdroje). Huygens
tvrdí, že každá částice prostředí, k níž v okamžiku t dorazilo vlnění, se stává novým (tzv.
elementárním) zdrojem vlnění, které se z něj šíří nezávisle na ostatních částicích do okolního
prostředí. Všechna vlnění z těchto zdrojů spolu podle principu superpozice interferují
a vzniká výsledné vlnění, jehož vlnoplochu konstruujeme jako vnější obálku (ve směru šíření
vlnění) jednotilvých vlnoploch vzniklých elementárních zdrojů. Mimo výslednou vlnoplochu
se elementární vlnění skládá destruktivně.
3.2.4 Odraz a lom vlnění
Zákon odrazu Dopadá-li vlnění na rozhraní oddělující dvě prostředí, v nichž se šíří
s různou fázovou rychlostí, obvykle se částečně od rozhraní odrazí a částečně proniká do
druhého prostředí. Z Huygensova principu lze odvodit, že úhel dopadu a úhel odrazu vlnění
na rovinném rozhraní jsou shodné. Při užití „paprskového vyjádření pak tvrdíme, že úhel
sevřený paprskem dopadajícím na rozhraní dvou prostředí a kolmicí na toto rozhraní vztyčenou
(úhel dopadu α) se rovná úhlu sevřenému danou kolmicí a odraženým paprskem
(úhel odrazu α′
). Navíc odražený paprsek leží v rovině určené kolmicí a dopadajícím
paprskem (rovina dopadu).
Zákon lomu Proniká-li vlnění z jednoho prostředí, kde se šíří fázovou rychlostí o velikosti
v1 do druhého prostředí, v němž jeho fázová rychlost má velikost v2 = v1, nastává lom
vlnění. Vyznačuje se změnou směru paprsků dopadajících na rozhraní takovýchto dvou
prostředí. Z Huygensova principu lze ukázat, že úhel α2 lomeného paprsku (opět měřeného
od kolmice) souvisí s úhlem dopadu α1 díky vztahu
sin α1
sin α2
=
v1
v2
přičemž lomený paprsek rovněž též leží v rovině dopadu.
Všimněme si, že je-li v1 > v2, je i α1 > α2 a vlnění se ze svého přímočarého šíření
odchyluje směrem ke kolmici.16
Pro v1 < v2 se vlnění odklání blíže k rozhraní (od kolmice).
V tomto případě můžeme najít tzv. mezní úhel dopadu αm takový, že lomený paprsek
15
Takové prostředí si můžeme představit jako prostorový soubor navzájem pružně svázaných oscilátorů.
16
Musíme si uvědomit, že úhly α se pohybují pouze v intervalu 0◦
, 90◦
, kde je funkce sinus ryze rostoucí.
104
se již do druhého prostředí nedostane a vlnění se šíří podél rozhraní (α2 = 90◦
). Při úhlech
dopadu α1 > αm už vlnění není schopno do druhého prostředí zcela proniknout a pouze se
odráží, nastává tzv. úplný odraz. Pro mezní úhel ze zákona lomu plyne:
sin αm =
v1
v2
.
Důležitou skutečností rovněž je, že frekvence vlnění se při přechodu z jednoho prostředí
do druhého nemění (elementární zdroje kmitají v obou prostředích se stejnou frekvencí).
U mechanického vlnění, jakým je například zvuk, je lom běžně těžko pozorovatelný.
Je však dobře známo, že světlo při vstupu do jiného prostředí také mění svůj směr, tato
podobnost však není náhodná — ukazuje se totiž, že světlo se v určitém smyslu chová
rovněž jako vlnění a v tomto přiblížení pro něj také platí Huygensův princip. Proto světelné
paprsky splňují zákon odrazu i lomu. U světla se projevují i další vlastnosti charakteristické
pro mechanická vlnění jimiž jsme se zde zabývali. O něco podrobněji je probereme v optice
(kap. 6).
105
Kapitola 4
Struktura látek a přeměny energie
V této kapitole se ve stručnosti seznámíme se základy popisu struktury látek a přenosu
a přeměn tepla na jiné formy energie.
Do první čtvrtiny dvacátého století již bylo nashromážděno takové množství experimentálního
i teoretického materiálu, že prakticky žádný z významnějších fyziků či chemiků
nepochyboval, že látky, z kterých je tvořen svět kolem nás i my sami, nevyplňují „přidělený
prostor spojitě, ale v jakýchsi chuchvalcích hmoty s konkrétní hmotností a určitým objemem.
Dělíme-li tyto chuchvalce ještě dále na menší části, ztrácejí již tyto části vlastnosti
charakteristické pro původní látku — buď se přemění na chuchvalce charakteristické pro
jinou látku, nebo přestanou být elektricky neutrální (nebo obojí). Ještě neutrální „charakteristické
chuchvalce látky nazýváme molekuly této látky. Atomy pak nazýváme molekuly,
které při jakémkoli dalším dělení již nezůstávají elektricky neutrální — mohou být rozloženy
na ionty a elektrony. Přitom elektronům, které jsou pro všechny atomy naprosto
stejné, byl z historických důvodů připsán záporný elektrický náboj, atom s odtrženým
jedním nebo několika elektrony (iont) je pak kladně nabitý a říkáme mu kationt.1
Látky
složené z atomů stejného druhu nazýváme prvky. Například při dělení vody na stále menší
kapičky lze nakonec dosáhnout bodu, ve kterém dostáváme chuchvalce-molekuly charakteristické
pro látku kyslík a pro látku vodík. Štěpením molekuly vodíku či molekuly kyslíku
již nezískáme molekuly jiné látky, ale opět molekuly (resp. nyní již atomy) vodíku nebo
kyslíku. Dalším štěpením již získáváme elektrony a kladně nabité ionty vodíku a kyslíku.
Proto jsou kyslík a vodík prvky, ale voda nikoli.
Strukturou atomů a molekul se zabývají rozsáhlé oblasti výzkumu na pomezí fyziky
a chemie — těchto partií se krátce dotkneme v kapitole 7 věnované hlubšímu mikrosvětu.
V této kapitole nás bude zajímat, jak nám výše uvedené poznání může pomoci v popisu
struktury látek a přeměn forem energie a do jaké míry je vůbec k tomuto popisu nezbytné.
Zmíníme se také o obecných zákonitostech charakterizujících systémy s velkým počtem
molekul — tzv. makroskopické systémy.
1
Původně neutrální atomy jsou často schopny utvořit stabilní systém s jedním nebo několika elektrony
navíc — jsou pak záporně elektricky nabité a říkáme jim anionty.
106
Přestože klasická mechanika, s jejímiž základy jsme se seznamovali v předchozích dvou
kapitolách, dává při popisu dějů v mikrosvětě mnoho nesprávných předpovědí, můžeme se
prozatím tvářit, že to není tak hrozné a předpokládat, že pohyb molekul, ze kterých se
všechny látky skládají, je určen Newtonovými zákony. V tom případě bychom pro systém
N molekul, u nichž bychom znali vyjádření sil jimiž na sebe působí, mohli sestavit soustavu
N rovnic ve tvaru
mk
−→ak =
−→
Fk
kde k = 1, 2, . . . , N a
−→
Fk je výslednice všech sil působících na k-tou molekulu o hmotnosti
mk a výsledném zrychlení −→ak. Úplnou informaci o vývoji celého systému bychom pak získali
vyřešením této soustavy rovnic (diferenciálních) při zadaných počátečních podmínkách
−→r k(0) a −→v k(0) známých pro všechny molekuly, tj. nalezli bychom závislosti polohových
vektorů všech molekul na čase. Naděje vkládané do tohoto postupu jsou však plané. Běžné
makroskopické systémy (o ty nám nyní jde) sestávají obvykle z více než 1020
molekul.
Řešení takto ohromné soustavy rovnic není v reálném časovém horizontu možné ani na
nejlepších počítačích, a to ani ve střednědobém výhledu do budoucna. Problémem i do
vzdálenější budoucnosti ovšem zůstává, že u reálných systémů nikdy nebudeme schopni
poznat přesné počáteční podmínky tak velkého souboru — a ty jsou k jednoznačnému
řešení nezbytné.
Na první pohled by se mohlo zdát, že s rostoucím počtem molekul nepředstavitelně roste
složitost chování celého systému. Úžasnou vlastností přírody však je, že i velice rozsáhlé systémy
mohou vykazovat jednoduché chování. Například ve vypité dvoulitrové pet láhvi se za
atmosférického tlaku a letní teploty 25 ◦
C nachází asi 5·1022
molekul vzduchu, ale přesto se
tento plyn s dobrou přesností řídí jednoduchou stavovou rovnicí pV = NkBT,2
kde p je tlak
plynu, V je jeho objem, N počet molekul, T je jeho teplota v tzv. termodynamické stupnici3
a kB je (univerzální) konstanta, tzv. Boltzmannova konstanta (kB ∼ 1, 38 · 10−23
J/K).4
Pomocí základních předpokladů o struktuře a vzájemných interakcích molekul lze, za
použití metod teorie pravděpodobnosti a matematické statistiky, podobné zákonitosti, jimiž
se makroskopické soustavy řídí, odvodit deduktivní cestou. Historickým jádrem této
oblasti zvané molekulová fyzika je kinetická teorie látek se kterou se v dalším seznámíme.
Makroskopickým soustavám vládnou tak obecné zákony, že často není nutné k jejich
mikroskopické struktuře přihlížet. Například, než se zjistilo, že teplo je jen makroskopickým
projevem mikroskopického neuspořádaného pohybu molekul a atomů, přišlo se nejprve na
řadu „tepelných zákonů , které šlo (alespoň z části) vysvětlit i bez přihlédnutí k částicové
struktuře látky. Zkoumáním tepelných jevů z takovéhoto makroskopického hlediska se
zabývá obor fyziky zvaný termodynamika. Termodynamika tedy studuje obecné vlastnosti
makroskopických soustav a obecné zákonitosti makroskopických procesů (zejména
2
Tato rovnice přesně platí pouze pro tzv. ideální plyny, což jsou plyny tvořené pouze molekulami
o zanedbatelném objemu, které (vyjma krátkých pružných srážek) na sebe vůbec nepůsobí.
3
Termodynamická teplotní stupnice se od běžně užívané stupnice Celsiovy liší pouze posunutím svého
počátku o 273, 15 ◦
C za bod mrazu, jiným názvem teplotní jednotky (kelvin) a zejména hlubším fyzikálním
významem.
4
Spojením „univerzální konstanta je zde míněno to, že tato fyzikální veličina má ve všech známých
procesech ve vesmíru stále stejnou hodnotu.
107
týkajících se transformace energie), popisuje tak tyto procesy bez ohledu na částicovou
povahu látek — tento přístup k popisu reality se nazývá fenomenologickým. S tímto přístupem
k popisu chování makroskopických soustav, spočívajícím zejména na několika tzv.
termodynamických zákonech se rovněž ve stručnosti seznámíme.
Souvislost termodynamických a statistických zákonů se nejjednodušeji ilustrují na modelu
ideálního plynu. O ideálním plynu jako zjednodušení plynů reálných5
předpoklá-
dáme:
1) Rozměry molekul ideálního plynu jsou zanedbatelně malé ve srovnání se střední vzdáleností
molekul od sebe.
2) Molekuly ideálního plynu na sebe kromě vzájemných srážek nepůsobí (srážky trvají
jen velmi krátce v porovnání s ”dobou volnosti” molekul).
3) Vzájemné srážky molekul ideálního plynu a jejich nárazy na stěny nádoby jsou dokonale
pružné.
4.1 Základní pojmy kinetické teorie látek
Již několikrát zmiňovaný Richard P. Feynman ve svých přednáškách [40] (str. 16) uvedl:
„Kdyby při nějaké katastrofě zanikly všechny vědecké poznatky a dalším generacím by měla
zůstat jen jediná věta, které tvrzení by při nejmenším počtu slov obsahovalo nejbohatší
informaci? Jsem přesvědčen, že je to atomová hypotéza (nebo atomový fakt, nebo jak to
chcete nazvat), že všechny věci se skládají z atomů — malých částic, jež jsou v neustálém
pohybu a vzájemně se přitahují, když jsou od sebe trochu vzdálené, ale odpuzují se, když
jsou těsně u sebe. V této jediné větě, jak uvidíte, je obsaženo nesmírné množství informací
o světě. Je k tomu třeba jen trochu představivosti a uvažování. Dále Feynman ukazuje, jak
z tohoto jednoduchého předpokladu plyne chápání tepla a teploty, úměrnost mezi tlakem
plynu a jeho hustotou, souvislost stlačování a rozpínání plynu se vzrůstem a poklesem
teploty. Dále jednoduše popisuje procesy tání a vypařování, chemické reakce, ... . My na
tomto místě bohužel nemáme prostor dokázat Feynmanova slova, ale alespoň se stručně
seznámíme se základními pojmy a představami kinetické teorie látek, jejíž jádro tvoří právě
ona věta, obvykle rozepisovaná do tří výroků:
1) Látky všech skupenství se skládají z atomů, molekul nebo iontů (souhrnně částice).
2) Tyto částice jsou v neustálém neuspořádaném (chaotickém) pohybu zvaném tepelný
pohyb.
3) Částice na sebe navzájem působí silami, které jsou při malých vzdálenostech odpudivé
a při větších přitažlivé.
5
Při vyšších teplotách a nevelkých tlacích je přiblížení ideálního plynu pro většinu plynů reálných značně
přiléhavé.
108
Historie spjatá s přesvědčením celé fyzikální obce o existenci molekul je velmi zajímavá.
Zatímco někteří významní fyzikové přelomu 19. a 20. století již přemýšleli nad vnitřní
strukturou atomů, významná část vědců té doby jejich samotnou existenci popírala — asi
největší zastánce atomové povahy hmoty Ludwig Boltzmann si dokonce v návalu deprese,
způsobené mimo jiné i frustrací ze subjektivního pocitu vědecké izolace, vzal ještě v roce
1906 život. Možnost téměř přímého experimentálního důkazu existence atomů vyplývala
z teoretické práce Mariana Smoluchwskiho (1904) a ještě markantněji z práce Alberta
Einsteina (1905) o Brownově pohybu.6
Rozhodující experimenty, přesvědčující i největší
odpůrce atomové hypotézy, provedl Jean Perrin až v roce 1908. V současné době jsme
schopni „pozorovat přímo i pohyb samotných atomů, tedy nejen důsledků jejich pohybu,
jako je tomu u Brownova jevu.7
Abychom při popisu světa částic a jejich ohromných souborů nepočítali s příliš velikými
čísly, zavádí se fyzikální veličina zvaná látkové množství n. Je definována jako poměr počtu
částic N určitého (stejného) druhu k jistému velikému číslu NA zvanému Avogadrovo
číslo. Platí tedy:
n
def
=
N
NA
(4.1)
Aby takto definovaná fyzikální veličina nebyla bezrozměrná, byla dohodou stanovena její
jednotka — tzv. mol. Látkové množství jeden mol má tedy soustava, která obsahuje stejné
množství částic, jako je Avogadrovo číslo. Avogadrovo číslo, které tak udává počet částic
v jednom molu, bylo definitoricky stanoveno jako počet atomů obsažených ve 12-ti gramech
látky, která je složena pouze z atomů uhlíku 12
C.8
Vzhledem k definici 4.1 tak Avogadrovo
číslo získalo svůj rozměr a je NA ≈ 6, 02·1023
mol−1
, správněji se mu tedy říká Avogadrova
konstanta.
Dalším důležitým pojmem je relativní atomová (molekulová) hmotnost Ar, která
je definována vztahem:
Ar
def
=
ma
mu
(4.2)
kde ma je klidová hmotnost atomu (molekuly) a mu atomová hmotnostní konstanta,
což je podobně jako Avogadrova konstanta jakýsi standard pro porovnání — můžeme také
říkat, že atom váží Ar hmotnostních jednotek. Tato konstanta je definována jako 1/12
hmotnosti už známého atomu uhlíku 12
C a její experimentálně zjištěná hodnota je mu ≈
1, 661 · 10−26
kg.9
6
Brownův pohyb je neustálý chaotický pohyb malých částic (např. pylových zrnek) umístěných v kapalině
nebo plynu. Parametry tohoto pohybu nebyla schopna žádná teorie neopírající se o atomární představy
vysvětlit.
7
Uvozovky jsou u slova „pozorovat na místě, protože žádný optický přístroj není schopen zobrazit
atomární struktury, je třeba přístrojů pracujících na jiném principu.
8
Toto označení je zkrácený zápis pro neutrální atom, jehož jádro obsahuje šest protonů a šest neutronů.
Více viz kap. 7.
9
Uhlík byl pro tyto definice vybrán z čistě praktických důvodů, vytváří totiž enormně bohaté množství
sloučenin.
109
Molární hmotnost Mm je definována jako hmotnost jednoho molu látky, tj.
Mm
def
=
m
n
(4.3)
Molární hmotnost je v jednoduchém vztahu s relativní atomovou hmotností. Protože z definice
vyplývá, že mu je 1/12 hmotnosti atomu uhlíku a jeden mol atomů uhlíku (jejich
počet je číselně roven Avogadrově konstantě) má hmotnost 12·10−3
kg, dává součin konstant
mu · NA = 10−3
kg · mol−1
. Takže
Mm =
Nmm
N
NA
= ArmuNA = Ar10−3
kg mol−1
.
Další často používanou veličinou je tzv. hustota částic NV definovaná jako počet
částic v jednotce objemu (obvykle m3
nebo cm3
), tj.
NV
def
=
N
V
4.1.1 Modely struktur látek různého skupenství
Plynná látka (plyn)
Za běžných teplot a tlaků jsou střední vzdálenosti mezi molekulami plynu velké ve srovnání
s rozměry molekul. Pro tyto vzdálenosti jsou přitažlivé síly velmi malé a můžeme je
zanedbat. V prostoru, který plyn zaujímá, se všechny molekuly neustále pohybují různými
rychlostmi (velikost i směr). Částice plynu na sebe působí prakticky jen během srážky,
proto je jejich střední potenciální energie (v silovém poli vytvořeném ostatními částicemi)
v porovnání s jejich kinetickou energií velmi malá. Z této struktury vyplývají i makroskopické
vlastnosti plynů: nemají stálý objem ani tvar a jsou relativně snadno stlačitelné.
Pevná látka
Většina pevných látek je složena z částic s pravidelným uspořádáním na relativně velkou
vzdálenost (krystalová struktura). Látky jen s částečně uspořádanou strukturou se nazývají
amorfní. Částice pevné látky vykonávají kmitavé pohyby kolem svých rovnovážných poloh.
S rostoucí teplotou se amplitudy výchylek částic zvětšují a po dosažení jisté meze látka
taje. Vzdálenosti rovnovážných poloh nejsou vůči rozměrům částic o mnoho větší, částice na
sebe tedy velmi silně působí, což ovšem znamená, že jejich potenciální energie je relativně
velká v porovnání s kinetickou energií jejich kmitavého pohybu. Vliv na makroskopické
chování: vlastní tvar a objem.
Kapalná látka (kapalina)
Molekuly kapalných látek jsou uspořádány jen na velmi krátké vzdálenosti a toto uspořádání
se neustále mění. Jejich střední vzdálenosti jsou srovnatelné se vzdálenostmi molekul
110
pevné látky, ale jejich vzájemné působení není tak silné, proto molekuly kapalin působením
vnějších sil tak snadno své polohy přeskupují. To dává kapalinám jejich charakteristickou
makroskopickou vlastnost — tekutost. Ovšem díky svému „hustému uspořádání bývají
velmi málo stlačitelné.
4.1.2 Základní rovnice kinetické teorie plynů
Z úvah o pohybech a nárazech molekul na stěny nádoby v níž se nachází (ideální) plyn,
plyne rovnice
pV =
2
3
Ek (4.4)
kde p je tlak plynu v nádobě, V je objem nádoby a Ek je součet kinetických energií všech
molekul v nádobě. Je-li v nádobě N molekul, bude v průměru na každou z nich připadat
kinetická energie εk = Ek/N. Ze statistických úvah (a předpokladů klasické mechaniky) lze
odvodit, že tato střední kinetická energie εk připadající na jednu molekulu plynu souvisí
s termodynamickou teplotou T tohoto plynu vztahem
εk =
3
2
kBT (4.5)
Tento vztah po dosazení do 4.4 sváže do jediné rovnice (platné pro ideální plyny) tlak,
objem, teplotu a počet molekul plynu uzavřeného v nějaké nádobě:
pV = NkBT (4.6)
Tato rovnice je základem termodynamiky ideálních plynů a její jistá modifikace byla nejprve
zkonstruována empiricky pomocí vztahů platných pro izotermický (T = konst), izobarický
(p = konst) a izochorický děj (V = konst) s plynem. Z této rovnice také vyplývá zajímavý
Avogadrův zákon, který tvrdí, že při stejném tlaku a stejné teplotě je ve stejných
objemech různých (ideálních) plynů obsažen vždy stejný počet molekul.
4.2 Základy termodynamiky
Při zkoumání vlastností nějaké soustavy těles často předpokládáme, že umíme tuto soustavu
dokonale izolovat od okolí, což znamená, že umíme zabránit částicím a energii aby
putovaly dovnitř nebo ven ze soustavy. Zkušenost ukazuje, že je-li takováto izolovaná soustava
ponechána nějakou dobu svému osudu, ustanou veškeré makroskopické pohyby (například
proudění) a vyrovnají se teploty jejích různých částí (pokud se soustava nenachází
v žádném silovém poli, vyrovnají se i veškeré tlaky uvnitř soustavy), soustava se tak dostane
do stavu, kterému říkáme termodynamická rovnováha.10
V tomto stavu soustavu
pak charakterizuje jen několik málo fyzikálních veličin, které se z makroskopického hlediska
již nemění, jsou to např. teplota, tlak a objem (stavové veličiny).
10
Tomuto tvrzení se také říká nultý termodynamický princip.
111
Termodynamickou rovnováhu soustavy můžeme (po jejím odizolování) narušit např.
zahřátím — v soustavě tak vznikne oblast, která má vyšší teplotu než zbytek soustavy
a i kdybychom hned po akci tuto soustavu opět zaizolovali, bude chvíli trvat, než se teploty
(případně další stavové veličiny) opět všude vyrovnají, záleží samozřejmě na složení
a uspořádání soustavy. U některých soustav (např. malá nádoba naplněná plynem) je však
tepelné sdílení natolik rychlé, že můžeme v dobrém přiblížení (zvláště při pomalém zahřívání)
tvrdit, že soustava prošla z jednoho rovnovážného stavu (charakterizovaného teplotou
T) do jiného (charakterizovaného teplotou T′
) sledem na sebe navazujících rovnovážných
stavů, tj. že zahřátí nevyvedlo soustavu z termodynamické rovnováhy. Takovouto idealizovanou
změnu stavu soustavy nazýváme rovnovážný děj. Proběhne-li v dané soustavě
rovnovážný děj v jednom směru a pak ve směru opačném a soustava se dostane do původního
stavu, aniž nastanou v okolních tělesech změny nazýváme takový proces vratný děj.
Striktně vzato jsou skutečné děje vždy nerovnovážné a nevratné, ale popis takových dějů
je samozřejmě značně složitější, navíc v praxi existuje mnoho oblastí, ve kterých je zjednodušení
pomocí rovnovážných dějů velmi dobrým přiblížením k realitě. Nadále budeme mít
na mysli pouze rovnovážné děje.
4.2.1 Vnitřní energie
Celkovou energii fyzikální soustavy tvoří:
a) kinetická energie Ek jejího makroskopického (uspořádaného) pohybu jako celku (např.
posuvný či otáčivý pohyb);
b) potenciální energie Ep soustavy jako celku, vyplývající ze silového působení vnějších
těles působících na soustavu (např. vnější gravitační či elektrické pole);
c) vnitřní energie Ev (často z historických důvodů značená U) soustavy, která souvisí kinetickou
energií chaotického pohybu částic a jejich potenciální energií v poli ostatních
částic patřících k soustavě.11
Protože makroskopické uspořádané pohyby v potenciálních polích jsou doménou mechaniky
a jako takové tam byly studovány, zaměřme se nyní pouze na vnitřní energii.
Vnitřní energie má pro termodynamiku velmi důležitou vlastnost — je závislá pouze na
stavu soustavy. Nezávisí tedy jako například práce na tom, jak se soustava do daného stavu
dostala (např. rychlým stlačením nebo pomalým zahřátím). Vnitřní energie je tedy vedle
teploty, tlaku a objemu další stavovou veličinou.
Důležitou úlohu v termodynamických úvahách má práce vykonaná soustavou. Příkladem
může být, když rozpínající se plyn v pístu auta (soustava) otočí klikovým hřídelem
11
Abychom byli přesnější — k vnitřní energii soustavy patří i energie atomů vázaných v molekulách,
energie jejich elektronů v obalech i energie skrytá v jádru atomů. Tyto složky energie se však při dějích
zkoumaných ve školské fyzice prakticky vůbec nemění, proto je nemusíme do vnitřní energie zahrnovat.
112
(a auto jede). Přímo z definice mechanické práce 2.62 lze odvodit, že plyn uzavřený v nádobě
o objemu V , jehož tlak je p, vykoná při malém zvětšení objemu nádoby12
na V + ∆V
práci ∆W rovnou
∆W = p∆V
4.2.2 První termodynamický princip
Koncem druhé třetiny devatenáctého století se stále více vědců začalo přiklánět k názoru,
že teplo úzce souvisí s mechanickou prací a tedy i s energetickými změnami. Nakonec se
důkladným experimentálním studiem ověřilo, že každá (i biologická) soustava vyskytující
se v přírodě splňuje zákon zachování energie — energie se tak stala jakousi nezničitelnou
„substancí , která se může přelévat z místa na místo, ale nikdy nevzniká ani nezaniká, může
se jen měnit na různé formy. V souvislosti s termodynamikou se zákon zachování energie
(a její provázanosti s teplem) nejčastěji vyjadřuje takto: Zahřejeme-li libovolnou soustavu
(tj. dodáme-li jí teplo), vykoná tato soustava nějakou práci a zbytek zůstane uložen ve formě
vnitřní energie soustavy — tato věta je vyjádřením tzv. prvního termodynamického
principu (zákona).
Teplo tedy popisuje děj, při němž se vyměňuje energie mezi soustavou a okolím, na
rozdíl od vnitřní energie, která charakterizuje okamžitý stav soustavy. Z toho vyplývá, že
teplo (stejně jako práce) není stavovou veličinou.
Matematický zápis prvního termodynamického principu zní
Q = ∆U + W (4.7)
čímž se má na mysli, že teplo dodané do soustavy se spotřebuje dílem na změnu vnitřní
energie této soustavy a dílem na práci, kterou soustava vykoná na svém okolí (zvětšuje
svůj objem).
Důležité je si uvědomit naší znaménkovou konvenci, tj. když ∆U > 0, vnitřní energie
soustavy roste a roste díky tomu, že okolní tělesa na ní konají (kladnou) práci, tj. práce
samotné soustavy W < 0 nebo do ní z vnějšku proudí teplo, které považujeme za kladné,
když je soustavě dodáváno (Q > 0), nebo nastávají oba procesy současně.13
V případě, že
vnitřní energie soustavy klesá, práci nekonají okolní tělesa, ale sama soustava nebo teplo
je soustavě odebíráno a všechny výše zmíněné veličiny mají hodnotu zápornou.
4.2.3 Teplota
Z vysvětlení rovnovážného stavu vyplývá, že přivedeme-li dvě tělesa do vzájemného kontaktu
a odizolujeme-li je od zbytku světa, nakonec se mezi nimi ustanoví tepelná rovnováha.
Než ovšem rovnováha nastane, vyměňuje se mezi oběma tělesy energie (teplo) a protože
se nekoná práce, plyne z prvního termodynamického principu, že se musí měnit vnitřní
12
„Malým zvětšením se myslí takové, při kterém se podstatně nezmění tlak.
13
Samozřejmě, je-li například Q > W > 0, tj. soustavě je dodáváno teplo a zároveň koná práci, je stále
∆U > 0, tj. vnitřní energie soustavy roste, i když pracuje.
113
energie těles — energie tělesa, které teplo přijímá se zvětšuje a energie tělesa, které teplo
odevzdává se zřejmě zmenšuje. Pro popis těchto změn vnitřní energie se zavádí staronová
stavová veličina — teplota. Říkáme, že těleso, které odevzdalo teplo, mělo větší teplotu než
těleso, které teplo při vzájemném styku získalo. Pokud mezi tělesy při vzájemném styku
nedošlo k výměně tepla (a tedy ani vnitřní energie každého z těles se nezměnila), říkáme, že
tato tělesa měla stejnou teplotu. Lze ukázat, že změna teploty soustavy je úměrná změně
její vnitřní energie.
K určení teploty užíváme teploměrů14
což jsou vlastně malé sondy, které se snaží dostat
do tepelné rovnováhy s měřenou soustavou (bez toho aby jeho původní teplotu nějak
podstatně ovlivnili) a pomocí změny nějaké jiné fyzikální veličiny15
určuje vůči dohodnuté
základní hladině (v dohodnuté stupnici) teplotu. U nás nejčastěji užívaná teplotní
stupnice Celsiova je dána dvěma teplotami, kterým se přiřazuje dohodnutá hodnota —
rovnovážnému stavu vody a jejího ledu 0◦
C a rovnovážnému stavu vody a její syté páry
(var) 100◦
C. Fyzikové užívají tzv. termodynamickou teplotní stupnici, která má vůči stupnici
Celsiově pouze posunutý počátek (dílky jsou stejně veliké, což znamená, že zvýší-li se
teplota o jeden 1◦
C, zvýší se teplota o jeden stupeň i v termodynamické stupnici. Tento
stupeň nazýváme Kelvin a značíme K). Souvislost Celsiovy (označ. t) a termodynamické
(T) stupnice je jednoduchý: T = (t + 273, 15)K a také t = (T − 273, 15)◦
C.16
Významnost
počátku termodynamické stupnice (0K ≡ −273, 15◦
C) je v tom, že tato teplota je nejnižší
možná, tj. pod tuto (a ani na tuto) teplotu není možné ochladit žádné těleso — obsah
uvedené věty tvoří tzv. třetí termodynamický princip.
4.2.4 Měrná tepelná kapacita
Pokud byste se pokusili zahřát na sporáku půl litru vody (≈ 0, 5kg) a na stejném (a stejně
spuštěném) sporáku vedle tři litry (≈ 3kg), tak při dobrém promíchávání se vám voda
za stejnou dobu na prvním sporáku ohřeje na vyšší teplotu než na tom druhém. Je tedy
zřejmé, že vzrůst teploty je nepřímo úměrný množství zahřívané látky. Rovněž je ale zřejmé,
že každá látka přejímá teplo s jinou účinností. Například kus železa budete zahřívat přibližně
dvakrát pomaleji než stejně těžký kus hliníku. Extrémním příkladem je srovnání
rtuti a vody. Abyste vodu zahřáli na stejnou teplotu jako rtuť stejné hmotnosti, museli
byste ji při stejném přísunu tepla zahřívat skoro třicetkrát déle (proto je rtuťový teploměr
výhodnější i při stejné objemové roztažnosti17
vody a rtuti — přejímá totiž daleko snáz
teplotu měřeného tělesa). Můžeme tedy říci, že voda pojme při zahřátí o stejnou teplotu
více tepla než rtuť stejné hmotnosti, docházíme tak k definici nové látkové konstanty —
k měrné tepelné kapacitě, která nám rozlišuje látky podle množství tepla, které mu-
14
Logičtější by bylo označení „teplotoměr , protože neměříme teplo, což je veličina charakterizující určitý
děj, ale teplotu, což je veličina závislá na okamžitém stavu soustavy.
15
Nejznámější je změna objemu nějaké látky se změnou teploty, ale se změnou teploty se mohou měnit
např. i elektrický odpor nebo tlak plynu.
16
Pro připomenutí, složené závorky znamenají, že jde o číselné hodnoty. Tedy v našem případě T a t
jsou číselné hodnoty teploty v termodynamické a Celsiově stupnici.
17
Objemová roztažnost charakterizuje o kolik vzroste objem látky, jestliže ji zahřejeme o 1 K nebo 1◦
C.
114
síme dodat jednomu kilogramu dané látky, abychom ji ohřáli o 1 K nebo 1◦
C. Matematicky
můžeme psát
c
def
=
Q
m∆T
≡
Q
m∆t
Z této definice tedy plyne, že abychom ohřáli m kilogramů látky s měrnou tepelnou kapacitou
c o ∆t stupňů celsia, musíme ji dodat teplo18
Q = cm∆t
Díky tomuto vztahu můžeme snadno vypočítat teplotu, na které se ustálí směs nebo jiné
spojení dvou látek o různých předem daných teplotách v izolaci.19
Teplejší látka s teplotou
t1, hmotností m1 a měrnou tepelnou kapacitou c1 se při styku s látkou o teplotě t2 <
t1, s hmotností m2 a měrnou tepelnou kapacitou c2 schladí (v důsledku odebrání tepla
chladnější látkou), na teplotu t, pro níž zřejmě platí t2 < t < t1. Tato látka tak zřejmě
odevzdá teplo Q = c1m1(t1 − t). Protože je však soustava izolovaná, stejné množství tepla
Q musí přijmout chladnější látka, jejíž teplota vzrostla z t2 na t, platí tedy z druhé strany
Q = c2m2(t−t2). Porovnáním pak získáme snadno řešitelnou lineární rovnici pro hledanou
výslednou teplotu t rovnovážného stavu:
c1m1(t1 − t) = c2m2(t − t2)
4.2.5 Druhý termodynamický princip
Tento princip omezuje možnost libovolného přelévání energie z jedné formy na druhou.
Studujeme-li pád kamene v tíhovém poli Země, zjišťujeme, že jeho mechanická energie se
v průběhu pádu zachovává (odpor vzduchu neuvažujeme) — potenciální energie, kterou
měl v místě vypuštění se postupně přelévá do energie kinetické. To vše ovšem platí pouze
do okamžiku nárazu! V okamžiku nárazu se veškerá mechanická energie ztratí (kámen
se na zemi nehýbe) a přemění se na energii tepelnou — kámen i Země se trochu ohřejí.
Kdyby nebylo žádné omezení na přeměnu energie, mohly by v principu nastávat i obrácené
procesy — zahřátím kamene i Země (např. od Slunce) by mohl kámen vyskočit do
výšky. Tomuto procesu první termodynamický princip nebrání, proč tedy takovéto úkazy
nepozorujeme? Proč má jedna forma energie přednost před druhou? Vědci přišli s tím, že
zřejmě existuje nějaký přírodní zákon, který takovéto věci zakazuje. Nazvali ho druhým
termodynamickým principem a byl vyjádřen v několika ekvivalentních formulacích,
například (viz [41])
• Teplo nemůže samovolně přecházet z chladnějšího tělesa na teplejší.
• Není možné sestrojit periodicky pracující stroj, který by trvale vykonával kladnou
mechanickou práci pouze ochlazování jednoho tělesa, aniž by přitom docházelo k jiným
změnám v ostatních tělesech.
18
Pro větší názornost budeme nadále užívat Celsiovu stupnici.
19
Nádobu, či zařízení, ve které takovou izolaci nejčastěji simulujeme, nazýváme kalorimetr.
115
Z mikroskopického hlediska tento zákon úzce souvisí s uspořádaností systémů a s pravděpodobností
realizace těchto uspořádání. V souvislosti s ním je často diskutována i otázka
tzv. šipky času. Na populární úrovni se lze více dočíst např. v [16, 42, 43, 44].
116
Kapitola 5
Elektřina a magnetismus
Na počátku třetí třetiny devatenáctého století se geniálnímu Jamesi Clerku Maxwellovi
podařilo sloučit všechny do té doby známé experimentální i teoretické výsledky týkající se
elektrických a magnetických jevů do jednotného konzistentního popisu.1
Z Maxwellovy teorie vyplynulo, že elektřina a magnetismus jsou vlastně jen různými
projevy jediné, tzv. elektromagnetické síly (interakce). Dále pak, že působení této síly
na elektricky a magneticky aktivní látky se děje prostřednictvím pole (viz odst. 2.4), které
je popsáno vektory
−→
E a
−→
B (tyto vektory byly z historických důvodů nazvány intenzita
elektrického pole a magnetická indukce). Maxwell dokonce ze svých rovnic vyvodil
možnost existence tzv. elektromagnetických vln, jakožto periodických vzruchů přenášených
elektromagnetickým polem (podobně jako zvukové vlny jsou přenášeny vzduchem)
a zjistil, že rychlost šíření těchto vln se shoduje s rychlostí světla. To jej přesvědčilo, že
světlo je elektromagnetickým vlněním omezených vlnových délek (více o tom v odst. 5.4).
Technická aplikace Maxwellovy teorie měla a má nedozírné důsledky i pro prostý občanský
život — od generátorů střídavého napětí ve vodních elektrárnách, po komunikaci s extrasolárními
sondami.
Nemohu si pomoci, ale na tomto místě musím opět ocitovat R. P. Feynmana a jeho
poněkud náročné, ale nanejvýš zajímavé a inspirativní přednášky ([45] str. 25): „Z dlouhodobého
pohledu historie lidstva, tak, jak se bude jevit, například, za deset tisíc let, lze
sotva pochybovat o tom, že Maxwellův objev zákonů elektrodynamiky bude hodnocen jako
nejvýznamnější událost 19. století. V porovnání s touto důležitou vědeckou událostí upadne
americká občanská válka z téhož desetiletí do provinční bezvýznamnosti.
Prozkoumejme nejprve elektrickou a magnetickou složkou elektromagnetického pole odděleně.
V následující části se budeme zabývat elektrickými náboji a elektrickými poli v klidu
— tato oblast studia se běžně nazývá elektrostatika a má obdobu u neměnících magnetických
polí jako magnetostatika. Při přechodu k časově proměnným polím se popis elektrických
a magnetických jevů poněkud komplikuje, pole se stávají závislá, protože změna
jednoho vyvolává vznik druhého a naopak — dostáváme se tak na půdu elektrodynamiky,
což je název, kterým se nahrazuje výstižnější elektromagnetodynamika.
1
Maxwell navázal na velmi důležité výzkumy dalšího fenomenálního vědce — Michaela Faradaye.
117
5.1 Elektrický náboj a elektrické pole
Podstatu elektrického náboje zatím neznáme, víme jen, že existuje ve dvou formách,
které označujeme jako kladnou a zápornou a že je vždy vázán na materiální částice, tj. že
neexistuje sám o sobě. Elektrické náboje ve svém okolí vzbuzují silové účinky, které popisujeme
pomocí elektrického pole — podobně jako hmotnost (gravitační náboj) vzbuzuje
ve svém okolí gravitační pole (viz odst. 2.4). Na rozdíl od gravitačního pole však existují
elektrické náboje dvou znamének. Náboje, které označujeme stejným znaménkem na
sebe navzájem působí silami odpudivými, opačné náboje se přitahují. Necelé půlstoletí po
Maxwellových výzkumech se pečlivými měřeními zjistila skutečnost, která z Maxwellovy
teorie nevyplývá (ale neprotiřečí jí): kladný ani záporný elektrický náboj nemůžeme dělit
libovolně — náboj se vyskytuje pouze v určitých porcích (kvantech) a všechna elektricky
nabitá tělesa obsahují celočíselný násobek kladného či záporného elementárního náboje.
Logické by bylo považovat elementární náboj za jednotkový a elektrické nabití všech
ostatních těles vztahovat k tomuto náboji, ale z historických a praktických důvodů byl
za jednotkový náboj určen 1 coulomb, do kterého se náboj elementární vejde přibližně
1, 6 · 1019
krát. Fyzikální veličinu elektrický náboj tedy měříme v coulombech.
Ať už je podstata elektrického náboje jakákoli, umíme přiřazenou veličinu měřit s vysokou
přesností a dosud se prokazuje, že v izolovaných soustavách se podobně jako energie
vždy zachovává, platí tedy její zákon zachování.
5.1.1 Coulombův zákon
Francouz Charles Coulomb koncem 18. století postavil výzkum elektrických sil na pevnou
půdu experimentálním prokázáním věty: Dva bodové (nebo kulové) elektrické nosiče náboje
se přitahují nebo odpuzují silou přímo úměrnou součinu těchto nábojů2
a nepřímo úměrnou
druhé mocnině jejich vzdálenosti r, tj. ověřil platnost vztahu
|
−→
Fe| = k
q1q2
r2
(5.1)
Dokonalost podoby s Newtonovým gravitačním zákonem však ruší tři věci:
1) Na rozdíl od síly gravitační, elektrická síla může působit i odpudivě.
2) Konstanta úměrnosti k v Coulombově zákoně je, na rozdíl od gravitační konstanty G
(stejné v celém vesmíru), závislá na prostředí, ve kterém se elektrické náboje nacházejí
(např. ve vodě na sebe stejné náboje ve stejné vzdálenosti působí 81 krát menší silou
než ve vzduchu). Tato konstanta se z praktických (technických) důvodů uvádí ve
tvaru:
k ≡
1
4πε0εr
≈ 9·109
N m2
C−2
2
Nadále nebudeme rozlišovat elektrický náboj jako vlastnost hmoty a elektrický náboj jako fyzikální
veličinu této vlastnosti přiřazenou.
118
kde veličina ε0 ≈ 8, 85·10−12
C2
m−2
N−1
se nazývá permitivita vakua a číslo εr
relativní permitivita prostředí. Protože se s prostředím mění pouze εr, můžeme
pro zjednodušení označit
k0 ≡
1
4πε0
a pro velikost elektrické síly psát
Fe =
k0
εr
q1q2
r2
Vidíme tak, že relativní permitivita εr udává kolikrát je elektrická síla v daném
prostředí zmenšena oproti vakuu.3
3) Elektrické působení mezi dvěma jednotkovými náboji je o mnoho řádů větší než působení
gravitační mezi dvěma jednotkovými hmotnostmi ve stejné vzdálenosti (ověřte).
Mohli bychom si myslet, že jsme jednotkový náboj (coulomb) zvolili příliš velký,
ale věc má hlubší kořen. Elektrické odpuzování takových základních částic jakými
jsou protony (každý nese kladný elementární náboj), je 1036
krát! silnější, než jejich
gravitační přitahování (ověřte). Tento obrovský nepoměr je dodnes záhadou.
5.1.2 Intenzita a potenciál
Obdobně jako byly pro popis gravitačního pole zavedeny dvě veličiny, které jej charakterizovaly
bez ohledu na objekty, které se v něm nacházely, zavádějí se i pro pole elektrické
dvě navzájem související veličiny: jedna názorná, ale vektorová (tj. k popisu elektrického
pole musíme zadat jeho v každém bodě tři složky vektoru) a druhá jednodušší co do popisu
(skalární), ale už ne tak názorná. V úplné analogii říkáme první veličině intenzita
elektrického pole a značíme
−→
E a druhé elektrický potenciál ϕE.
Intenzitu elektrického pole zavádíme úvahou naprosto analogickou k její gravitační kolegyni:
Budeme studovat působení elektrického pole na nějaký dohodnutý náboj (jednotkový).
Intenzita elektrického pole je pak definována jako síla na tento jednotkový náboj
působící. Intenzita elektrického pole v daném bodě prostoru je tedy vektorová fyzikální
veličina, která má stejný směr i velikost jako elektrická síla působící na jednotkový náboj
v tomto místě se nacházející. Jednotkou intenzity elektrického pole je tedy newton na
coulomb (N/C). Z Coulombova zákona plyne, že v elektrickém poli bodového náboje Q
působí na jiný náboj q elektrická síla, která je tomuto náboji přímo úměrná. Nemáme-li
k dispozici jednotkový náboj a přesto chceme stejným způsobem zmapovat elektrické pole,
musíme sílu, která na náboj v tomto poli působí podělit velikostí tohoto náboje. Intenzitu
elektrického pole pak obecně definujeme vztahem:
−→
E
def
=
−→
Fe
q
(5.2)
3
εr > 1 pro všechna prostředí jiná než vakuum, pro vakuum je εr = 1
119
Elektrické pole ve vakuu splňuje důležitý princip superpozice, který v této souvislosti
říká, že vyvolává-li samotný náboj q1 v místě −→r elektrické pole o intenzitě
−→
E1(−→r )
a osamocený náboj q2 ve stejném místě pole s intenzitou
−→
E2(−→r ), bude výsledné pole od
obou nábojů dáno superpozicí (složením) polí tak, že jeho intenzita bude dána prostým
součtem
−→
E1(−→r ) +
−→
E2(−→r )
Princip superpozice pro elektrické pole obecně v látkových prostředích neplatí.
Pomocí intenzity můžeme elektrické pole „zmapovat tzv. elektrickými siločárami,
což jsou myšlené čáry sestrojené tak, že v každém bodě, kterým prochází, je jejich tečna
rovnoběžná s intenzitou elektrického pole a je stejně orientovaná.
Elektrickému poli lze rovněž přiřadit potenciální energii (elektrická síla4
je konzervativní).
Přiřazení potenciální energie EE(−→r ) náboji q nacházejícímu se v elektrostatickém
poli v místě −→r se opět děje tak, že si zvolíme místo −→r0 , kde je potenciální energie nulová
a potenciální energií pak bude práce kterou vykoná pole při přesunu náboje q z −→r do −→r0 .
Elektrická potenciální energie „normovaná na jednotkový náboj opět charakterizuje pole
bez ohledu na okolní náboje, tím dospíváme k elektrickému potenciálu
ϕE
def
=
EE
q
Jednotka elektrického potenciálu byla nazvána volt a značí se (zřejmě je [ϕE] ≡ V =
J/C).5
Mapování elektrického pole pomocí potenciálu má výhodu také v tom, že je hned vidět,
kolik kinetické energie může náboj q získat při přechodu z jednoho místa s potenciálem
ϕE(−→r1 ) do místa s potenciálem ϕE(−→r2 ). Je-li přítomno pouze elektrostatické pole, platí
totiž (viz vztah 2.70)
∆Ek ≡ Ek(−→r2 ) − Ek(−→r1 ) = EE(−→r1 ) − EE(−→r2 ) = q[ϕE(−→r1 ) − ϕE(−→r2 )] (5.3)
Proletí-li tedy náboj q potenciálovým rozdílem ∆ϕE ≡ ϕE(−→r1 ) − ϕE(−→r2 ), získá kinetickou
energii ∆Ek = q∆ϕE. Při experimentálním zkoumání mikrosvěta se často užívá jako jednotka
množství energie, kterou získá částice nabitá elementárním nábojem při průchodu
potenciálovým rozdílem jeden volt — říká se jí elektronvolt a značí se eV. Rozdílu potenciálů
se často říká napětí.
5.2 Elektrický proud
Ke studiu uspořádaného pohybu elektrických nábojů zavádíme novou veličinu — elektrický
proud. Elektrický proud definujeme jako množství náboje procházejícího jistou
4
Přesněji elektrostatická síla.
5
Ověřte, že jednotku intenzity elektrického pole můžeme psát i ve tvaru V/m.
120
plochou za časovou jednotku. Projde-li během doby ∆t zvolenou plochou náboj ∆q, bude
střední hodnota elektrického proudu (ozn. I) dána vztahem (viz například definice střední
rychlosti)
I
def
=
∆q
∆t
(5.4)
Mění-li se s časem množství náboje prošlého plochou a nás zajímá hodnota proudu v konkrétním
okamžiku, zmenšujeme časový interval ∆t v okolí tohoto okamžiku a sledujeme
změny podílu ∆q/∆t. Okamžitá hodnota proudu pak bude dána vztahem (viz například
definice okamžité rychlosti)
I
def
= lim
∆t→0
∆q
∆t
≡
dq
dt
Jednotkou elektrického proudu byl zvolen ampér (ozn. A) a platí
[I] ≡ A =
C
s
Protože rozdíl potenciálů (napětí) vyvolává pohyb náboje (elektrický proud), který pak
může konat práci, je tato oblast elektromagnetismu velmi důležitá pro technické aplikace.
Zákonitostmi vedení proudu v různých látkách, charakteristikami elektrických obvodů a popisu
jejich prvků se však nebudeme zabývat. Tyto informace lze nalézt např. v [4, 5, 6].
5.3 Magnetické pole
V analogii se tím, že se elektrické pole objevuje v blízkosti elektricky nabitých těles bychom
mohli předpokládat, že magnetické pole se obdobně objevuje v blízkosti magneticky nabitých
těles či částic. I přes intenzívní výzkum se však dosud izolovaný magnetický náboj
(tzv. magnetický monopól) nenalezl.6
Magnetické pole, které pozorujeme, je buzeno buď
elementárními magnetickými dipóly nacházejícími se v atomech,7
nebo pohybem elektrického
náboje (elektrickým proudem). Magnetismus permanentních magnetů nesouvisí
s makroskopickým pohybem náboje, ale s vlastnostmi a uspořádáním částic, které je tvoří.
Magnetické pole pohybujících se nabitých částic a magnetické pole permanentních magnetů
je stejné povahy a naznačuje hlubokou souvislost elektrického náboje a elementárních
dipólků.
5.3.1 Stacionární magnetické pole
Obdobně jako jsme elektrickému poli přiřadili fyzikální veličinu, která jej charakterizovala
pouze s ohledem na jeho zdroj, přiřazujeme takovouto veličinu i magnetickému poli a říkáme
6
Přitom žádný z dosud objevených přírodních zákonů tomu nebrání.
7
Každý magnet má dva tzv. póly (proto dipól), které se chovají podobně jako opačné elektrické náboje,
tzn. souhlasné se odpuzují a nesouhlasné se přitahují. Protože Země se chová také jako magnet s osou jen
mírně odchýlenou od osy zemské, volně se otáčející magnet se natočí pólem nazvaným severní (ozn. N,
proč?) k severnímu zeměpisnému pólu. Opačný pól byl nazván jižní (ozn. S).
121
jí (ne právě vhodně) magnetická indukce (ozn.
−→
B ). Na rozdíl od silového působení
elektrického pole
−→
E na náboj q, které je dáno jednoduchým vztahem
−→
Fe = q
−→
E , je silové
působení magnetického pole
−→
B 8
na náboj q pohybující se rychlostí −→v dáno poněkud
složitějším vztahem
−→
Fm = q−→v ×
−→
B (5.5)
Z vlastností vektorového součinu je zřejmé, že magnetická síla působící na pohybující se
elektrický náboj je kolmá jak na magnetické pole
−→
B , tak na směr pohybu udaný vektorem
rychlosti −→v (nemůže tedy konat práci). Pokud se náboj pohybuje podél směru magnetického
pole (−→v ⇈
−→
B ), magnetická síla na náboj vůbec nepůsobí, naopak největší silové
účinky se projevují při letu částice kolmo na směr pole
−→
B . Z uvedeného vztahu plyne i jednotka
magnetické indukce, kterou nazýváme tesla a značíme T, její vyjádření v jednotkách
soustavy SI je
[B] ≡ T =
[F]
[q][v]
=
N
A m
(5.6)
Podobně jako jsme elektrické pole mapovali pomocí elektrických siločar, můžeme magnetické
pole mapovat pomocí tzv. magnetických indukčních čar nebo možná jednodušeji
magnetických siločar. Magnetické siločáry určují směr a orientaci vektoru magnetické
indukce v daném místě. Experimentálně můžeme tyto čáry reprezentovat osami
(spojnicí pólů) malých magnetek (např. železnými pilinami), přičemž orientace indukčních
čar byla zvolena od jižního pólu magnetky k severnímu.
Jako příklad vezměme magnetické pole vzniklé kolem přímého vodiče s elektrickým
proudem. Experimentálně se ukazuje, že toto pole můžeme znázornit pomocí magnetických
siločar, které vodič obtáčejí v soustředných kružnicích, jejichž orientace je dána takto (tzv.
Ampérovo pravidlo pravé ruky): Uchopíme-li vodič (izolovaný:-)) do pravé ruky tak,
aby palec ukazoval dohodnutý směr proudu (tj. směr pohybu kladného náboje), pak prsty
ukazují orientaci magnetických siločar.
O silovém působení magnetického pole vybuzeného elektrickým proudem procházejícím
(přímým) vodičem na pohybující se elektrické náboje se snadno můžeme přesvědčit
umístěním jiného vodiče do jeho blízkosti (viz obr. 5.1). Pohybují-li se elektrony ve vodiči
V2 umístěném v magnetickém poli
−→
B jiného vodiče V1 kolmo na siločáry, které vodič
V1 obklopují (viz obr. primevodice.doc) a proti směru elektrického proudu v tomto vodiči
(tj. vytváří ve V2 elektrický proud stejného směru jako je ve V1), působí na každý elektron
ve V2 magnetická síla mířící k vodiči V1, jak plyne z vlastností vektorového součinu,
záporného náboje elektronů a jejich pohybu proti dohodnutému směru proudu9
.
Měřením se zjistilo (Ampére), že velikost magnetické indukce B ≡ |
−→
B | na kružnici
o poloměru r obklopující vodič s proudem I, má velikost
B = µ
I
2πr
(5.7)
8
Zde opět zaměňujeme pole a veličinu, kterou ho popisujeme.
9
Na úvahu jednodušší by bylo předpokládat pohyb kladného náboje ve směru proudu ve vodiči V2,
zkuste si to.
122
V1 V2
I I‘
Obrázek 5.1: Magnetické působení přímých vodičů
kde konstanta µ ≡ µ0µr se nazývá permeabilita prostředí a charakterizuje magnetické
vlastnosti prostředí obdobně jako permitivita charakterizuje ty elektrické. V přesné analogii
s permitivitou také nazýváme µ0 ≡ 4π·10−7
N·A−2
permeabilitou vakua a µr relativní
permeabilitou.10
Z rovnice 5.5 lze i přímo odvodit jaké silové působení bude ovlivňovat přímý vodič,
jehož část (ozn. l) se nachází v homogenním magnetickém poli
−→
B =
−−−→
konst (viz obr. 5.2).
Předpokládejme, že vodič má konstantní průřez S a že v něm teče ustálený elektrický proud
I rychlostí −→v . Objem vodiče „ponořeného do magnetického pole bude V = Sl. V každém
okamžiku se v tomto objemu nachází stejné množství náboje — označme jej Q. Za krátký
okamžik ∆t stihne projít vybraným průřezem náboj ∆q = I∆t do vzdálenosti ∆s = v∆t.
Protože je množství náboje připadajícího na objemovou jednotku v celém vodiči stálý (tzv.
10
Na rozdíl od relativní permitivity, která je vždy větší než 1, může mít látka relativní permeabilitu
(tj. permeabilitu v porovnání s vakuem) i menší než 1. Podle velikosti relativní permeability rozlišujeme
látky (prostředí) do dvou skupin: 1) látky diamagnetické, jejichž µr < 1 (většinou jen o hodně málo);
uvnitř těchto látek je magnetické pole mírně zeslabováno (např. inertní plyny, Au, Cu, Hg) a 2) látky
paramagnetické, jejichž µr > 1 a magnetické pole zesilují. Naprostá většina těchto látek má svou relativní
permeabilitu blízkou 1 (např. Na, K, Al), ovšem existuje skupina látek (např. Fe, Ni, Co), jejichž relativní
permeabilita je díky specifickému uspořádání atomů extrémně veliká (až 105
) a vnější magnetické pole
dokáže zesílit značně. Tato skupina paramagnetických látek je natolik význačná, že dostala své zvláštní
jméno — látky feromagnetické.
123
I
a
l
S
N
Obrázek 5.2: Působení magnetického pole na vodič
hustota náboje je konstantní), bude platit
Q
V
=
Q
Sl
=
∆q
S∆s
Celková velikost magnetické síly působící na část vodiče v magnetickém poli bude tedy
dle 5.5 dána:
Fm = QvB sin α =
∆q
∆s
l
∆s
∆t
B sin α = I lB sin α (5.8)
kde α je úhel sevřený směrem proudu (resp. směrem −→v ) a magnetickými siločárami (směr
−→
B ). Směr působení síly můžeme určit díky vlastnostem vektorového součinu — je kolmý
jak na směr proudu, tak na směr indukce magnetického pole (v případě obr. bilsinus.doc
je orientován směrem do obrázku). Vložíme-li tedy přímý vodič protékaný proudem mezi
póly magnetu, bude se nám vychylovat kolmo na magnetické siločáry.
Z výše uvedeného už můžeme snadno odvodit i velikost silového působení mezi dvěma
přímými rovnoběžnými vodiči s proudem (směr jsme již určili). Vraťme se k obr. 5.1 a opět
zkoumejme působení magnetického pole
−→
B vzniklého v důsledku procházejícího proudu
vodičem V1 v bezprostředním okolí vodiče V2. Toto pole můžeme v uzoučkém okolí vodiče
V2 považovat za homogenní a kolmé na vodič (sin α = 1) proto můžeme užít vzorce 5.8
k určení magnetické síly, která na tento vodič působí.
124
V prostředí charakterizovaném celkovou permeabilitou µ, působí přímý vodič V1 protékaný
proudem I na s ním rovnoběžný vodič V2, umístěný ve vzdálenosti r a protékaný
proudem I′
, magnetickou silou o velikosti
Fm = BI′
l =
µ
2π
II′
r
l
kde l je celková délka rovnoběžných částí vodičů a B je velikost magnetické indukce vzbuzované
podle 5.7 přímým vodičem ve vzdálenosti r. Protože síla, proudy i vzdálenosti se
dají relativně dobře měřit, používá se tato formulka k definici jedné ze základních jednotek
soustavy SI — ampéru.11
Zcela mimochodem: dle moderního chápání je magnetismus relativistickým efektem
pohybu elektrických nábojů a existence elementárních dipólů automaticky plyne z relativistické
verze kvantové teorie.
5.3.2 Nestacionární magnetické pole
Zhruba deset let po překvapivém zjištění, že elektrický proud vyvolává magnetické pole
(Hans Christian Oersted 1820) Michael Faraday experimentálně prokázal další souvislost
elektrických a magnetických jevů — časově se měnící magnetické pole působí i na klidné
nosiče náboje a je tedy schopno vyvolat elektrický proud. Přeloženo do řeči polí: měnící
se magnetické pole způsobuje vznik elektrického pole, a to pak působí na nosiče náboje.
Jednoduchým příkladem může být permanentní magnet přibližující se k cívce. Pokud je
na cívku zapojen ručkový ampérmetr (přístroj na měření proudu), při přiblížení magnetu
k cívce ukáže výchylku (zaregistruje elektrický proud). Při oddálení magnetu od cívky se
rovněž změní pole v okolí cívky a ručka ampérmetru se pohne na druhou stranu (proud
prochází opačným směrem). Je-li magnet (i hodně silný) libovolně blízko cívky, ovšem
v klidu, proud neprochází.
Postupně se zjistilo, že elektrické pole vzniká nejenom v důsledku časové změny samotného
magnetického pole, ale obecně v důsledku změn veličiny, které se říká magnetický
indukční tok. Magnetický indukční tok (ozn. Φ), je definován skalárním součinem vektoru
magnetické indukce
−→
B a vektoru plochy
−→
S , kterou magnetické pole charakterizované
−→
B
prochází:12
Φ ≡
−→
B ·
−→
S = |
−→
B ||
−→
S | cos α (5.9)
Jednotkou magnetického indukčního toku je weber — [Φ] ≡ Wb = [B][S] = T m2
Změna magnetického indukčního toku tedy způsobuje vznik elektrického pole. Toto
(silové) pole je ovšem schopno konat práci a veličina, která charakterizuje práci elektrického
11
Ampér je dle definice stálý elektrický proud, který při průchodu dvěma rovnoběžnými, přímými a nekonečně
dlouhými vodiči zanedbatelného kruhového průřezu, umístěnými ve vakuu ve vzájemné vzdálenosti
1 metru, vyvolá mezi nimi stálou sílu o velikosti 2·10−7
newtonu na jeden metr délky.
12
Rovinné ploše (a jen tou se budeme nadále zabývat), přiřazujeme vektor, jehož velikost je stejná jako
její obsah a jehož směr je na ni kolmý (normála). Orientace takovéhoto vektoru je dána opět dohodou:
zvolíme-li si (nebo ze situace je určen) směr obíhání kolem okraje plochy, míří jí přiřazený vektor na tu
stranu plochy, ze které se uvedené obíhání jeví v kladném směru (tj. proti směru hodinových ručiček).
125
pole je elektrické napětí. Z Faradayových pokusů vyplynul velmi důležitý kvantitativní
závěr: časová změna magnetického indukčního toku přiřazeného jakékoli (vodivé i nevodivé)
uzavřené smyčce v prostoru, způsobuje vznik tzv. indukovaného elektromotorického
napětí Ui, pro jehož okamžitou velikost platí:
Ui = − lim
∆t→0
∆Φ
∆t
≡ −
dΦ
dt
(5.10)
Z uvedeného tvrzení známého jako Faradayův indukční zákon mimo jiné plyne, že
pokud zkoumáme magnetický indukční tok plochou, kterou tato obklopuje vodivá smyčka
s elektrickým odporem R, bude napětí indukované ve smyčce vyvolávat (indukovaný) proud
Ii = Ui/R v těchto případech (nebo v jejich kombinacích):
• Přibližujeme-li či vzdalujeme-li magnet relativně vzhledem ke smyčce, přičemž plocha,
kterou obepíná, nemění svou velikost ani orientaci v prostoru. Magnetický indukční
tok procházející závitem se mění v důsledku změn magnetického pole charakterizovaného
magnetickou indukcí.
• Rotujeme-li smyčkou v na čase nezávislém (stacionárním) magnetickém poli (měníme
směr vektoru plochy smyčky).
• Měníme-li obsah plochy závitu (stahujeme či roztahujeme smyčku) ve stacionárním
poli magnetického tělesa.
Znaménko mínus v indukčním zákoně matematicky souvisí s tím, že indukovaný elektrický
proud vyvolává kolem vodivé smyčky (závitu) magnetické pole, které se snaží zabránit
změně indukčního toku, která jej vyvolala (tzv. Lenzův zákon). Jako příklad zkusme
určit směr proudu, který se v naší smyčce naindukuje v důsledku přibližování severního
pólu magnetu. V tomto případě magnetické siločáry míří směrem od magnetu a při přibližování
stále ve větším počtu protínají plochu smyčky (Φ roste). Indukovaný proud pak dle
výše uvedeného vyvolá magnetické pole, které bude mířit proti poli magnetu v závitu (jako
dva magnety otočené stejnými póly k sobě). A když tedy víme jakým směrem má mířit
magnetické pole, které je vyvoláno proudem procházejícím vodičem, snadno z Ampérova
zákona pravé ruky směr tohoto proudu určíme.
Vidíme tedy, že závit jakoby bránil magnetu do něj proniknout — při rychlém přibližování
k cívce (mnoho závitů) je dobře cítit odpor. Na druhou stranu, pokud se původně
klidný magnet snažíme ze závitu vyjmout, naindukuje se v něm proud, jehož magnetické
pole se snaží udržet magnet na místě.
V obvodech, kterými protéká proud se uplatňuje elektromagnetická indukce rovněž.
Představme si například, že vodivou smyčku připojíme ke staré nespolehlivé baterii. Smyčkou
pak protéká elektrický proud, jehož hodnota neustále klesá a v důsledku toho slábne
i magnetické pole podél smyčky vytvořené. Tím ovšem klesá i magnetický indukční tok procházející
smyčkou a v důsledku toho se v ní indukuje napětí, které se snaží zabránit poklesu
proudu, tj. snaží se proud ve smyčce udržet na původní hodnotě. V důsledku toho smyčkou
126
protéká větší proud, než by odpovídalo okamžitému napětí na svorkách baterie a celkovému
odporu závitu. Tento jev nazýváme vlastní indukce nebo také samoindukce.13
Objev elektromagnetické indukce otevřel bránu do světa úžasných aplikací jako jsou
například indukční motory, indukční pece, indukční brzdy a mnoho dalších vymožeností.
V praxi se prosadily elektrické obvody, jejichž zdroje produkují měnící se napětí a vytvářející
tak tzv. střídavé proudy. Zákonitostmi této zajímavé a důležité oblasti se však zde
nebudeme zabývat — příslušné informace lze na středoškolské úrovni opět nalézt např.
v [4, 5, 6].
5.4 Elektromagnetické pole
Jak již bylo uvedeno na začátku této kapitoly: poté co se ve druhé polovině devatenáctého
století podařilo vytvořit ucelenou teorii elektromagnetických jevů, díky níž šlo vysvětlit
(téměř) všechny výše uvedené jevy z jednotného hlediska, ukázalo se navíc, že nejen měnící
se magnetické pole způsobuje vznik pole elektrického (elektromagnetická indukce), ale
i naopak — časová změna pole elektrického vytváří pole magnetické. Dále se ukázalo, že
tyto změny vůbec nejsou vázány na vodivé prostředí, protože se mohou šířit i ve vakuu,
zcela nezávisle na zdroji.
Pro ilustraci se vraťme k vodivé smyčce. Začne-li jí procházet elektrický proud, změní
v jejím okolí magnetické pole (z nuly na hodnotu
−→
B ), jenže tato změna magnetického pole
vyvolá vznik elektrického pole (z nuly na hodnotu
−→
E ), a to nejen v samotné smyčce, ale
i v prostoru kolem ní. Maxwell ukázal, že změna elektrického pole vyvolá opět přítomnost
měnícího se (nestacionárního) magnetického pole, to opět vyvolává nestacionární elektrické
pole a tak dále. Jednou vyvolaný vzruch se tak může šířit prostorem i v době, kdy už uvažovanou
smyčkou proud vůbec neprochází. Takovéto vzruchy elektrických a magnetických
polí nazýváme vlněním elektromagnetického pole nebo častěji elektromagnetickým vlněním.
Maxwell byl dokonce schopen ze svých rovnic určit i rychlost šíření tohoto vlnění
— elektromagnetické vlnění se šíří prostředím s elektrickou permitivitou ε a magnetickou
permeabilitou µ rychlostí c = 1/
√
εµ, což v případě vakua dává přibližně 300 000 km/s.
Tato hodnota byla nápadně blízko již tehdy experimentálně určené rychlosti šíření světla
a tak Maxwell vyslovil předpoklad, který se ukázal jako pravdivý až několik let po jeho
smrti, že totiž světlo resp. světelné vlny jsou jen uzoučkou částí rozsáhlého spektra elektromagnetických
vln, jehož vlnové délky se rozprostírají na ohromné škále, od těch nejdelších
∼ 100 km po ty v současné době nejkratší známé ∼ 10−16
m.
13
Mohlo by se zdát, že takto se proud může udržet po dlouhou dobu na stejné hodnotě, ale není to tak.
Indukovaný proud může vzniknout pouze mění-li se indukční tok smyčkou a ten by se neměnil, kdyby byl
proud konstantní. Pokles proudu proto bude neustále pokračovat.
127
5.4.1 Spektrum elektromagnetického záření
Podobně jako mechanické vlny, jsou i elektromagnetické vlny rovněž charakterizovány svou
frekvencí f, resp. vlnovou délkou λ = c/f. Vlny různých frekvencí však mají různé vlastnosti.
Proberme si nyní stručně vlastnosti elektromagnetických vln postupně od malých
frekvencí (dlouhých vlnových délek) k nejvyšším dosud zaznamenaným frekvencím (velmi
krátkým vlnovým délkám). Upozorňuji, že oblasti příslušející jednotlivým frekvenčním pásům
jsou stanoveny pouze dohodou, i když mezinárodní (tyto pásy dokonce se při vysokých
frekvencích překrývají, rozlišení se pak děje podle způsobu vzniku).
Rádiové záření14
(vlny) — jejich zdrojem jsou zejména radiotechnické prvky (obvody
střídavého proudu, vysílače, antény, ...) Pásmo rádiových vln se dále dělí: Elektromagnetickému
vlnění s frekvencemi ∼ (30 − 3000) kHz se říká dlouhé a střední
vlny, užívají se pro rozhlasové účely. Pomocí krátkých vln ∼(3−30) MHz lze díky
odrazům od zemské ionosféry i samotné Země (radio)komunikovat na velké vzdálenosti.
Velmi krátké vlny ∼ (30 − 300) MHz jsou užívány kromě rozhlasového
i k televiznímu přenosu. Rovněž se užívají k radiotelefonnímu styku. Elektromagnetické
vlny ve frekvenčním pásmu 300 MHz až 300 GHz, což je v pásmu vlnových
délek 1 m až 1 mm, se nazývají mikrovlny a užívají se pro směrové spoje, družicový
přenos, mobilní telefony, v radarové technice atd. Rovněž slouží jako ohřívací médium
v mikrovlnných troubách.
Optické záření — elektromagnetické záření s frekvencemi ∼ (3·1016
− 3·1011
) Hz (∼
10 nm − 1 mm.) Toto záření je obvykle dále děleno na infračervené, viditelné neboli
světlo a ultrafialové. Často se termínu „světlo užívá i pro neviditelné optické
záření.
Zdrojem infračerveného záření jsou například zahřátá tělesa. Lidský organismus vnímá
tento druh záření jako teplo. Užívá se k léčebným účelům, ohřevu, sušení apod. Oproti
vidění pomocí světla, kdy v naprosté většině případů pozorujeme světlo odražené od
předmětů, je „vidění pomocí infračerveného záření zprostředkováno elektromagnetickými
vlnami, které jsou přímo vyzařovány tělesy. O tom jaké vlny a kolik jich bude
daným tělesem vyzařováno rozhoduje zejména teplota tělesa
Světlo jako druh elektromagnetických vln se vyznačuje zejména tím, že u lidí vyvolává
zrakový vjem. Jeho zdrojem jsou například rozžhavená tělesa nebo změny v elektronových
obalech atomů. Lidské oko vnímá různé vlnové délky světla jako různé barvy.
Denní světlo považujeme za bílé, ale lze jej, např. rozkladem pomocí skleněného hranolu
rozložit na několik pásů elektromagnetických vln, které již dále rozložit nejdou
a lidskému oku se jeví jako různé barvy (viz odst. 6.3.1). Světlo s nejmenšími frekvencemi
(∼ 3 · 1011
Hz) se jeví jako červené, směrem k o něco vyšším frekvencím se pak
po řadě jeví jako oranžové, žluté, zelené a modré. Nejvyšším frekvencím odpovídá
barva fialová (∼ 3 · 1017
Hz). Rozsah vlnových délek světla je obvykle udáván mezi
380 nm a 760 nm.
Zdrojem ultrafialového záření jsou tělesa zahřátá na vysokou teplotu (Slunce, elektrický
oblouk) nebo opět energetické změny v elektronových obalech atomů (tento
128
druh elektromagnetického záření produkuje např. trubička z křemenného skla15
naplněná
párami rtuti a připojená na zdroj dostatečně vysokého napětí). Ve vysokých
vrstvách atmosféry způsobuje ionizaci vzdušného kyslíku a to je příčinou vzniku
ozónu. Obecně ultrafialové záření dokáže porušit některé druhy chemických vazeb,
proto je potenciálně nebezpečné živým organismům. Zemská atmosféra naštěstí ultrafialové
záření silně pohlcuje.
Rentgenové záření — toto záření s vlnovými délkami ∼ (10−9
− 10−11
) m vzniká například
při přeměně kinetické energie rychle se pohybujících elektronů, které dopadají
na povrch kovové elektrody (anody), na energii elektromagnetického záření (princip
RTG). Čím má rentgenové záření větší frekvenci (kratší vlnovou délku), tím lépe
proniká látkami a má větší ionizační účinky (tj. je schopno lépe vytrhávat elektrony
z atomů a dělat z nich ionty). Rentgenové záření poškozuje biologické tkáně a ve větších
dávkách je může být i smrtelné. Používá se například v rentgenové diagnostice,
rentgenové terapii, defektoskopii atd.
Záření gama — vzniká při radioaktivních přeměnách jader, nebo při reakcích elementárních
částic. Původ kosmického záření gama dosud nebyl uspokojivě objasněn. Tento
druh záření je velmi pronikavý a životu nebezpečný.
5.4.2 Energie a hybnost elektromagnetického pole
Představme si malou periodicky se smršťující a roztahující kouli, umístěnou v obrovském
kusu rosolu. Vzruchy způsobované koulí se přenášejí na částice rosolu (mechanickým) vlněním
a rozkmitají je. Můžeme tedy říci, že každá částice do níž dorazilo vlnění se rozkmitala
v důsledku předání energie od zdroje (koule) — vlnění přenáší energii. Jednoduchým pokusem
s řadou ocelových koulí zavěšených na provázku se lze přesvědčit, že mechanické
vlnění přenáší i hybnost (viz obr. 5.3 a 5.4). Elektromagnetickému (i gravitačnímu) poli
lze též přiřadit energii a hybnost. Toto přiřazení je takové, že v uzavřené soustavě, kde
se nachází látka i pole, se energie i hybnost mohou přelévat z látky na pole a obráceně,
ale celkově se obě veličiny zachovávají. Přestože tedy vzruchy v elektromagnetickém poli
(až na světelnou výjimku) nejsou přímo vidět, není pole jako forma existence hmoty o nic
méně reálné než médium, ze kterého právě čtete tento text.
Vraťme se na chvíli k představě zdroje vlnění v podobě koule. Kdyby koule kmitala
harmonicky v prázdném prostoru, nic by z ní neodvádělo energii a my bychom jí mohli
přiřadit konstantní mechanickou energii. Když bude koule obklopená rosolem, bude se její
energie zmenšovat s tím, jak vlnění, které v rosolu vyvolá, bude tuto energii přenášet na
okolí. Kdybychom kouli dodávali spojitě energii tak, aby kmitala stále stejně, koule by
„vyzařovala vlnění s konstantním výkonem P,16
tj. za časovou jednotku by ve formě vln
uvolňovala stále stejné množství energie. Množství energie přenášené na vzdálenější částice
rosolu by však klesalo nepřímo úměrně s druhou mocninou vzdálenosti od zdroje.
15
Obyčejné draselné sklo ultrafialové záření pohlcuje.
16
Přesněji, s konstantním středním výkonem.
129
Obrázek 5.3: Uhodí-li koule do řady stejných
koulí, chvíli se nic neděje ...
Obrázek 5.4: ... a pak poslední koule z řady
vyskočí
Důvodem je toto: Předpokládáme-li ideální rosol, ve kterém se energie nebude ztrácet,17
projde každou sekundu P jouleů energie každou kulovou plochou obepínající zdrojovou
kouli (viz obr. 5.5). Stejné množství energie tedy musí každou sekundu projít kulovou
plochou s obsahem S1 = 4πr2
1 obepínající zdrojovou kouli ve vzdálenosti r1 od jejího
středu i vzdálenější kulovou plochou o obsahu S2 = 4πr2
2 (r2 > r1). Vytneme-li na první
ploše jednotkový čtverec, projde jím za sekundu P/S1 = P/(4πr2
1) energie. Jednotkovým
čtvercem na druhé kouli však projde již jen P/S2 = P/(4πr2
2) jouleů.
E1/1cm2
E2/1cm2
<< E1/1cm2
Z
je ploška o obsahu 1 cm2
, postavená
kolmo ke smeru pohledu
Obrázek 5.5: K rozptylu energie
Z uvedeného plyne, že pokud je rosol homogenní, bude na každé jednotkové plošce
přibližně stále stejné množství částic, a tedy vzdáleným částicím rosolu zdroj předá daleko
méně energie než částicím bližším.
17
Tj. přeměňovat na jiné formy než opět mechanické kmitání částic rosolu.
130
Uvažujme nyní o elektromagnetickém poli jako analogii rosolu, kterým umí třást pouze
elektricky nabitá tělesa a který umí ovlivňovat jen tato tělesa. Pro nenabitá tělesa nechť je
dokonale prostupný. Bude-li se tedy nabité těleso určitým způsobem třást, budou se tyto
záchvěvy přenášet elektromagnetickým polem alias rosolem na jiná nabitá tělesa, a to konečnou
rychlostí (rychlostí světla). Toto chvění s sebou ponese energii, která se bude do pole
spojitě rozptylovat. Rozborem Maxwellových rovnic lze ukázat, že kmitající nabitá koule
by vyzařovala elektromagnetické vlny, které by z ní spojitě unášely energii rovnoměrně
na všechny strany. Stejným řetězcem úvah jako v případě rosolu bychom přišli k tomu,
že množství elektromagnetické energie zasahující malou plošku ∆S ve velké vzdálenosti je
velmi malé — opět klesá se vzdáleností od zdroje jako 1/r2
(viz obr. 5.5).
Z Maxwellových rovnic rovněž vyplývá, že energie elektromagnetického vlnění je úměrná
druhé mocnině intenzity elektrického pole |
−→
E |2
, podobně jako energie harmonického oscilátoru
je úměrná druhé mocnině jeho amplitudy (viz rov. 3.3).18
Protože energie vlny klesá
s druhou mocninou vzdálenosti, musí intenzita pole klesat s první mocninou, tj. je E ∼ 1/r.
Tyto relativně přímočaré výsledky začaly získávat silné trhliny na počátku dvacátého
století, kdy se zjistilo, že vzdálené nabité částice mohou od zdroje získat nečekané množství
energie. Ukázalo se totiž, že vyzařuje-li zdroj elektromagnetické energie vlnění s frekvencí
f, nebude přenášená energie libovolná, ale vždy bude pouze celočíselným násobkem energie
hf, kde (univerzální) konstanta h ≈ 6, 63·10−34
J s dostala po svém objeviteli název
Planckova konstanta. Říkáme, že elektromagnetická energie je kvantována a nejmenším
balíčkům energie se říká kvanta energie. Tato kvanta se navíc při střetu s látkou
chovají jako malé (bodové) částice (přenášejí i hybnost).
Zkoumejme kulový zdroj, který každou sekundu vyzařuje jen malé množství elektromagnetické
energie P a obklopme jej homogenní sférou elektricky nabitých částic, které
se při dopadu elektromagnetické vlny rozkmitávají podle toho, jaká část elektromagnetické
energie na ně dopadla. Pokrývá-li každá částice malou plošku ∆S, měla by, podle
Maxwellových rovnic, částice ve vzdálenosti r od zdroje každou sekundu získat
P
4πr2
∆S
jouleů energie.19
Ale protože energie je ze zdroje vyzařována v kvantech, nemůže na žádnou
plošku nikdy dopadnout méně energie než hf! Protože se jistě dá nalézt vzdálenost r
i časový interval ∆t, pro které platí
P
4πr2
∆S∆t < hf
dovolí tento vztah experimentálně rozlišit mezi Maxwellovou teorií a teorií zahrnující
kvanta energie. Vzdálená elektricky nabitá částice zasažená elektromagnetickou vlnou by
18
Důvodem, proč v energetické bilanci nefiguruje i vektor magnetická indukce je, že v elektromagnetické
vlně platí mezi velikostí B a velikostí E přímá úměrnost.
19
Za předpokladu, že veškerá dopadající energie je částicí pohlcena.
131
se podle Maxwella dlouho téměř nepohnula, kdežto ve skutečnosti se pozoruje, že i takovéto
částice občas utrží pěkný „elektromagnetický kopanec . Celá záležitost vypadá tak
podivně, jakoby vlna šířící se na hladině rybníka, kde se nalézá míč, náhle zmizela a míč
by povyskočil.
Maxwellova teorie, přestože se stala oporou pro celý elektrotechnický průmysl, při popisu
dějů, při kterých dochází k výměnám elektromagnetické energie řádu hf zklamává.
Důkladná kvantová teorie elektromagnetického pole a jeho interakce s látkou (tzv. kvantová
elektrodynamika) však byla podána až koncem čtyřicátých let dvacátého století.
O souvislosti kvant a elektromagnetického pole (světla) si povíme více v kapitole 6.
5.4.3 Jednota elektromagnetického pole, rychlost světla
Jednotu a vlastně relativnost samostatného použití pojmů elektrického a magnetického
pole můžeme jednoduše demonstrovat například takto: Pole vytvořené kolem elektrického
náboje, který je v klidu, nazýváme polem elektrickým, ovšem díváme-li se na ten samý
náboj z okolo projíždějícího rychlíku, náboj se vůči nám (naší vztažné soustavě) pohybuje
a my jej můžeme považovat za elektrický proud. Elektrický proud kolem sebe ale vytváří
i pole magnetické a proto by výzkum v naší rychlíkové soustavě ukázal, že pole kolem pozorovaného
náboje má nejen elektrickou, ale i magnetickou složku. Elektrické a magnetické
pole jsou tak opravdu jen speciálními případy jediného pole elektromagnetického.
Představu elektromagnetického pole jako výše uvedené analogie rosolu narušuje kromě
kvantování jeho energie a vzájemného proměňování polí
−→
E a
−→
B při pohybu pozorovatele
ještě další zvláštní okolnost. Šíření vzruchu v elektromagnetickém poli nacházejícím se
ve vakuu je proces značně rychlý, vlastně je to nejrychlejší proces, který doposud známe.
Navíc jsme v současné době přesvědčeni, že žádný fyzikální vzruch se nemůže šířit rychleji.20
Skutečná, až nepochopitelná zvláštnost je však toto: Mnohými experimenty bylo (k častému
zklamání samotných experimentátorů) dokázáno, že rychlost šíření elektromagnetických
vln vůbec nezávisí na pohybu zdroje těchto vln. To znamená, že ať se zdroj vlnění pohybuje
jakkoli rychle, bude se elektromagnetická vlna šířit stále stejnou rychlostí c, a to dokonce
i nezávisle na rychlosti pozorovatele. Podivnost této vlastnosti si ilustrujme na příkladu:
Řekněme, že pes, který když jste v klidu se k vám přibližuje rychlostí o velikosti v. Z klasické
úvahy plyne, že začnete-li náhle od něj utíkat rychlostí u < v, bude se k vám blížit pouze
rychlostí v − u. Nyní si představme, že by vás „honilo světlo (což, jak už jsme uvedli, je
částí elektromagnetického spektra). Pokud na vás kamarádka zasvítí ruční svítilnou, bude
se směrem k vám světlo pohybovat rychlostí c, pokud se ale rozhodnete, že před světlem
začnete utíkat rychlostí u, nebude vás světlo dohánět rychlostí c − u, ale opět rychlostí c,
a to nezávisle na rychlosti u jakou utíkáte. Obdobně by vás světlo „nehonilo o nic pomaleji,
kdyby na vás vaše kamarádka svítila ze zadního sedadla auta jedoucího velkou rychlostí
směrem od vás. Právě z této zvláštnosti šíření elektromagnetických vln vyplývá i většina
20
Rychlost šíření elektromagnetických vln obvykle značíme c a její hodnota je neuvěřitelně vysoká —
299 792 458 m s−1
≈ 300 000 km s−1
. Pro představu, Superman by touto rychlostí byl schopen za jedinou
sekundu více než sedmkrát obletět Zemi podél rovníku.
132
podivností speciální teorie relativity, jako např. relativita současnosti, zpomalování toku
času a zkracování délek, o kterých jsme se zmínili v 2.2.4.
Oproti mechanickému vlnění, které ke svému šíření se potřebuje nějaké „nosné prostředí,
se ukazuje, že eletromagnetické vlny takové prostředí nepotřebují — šíří se i ve
vakuu (tj. v prostoru bez částic). Vědci si v minulosti neuměli představit, že by nějaký
druh vlnění nepotřeboval ke svému šíření nosné prostředí, proto jeho existenci předpokládali
a nazvali jej éter. Tato konstrukce však měla více problémů, než řešila,21
proto se od
užívání této představy ve fyzice ustoupilo.
Nyní obrátíme svou pozornost na studium elektromagnetických vln, jejichž frekvence
se nachází v oblastech detekovatelných lidským okem nebo blízko nich.
21
Vlastně řešila jediný problém, zakořeněnou představu, že vlnění musí být přenášeno nějakým médiem.
133
Kapitola 6
Optika
6.1 Optika a podstata světla
Optika je fyzikální disciplína zabývající se zákonitostmi a procesy, kterých se účastní světlo,
případně blízké infračervené a ultrafialové záření. Newtonova představa světla jako proudu
částic (korpuskulí) se počátkem 19. století ukázala jako nevyhovující (Youngův pokus,
Foucaultovo určování rychlosti světla ve vodě, difrakce na hraně, ...). Jak jsme viděli
v předchozí kapitole, Huygensovu představu světla jakožto vlnění v druhé polovině stejného
století potvrdil a upřesnil J. C. Maxwell svým objevem elektromagnetického spektra, jehož
je světlo jen malou částí. Optika se tak stala podoborem elektromagnetické teorie pole
(elektromagnetická optika). Vlnová povaha světla se však počátkem dvacátého století
ukázala rovněž nedostatečným přiblížením popisu reality. Byly provedeny experimenty, na
jejichž vysvětlení Maxwellova elektromagnetická teorie nestačila.
Aby za každou cenu objasnil experimentální výsledky týkající se vyzařování vycházejícího
ze začerněné pece (což je model tzv. absolutně černého tělesa), musel německý
vědec Max Planck předpokládat, že elektromagnetické vlnění (tedy i světlo) si při interakci
s látkou vyměňuje energii jen v určitých dávkách — kvantech energie. Planck původně
považoval svůj „objev pouze za matematický trik, ovšem o několik let později užil Albert
Einstein Planckovu kvantovou hypotézu k vysvětlení dalších jevů, které z hlediska Maxwellovy
teorie elektromagnetického pole byly nepochopitelné. Po dalších výzkumech se
dospělo i k tomu, že elektromagnetické vlnění si při styku s látkou vyměňuje nespojitě také
hybnost (což se na vlnění nesluší), tj. chová jako soubor jakýchsi zrníček hmoty (kvant).
Tato kvanta byla nazvána fotony. Tím se do představy o světle opět „vkradly částicové
rysy.
V současné době tedy světlo považujeme za soubor fotonů, které se při styku s látkou
chovají jako malé lokalizované objekty mající svou energii a hybnost, ale přitom se šíří ve
formě vlnění (což je ne příliš dobře lokalizovatelný proces) s vlnovými délkami z intervalu
∼ (380; 760) nm. Protože fotony přenášejí energii a protože energie elektromagnetického
vlnění v určitém místě je úměrná druhé mocnině intenzity elektrického pole v tomto místě
(viz diskuse k poklesu intenzity se vzdáleností od zdroje na str. 131), bude do místa s větší
134
hodnotou E dopadat více fotonů, než do místa s menší E. Zajímáme-li se o jednotlivé fotony,
bude tak pravděpodobnost P dopadu fotonu na určité místo úměrná E2
, tj.
P ∼ |
−→
E |2
(6.1)
Často se v této souvislosti hovoří o dvojaké (dualistické) vlnově částicové povaze světla
a říká se, že „světlo se částečně chová jako vlna a částečně jako částice . Tuto terminologii
však nepovažuji za příliš vhodnou. Důvod, který bych asi nevyjádřil lépe, popsal ve své útlé,
ale velmi pěkné knížce [30] Daniel Styer:1
„Z hlediska každodenního pohledu na svět známe
několik tříd objektů: kuličky, kousky tmelu, vlnky na rybníku, příbojové vlny v oceánu,
mraky, tyče, bubliny atd. Požadovat po objektech z mikrosvěta aby zapadly do jedné nebo
druhé z těchto kategorií je naprosto scestné. Je to jako když muž narozený a vychovaný
v Anglii, znající několik druhů zvířat: koně, krávy, prasata atd., cestuje do Afriky, uvidí
hrocha a odmítá uznat, že je to nový druh zvířete. Místo toho zastává názor, že zvíře je
„v jistém smyslu jako kůň a v jistém smyslu jako prase . Spíše než říkat „foton se chová
trochu jako vlna a trochu jako částice , raději říkám „foton se chová přesně jako foton —
toto chování není všedně známé a tedy nemůže na vás působit uspokojivým dojmem.
Matematicky konzistentním způsobem popisuje elektromagnetické pole a jeho interakce
s látkou část kvantové teorie zvaná kvantová elektrodynamika, a činí tak s přesností,
která nemá v dějinách vědy obdoby.2
Součástí kvantové elektrodynamiky je kvantová
optika. Nejúplnějším popisem světla v rámci nekvantové (klasické) optiky však zůstává
elektromagnetická teorie. V předchozí kapitole jsme si ukázali, že elektromagnetické pole,
resp. elektromagnetické záření má vektorový charakter (popisujeme jej vektorovými veli-
činami
−→
E a
−→
B ), nicméně se ukazuje, že mnohé optické jevy lze vysvětlit pomocí teorie,
v níž je světlo popsáno pomocí jediné skalární funkce — takto zjednodušené teorii říkáme
vlnová optika. Zjednodušení vlnové optiky nám při zkoumání světelných jevů dovoluje
užívat prakticky stejné pojmy, jaké jsme užívali při studiu mechanického vlnění v části
3.2. Blíží-li se vlnová délka oné skalární funkce k nule, nebo je zanedbatelná oproti typickým
rozměrům předmětů kolem nichž se světlo šíří, dostáváme se k tzv. paprskové
optice. Uspořádání teorií týkajících se světla co do objemu a hloubky popisu světelných
jevů znázorňuje obr. 6.1.
V následujícím se stručně seznámíme s několika jevy z oblasti paprskové a vlnové optiky.
6.2 Paprsková optika
Paprsková optika (dříve často nazývaná geometrickou optikou) se zabývá zákony šíření
světla založené na předpokladu přímočarého šíření světla ve stejnorodém (homogenním)
prostředí, zákonech odrazu a lomu a na vzájemné nezávislosti chodu světelných paprsků.
V souvislosti se zkoumání průchodu světelných paprsků různými prostředími se často
zavádí pojem index lomu látky n , a to jako poměr mezi rychlostmi světla šířícího se ve
1
Volně přeloženo a aplikováno na fotony místo elektronů.
2
Na populární úrovni se o této úžasné teorii můžete dočíst v [15].
135
Paprsková o.
Vlnová o.
Elektromagnetická o.
Kvantová optika
Obrázek 6.1: Obory optiky
vakuu a v daném látkovém prostředí (n
def
= c/v), můžeme zákon lomu 3.2.4 přepsat:
n1 sin α1 = n2 sin α2
kde n1 a n2 jsou indexy lomu příslušných prostředí (a samozřejmě stále platí, že lomený
paprsek leží v rovině dopadu). Z platnosti zákona lomu i pro světlo je zřejmé, že při jeho
přechodu z prostředí s indexem lomu n1 do prostředí s indexem lomu n2, kde n2 < n1, bude
při úhlu dopadu, pro který platí sin αm > n2/n1 nastávat úplný odraz (viz odst. 3.2.4).
Tento jev lze snadno pozorovat, pozorujete-li při potopení vodní hladinu bez potápěčských
brýlí, nebude k vám světlo přicházet z celé vodní plochy, ale jen z určitého kruhu,
vymezeného právě paprsky αm.
6.2.1 Optické zobrazování
Z každého bodu A svítícího nebo osvětleného tělesa vychází rozbíhavý svazek světelných
paprsků. Po dopadu na oko je jím tento svazek změněn na sbíhavý a v průsečíku paprsků
A’ vznikne na sítnici obraz bodu A. Souhrn obrazů všech bodů pozorovaného tělesa
(předmět) vytváří celkový obraz tělesa. Oko samozřejmě není jedinou možnou soustavou
na vytváření optických obrazů osvětlených nebo svítících předmětů. Obecně optickou soustavou
rozumíme uspořádání optických prostředí, která mění směr chodu paprsků. Postup,
kterým získáváme optické obrazy předmětů, optické zobrazování.
Zobrazujeme-li bod A pomocí optické soustavy, pak jestliže se paprsky při průchodu
touto soustavou sbíhají do jednoho bodu, vznikne v jejich průsečíku obraz A’, který můžeme
zachytit na stínítko (čtvrtka, fotografický film, ...). Takovýto obraz nazýváme skutečný.
Naopak, jestliže při zobrazování bodu A optickou soustavou bude na jejím konci
136
svazek paprsků rozbíhavý, nebudeme moci jeho obraz na žádném stínítku zachytit. Obraz
bodu A lze pak zaznamenat pouze v případě, když původně rozbíhavý svazek paprsků
změníme opět na sbíhavý (např. okem nebo lupou). Obraz A’ se nám pak bude promítat
do zpětného prodloužení původního rozbíhavého svazku. Takovému „neskutečnému
obrazu říkáme obraz zdánlivý.
Optické soustavy mohou být i značně složité, my se však na tomto místě seznámíme
jen s jejich jednoduchými verzemi, které jsou válcově souměrné podél jedné osy, tzv. optické
osy. Budeme uvažovat pouze jednoduchá zobrazení bodů nebo úseček kolmých na
optickou osu, a to pomocí zrcadel (zobrazení v důsledku platnosti zákona odrazu světla)
a (tenkých) čoček (zobrazení v důsledku platnosti zákona lomu světla na dvou rozhraních),
přitom se omezíme pouze na studium paprsků šířících se v blízkosti optické osy.3
V tomto
přiblížení považujeme zobrazení pomocí dutých zrcadel a čoček za ideální (odhlédneme-li
od vlnové povahy světla) — zobrazí totiž bod opět na bod a tvar zobrazených předmětů
se nedeformuje.
Při matematickém studiu zobrazení je nutné se nejprve dohodnout jakým způsobem se
co měří. Proto si nyní zavedeme několik pro náš účel důležitých pojmů a konvencí (dohod):
• Vzhledem k válcové souměrnosti můžeme zkoumat optické soustavy jen ve dvou rozměrech
(směr podél optické osy a kolmo k této ose). V nákresech zpravidla vstupuje
světlo, resp. paprsky světla, do optické soustavy zleva. Při zobrazování pomocí za
sebou jdoucích optických soustav se obraz z jedné soustavy stává předmětem v následující
soustavě.
• Hlavní rovina soustavy je rovina kolmá na optickou osu zobrazovací soustavy.
U rovinného zrcadla splývá s odraznou plochou, u kulových zrcadel prochází jejich
průsečíkem s optickou osou (tento průsečík nazýváme vrchol zrcadla) a u čoček se
zanedbatelnou tloušťkou (jen takové nás budou zajímat) prochází jejich středem.
• Orientovanou vzdálenost předmětu od hlavní roviny značíme a a vzdálenost jeho
obrazu od této roviny a′
. Nachází-li se předmět před zrcadlem, volíme a > 0, pro
předmět nacházející se za zrcadlem je voleno a < 04
. Obraz předmětu zobrazeného
zrcadlem má vzdálenost a′
> 0, je-li předmět před zrcadlem a a′
< 0 zobrazí-li se
za zrcadlo. Hlavní rovina nám tak prostor rozdělí na kladnou (před) a zápornou (za)
část.
U čoček opět platí, že vzdálenost předmětu a > 0, je-li předmět před čočkou a a < 0,
nachází-li se v prostoru za čočkou. Pro obraz předmětu je však dohoda stanovena
obráceně než u zrcadel — a′
< 0 v prostoru před čočkou a a′
> 0 v prostoru za
čočkou.
3
Takovéto paprsky svírají s optickou osou úhly menší než zhruba 2◦
. V této oblasti také platí vztahy
sin α ≈ tg α ≈ α, které velmi zjednodušují teoretické vztahy.
4
Jak se může předmět zobrazení dostat za zrcadlo? Pokud je zobrazovací soustava složitější, může se
například stát, že se obraz nějakého tělesa stane předmětem pro zobrazení v zrcadle tak, že paprsky toto
těleso vymezující se budou protínat v prostoru za zrcadlem
137
• Obrazové ohnisko je bod na optické ose (obvykle značený jako F’), ve kterém se
sbíhají paprsky přicházející do soustavy rovnoběžně s optickou osou (předmět pro
F’ leží v nekonečnu). Předmětové ohnisko (ozn. F) je bod na optické ose, jehož
zobrazením získáme svazek paprsků jdoucích rovnoběžně s optickou osou (obraz F
leží v nekonečnu). Orientovaná vzdálenost F od hlavní roviny se nazývá předmětová
ohnisková vzdálenost a značí se f, podobně f′
značí obrazovou ohniskovou vzdálenost.
Rovina kolmá na optickou osu a protínající ji v ohnisku se nazývá ohnisková rovina.
Například obrazové ohnisko protíná rovina, na které se sbíhají navzájem rovnoběžné
paprsky vstupující do soustavy.
• Vzdálenost y zobrazovaného bodu (předmětu) od optické osy bereme jako kladnou,
leží-li nad touto osou a jako zápornou, leží-li pod ní. Obdobně u vzdálenosti jeho
obrazu y′
od optické osy. Z
def
= y′
/y definujeme tzv. příčné zvětšení, které určuje,
kolikrát se obraz oproti předmětu vzdálil od optické osy a na jakou stranu (+ stejná,
− opačná).
6.2.2 Zrcadla
Rovinná zrcadla Obraz libovolného bodu v rovinném zrcadle lze jednoduše sestrojit
např. zpětným prodloužením dvou paprsků, které z něj vystupují a odrážejí se podle zákona
odrazu od plochy zrcadla. Obraz předmětu stojícího se před rovinným zrcadlem se nachází
v prostoru za zrcadlem (a′
> 0) a je tedy zdánlivý, dále je vzpřímený a stejně velký jako
předmět (Z = 1) — ověřte sami!
Kulová zrcadla Zrcadlové plochy, které mají tvar vnitřní části povrchu koule (kulového
vrchlíku) se nazývají dutá zrcadla, je-li jejich odraznou plochou část vnějšího pláště koule,
nazývají se zrcadla vypuklá. Dutá zrcadla se kromě svého vrcholu vyznačují ještě dvěma
význačnými body, které leží na optické ose zrcadla: středem křivosti C, což je geometrický
střed koule opsané vrchlíku tvořícímu zrcadlo a ohniskem F (u kulových zrcadel
leží předmětové i obrazové ohnisko v jednom bodě). Pro jejich orientované vzdálenosti r
a f od hlavní roviny (resp. od vrcholu zrcadla) platí rovněž znaménková konvence — leží-li
před zrcadlem jsou kladné, leží-li za ním, jsou záporné. Polohu obrazu A’ bodu A obvykle
konstruujeme použitím dvou ze tří význačných paprsků (viz obr. 6.2):
• paprskem jdoucím rovnoběžně s optickou osou zrcadla;
• paprskem procházejícím ohniskem nebo do ohniska mířícím;
• paprskem jdoucím nebo mířícím do středu křivosti kulového zrcadla.
Jak již bylo uvedeno, při omezení se na studium paprsků blízkých optické ose nejsou jimi
zobrazené předměty deformovány — snadno pak můžeme ze znalosti obrazů několika bodů
předmětu odvodit vlastnosti celého obrazu předmětu.
138
C
F
y
y‘
Obrázek 6.2: Geometrická konstrukce obrazu u dutého zrcadla
Z geometrie zrcadla a ze zákona odrazu lze odvodit tzv. zobrazovací rovnici kulového
zrcadla:
1
a
+
1
a′
=
1
f
=
2
r
(6.2)
jež svazuje veličiny a, a′
, f a r (pozor při počítání musíme dbát znaménkové konvence).
6.2.3 Čočky
Čočky budeme považovat za skleněná tělesa ohraničená dvěma kulovými, případně rovinnými
plochami, přitom budeme předpokládat, že jsou tak tenké, že můžeme průsečíky jejich
lámavých ploch s optickou osou (vrcholy) považovat za splývající (tenké čočky).
Obvykle rozlišujeme dva druhy čoček — spojky, mající u vrcholu větší tloušťku než na
okraji a rozptylky, u kterých to je naopak. Na rozdíl od zrcadel leží u čoček předmětové
a obrazové ohnisko v různých bodech. U tenkých čoček však leží po obou stranách hlavní
roviny ve stejných vzdálenostech (f = f′
). Předmětové ohnisko F se u spojek nachází
před čočkou a je f > 0, u rozptylek leží za čočkou a je f < 0. Obrazové ohnisko F’ je
u spojek obraz skutečný (f′
> 0) a u rozptylek je neskutečný (f′
< 0). Obrazy bodů opět
konstruujeme pomocí dvou ze tří významných paprsků
• paprskem jdoucím rovnoběžně s optickou osou čočky (láme se do F’);
• paprskem procházejícím předmětovým ohniskem F nebo do tohoto ohniska mířícím
(po lomu paprsek jde rovnoběžně s optickou osou);
• paprskem jdoucím středem čočky (paprsek nemění směr).
139
Je zajímavé, že pro čočky umístěné ve vzduchu (přesněji vakuu) lze pro oblasti blízké
optické ose sestavit rovnici formálně zcela stejnou jako u zrcadel, říkáme jí zobrazovací
rovnice tenké čočky:5
1
a
+
1
a′
=
1
f
(6.3)
jež svazuje veličiny a, a′
, f (opět pozor na znaménkovou konvenci). Z „ideálnosti zobrazení
a ze znalosti chodu výše uvedených paprsků lze opět snadno konstruovat obrazy
předmětů.
V praxi se samozřejmě při zobrazování čočkami používají i široké svazky paprsků různých
frekvencí. Potom nastávají odchylky od ideálního zobrazení a vznikají zobrazovací
vady čoček.
6.3 Vlnová optika
Chování světla jako vlnění můžeme z velké části popisovat pomocí pojmů, s nimiž jsme
se seznámili v odst. 3.2. Vlnovou povahu světla potvrzuje zejména jeho schopnost interference
(skládání) (viz odst. 3.2.2). S vlnovou povahou světla však souvisí i jev zvaný
disperze (rozklad), zabývejme se nejprve jím.
6.3.1 Disperze
Běžné bílé denní světlo je složeno z elektromagnetických vln různých frekvencí (a tedy
i různých vlnových délek). Ukazuje se však, že (fázová) rychlost těchto jednotlivých vln
může být, v závislosti na prostředí v němž se šíří, různá, tj. rychlost vlnění je obecně funkcí
jeho frekvence (nebo vlnové délky) (v = v(f)). To ovšem znamená, že je na frekvenci
vlny závislý i její index lomu, tj. n = n(f). Při přechodu elektromagnetického vlnění
z jednoho prostředí do druhého tedy dochází k lomu každé (monofrekvenční) složky zvlášť
(viz rov. 6.2) — tomuto jevu říkáme disperze (rozklad) a konkrétně pro světelné vlnové
délky disperze světla.
Například fázová rychlost světla šířícího se ve skle se vzrůstající frekvencí klesá (tj.
funkce v = v(f) je klesající a funkce n = n(f) rostoucí) a proto se bude červené světlo při
průchodu skleněným hranolem lámat nejméně a fialové světlo nejvíce (viz obr. 6.3). Hranol
tak dokáže od sebe prostorově odlišit různé vlnové délky světla. Například úzký svazek
paprsků bílého světla hranol rozloží na široké barevné spojité spektrum. Barvy z tohoto
spektra již více rozložit nejdou. Obdobný jev můžeme pozorovat v přírodě ve formě duhy,
kde disperzní prostředí tvoří kapičky vody, do nichž se světlo láme. Po několika odrazech
uvnitř kapičky světlo vystupuje opět ven, ale díky disperzi již není bílé, ale je rozložené do
spektrálních barev.
5
Najděte rozdíly mezi touto rovnicí a rovnicí 6.2.
140
bílá fialová
cervená
zelená
zelená
Obrázek 6.3: Rozklad světla hranolem
6.3.2 Interference světla
Jak již bylo několikrát uvedeno, elektromagnetické pole splňuje velmi důležitý princip superpozice.
Přichází-li tedy světlo z různých zdrojů do nějakého bodu v prostoru, sčítají
se v něm okamžité hodnoty vektorů elektrické intenzity
−→
E ze všech těchto zdrojů a stejně
tak okamžité hodnoty vektorů magnetické indukce
−→
B . Jsou-li zdroje světla zcela nezávislé,
je výsledkem skládání obvykle rychle se měnící elektromagnetické pole. Změny tohoto pole
prakticky nelze postřehnout, protože i velmi kvalitní detektory zaznamenají prakticky jen
střední hodnoty dopadající energie. Vysílají-li (idealizované) zdroje elektromagnetické vlnění
o stejné frekvenci a jejich fázový rozdíl se s časem nemění, je výsledkem jejich skládání
časově stálé pole, které již pozorovatelné je. Monofrekvenční vlny, jejichž vzájemný fázový
rozdíl se nemění nazýváme koherentní vlnění. Zdroje koherentních světelných vln nazýváme
koherentní zdroje.
Skládání různých koherentních světelných vln nazýváme interference světla. Zkoumejme
nyní jaké jevy mohou nastat při skládání světelných vlnění šířících se ze dvou koherentních
zdrojů v průhledném prostředí s indexem lomu n. Předpokládejme pro jednoduchost,
že vektory elektrické intenzity těchto vln kmitají ve stejném směru (viz odst. 3.2.2
o skládání vlnění) — o takovém světle pak říkáme, že je lineárně polarizované.6
Výsledný
vektor
−→
E kmitá se stejnou frekvencí jako skládané vektory
−→
E1 a
−→
E2 obou vln a jeho
amplituda závisí na rozdílu fází těchto vln. Tento rozdíl je v různých místech různý a tedy
i amplituda výsledného vlnění se místo od místa mění (ale díky koherenci je časově stálá).
Největší je v místech, kam vlnění z obou zdrojů přicházejí ve stejné fázi, vektory
−→
E1 a
−→
E2
pak mají stejnou orientaci a algebraicky se sčítají. Naopak v místech, kde fáze obou vlnění
je opačná, mají oba vektory orientaci opačnou a elektrická (a samozřejmě i magnetická)
složka vlny se ruší. V prvním případě opět říkáme, že v takových bodech nastává kon-
6
Protože vektory magnetické indukce jsou ve světelné vlně (v nevodivém prostředí) vždy kolmé na
vektory elektrické intenzity, nemusíme se o ně nadále starat — nic nového nám totiž o problému neřeknou.
141
struktivní interference, rozdíl fází obou vln je zde tedy
∆ϕ = 2k π k ∈ Z (6.4)
V případě druhém, hovoříme o interferenci destruktivní a v místech kde nastává, je
rozdíl fází
∆ϕ = (2k + 1)π (6.5)
Jinými slovy: konstruktivní interference nastává v místech, kde rozdíl fází je sudým násobkem
π (stejná fáze) a destruktivní interference v místech v nichž je rozdílem fází vlnění
lichým násobkem π (opačná fáze).
Podmínky vzniku minim a maxim lze rovněž vyjádřit pomocí vzdáleností studovaného
místa od zdrojů vlnění. Protože obě vlnění kmitají v jednom směru, nemusíme se starat
o jejich vektorový charakter. Považujeme-li oba zdroje za bodové (kulové), můžeme kmitání
elektrické intenzity v bodě, který se nachází ve vzdálenosti r od daného zdroje v čase t
vyjádřit rovnicí
E(r, t) =
E0
r
cos[ω(t −
r
vn
) + ϕ0] (6.6)
kde E0 je amplituda elektrické intenzity, ω = 2πf je úhlová frekvence vlnění, vn = c/n je
fázová rychlost šíření vlnění v prostředí s indexem lomu n a ϕ0 je počáteční fáze vlnění.7
Rozdíl fází obou vln pak bude
∆ϕ = ϕ1 − ϕ2 = ω
r1 − r2
vn
+ (ϕ01 − ϕ02)
kde značení je zřejmé z předchozího.
Zvolíme-li si pro jednoduchost počáteční fáze nulové (ϕ01 = ϕ02 = 0), pak vzhledem
k platnosti vztahu λn = vn/f, kde λn je vlnová délka světla v daném prostředí, můžeme
psát8
∆ϕ =
2πf
vn
(r1 − r2) =
2π
λn
∆r =
2π pro konstruktivní interferenci
(2k + 1)π pro destruktivní interferenci
Z uvedeného ovšem vyplývá, že nachází-li se zdroj vlnění Z1 ve vzdálenosti r1 od studovaného
místa B a zdroj Z2 ve vzdálenosti r2, bude (na čase nezávislá!) podmínka vzniku
maxima vlnění v tomto místě dána vztahem
r1 − r2 ≡ ∆r = 2k
λn
2
při k ∈ Z (6.7)
tj. rozdíl vzdáleností zdrojů od bodu B musí být roven sudému násobku půlvln. Aby
v daném místě mělo vlnění minimum (tj. aby v něm elektromagnetická vlna (světlo) měla
7
Pokles amplitudy E0 způsobené členem r ve jmenovateli souvisí ze zákonem zachování energie a tím,
že energie přenášená vlněním je úměrná E2
0 (viz diskuse o rozptylu energie v odst. 5.4.2).
8
Vlnová délka λn vlnění v prostředí s indexem lomu n je oproti vlnové délce λ tohoto vlnění ve vakuu
zmenšena n-krát, protože platí λn = vn/f = c/(nf) = λ/n. Vzhledem k tomu, že n ≥ 1 pro všechny typy
prostředí, vidíme, že se vlnová délka při přechodu z vakua (n = 1) do jiného prostředí vždy zkracuje.
142
nejmenší výslednou amplitudu elektrické intenzity i magnetické indukce), je nutné splnit
podmínku
∆r = (2k + 1)
λn
2
při k ∈ Z (6.8)
tj. rozdíl vzdáleností daného místa od zdrojů musí být roven lichému násobku půlvln.
V předchozím se předpokládalo, že zdroje i sledované „interferenční místo se nachází
v prostředí charakterizovaném jediným indexem lomu n. V praxi se ovšem zdroje i studovaná
oblast mohou nacházet v různých prostředích. Analýzu interference vln za těchto
okolností zjednodušuje veličina zvaná optická dráha l. Tato veličina se přiřazuje vzdálenosti
s, kterou urazí vlnění v prostředí s indexem lomu n za dobu ∆t tak, že l je vzdálenost,
kterou toto vlnění urazí za stejnou dobu ve vakuu. Platí tedy
∆t =
s
v
=
l
c
⇒ l = ns
Z1
Z2
r11 r13
r21
r23
Obrázek 6.4: K výpočtu rozdílu optických drah
Při vyšetřování interference v daném místě již nezkoumáme přímo rozdíl jeho vzdáleností
od zdrojů, ale rozdíl odpovídajících optických drah (často říkáme dráhový rozdíl).
Na obr. 6.4 se zdroj Z1 nachází v prostředí s indexem lomu n1 a zdroj Z2 v prostředí
s indexem lomu n2. Zkoumáme-li interferenci v prostředí s indexem lomu n3, bude závislá
na rozdílu optických drah
∆l = (n1r11 + n3r13) − (n2r22 + n3r23)
Ze zkoumání fázových rozdílů vln procházejících různými prostředími lze vyvodit platnost
vztahů:
∆l = 2k
λ
2
(6.9)
∆l = (2k + 1)
λ
2
(6.10)
tentokrát je však λ rovna vlnové délce vlnění ve vakuu! Ověřte, že výrazy 6.7 a 6.8 jsou
speciálními případy těchto vztahů pro jediné prostředí.
143
6.3.3 Difrakce
Difrakce (ohyb) světla je jev vyplývající z vlnové povahy šíření světla a spočívající v pronikání
světla do oblasti geometrického stínu (nastává odchylka od přímočarého šíření světelných
paprsků). Princip jejího vzniku lze vyložit pomocí Huygensova principu (viz 3.2.3):
body ležící na vlnoploše, do nichž dorazilo vlnění se stávají novými (elementárními) zdroji
vlnění — výsledné vlnění (výslednou amplitudu) získáme jejich složením (superpozicí) v daném
bodě a protože jsou tyto „nové zdroje vzájemně koherentní, budou vlnění buzená
z těchto zdrojů spolu interferovat. V důsledku interference však jednotlivé směry šíření paprsků
výsledné vlnoplochy nejsou zastoupeny stejně — některé směry se interferencí zesilují
(konstruktivní interference), jiné zeslabují (destruktivní interference), proto se v ohybovém
(difrakčním) obrazci vytvořeném na stínítku postaveném za štěrbinu střídají místa maximální
a nulové intenzity (v závislosti na úhlu ohybu α — viz obr. 6.5). Tato intenzita
v důsledku poklesu s 1/r s rostoucím úhlem α klesá.
a
d
h
a sina
Obrázek 6.5: K vysvětlení ohybu vlnění
Uvažujme rovinnou světelnou vlnoplochu, získanou jednobarevným (monofrekvenčním)
plošným zdrojem světla (nebo bodovým zdrojem ve velké vzdálenosti), dopadající kolmo na
úzkou štěrbinu o šířce a (viz obr. 6.5). Body v této štěrbině se stávají elementárními zdroji
vln, které se za štěrbinou šíří všemi směry a navzájem interferují. Elementární zdroje světla
po celé délce štěrbiny „kmitají se stejnou fází (rovinná světelná vlnoplocha k nim dorazila
naráz), ale navzájem rovnoběžné paprsky odchylující se o nenulový úhel α od paprsků
dopadajících mají fázi různou. Například paprsek h „vyprodukovaný zdrojem na horním
okraji štěrbiny je dráhově (a tedy i fázově) zpožděn za paprskem d vzniklým v důsledku
„kmitání zdroje na dolním okraji štěrbiny — musí tak ve směru určeném úhlem α urazit
vzdálenost o δ = a sin α větší. Je zřejmé, že pro jiné směry paprsků je tato „zpožďovací
vzdálenost jiná.
Vybereme-li směr, ve kterém je dráhové zpoždění δ obou krajních paprsků rovno vlnové
délce v daném prostředí (δ = λn), urazí dolní paprsek oproti střednímu paprsku navíc dráhu
λn/2. Podobně každému paprsku vycházejícímu z jedné poloviny štěrbiny pod úhlem α,
přísluší v druhé polovině štěrbiny s ním rovnoběžný paprsek opožděný o λn/2. Všechny
144
vzájemně rovnoběžné paprsky vystupující ze štěrbiny pod úhlem α tak můžeme „spárovat
a pokud je svedeme např. spojkou do jednoho bodu (v její ohniskové rovině) na stínítko,
interferencí se v tomto směru světlo úplně vyruší. Na stínítku bychom pak za podlouhlou
štěrbinou viděli tmavý pruh.
Destruktivní interference však nenastává pouze ve směru určeném úhlem α, pro který
platí a sin α = λn, ale platí i pro všechny úhly αk, pro které je a sin αk = kλn, kde k ∈ N.
Platnost této věty ověříme obdobnou úvahou: rozdělíme si štěrbinu na k stejných dílů tak,
že krajní paprsky každého dílu mají rozdíl drah roven λn. Ale rozdělíme-li ještě každý
z těchto dílů na polovinu, opět můžeme po dvou vybrat paprsky, jejichž dráhový rozdíl
je λn/2 a tedy se interferencí ruší. Na stínítku tak po svedení těchto paprsků do jednoho
bodu spojkou dostáváme celou soustavu tmavých (a samozřejmě světlých) proužků. Přímo
naproti středu štěrbiny bude na stínítku maximum světla všech vlnových délek, neboť zde
se všechny vlny z celé štěrbiny potkávají se stejnou fází, proto se zesilují.
Interference na tenké vrstvě Představme si tenkou destičku o tloušťce d z průhledné
látky s indexem lomu n. Umístíme-li tuto destičku do vzduchu a osvětlíme ji kolmo dopadajícími
paprsky, bude se světlo na horním rozhraní částečně odrážet zpět a částečně
pronikne do vrstvy, přičemž se další jeho část rozdělí na dolním rozhraní. Zajímejme se
nyní o interfernci paprsků odražených od vrchního rozhraní mezi vzduchem a destičkou
a paprsků odražených od dolního rozhraní a navíc prošlých zpět rozhraním horním. Z Maxwellovy
teorie lze teoreticky dokázat, že při odrazu světla (elektromagnetického vlnění)
na prostředí s větším indexem lomu, se změní fáze odraženého světla o π (fáze se změní na
opačnou). Při odrazu vlnění na prostředí s indexem lomu nižším, stejně jako při průchodu
rozhraním dvou prostředí, změna fáze nenastává. Mezi zmiňovanými paprsky tak vzniká
fázový posun
∆ϕ = π +
2π
λn
2d.
Z podmínky vzniku interferenčního maxima 6.4 pak vyplývá
(2k − 1)
λn
2
= 2d (6.11)
tj. aby se vlny odražené od obou rozhraní skládaly konstruktivně, musí se na dvojnásobnou
tloušťku vrstvy naskládat lichý násobnek půlvln (které jsou, zkráceny oproti (půl)vlnám
ve vakuu faktorem n).9
Kdybychom obdobně zkoumali interferenci prošlých paprsků, udávala by stejná podmínka
interferenční minimum, takže světlo těchto vlnových délek by destičkou neprocházelo.
Obdobně lze dokázat, že je-li nějaká vlnová délka λ = nλn interferenčně zesílena
průchodem, bude ta samá vlnová délka potlačena při odrazu.
Při osvětlení vrstvy bílým světlem, bude podmínku 6.11 splňovat jen světlo určité vlnové
délky, a proto odražené světlo už nebude bílé, ale barevné, stejně tak i u světla
9
Kdybychom chtěli při odvozování tohoto vztahu vyjít z podmínky 6.9, museli bychom posun fáze o π
nahradit posunem o λ/2 (proč?).
145
procházejícího, kde bude příslušná barva chybět. Tím se vysvětluje zbarvení např. tenkých
mýdlových bublin, olejových vrstev nebo křídel motýlů.
146
Kapitola 7
Fyzika mikrosvěta
7.1 Odhalování struktury atomu
Na přelomu 19. a 20. století již mnohým fyzikům začínalo být jasné, že atomy všech látek
nejsou nedělitelné, ale že všechny obsahují velmi lehké, záporně elektricky nabité částečky
stejného druhu — elektrony. Protože se vědělo, že atomy jsou za normálního stavu elektricky
neutrální, bylo otázkou, co tvoří kladnou část atomů. Významný příspěvek do diskuse
přinesl Novozélanďan Ernest Rutherford, který se svým týmem objevil existenci atomového
jádra — nesmírně malé (v porovnání s rozměry atomu) a přitom velmi těžké (v porovnání
s hmotností atomu) kladně nabité hrudky hmoty, sídlící uprostřed atomu.
Princip experimentu, který tehdy Rutherford se svými kolegy prováděl, je široce užíván
i v současnosti. Jeho podstatou je fyzikální analýza produktů srážky (nebo dostatečného
přiblížení) studovaných kousků hmoty. V Rutherfordově experimentu šlo o srážky (rozptyl)
částic α (jádra atomu hélia) na atomech zlata. Konkrétně se měřily úhly, pod kterými se
α-částice po průchodu tenkou zlatou fólií odchylovaly od původního směru letu a počet
těchto částic.
Bylo nasnadě si představit, že atomy budou miniaturní planetární soustavy s jádrem
jako Sluncem uprostřed a elektrony jako planetami kroužícími kolem, přičemž gravitaci
nahradilo elektrické přitahování. Ukázalo se však, že díky elektromagnetickému vyzařování,
které pro tento planetární model jednoznačně plyne ze spojení Newtonovy mechaniky a
Maxwellovy teorie elektromagnetického pole, by elektrony musely rychle (10−9
s) spadnout
na jádro — atom se podle klasických teorií hroutí!
Vycházeje ze spektroskopických výsledků1
a představy o kvantování elektromagnetické
energie (Planck, Einstein), nalezl dočasné řešení tohoto problému dánský fyzik Niels Bohr,
1
Spektroskopie je věda, která analyzuje elektromagnetické záření, vycházející z látek například při
jejich zahřátí. Toto záření je pro jednotlivé druhy látek charakteristické, umožňuje totiž rozpoznat i velmi
malá množství prvků nebo molekul obsažených v těchto látkách. Rozložíme-li světlo vycházející z určitého
prvku například hranolem (viz odst. 6.3.1), nezískáme již spojitý pás vzájemně se prolínajích barev, ale
řadu oddělených jednobarevných pásků. Studiem těchto pásků můžeme určit například druh, množství a
teplotu zkoumaného prvku. Spektrální analýza umožňuje například i zjišťovat složení a pohyby Slunce a
hvězd.
147
který tou dobou byl u Rutherforda na stáži. Jeho model struktury atomu na jednu stranu
zachoval názornost planetárního modelu, ale zároveň do něj vnesl i představy klasickému
náhledu cizí. Podle Bohrových představ se energie systému „jádro + elektrony nemůže měnit
spojitě, ale pouze skokem, což je z hlediska klasické mechaniky (viz závěr odstavce 2.3.2)
naprosto nepochopitelné.
Vzato do důsledku, Bohrův model zachránil stabilitu planetárního modelu tím, že bez
hlubšího důvodu prohlásil, že elektrony v atomech nemohou nabývat libovolných energií,
ale jen určitou diskrétní sadu „dovolených energií, při kterých prostě nevyzařují. Velikým
úspěchem však bylo, že Bohr byl díky svému modelu schopen velmi dobře teoreticky
vysvětlit strukturu spektroskopických měření látek tvořených atomy s jedním elektronem
(H, He+
, Li++
, . . .), přičemž mnohé empirické konstanty, které do té doby v spektroskopických
vztazích figurovaly, uměl nahradit z jeho modelu vyplývající kombinací základních
fyzikálních konstant (c, e, h, me, . . .). Dále pak zvláštní skokové chování elektrického proudu
vedeného různými plyny, kdy se ukázalo, že elektrony při průchodu plynem ztrácejí vždy
jen určitá množství energie (což svědčí o kvantování energie atomů).
Po počátečním nadšení začaly silné problémy Bohrova modelu atomu vyplavávat stále
více na povrch. Jak se nakonec ukázalo, jeho největším přínosem bylo zřejmě udání směru
výzkumu, určeného kritikou tohoto modelu. Tento směr, po více než desetiletém intenzivním
úsilí nejlepších fyziků světa, vedl nakonec k objevu moderní kvantové teorie, která se
stala základem pro naše zatím nejdůkladnější pochopení struktury mikrosvěta.
7.2 Kvantová fyzika
Jak již bylo zmíněno v úvodu, fyzika se stále zpřesňuje, tj. její pojmový a matematický
popis světa se stává stále adekvátnějším přírodnímu dění. Například v Newtonových dobách
(a ještě dlouho potom) se věřilo, že síly se přenášejí okamžitě na jakoukoli vzdálenost, dnes
si naopak myslíme, že všechny druhy interakcí se šíří rychlostí maximálně světelnou. Rovněž
se dříve soudilo, že látka má spojitou strukturu (je to tzv. kontinuum) a v současné době
si již jsme přesvědčeni o její přetržité (diskrétní) struktuře. Pohled na světlo prezentovaný
v předchozích kapitolách je také krásnou ukázkou tohoto procesu zpřesňování fyzikálního
pohledu na svět.
Při studiu elektromagnetismu a optiky jsme se dověděli o zvláštní povaze světla (elektromagnetického
záření). Přestože jsme si nebyli schopni vytvořit žádnou konkrétní představu
o tom, co to vlastně světlo je, víme jak se chová v různých situacích — při výměně energie
s látkou se chová jako objekt omezený jen na velmi malou oblast prostoru, při šíření se
z místa na místo se chová jako objekt schopný interference, kterou umíme vysvětlit jedině
skládáním vzruchů, které se šíří prostorem po různých trajektoriích.
Na začátku dvacátých let dvacátého století přišel francouzský šlechtic Louis de Broglie
se smělou hypotézou, pomocí níž vysvětlil některé aspekty Bohrova modelu atomu.
Uvažoval: Může-li se elektromagnetické vlnění v jistém smyslu chovat jako proud částic
(fotonů), nemohly by být naopak částicím tvořícím látky přisouzeny i jisté vlnové vlast-
148
nosti?2
Počáteční zmatek v tom, jakým způsobem se má částicím toto vlnění přiřazovat,
byl matematicky konzistentně rozřešen kvantovou mechanikou.
Na tomto místě si neodpustím další Feynmanův citát (viz [16] str. 135): „Tento narůstající
zmatek byl ukončen roku 1925 nebo 1926 nalezením správných rovnic kvantové
mechaniky. Od té doby je známo, jak se elektrony a světlo chovají. Jak to ale nazvat?
Řeknu-li, že se chovají jako částice, získáte špatnou představu, stejně jako když řeknu, že
se chovají jako vlny. Chovají se svým nenapodobitelným způsobem. Chceme-li tedy používat
nějaký termín, říkejme, že se chovají kvantově mechanicky. Nechovají se jako nic
z toho, co jsme dosud viděli. naše předchozí zkušenost byla neúplná. Děje v mikrosvětě
jsou prostě odlišné. Atom se nechová jako kývající se závaží. Správná není ani představa
miniaturní napodobeniny sluneční soustavy s malými planetami. Také nevypadá jako oblak
nebo mlha obklopující jádro. Máme však aspoň jedno zjednodušení. Elektrony se v tomto
smyslu chovají naprosto stejně jako fotony; nezvykle, ale naprosto stejně.
Skutečně, všechny problémy Bohrova modelu atomu a mnoha dalších klasickou fyzikou
nevysvětlitelných jevů byly odstraněny jednotným pojímáním všech objektů v mikrosvětě.
Zcela analogicky s tím, že pravděpodobnost výskytu fotonů v daném místě je úměrná druhé
mocnině intenzity elektrického pole v tomto místě (viz diskuse u rovnice 6.1), byla k popisu
vlnových vlastností částic zavedena funkce ψ, jejíž druhá mocnina určuje pravděpodobnost
výskytu částice, tj.
P ∼ |ψ|2
(7.1)
Funkce ψ popisující částice látky nemá, narozdíl od vektorových funkcí
−→
E a
−→
B popisujících
částice světla, tak názorný fyzikální význam (viz a 5.5). Je to obecně komplexní
veličina3
a nelze jí přiřadit žádné silové ani nesilové pole. Skutečný význam této funkce
(obvykle se jí říká vlnová funkce), tkví v tom, že poskytuje nejúplnější možnou informaci
o fyzikálních systémech, které popisuje — tyto informace jsou však pouze pravděpodobnostního
rázu. Popisuje-li ψ například elektron v atomu, můžeme z ní získat například
předpovědi typu: Elektron se nachází s pravděpodobností 83 % ve vzdálenosti menší než
0,1 nm od jádra, s pravděpodobností 11 % ve vzdálenosti větší než 0,1 nm, ale menší
než 0,2 nm a s pravděpodobností 6 %, že se nachází dále než 0,2 nm od jádra atomu.
Obdobné pravděpodobnostní odpovědi můžeme očekávat například i u zkoumání hybnosti
nebo energie částice popsané funkcí ψ.
S tímto ústupem z Newtonových pozic, kdy se z řešení pohybových rovnic získaly
jednoznačné předpovědi fyzikálních veličin (viz odstavec o determinismu a stavu systému
na str. 60), se vědci (a filosofové) smiřovali dlouho (a tento proces ještě není dokončen :-)).
2
Abych zdůraznil smělost této myšlenky, ještě jednou připomínám propastný rozdíl mezi klasickými
částicemi a vlnami — částici považujeme za tělísko velmi malých rozměrů u nichž spolehlivě můžeme
ohraničit oblast prostoru, ve kterém se nachází, naproti tomu vlny jsou charakterizovány jako rozruch,
který se šíří větší částí prostoru, jejich ohraničení je velmi obtížné. Navíc, vlny jsou schopné interference
a například přítomnost dvou vln s opačnou fází v jednom bodě prostoru způsobuje jejich praktické vymizení
z tohoto místa. Částice buď v daném místě je a nebo není, nic mezi tím.
3
Tj. každému místu −→r v prostoru přiřazuje komplexní číslo ψ(−→r ) a její druhou mocninou se tedy musí
rozumět výraz ψ∗
ψ ≡ |ψ|2
.
149
Veškeré dosavadní zkušenosti však hovoří pro to, že pravděpodobnost je přírodě vlastní,
resp. přesněji, že neumíme zkonstruovat rozumné deterministické (nepravděpodobnostní)
teorie, které popisují přírodu přinejmenším stejně dobře, jako to umí (pravděpodobnostní)
teorie kvantová.
Podobně, jako se pohyb částic v Newtonově mechanice řídí jeho pohybovou rovnicí
pro vektory −→r a −→v , resp. vývoj vektorů
−→
E a
−→
B popisujících elektromagnetické pole se
řídí Maxwellovými rovnicemi, řídí se časový vývoj funkce ψ tzv. Schrödingerovou rovnicí,
která byla nazvána po svém objeviteli, rakouském fyzikovi Erwinu Schrödingerovi.
K jednoznačnému řešení této rovnice je nutné zadat počáteční podmínku, kterou je znalost
funkce ψ v jednom okamžiku.4
Funkce ψ tak skutečně určuje stav systému, který popisuje a
protože nepředstavuje žádné reálné vlnění, bylo by zřejmě bylo vhodnější, říkat jí stavová
funkce.
Přestože ψ samotná nemá přímý fyzikální význam (je to pomocná veličina), vlnové
vlastnosti, kvůli kterým byla zavedena, popisuje detailně. Přímý experimentální důkaz
vlnových vlastností látkových částic (elektronů) byl podán až čtyři roky po de Broglieově
domněnce. Ukázalo se, že mikročástice jsou skutečně schopné svého druhu interference.
Ta se projevuje například v tomto: Představte si, že postavíme zdroj Z elektronů před
dvojštěrbinu, za kterou je stínítko (viz obr. 7.1). Zakryjeme-li horní štěrbinu, budou do
detektoru D dopadat elektrony procházející skrz dolní štěrbinu. Zakryjeme-li dolní štěrbinu,
budou do D dopadat elektrony prošlé skrz horní štěrbinu. Je-li však detektor postaven
vhodně, pak při odkrytí obou štěrbin do něj nebudou dopadat žádné elektrony! Tento jev
bude nastávat, i když elektrony budou ze zdroje vysílány po jednom.
D
Z
Obrázek 7.1: K interferenčnímu chování částic
Pomocí stavové funkce tento jev popíšeme tak, že přiřadíme elektronu šířícímu se horní
4
S nutností zadání počátečních podmínek jsme se setkali i při řešení Newtonovy pohybové rovnice —
k jednoznačnému řešení se musela zadat poloha a rychlost (stav) v jednom okamžiku.
150
štěrbinou a dopadajícímu do D funkci ψh , elektronu šířícímu se dolní štěrbinou funkci
ψd (při zakryté horní štěrbině) a výsledná stavová funkce, popisující elektron procházející
oběma štěrbinami5
a dopadající do detektoru D, bude dána součtem ψh +ψd. Při vhodném
umístění D bude tento součet nulový a tedy i pravděpodobnost dopadu elektronu do D
bude nulová.
7.3 Fyzika elektronového obalu
Jak již bylo uvedeno, kvantová teorie objasnila stabilitu atomů a její model struktury
atomu prochází zatím bez zaváhání všemi experimentálními testy. Z Bohrova modelu atomu
přechází do kvantového modelu představa o centrálním jádru (více o něm v následující
kapitole) a elektronovém obalu. Pohyb elektronů však již nemůže být chápán analogicky
k pohybu planet kolem Slunce. Jediné co o poloze elektronů můžeme říci je, že je lze najít
někde v okolí jádra s pravděpodobností danou stavovou funkcí ψ. Tvar funkce ψ vyplyne
z řešení Schrödingerovy rovnice pro elektrony nacházející se v elektrickém poli atomového
jádra.
Z řešení dále plyne, že stav každého elektronu lze jednoznačně popsat čtveřicí čísel,
které nabývají pouze diskrétních hodnot a že každé takové čtveřici přísluší určitá energie.
Zde nalézáme hlouběji neodůvodněné tvrzení Bohrova modelu, že elektrony v atomovém
obalu nemohou nabývat libovolných, ale jen diskrétních hodnot energie. Poznatek, že žádná
čtveřice těchto tzv. kvantových čísel nemůže být obsazena více než jedním elektronem
zjistil, nejprve empirickou cestou a později i čistě teoretickou, fenomenální fyzik Wolfgang
Pauli. Po něm byl nazván Pauliho vylučovací princip. Tento princip společně s algebrou
kvantových čísel stojí za vysvětlením celé struktury periodické soustavy prvků, která
byla chemiky odhalena více jak půl století před vznikem kvantové teorie (podívejte se do
učebnic chemie a prostudujte její zákonitosti).
7.4 Jaderná a částicová fyzika
Koncem 19. století vyvolal Röntgenův objev (tehdy) neznámého záření velkou senzaci nejen
v odborných kruzích, ale i mezi laickou veřejností. Francouzský fyzik a krystalograf Henri
Becquerel, ve snaze rozšířit výzkum Röntgenových paprsků, přišel několik měsíců po
Röntgenově objevu náhodou na další druh záření neznámé povahy, který vysílaly uranové
rudy. Později bylo Becquerelovo záření pozorováno i u jiných látek a jev, který k jeho uvolňování
vedl byl nazván radioaktivitou. Studium radioaktivity otevřelo obsáhlou oblast
výzkumu, který měl zcela zásadní vliv na budoucnost jaderné a částicové fyziky.
Ještě do konce 19. století se ukázalo, že radioaktivní látky vysílají tři druhy záření —
kladně nabité α, záporně nabité β a neutrální γ. O záření β bylo brzy dokázáno, že je
5
Šíření oběma štěrbinami není omyl, nevíme sice jak to jindy bodově se chovající elektron dělá, ale aby
mohl interferovat sám se sebou, musí v nějakém smyslu „cítit obě štěrbiny najednou.
151
tvořeno proudem elektronů. Záření γ se ukázalo být nejzazším podoborem elektromagnetického
spektra (viz odst. 5.4.1) a koncem prvního desetiletí 20. století Rutherford se svým
asistentem nade vší pochybnost ukázal, že záření α je proudem jader atomů hélia. Právě
důkladný výzkum α-částic umožnil Rutherfordovi a jeho spolupracovníkům fenomenální
objev atomového jádra.
Další vývoj jaderné a částicové fyziky byl rovněž v mnohém poplatný Rutherfordově
energické duši. Rutherford byl především experimentální fyzik, proto se nevrhnul do víru
hledání chyb a zlepšování Bohrových myšlenek a místo toho se snažil dál pomocí ostřelování
látek částicemi α zjistit co nejvíce o struktuře objevených jader. Krátce po 1. světové válce
přišel s dalším důležitým objevem: ostřeloval plynný dusík α-částicemi a po určité době
zjistil, že tu a tam se v nádobě s dusíkem vyskytl kyslík a navíc vylétala částice, o které se
časem zjistilo, že tvoří jádro atomu vodíku. Tuto částici Rutherford nazval proton a vyslovil
hypotézu (1920), že vodíková jádra jsou základními stavebními kameny všech jader.
Výše uvedenou reakci dnes fyzikové zapisují
4
He +14
N −→17
O + p+
kde p+
je označení protonu a levý horní index u značky prvků si vysvětlíme později. Tato
reakce je první zaznamenanou přeměnou jedné látky (dusík) na jinou (kyslík) a představuje
tak splnění dávného snu alchymistů (i když ti usilovali především o zlato :-).
K registraci částic se tehdy užívalo počítání záblesků z dopadů na fluorescenční stínítko
nebo tzv. mlžné komory.6
Velký posun vpřed nastal právě zdokonalením mlžné komory
v polovině dvacátých let minulého století — její pomocí byl pořízen první vizuální záznam
celého jaderného procesu.
Ohromné rozdíly mezi mikrosvětem a makrosvětem nepanují pouze v hmotnostní a rozměrové
škále, ale i ve škále energií. Upustíme-li například 10 dkg salámu z výšky 1 m na
zem, ztratíme přibližně 1 J jeho mechanické energie. Naproti tomu jednotlivé elektrony v
obalech atomů disponují přibližně energií pouhých 1 − 1 000 × 10−19
J a excitační energie
atomových jader je v řádu 1 000 000 × 10−19
J, což je více než biliónkrát méně než
u zmíněného salámu. Protože při umělém dodávání energie nabitým částicím velmi často
pracujeme s elektrickým polem, vžila se jednotka elektronvolt (eV), což je energie, kterou
získá částice nabitá elementárním nábojem (1, 6·10−19
C) při průletu potenciálovým rozdílem
(napětím) 1 V (viz též odst. 5.1.2). Průletem elektrodami, mezi kterými je napětí U,
tak elementární částice získá energii eU jouleů a U elektronvoltů.
Jádra atomů jsou neobyčejně stabilní útvary a abychom mohli zkoumat jejich vnitřní
strukturu, potřebujeme velmi účinné projektily — přírodní radioaktivní zdroje brzy přestaly
stačit a Rutherford i ostatní si uvědomovali, že je potřeba zařízení, která budou
produkovat částice s vyšší energií. V roce 1932 bylo sestrojeno vysokonapěťové zařízení
6
Mlžná komora je zhruba řečeno nádoba, ve které se nacházejí páry nějaké látky v tzv. podchlazeném
stavu — vlétne-li do ní nabitá částice, vzniknou kolem ”trajektorie” jejího pohybu kondenzační jádra, na
kterých se sráží kapičky této látky. Takto vzniklá mlha je pak pozorovatelná (podobný proces nastává
například u letadel letících ve větších výškách).
152
(800 000 V) pohánějící protony získané z plynného vodíku svislou urychlovací trubicí vstříc
lithiovému terči. Rozbor výsledků ukázal, že docházelo k přeměně lithia na helium, tj. toto
zařízení bylo schopno uměle rozbít atom! Navíc šlo o první zcela uměle řízenou transformaci.
Zdokonalené verze takovýchto zařízení7
byly schopny urychlovat částice na energie
několika miliónů elektronvoltů. Ještě vyšších energií bylo možno dosáhnout pomocí tzv.
lineárního vysokofrekvenčního urychlovače, v němž se částice neurychlují naráz, ale
prochází řadou postupně se prodlužujících trubicových elektrod připojených na vysokofrekvenční
napětí konstantní frekvence.8
V roce 1930 Američan Ernest Orlando Lawrence vynalezl urychlovač, ve kterém se
pro urychlení použilo opět vysokofrekvenční napětí, ale částice se v něm pohybovaly po
spirálovitých trajektoriích, na nichž byly udržovány silným magnetickým polem. Tento
takzvaný cyklotron našel pro svou jednoduchost a prostorovou nenáročnost uplatnění
zejména v medicíně (urychloval částice poprvé užité při ozařování zhoubných nádorů), pro
částicovou fyziku se nakonec jeho zhruba 20 MeV maximálně dosažitelné energie ukázalo
příliš omezující.9
Velmi důležitým zdrojem urychlených částic se ve třicátých letech stalo tzv. kosmické
záření. Pečlivými experimenty bylo změřeno10
, že na Zemi dopadá odkudsi z kosmu velmi
pronikavé záření. Dnes víme, že se skládá převážně z protonů o různých energiích, nicméně
původ všech jeho složek je zatím zahalen tajemstvím.
Už v roce 1920 Rutherford navrhl pro vysvětlení existence izotopů11
hypotézu, podle
které se v atomovém jádře kromě protonů a elektronů nacházejí ještě neutrální částice s
hmotností podobnou protonu — nazval je předběžně neutrony. Tuto domněnku se však
vytrvale nedařilo dokázat — jeho asistent James Chadwick se o to pokoušel prakticky celá
dvacátá léta. Úspěch se dostavil až po dlouhých dvanácti letech v roce 1932.12
Do tohoto
objevu byl všeobecně přijímán model jádra složeného pouze z protonů a z elektronů, tento
model ale trpěl značnými problémy. Po nalezení neutronů se však ukázalo, že po nahrazení
jaderných elektronů neutrony se tyto problémy řeší.
Tak byl v hrubých rysech dokončen moderní obraz původu a vlastností periodické
soustavy prvků — počet protonů v atomech prvku určuje jeho pozici v periodické soustavě13
7
Vlastně šlo o obrovské Van de Graaffovy generátory.
8
Částice jsou urychlovány v mezerách mezi elektrodami, které se tak musí prodlužovat úměrně vzrůstající
rychlosti částic.
9
Za to, že cyklotrony ve své původní podobě nebyly schopné dosáhnout vyšších energií urychlovaných
částic, může relativistické „vzrůstání hmotnosti částic při vyšších rychlostech. Teorie relativity se tak
nejspíš poprvé dostala z předmětu vědeckého výzkumu na místo inženýrské praxe. Při konstrukci silnějších
urychlovačů s ní již musí být nadále počítáno.
10
Ve své době nejpečlivější pokus prováděl Rakušan Victor Hess v Ústí nad Labem v roce 1911, při
výstupech v balónu.
11
Izotopy jsou prvky se stejnými chemickými vlastnostmi (sedí tedy v periodické soustavě prvků na
stejném místě), ale různými fyzikálními (zejména hmotností).
12
Při studiu reakce
9
Be +4
He −→12
C + n
kde „n je značka neutronu.
13
Někdy se zapisuje jako levý dolní index ke značce prvku, ale přísně vzato, je vlastně nadbytečný,
153
přičemž tomuto místu zpravidla přísluší různý počet neutronů, které pak tvoří izotopy
tohoto prvku.14
Veškerých chemických reakcí se účastní pouze elektrony z obalu atomu,
struktura obalu tak odpovídá za všechny chemické vlastnosti látek.
Tento téměř idylický obraz mikrosvěta poněkud narušovala částice, kterou v roce 1930
předpověděl Wolfgang Pauli a která byla navržena kvůli zajištění zákona zachování energie
při radioaktivním β-rozpadu jader. Částice, později nazvaná neutrino, měla mít téměř
duchařské vlastnosti — nulový elektrický náboj, nulovou nebo téměř nulovou hmotnost a
velmi malou schopnost být zachycena „normální hmotnou. Přímý důkaz existence neutrina
byl podán až více než osm let po druhé světové válce.
Přestože kvantová mechanika chrlila jeden fundamentální výsledek za druhým, byla
stále nerelativistickou teorií — snaha o její relativistickou formulaci zaznamenala významný
úspěch v roce 1928, kdy Angličan Paul Dirac formuloval kvantově relativistickou rovnici pro
elektrony. Zpočátku se zdálo, že Diracova rovnice trpí vážnými nedostatky, vyplývalo z ní
například, že volným elektronům může příslušet i záporná celková (relativistická) energie
(viz rov. 2.78). Dirac se tohoto neduhu zbavil šikovným matematickým trikem (a zajímavou
fyzikální úvahou), což jej nakonec dovedlo k předpovědi existence nových částic se stejnou
hmotností, jakou mají elektrony, ale s opačným nábojem. Silná kritika Diracovy teorie
rázem ustala, v roce 1932 byly při výzkumu složení kosmického záření objeveny v mlžných
komorách stopy částic, které zanechávaly stejné „otisky jako elektrony, ale v magnetickém
poli uhýbaly „na nesprávnou stranu — takto byly nalezeny pozitrony (ozn. e+
), první
částice pocházející z antisvěta.15
V dalším se totiž ukázalo, že ke každé částici náleží i
příslušná antičástice, která má stejnou hmotnost, ale opačný elektrický náboj a některé
další veličiny.
Důležitým jevem, se kterým se u antičástic setkáváme je, že při střetu se svou částicí navzájem
tzv. anihilují, což znamená, že se přemění na spršku neutrálního záření (například
fotonů). Mají-li částice a antičástice každá hmotnost m, je celková energie záření vzniklého
jejich anihilací určena relativistickým vztahem mezi energií a hmotností E = 2mc2
. Z jednoho
gramu látky bychom tedy přibližně dostali 9×10 miliónů MJ ≈ 25 miliónů kWh, což
je teplo, které by v mžiku dokázalo ohřát přes 200 tisíc tun vody z 0◦
C na 100◦
C. Hmotnosti
samotných částic nejsou tak velké, proto příslušná energie není tak ohromující — elektronu
přísluší ∼ 0,5 MeV ≈ 8 × 10−14
J, protonu a neutronu ∼ 940 MeV ≈ 1, 5 × 10−10
J.
Již delší dobu se vědělo, že na udržení kladně nabitých protonů v malém objemu jádra je
zapotřebí jiné síly než již dávno známé gravitační či elektromagnetické. Protože přitažlivá
gravitační síla protonů je proti jejich odpudivé elektrostatické síle neuvěřitelně slabá (∼
1037
×), bylo nutné předpokládat existenci nové síly, která by byla schopna nad elektrickou
zvítězit. Tato síla dostala přiléhavý název silná jaderná síla.
protože tato pozice je již vyjádřena jménem prvku.
14
Nyní si již můžeme říci, že levý horní index u značky prvku udává součet počtu protonů a neutronů
v jádře.
15
Termín „antisvět má spíše romantický nádech — antičástice jsou samozřejmě důležitou součástí
našeho světa (jen stále pořádně nerozumíme tomu, proč je jich o tolik méně než částic, které jsou pro nás
„normální ).
154
První úspěšnější kvantově mechanickou teorií této síly (interakce) byla teorie japonského
fyzika Hidekiho Yukawy (1934), který se pokusil popsat krátkodosahové přitažlivé
síly mezi protony a neutrony pomocí výměny další, zatím neznámé částice.16
Aby výpočty
souhlasily se skutečností, bylo nutné předpokládat, že její hmotnost bude zhruba 200×
větší, než hmotnost elektronu. V roce 1937 byla nalezena částice, jejíž hmotnost byla blízká
Yukawově předpovědi. K velkému zklamání fyziků se však nakonec ukázalo, že tato částice
nesplňuje všechny Yukawovy požadavky.17
Nyní fyzikové měli částici, o kterou vůbec nestáli
— nevěděli totiž, jak by mohla zapadat do rámce základních stavebních prvků světa.
Vypadala pouze jako těžší (zbytečná) kopie elektronu.18
Několik měsíců před Yukawovou předpovědí zkonstruoval významný italský fyzik Enrico
Fermi relativistickou kvantovou teorii, která postulovala nový typ sil, tzv. slabé jaderné
síly.19
Brzdou dalšího rozvoje se stala 2. světová válka. O cestě jaderné fyziky k sestrojení
jaderné bomby existuje mnoho pěkných knih, např. [46, 47, 48, 36].
Po válce bylo nalezeno několik nových technik urychlování částic a metod jejich detekce,
to umožnilo objev velkého množství nových částic a zrod nových teorií. Podařilo se odhalit
vnitřní strukturu protonů a neutronů20
a spojit do jednotného matematického rámce
elektromagnetickou a slabou jadernou sílu. O těchto otázkách se můžete více dovědět např.
z knihy [29].
16
Již dva roky předtím přišel geniální německý fyzik Werner Heisenberg s myšlenkou, že jádro drží
pohromadě tzv. výměnná síla, která vzniká proto, že si protony a neutrony neustále vyměňují své role
prostřednictvím elektronů. Tento mechanismus však na vysvětlení silné síly nestačil. Yukawa vypočítal, že
na udržení protonů a neutronů v atomovém jádru by si protony a neutrony musely vyměňovat těžší částice
než jsou elektrony.
17
Částice vhodných parametrů byla nalezena až po 2. světové válce.
18
Tato stále poněkud záhadná částice je dnes nazývána mion.
19
Tato teorie rovněž využívala princip výměnných sil (pomocí elektronů a neutrin), na udržení protonů
v jádře ovšem nestačila, z toho vyplynul i její název. Účinkem těchto sil (nebo lépe interakcí) byl vysvětlen
rozpad neutronu, β-radioaktivita jader a některé další jemné efekty.
20
Skládají se z tzv. kvarků, které na sebe působí pomocí výměny tzv. gluonů. Tyto gluony uvězňují
kvarky v protonech a neutronech a „zbytková síla je pak původně objevenou silnou jadernou silou
(podobně jako působení mezi neutrálními atomy lze vysvětlit zbytkovou elektromagnetickou silou.)
155
Literatura
[1] Macháček M.: Fyzika. Sbírka úloh pro společnou část maturitní zkoušky. Tauris, Praha
2001
[2] Šantavý I., Trojánek A.: Fyzika. Příprava k přijímacím zkouškám na vysoké školy.
Prometheus, Praha 2000
[3] Bartuška K.: Sbírka řešených úloh z fyziky pro střední školy I-IV. Prometheus, Praha
1997-2000
[4] Svoboda E. a kol.: Přehled středoškolské fyziky. Prometheus, Praha 1996
[5] Urgošík B.: Fyzika. SNTL, Praha 1987
[6] Javorskij B. M., Selezněv Ju. A.: Přehled elementární fyziky. SNTL, Praha 1989
[7] Westaway F. W.: Objevy bez konce I. Fr. Borový, Praha 1937
[8] Šantavý I.: Mechanika. SPN, Praha 1993
[9] Baník I., Baník R., Zámečník J.: Fyzika netradičně. Mechanika. Alfa, Bratislava 1989
[10] Kessner P., Tůma Z.: Zajímavé otázky z fyziky 1.díl. Mechanika. Molekulová fyzika
a termodynamika. Rybníček Drahomír, Třebíč 1997
[11] Nahodil J.: Fyzika v běžném životě. Prometheus, Praha 1996
[12] Perelman J. I.: Zajímavá mechanika. Mladá fronta, Praha 1953
[13] Feynman R. P.: To snad nemyslíte vážně! Aurora, Praha 1999
[14] Feynman R. P.: Snad ti nedělají starosti cizí názory. Aurora, Praha 2000
[15] Feynman R. P.: Neobyčejná teorie světla a látky. Aurora, Praha 2001
[16] Feynman R. P.: O povaze fyzikálních zákonů. Aurora, Praha 1998
[17] Feynman R. P., Leighton R. B., Sands M.: Feynmanovy přednášky z fyziky 3/3. Fragment,
Havlíčkův Brod 2002
156
[18] Feynman R. P.: Radost z poznání. Aurora, Praha 2003
[19] Kolektiv autorů: Filozofický slovník. Svoboda, Praha 1976
[20] Kolektiv autorů: Slovník spisovné češtiny pro školu a veřejnost. Academia, Praha 2003
[21] Obrdržálek J.: Fyzikální terminologická čítanka se slovníčkem česko-anglickým
a anglicko-českým. Rozhledy mat.-fyz. 75 1998
[22] Brož J., Roskovec V.: Základní fyzikální konstanty. SPN, Praha 1987
[23] Hajko V. a kol.: Fyzika v experimentoch. Veda, Bratislava 1988
[24] Brož J. a kol.: Základy fyzikálních měření I. SPN, Praha 1983
[25] Macháček M.: Encyklopedie fyziky. Mladá fronta, Praha 1995
[26] Greene B.: Elegantní vesmír. Mladá fronta, Praha 2001
[27] Hawking S.: Stručná historie času v obrazech. Argo, Praha 2002
[28] Hawking S.: Vesmír v kostce. Argo, Praha 2002
[29] Fraser G., Lillestøl E., Sellev˚ag I.: Hledání nekonečna. Columbus, Praha 1996
[30] Styer D. F.: The Strange World of Quantum Mechanics. Cambridge University Press,
Cambridge 2003
[31] Rektorys K.: Co je a k čemu je vyšší matematika. Academia, Praha 2001
[32] Zeľdovič J. B.: Vyššia matematika pre začiatočníkov. Alfa, Bratislava 1973
[33] Kvasnica J.: Matematický aparát fyziky. Academia, Praha 1997
[34] Gleick J.: Chaos. Ando Publishing, Brno 1996
[35] Prigogine I., Stengersová I.: Řád z chaosu. Mladá fronta, Praha 2001
[36] Bodanis D.: E = mc2
. Životopis nejslavnější rovnice na světě. Dokořán, Praha 2002
[37] Einstein A., Infeld L.: Fyzika jako dobrodružství poznání. Aurora, Praha 2000
[38] Horský J.: Úvod do teorie relativity. SNTL, Praha 1975
[39] Horský J., Bartoň S.: Relativistický vesmír. Ando Publishing, Brno 1997
[40] Feynman R. P., Leighton R. B., Sands M.: Feynmanovy přednášky z fyziky 1/3. Fragment,
Havlíčkův Brod 2000
157
[41] Kolektiv autorů: Výkladový slovník fyziky pro základní vysokoškolský kurz. Prometheus,
Praha 1999
[42] Štoll I.: Svět očima fyziky. Prometheus, Praha 1996
[43] Veselá E.: Co nám příroda nedovolí. ČVUT, Praha 1995
[44] Coveney P., Highfield R.: Šíp času. Oldag, Ostrava 1995
[45] Feynman R. P., Leighton R. B., Sands M.: Feynmanovy přednášky z fyziky 2/3. Fragment,
Havlíčkův Brod 2001
[46] Jungk R.: Jasnější než tisíc sluncí. Mladá fronta, Praha 1963
[47] Herneck F.: Průkopníci atomového věku. Orbis, Praha 1974
[48] Borotský J., Kuneš A.: Vynálezci Damoklova meče. Naše vojsko, Praha 1985
158
Rejstřík
absolutně černé těleso, 134
ampér, 121
amplituda výchylky, 96
anihilace, 154
anionty, 106
antisvět, 154
atomy, 106
Avogadrova konstanta, 109
Avogadrovo číslo, 109
bodová hmotnost, 12
coulomb, 118
cyklotron, 153
cylindrické souřadnice, 16
částic, 12
částice, 11
částice testovací, 84
číslo kombinační, 78
děj rovnovážný, 112
děj vratný, 112
destruktivní interference, 102
determinismus mechanický, 60
difrakce, 144
dimenze, 13
disperze, 140
dráha, 18
dráha optická, 143
dráhová rychlost, 19
dráhové zrychlení, 27, 40
duha, 140
dutá zrcadla, 138
dvojice sil, 86
ekvipotenciála, 73
ekvipotenciální hladiny, 85
elektrické pole, 118
elektrické siločáry, 120
elektrický náboj, 118
elektrický potenciál, 119, 120
elektrický proud, 120
elektrodynamika kvantová, 135
elektrodynamiky, 117
elektromagnetické vlnění, 127
elektronový obal, 151
elektronvolt, 120
elektrony, 106
elektrostatika, 117
elementární náboj, 118
energie, 62
energie kinetická, 71
energie klidová, 79
energie mechanická, 71, 76
energie pole, 129
energie potenciální, 73
energie potenciální gravitační, 84
energie relativistická, 78
energie vazebná, 80
energie vnitřní, 112
éter, 133
fázová rychlost, 103
foton, 134
frekvence, 49
fyzika molekulová, 107
gluony, 155
gravitační hmotnost, 83
gravitační konstanta, 82
gravitační náboj, 118
gravitační pole, 82
159
gravitační zákon, 82
harmonické vlnění, 98
harmonický oscilátor, 97
hlavní rovina, 137
hmotnost, 53
hmotnost gravitační, 83
hmotnost molární, 110
hmotnost relativní atomová, 109
hmotnost setrvačná, 83
hmotnostní schodek, 80
hmotný bod, 11
hustota částic, 110
hybnost, 62, 63
hybnost pole, 129
hybnost soustavy celková, 64
chaos, 60
ideální plyn, 111
ideální plyny, 107
impulz síly, 68
index lomu látky, 135
intenzita elektrického pole, 117, 119
intenzita gravitačního pole, 84
interference, 100
interference destruktivní, 142
interference konstruktivní, 102, 142
interference světla, 141
ionty, 106
izotopy, 153, 154
jednotkové vektory, 30
joule, 72
kationt, 106
kinematika, 11
klid absolutní, 61
kmitna, 103
konstanta atomová hmotnostní, 109
konstanta Avogadrova, 109
konstanta gravitační, 82
konstanta Planckova, 131
konstanta univerzální, 82
kontinuum, 92
kružnice oskulační, 39
kvanta energie, 131, 134
kvantová čísla, 151
kvantová elektrodynamika, 135
kvantová mechanika, 60
kvantování, 131
kvarky, 155
látkové množství, 109
látky diamagnetické, 123
látky feromagnetické, 123
látky paramagnetické, 123
magnetická indukce, 117, 122
magnetické indukční čáry, 122
magnetické siločáry, 122
magnetický indukční tok, 125
magnetický monopól, 121
makroskopické systémy, 106
Maxwell James Clerk, 117
mechanické vlnění, 98
mechanický determinismus, 60
mechanický pohyb, 11
mechanika, 11
mechanika kvantová, 60, 81
měrná tepelná kapacita, 114
mezní úhel, 104
mikrovlny, 128
mion, 155
molární hmotnost, 110
molekuly, 106
moment hybnosti, 62
moment setrvačnosti, 87, 92
moment síly, 86
náboj elektrický, 118
náboj elementární, 118
napětí, 120
napětí indukované, 126
neutrino, 154
neutrony, 153
okamžité dráhové zrychlení, 27
160
optická osa, 137
optika kvantová, 135
optika paprsková, 135
optika vlnová, 135
osa optická, 137
osa otáčení, 47
paprsek, 104
pascal, 93
perioda, 49
periodická soustava prvků, 151
permeabilita prostředí, 123
permeabilita relativní, 123
permeabilita vakua, 123
permitivita, 123
permitivita vakua, 119
plyn ideální, 108
počáteční fáze, 96
pohyb, 11
pohyb absolutní, 61
pohyb Brownův, 109
pohyb harmonický, 96
pohyb otáčivý, 47
pohyb posuvný, 47
pohyb přímočarý, 42
pohyb přímočarý rovnoměrně zpomalený, 42
pohyb přímočarý rovnoměrně zrychlený, 42
pohyb rotační, 47
pohyb rovnoměrný přímočarý, 40
pohyb tepelný, 108
pohyb translační, 47
pole centrální, 84
pole elektrické, 118
pole gravitační, 82
pole homogenní, 84
pole radiální, 84
pole stejnorodé, 84
polohový vektor, 28
póly magnetu, 121
potenciál elektrický, 119
potenciál gravitačního pole, 85
práce, 68, 112
princip druhý termodynamický, 115
princip Pauliho vylučovací, 151
princip první termodynamický, 113
princip relativity Galileiho , 61
princip superpozice, 83, 100, 120, 141
princip třetí termodynamický, 114
prostoročas, 14
proudění stacionární, 94
proudění ustálené, 94
prvky, 106
příčné zvětšení, 138
radioaktivita, 151
relativní, 18
relativní atomová hmotnost, 109
relativní permitivita prostředí, 119
rovina dopadu, 104
rovina hlavní, 137
rovnice Bernoulliova, 94
rovnice diferenciální, 56
rovnice kontinuity, 94
rovnice Newtonova pohybová, 54
rovnice pohybová, 54
rovnice Schrödingerova, 60, 150
rovnováha termodynamická, 111
rozměr prostorový, 13
rozptylky, 139
rychlost dráhová, 21
rychlost fázová, 103
rychlost grupová, 103
rychlost okamžitá, 33
rychlost okamžitá dráhová, 21
rychlost střední úhlová, 48
rychlost úhlová, 48
setrvačná hmotnost, 83
setrvačnost, 53
sférické souřadnice, 16
síla, 50
síla konzervativní, 73
síla odstředivá, 51
síla pružnosti, 51
síla silná jaderná, 154
síla tíhová, 50
161
síla třecí, 51
síla výměnná, 155
síla vztlaková, 94
siloměr, 51
silová dvojice, 86
síly neinerciální, 62
síly setrvačné, 62
síly slabé jaderné, 155
složené kmity, 100
součinitel klidového tření, 51
součinitel smykového tření, 51
souřadnice dvojrozměrné, 13
souřadnice jednorozměrné, 13
souřadnice kartézské, 13
souřadnice polární, 14
soustava heliocentrická, 52
soustava vztažná, 12
spojky, 139
stav, 60
stavová funkce, 150
stojaté vlnění, 103
střed hmotnosti, 65
střední dráhové zrychlení, 27
střední rychlost, 32
střední výkon, 70
střední zrychlení, 37
superpozice, 144
světlo, 127, 128
světlo polarizované lineárně, 141
systémy makroskopické, 106
tekutiny, 92
těleso tuhé, 12, 46
těleso vztažné, 12
teorie látek kinetická, 108
teorie relativity obecná, 82
teorie relativity speciální, 82
teplota, 113
termodynamická rovnováha, 111
termodynamika, 107
těžiště, 65, 89, 90
tlak, 93
tlak hydrostatický, 93
trajektorie, 17
transformace souřadnic, 14
tuhé těleso, 12, 46
tuhost pružiny, 51
úhlová dráha, 47
úhlová frekvence, 96
úhlová rychlost, 48
úhlové zrychlení, 49
úplný odraz, 105
urychlovač lineární, 153
uzel, 103
vektor polohový, 28
vektor posunutí, 31
vektor vázaný, 28
vektor volný, 29
vektorová přímka síly, 85
věta binomická, 78
viskozita, 93
vlnění harmonické, 98
vlnění koherentní, 141
vlnění lom, 104
vlnění mechanické, 98
vlnění odraz, 104
vlnění podélné, 98
vlnění postupné, 98
vlnění příčné, 98
vlnění stojaté, 103
vlnoplocha, 104
vlnová délka, 98
vlnová funkce, 149
vlny eletromagnetické, 117
volná částice, 52
volt, 120
výkon, 71
výkon střední, 70
vypuklá zrcadla, 138
vztažná soustava, 12
vztažná soustava absolutní, 61
vztažná soustava inerciální, 52
vztažné soustavy, 12
vztažné těleso, 12
162
watt, 71
zákon Archimédův, 93
zákon Avogadrův, 111
zákon Faradayův indukční, 126
zákon gravitační Newtonův, 82
zákon Lenzův, 126
zákon lomu, 104
zákon Newtonův druhý pohybový, 54
zákon Newtonův první pohybový, 52
zákon odrazu, 104
zákon setrvačnosti, 52
zákon síly, 54
zákon zachování elektrického náboje, 118
zákon zachování energie, 78, 113
zákon zachování hybnosti, 65
zákon zachování mechanické energie, 76, 92
zákony Newtonovy, 50
zákony zachování, 62
záření infračervené, 128
záření kosmické, 153
záření optické, 128
záření rádiové, 128
záření ultrafialové, 128
záření viditelné, 128
zdroj koherentní, 141
zrcadla dutá, 138
zrcadla vypuklá, 138
zrychlení, 37
zrychlení dráhové, 27, 40
zrychlení normálové, 39
zrychlení střední, 37
zrychlení střední dráhové, 27
zrychlení tečné, 38
163