Mechanik realer Körper

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Der Massenmittelpunkt und seine Bewegungsgleichung

Nun wird die Mechanik realistischer: Wir wenden die an idealen Massenpunkten gewonnenen Ergebnisse auf reale Körper an.

Die Atome – und im Allgemeinen auch die Moleküle – aus denen reale Körper aufgebaut sind, kommen unserem Ideal des Massenpunktes außerordentlich und völlig hinreichend nahe. Daher können wir reale Körper als Systeme zahlreicher Massenpunkte auffassen. Die im Folgenden hergeleiteten Sätze über Systeme von Massenpunkten gelten folglich für reale Körper. Dies müssen nicht unbedingt Festkörper oder gar starre Körper sein; die hier abzuleitenden Sätze gelten ganz allgemein für jedes irgendwie klar definierte System von Massenpunkten: für die Flüssigkeit oder das Gas in einem Behälter (einschließlich oder ausschließlich des Behälters), für eine in einem Raumfahrzeug frei schwebende Kugel aus Wasser, für eine Gaswolke im Weltall, ja sogar für eine Galaxie aus Fixsternen, die wegen der riesigen Entfernung uns als Punkte erscheinen.

Als Erstes treffen wir eine wichtige Unterscheidung: Kräfte, die zwischen zwei Massenpunkten des Systems wirken, heißen innere Kräfte. Dagegen heißen Kräfte, die ihren Ursprung außerhalb des Systems haben, äußere Kräfte.

Wir betrachten nun ein System von beliebig vielen Massenpunkten. Auf einen von ihnen (den k-ten Massenpunkt) wirke eine Anzahl äußerer Kräfte, die wir durch ihre Resultante F_k ersetzen. Ferner wirke vom ersten Massenpunkt her auf ihn die (innere) Kraft F_1k ein, vom zweiten Massenpunkt die Kraft F_2k, allgemein vom i-ten Massenpunkt die Kraft F_ik. Dann lautet die Bewegungsgleichung für den k-ten Massenpunkt

$m_k\frac{{\mathrm{d}}^2{𝐫}_k}{\mathrm{d}{t}^2}={𝐅}_k+\sum _i{𝐅}_{ik}.$

Denken wir uns die Bewegungsgleichungen sämtlicher Massenpunkte des Systems addiert, so erhalten wir

$\sum _k{m}_k\frac{{\mathrm{d}}^2𝐫}{\mathrm{d}{t}^2}=\sum _k{𝐅}_k+\sum _{i\ne k}\sum _k{𝐅}_{ik}.$

Nun gibt es aber nach Newtons 3. Axiom (actio = reactio) zu jeder inneren Kraft eine gleich große, entgegengesetzt gerichtete: Wenn der i-te Massenpunkt auf den k-ten Massenpunkt die Kraft F _ik ausübt, dann übt der k-te Massenpunkt auf den i-ten Massenpunkt die Kraft F_ki = – F_ik aus. Alle inneren Kräfte treten daher in entgegengesetzt gleichen Paaren auf. Daher ist die doppelte Summe auf der rechten Seite der Gleichung gleich null. Also ist

$\sum _k{m}_k\frac{{\mathrm{d}}^2𝐫}{\mathrm{d}{t}^2}=\sum _k{𝐅}_k\text{(1)}$

Die folgende Abbildung zeigt ein System von Massenpunkten mit ihren Ortsvektoren, die von einem beliebig gewählten Nullpunkt O ausgehen:

Die Summe der Massen aller Massenpunkte sei M. Wir bestimmen nun einen Punkt S mit dem Ortsvektor r_S so, dass

$M{𝐫}_S=\sum _k{m}_k{𝐫}_k\text{(2)}$

Den so definierten Punkt S nennen wir den Massenmittelpunkt oder Schwerpunkt des Systems. Durch Aufspaltung der Vektorgleichung (2) in die Komponenten findet man für die Koordinaten des Schwerpunkts:

$x_S=\frac{1}{M}\sum _k{m}_k{x}_k,$

$y_S=\frac{1}{M}\sum _k{m}_k{y}_k,$

$z_S=\frac{1}{M}\sum _k{m}_k{z}_k.$

Die Koordinaten des Schwerpunkts sind die Mittelwerte der mit ihren Massen gewichteten Koordinaten der Massenpunkte des Systems. Um den Schwerpunkt zweier Massenpunkte m₁ und m₂ zu ermitteln, legen wir den Nullpunkt der Ortsvektoren bequemerweise in m₁:

Dann ist definitionsgemäß

$\left(m{}_1+m{}_2\right){𝐫}_S=m_2{𝐫}_2\text{und}$

${𝐫}_S=\frac{m{}_2}{m{}_1+m{}_2}{𝐫}_2.$

Der Schwerpunkt liegt also auf der Strecke m₁ m₂ und teilt sie im Verhältnis m₂: m₁.

Differenzieren wir die Gleichung (2) zweimal nach der Zeit und setzen das Ergebnis in Gleichung (1) ein, so erhalten wir die wichtige Gleichung

$M\frac{{\mathrm{d}}^2{𝐫}_S}{\mathrm{d}{t}^2}=\sum _{𝐤}{𝐅}_{𝐤}={𝐅}_{𝐑}.\text{(3)}$

Diese Gleichung entspricht genau der Newtonschen Bewegungsgleichung für einen Körper der Masse M, an dem die Kraft F_R angreift. Das bedeutet:

Der Massenmittelpunkt eines Systems bewegt sich so, als ob sich in ihm die gesamte Masse des Systems befände und an ihm die Summe (Resultante) aller äußeren Kräfte angriffe.

(Aus dieser Eigenschaft des Massenmittelpunktes erklärt sich auch sein Name "Schwerpunkt": Im Schwerefeld der Erde verhält sich der Schwerpunkt eines Körpers so, als wirke auf ihn die Summe der Gewichtskräfte der einzelnen Massenpunkte, also das Gesamtgewicht des Systems ein.)

Falls keine äußeren Kräfte einwirken, bleibt der Massenmittelpunkt in Ruhe oder bewegt sich gleichförmig geradlinig.

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Beispiel: Zwei Massenpunkte m₁ und m₂ sind durch eine Schraubenfeder, die sowohl gedehnt wie gestaucht werden kann, miteinander verbunden und befinden sich in der Entfernung a voneinander im Gleichgewicht. Wird die Entfernung um eine kleine Strecke x verändert, treten Rückstellkräfte auf, die der Strecke x proportional sind. Wie lauten die Schwingungsgleichungen der beiden Massenpunkte?

Wir nehmen an, dass die Änderung der Entfernung entweder durch innere Kräfte oder durch zwei entgegengesetzt gleiche äußere Kräfte geschieht, sodass der Schwerpunkt S in Ruhe bleibt. Dann bleibt er auch bei der nachfolgenden Schwingbewegung in Ruhe, und es ist zweckmäßig, ihn zum Ursprung des Koordinatensystems zu machen. Die Koordinaten der beiden Massenpunkte seien x₁ und x₂, in der Ruhelage x₁ ⁽⁰⁾ und x₂ ⁽⁰⁾.

Aus der Definition des Schwerpunkts folgt wegen x_S = 0, dass stets

$m_1{x}_1+m_2{x}_2=0\text{(B1)}$

Ferner ist

$x_1-x_2=a+x$

und daher

$x=x_1-x_2-a\text{(B2)}$

Damit lautet die Bewegungsgleichung für m₁:

$m_1\frac{{\mathrm{d}}^2{x}_1}{\mathrm{d}{t}^2}+k\left(x_1-x_2-a\right)=0\text{(B3)}$

Eliminiert man mittels Gleichung (B1) x₂, so erhält man

$\frac{{\mathrm{d}}^2{x}_1}{\mathrm{d}{t}^2}+k\left(\frac{1}{m_1}+\frac{1}{m_2}\right)x_1=\frac{ka}{m_1}.$

Setzt man

$\frac{1}{m_1}+\frac{1}{m_2}=\frac{1}{\mu },$

so wird daraus

$\frac{{\mathrm{d}}^2{x}_1}{\mathrm{d}{t}^2}+\frac{k}{\mu }{x}_1=\frac{ka}{m_1}.$

Dies ist eine gewöhnliche Schwingungsgleichung mit einem konstanten Glied auf der rechten Seite. Ein partikuläres Integral findet man mit dem Ansatz x₁⁽⁰⁾ = konst.

Durch Einsetzen in die Differentialgleichung ergibt sich

$x_1^{(0)}=\frac{a\mu }{m_1}=\frac{m_2}{m_1+m_2}a.$

Die allgemeine Lösung lautet dann

$x_1=x_1^{\left(0\right)}+A\sin \left(\omega t+\delta \right),\text{mit}\omega =\sqrt{\frac{k}{\mu }}.$

Die Bewegungsgleichung für m₂ findet man am einfachsten durch Anwendung von Gleichung (B1):

$x_2=-\frac{m_1}{m_2}{x}_1=-\frac{m_1}{m_2}\left[x_1^{\left(0\right)}+A\sin \left(\omega t+\delta \right)\right],$

$x_2=-\frac{m_1}{m_1+m_2}a-\frac{m_1}{m_2}A\sin \left(\omega t+\delta \right).$

Die beiden Massenpunkte schwingen also im Gegentakt um ihre Ruhelage; ihre Amplituden verhalten sich umgekehrt wie die Massen. Die Kreisfrequenz ist gleich der eines einfachen harmonischen Oszillators mit der Masse μ, welche die »reduzierte Masse« genannt wird.

Der Impulssatz

Den Impuls p eines Massenpunktes haben wir definiert als das Produkt aus seiner Masse m und seiner Geschwindigkeit v:

Impuls p = m V

Durch diese Definition als skalares Vielfaches eines Vektors ist der Impuls selbst ein Vektor.

Den Impuls eines Systems von Massenpunkten definieren wir entsprechend:

$𝐩=\sum m_k{𝐯}_k.$

Haben alle Massenpunkte des Systems dieselbe Geschwindigkeit, vereinfacht sich die Gleichung zu:

$𝐩=𝐯\sum m_k=M𝐯.$

Nach Gleichung (1) ist

$\sum {𝐅}_k=\sum m_k\frac{{\mathrm{d}}^2{𝐫}_k}{\mathrm{d}{t}^2}=\sum m_k\frac{\mathrm{d}{𝐯}_k}{\mathrm{d}t}.$

Wenn alle m_k konstant sind, kann diese Gleichung einfach zwischen zwei beliebigen Grenzen t₁ und t₂ integriert werden:

$\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\sum {𝐅}_k\mathrm{d}t=\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\sum m_k\frac{\mathrm{d}{𝐯}_k}{\mathrm{d}t}\mathrm{d}t=\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\sum m_k\mathrm{d}{𝐯}_k,$ $\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\sum {𝐅}_k\mathrm{d}t={\left[\sum m_k{𝐯}_{𝐤}\right]}_{t_2}-{\left[\sum m_k{𝐯}_{𝐤}\right]}_{t_1}.$

Auf die linke Seite der Gleichung wenden wir den Satz an, dass das Integral über eine Summe gleich der Summe der Integrale über die einzelnen Summanden ist.

Auf der rechten Seite der Gleichung steht die Änderung des Impulses des Systems im Zeitintervall von t₁ bis t₂. Also gilt:

$\sum \underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}{𝐅}_k\mathrm{d}t=𝐩\left(t_2\right)-𝐩\left(t_1\right).$

Auf der linken Seite steht nun die Summe aller "Kraftstöße", die in der Zeit von t₁ bis t₂ auf die Massenpunkte des Systems einwirken. Also gilt:

Die Summe aller Kraftstöße, die in einem Zeitintervall auf die Massenpunkte eines Systems einwirken, ist gleich der Änderung des Impulses des Systems in diesem Zeitintervall.

Wirkt auf ein System keine äußeren Kraftstöße ein, bleibt der Impuls des Systems konstant. (Satz von der Erhaltung des Impulses.)

 

Das Drehmoment

Wir betrachten zunächst einen Massenpunkt m_k in einem kartesischen Koordinatensystem, auf den eine Kraft F_k wirkt.

Stellen wir uns zunächst einmal (und nur vorübergehend) die X-Achse als Drehachse vor, mit der der Massenpunkt m (hier einmal alles ohne Indices k geschrieben) starr verbunden ist. Der Abstand des Massenpunktes von der Drehachse ist

r_yz = r_y + r_z

Für die Drehwirkung bezüglich der X-Achse zählt nur die auf r_yz senkrechte Komponente von F, nämlich

F_yz = F_y + F_z

und zwar derart, dass auf r_y nur F_z wirkt und auf r_z nur F_y, die jeweils senkrecht aufeinander stehen. Die Drehwirkung setzt sich also zusammen aus den Produkten

r_y F_z (in Richtung der X-Achse gesehen rechtsdrehend) und r_z F_y (in Richtung der X-Achse gesehen linksdrehend)

Die gesamte Drehwirkung oder der Betrag des Drehmoments der Kraft bezüglich der X-Achse ist daher

M_x = r_y F_z - r_z F_y

Entsprechend findet man die Drehmomente der Kraft bezüglich der beiden anderen Achsen:

M_y = r_z F_x – r_x F_z

und

M_z = r_x F_y – r_y F_x

Wir können uns nun vorstellen, dass der Massenpunkt um alle drei Achsen drehbar wäre, etwa durch eine kardanische Aufhängung mit dem Zentrum in O. Dann führen wir drei Vektoren ein, welche die Richtungen der Koordinatenachsen haben:

M_x = (r_y F_z - r_z F_y) i M_y = (r_z F_x – r_x F_z) j M_z = (r_x F_y – r_y F_x) k

Die Summe dieser drei Vektoren ist der Vektor

${𝐌}_O={𝐌}_x+{𝐌}_y+{𝐌}_z=\left(r_y\cdot F_z-r_z\cdot F_y\right)𝐢+\left(r_z\cdot F_x-r_x\cdot F_z\right)𝐣+\left({𝐫}_x\cdot F_y-r_y\cdot F_x\right)𝐤.$

Wir erkennen in diesem Vektor das Vektorprodukt der beiden Vektoren r und F:

M_O = r x F

Führen wir ein anderes Koordinatensystem mit demselben Ursprung O ein, so bleiben r und F davon unberührt. Der Vektor M_O bleibt also bei einer Drehung des Koordinatensystems um O unverändert. Wir bezeichnen ihn als das Drehmoment der in m angreifenden Kraft bezüglich des Punktes O. Er gibt hinsichtlich einer Drehung um O die Richtung der durch O gehenden Drehachse und den Betrag des Drehmoments an, das F auf m ausübt. Sein Betrag ist gleich r F sin α , wobei α der von r und F eingeschlossene Winkel ist. Das Drehmoment ist daher gleich dem Produkt aus dem Hebelarm bezüglich O und der dazu senkrechten Kraftkomponente.

Dieses Ergebnis übertragen wir nun wieder auf ein System von Massenpunkten und bezeichnen die Summe aller auf die Massenpunkte des Systems ausgeübten Drehmomente als das auf das System bezüglich O ausgeübte Drehmoment:

${𝐌}_O=\sum \left({𝐫}_k\times {𝐅}_k\right).$

 

Der Drehimpuls

Analog zum Impuls p = m v eines Massenpunktes wird – zunächst anscheinend etwas willkürlich – der Drehimpuls eines Massenpunktes bezüglich einer Drehachse (in der Abbildung: O) definiert als ein Vektor, dessen Betrag gleich dem Produkt aus dem Trägheitsmoment J = m r ² des Massenpunktes (bezüglich O) und dem Betrag ω seiner Winkelgeschwindigkeit:

L = J ω = m r ² ω

Der Grund für diese Definition ist ihre Zweckmäßigkeit. Außerdem ergibt sich eine schöne Analogie: In der Impulsgleichung tritt anstelle des Impulses der Drehimpuls, anstelle der Masse das Trägheitsmoment und anstelle der Geschwindigkeit die Winkelgeschwindigkeit. (Daneben gibt es noch weitere Analogien.)

Als Richtung des Vektors L wählen wir die Richtung des Vektors ω und somit die Richtung der Drehachse. Somit wird:

L = J ω = m r ² ω

Zerlegen wir die Geschwindigkeit v in eine Radialkomponente v_rad und in eine Tangentialkomponente v_tan, so ist

ω = v _tan / r

Die Tangentialkomponente der Geschwindigkeit ergibt sich als die Projektion des Vektors v auf die zu r senkrechte Richtung:

$v_{\tan }=\frac{\left|𝐫\times 𝐯\right|}{r}=\frac{\left|𝐫\times \dot{𝐫}\right|}{r}.$

Wegen

$\omega =\frac{v_{tan}}{r}$

und da der Vektor der Winkelgeschwindigkeit dieselbe Richtung hat wie das obige Vektorprodukt, ist

$\overrightarrow{\omega }=\frac{𝐫\times \dot{𝐫}}{r^2}.$

Damit ergibt sich für den Drehimpuls L schließlich:

$𝐋=J\left(𝐫\times \dot{𝐫}\right).$

Wir übertragen das Ergebnis auf ein System von Massenpunkten, indem wir verabreden:

Unter dem Drehimpuls eines Systems von Massenpunkten bezüglich O verstehen wir den Summenvektor

${𝐋}_O=\sum J_k\left({𝐫}_k\times {\dot{𝐫}}_k\right).$

 

 

Drehmoment und Drehimpuls

Um den Zusammenhang zwischen diesen beiden Größen zu ermitteln, bilden wir die Ableitung der Impulsgleichung nach t: Aus

${𝐋}_O=\sum m_k\left({𝐫}_k\times {\dot{𝐫}}_k\right)$

folgt so:

$\frac{\mathrm{d}{𝐋}_O}{\mathrm{d}t}=\sum m_k\left[\left({\dot{𝐫}}_k\times {\dot{𝐫}}_k\right)+\left({𝐫}_k\times {\ddot{𝐫}}_k\right)\right]=\sum \left({𝐫}_k\times m_k{\ddot{𝐫}}_k\right),$

da das erste der beiden Vektorprodukte null ist. Nach der Bewegungsgleichung (siehe die erste Gleichung auf S. 1) ist

$m_k{\ddot{𝐫}}_k={𝐅}_k+\sum _{𝐢}{𝐅}_{ik},$

wobei F_k die Resultierende aller Kräfte ist, die von außen auf m_k einwirken, während der zweite Term die Summe aller auf m_k einwirkenden inneren Kräfte ist.

Oben eingesetzt ergibt das:

$\frac{\mathrm{d}{𝐋}_O}{\mathrm{d}t}=\sum \left[{𝐫}_k\times \left({𝐅}_k+\sum _i{𝐅}_{ik}\right)\right]=\sum \left({𝐫}_k\times {𝐅}_k\right)+\sum _k\sum _{i\ne k}\left({𝐫}_k\times {𝐅}_{ik}\right).$

Die erste Summe ist die Resultierende M_O der Drehmomente der äußeren Kräfte, die zweite Summe ist die Resultierende der Drehmomente der inneren Kräfte. Es lässt sich zeigen, dass diese Summe null wird, wenn die Kräfte zwischen zwei Massenpunkten die Richtung der Verbindungsgeraden der Massenpunkte haben, also Zentralkräfte sind, was jedoch stets der Fall ist. Dann ist F_ki = - F_ik, und die Summe der Drehmomente auf ein beliebiges Paar von Massenpunkten ist

${𝐫}_k\times {𝐅}_{ik}+{𝐫}_i\times {𝐅}_{ki}=\left({𝐫}_k-{𝐫}_i\right)\times {𝐅}_{ik}.$

Dieses Vektorprodukt ist aber null, wenn F_ik die Richtung von (r_k - r_i), nämlich die Richtung der Verbindungsgeraden hat. Es bleibt dann

$\frac{\mathrm{d}{𝐋}_O}{\mathrm{d}t}=\sum \left({𝐫}_k\times {𝐅}_k\right)={𝐌}_O,$

was bedeutet:

Die Änderungsgeschwindigkeit des Drehimpulses eines Systems ist gleich dem von außen wirkenden Drehmoment.

Durch Integration zwischen den Grenzen t₁ und t₂ folgt:

$\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\mathrm{d}{𝐋}_O={𝐋}_O\left(t_2\right)-{𝐋}_O\left(t_1\right)=\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}{𝐌}_O\mathrm{d}t.$

Das bedeutet: Die Änderung des Drehimpulses eines Systems in einem Zeitintervall ist gleich dem auf das System in diesem Intervall ausgeübten »Drehmomentstoß« (das ist das Zeitintegral des Drehmoments).

Ferner:

Wirkt auf das System kein äußeres Drehmoment, so bleibt sein Drehimpuls konstant. (Satz von der Erhaltung des Drehimpulses.)

 

 

Die Energie eines Systems von Massenpunkten

Wir gehen wieder von der Bewegungsgleichung eines einzelnen Massenpunktes aus:

$m_k\frac{{\mathrm{d}}^2{𝐫}_k}{\mathrm{d}{t}^2}={𝐅}_k+\sum _i{𝐅}_{ik}\text{(1)}$

Durch skalare Multiplikation mit dr_k/dt und Summation über alle Massenpunkte des Systems ergibt sich (zusammen mit einer identischen Umformung der linken Seite):

$\sum _k{m}_k\frac{{\mathrm{d}}^2{𝐫}_k}{\mathrm{d}{t}^2}\frac{\mathrm{d}{𝐫}_{𝐤}}{\mathrm{d}t}\equiv \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\left[\frac{1}{2}\sum _k{m_k\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_{𝐤}}{\mathrm{d}t}\right)}^2\right]=\sum _k{𝐅}_k\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}+\sum _k\sum _{i\ne k}{𝐅}_{ik}\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}.$

Wir multiplizieren die Gleichung mit dt und integrieren sie dann zwischen den Grenzen t₁ und t₂:

$\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\left[\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2\right]\mathrm{d}t=\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\left(\sum _k{𝐅}_k\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}+\sum _k\sum _{i\ne k}{𝐅}_{𝐢𝐤}\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)\mathrm{d}t$

$\underset{t_1}{\overset{t_2}{\int }}\left[\frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t}\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2\right]\mathrm{d}t=\underset{r\left(t_1\right)}{\overset{r\left(t_2\right)}{\int }}\left(\sum _k{𝐅}_k\mathrm{d}{𝐫}_k+\sum _k\sum _{i\ne k}{𝐅}_{ik}\mathrm{d}{𝐫}_k\right)$

${\left|\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2\right|}_{t_1}^{t_2}=\underset{r\left(t_1\right)}{\overset{r\left(t_2\right)}{\int }}\sum _k{𝐅}_k\mathrm{d}{𝐫}_k+\underset{r\left(t_1\right)}{\overset{r\left(t_2\right)}{\int }}\sum _k\sum _{i\ne k}{𝐅}_{ik}\mathrm{d}{𝐫}_k$

und mit

$\frac{\mathrm{d}{𝐫}_{𝐤}}{\mathrm{d}t}={𝐯}_k$

$\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left[{𝐯}_k\left(t_2\right)\right]}^2-\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left[{𝐯}_k\left(t_1\right)\right]}^2=\underset{r\left(t_1\right)}{\overset{r\left(t_2\right)}{\int }}\sum _k{𝐅}_k\mathrm{d}{𝐫}_k+\underset{r\left(t_1\right)}{\overset{r\left(t_2\right)}{\int }}\sum _k\sum _{i\ne k}{𝐅}_{ik}\mathrm{d}{𝐫}_k\text{(A)}$

Auf der linken Seite der Gleichung steht die Änderung der kinetischen Energie des Systems, rechts die Summe der Arbeit der äußeren und der der inneren Kräfte im betrachteten Zeitintervall. Die aufgewendeten Arbeiten führen also zu einer gleich großen Veränderung der kinetischen Energie des Systems. (Dies ist ein spezieller Fall des Satzes von der Erhaltung der Energie.)

Mit der kinetischen Energie kann man nun folgende Umformung vornehmen: Wir führen ein weiteres Koordinatensystem ein, dessen Ursprung O' im Schwerpunkt liegt. Dieser habe im ersten Koordinatensystem den Ortsvektor r*. Der Ortsvektor des Massenpunktes m_k im neuen System sei r' _k. Dann ist

${𝐫}_k=r^{*}+𝐫{\text{'}}_k$

und

$\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}=\frac{\mathrm{d}{𝐫}^{*}}{\mathrm{d}t}+\frac{\mathrm{d}𝐫{\text{'}}_k}{\mathrm{d}t},{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2=\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}^{*}}{\mathrm{d}t}\right)+2\frac{\mathrm{d}{𝐫}^{*}}{\mathrm{d}t}\frac{\mathrm{d}𝐫{\text{'}}_k}{\mathrm{d}t}+\left(\frac{\mathrm{d}𝐫{\text{'}}_k}{\mathrm{d}t}\right),$

und damit

$\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2=\frac{1}{2}{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}^{*}}{\mathrm{d}t}\right)}^2\sum _k{m}_k+\frac{\mathrm{d}{𝐫}^{*}}{\mathrm{d}t}\sum _k{m}_k\frac{\mathrm{d}{𝐫}^{\prime }}{\mathrm{d}t}+\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}𝐫{\text{'}}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2.$

Nach der Definition des Schwerpunkts ist

$\frac{1}{M}\sum _k{m}_k𝐫{\text{'}}_k=\left({𝐫}^{*}\right),$

wobei (r*)' die Koordinate des Schwerpunkts im zweiten (dem "gestrichenen") System ist. Diese ist hier gleich null, und damit wird auch der zweite Term auf der rechten Seite null. Damit wird:

$\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}{𝐫}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2=\frac{1}{2}{\left(\frac{\mathrm{d}𝐫*}{\mathrm{d}t}\right)}^2\sum _k{m}_k+\frac{1}{2}\sum _k{m}_k{\left(\frac{\mathrm{d}𝐫{\text{'}}_k}{\mathrm{d}t}\right)}^2.$

Das bedeutet: Die kinetische Energie des Systems ist gleich der Summe aus der kinetischen Energie der im Schwerpunkt vereint gedachten Masse des Systems und der kinetischen Energie, welche die Massenpunkte des Systems infolge ihrer Bewegung relativ zum Schwerpunkt haben.

Wir wollen nun von den inneren Kräften annehmen, dass zu ihnen ein Potentialfeld gehört. (Die Kräfte seien also – wie man auch sagt – konservative Kräfte.) Das Potential der Kraft F_ik auf m_k ist eine Funktion der Entfernung d_ik und damit eine Funktion der Koordinaten der beiden Punkte (und natürlich eine Funktion der Masse m_i), also:

${\mathrm{\Phi }}_{ik}={\mathrm{\Phi }}_{ik}\left(d_{ik}\right)={\mathrm{\Phi }}_{ik}\left(\sqrt{{\left(x_i-x_k\right)}^2+{\left(y_i-y_k\right)}^2+{\left(z_i-z_k\right)}^2}\right).\text{(B)}$

(Lies: Φ_ik ist gleich Φ_ik von d_ik ist gleich Φ_ik von ...)

Mit Hilfe einer Anleihe aus der Vektoranalysis ergibt sich daraus die Kraft, die von der Masse m_i auf die Masse m_k ausgeübt wird:

${𝐅}_{ik}=-\left(\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial x_k}𝐢+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial y_k}𝐣+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial z_k}𝐤\right).$

Analog ergibt sich die von der Masse m_k auf die Masse m_i ausgeübte Kraft:

${𝐅}_{ki}=-\left(\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial x_i}𝐢+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial y_i}𝐣+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial z_i}𝐤\right).$

Nehmen wir nun an, mit den beiden Massen werden verschwinden kleine Verschiebungen dr_k bzw. dr_i vorgenommen. Die dabei zu verrichtende Arbeit ist

${𝐅}_{𝐢𝐤}\cdot \mathrm{d}{𝐫}_k+{𝐅}_{𝐤𝐢}\cdot \mathrm{d}{𝐫}_{𝐢}=-\left(\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial x_k}\mathrm{d}{x}_k+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial y_k}\mathrm{d}{y}_k+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial z_k}\mathrm{d}{z}_k+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial x_i}\mathrm{d}{x}_i+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial y_i}\mathrm{d}{y}_i+\frac{\partial {\mathrm{\Phi }}_{ik}}{\partial z_i}\mathrm{d}{z}_i\right).$

Der Ausdruck in der Klammer ist das vollständige Differential der Funktion Φ_ik mit ihren sechs Variablen, also ist

${𝐅}_{𝐢𝐤}\cdot \mathrm{d}{𝐫}_k+{𝐅}_{𝐤𝐢}\cdot \mathrm{d}{𝐫}_{𝐢}=-\mathrm{d}{\mathrm{\Phi }}_{ik}.$

Wir können nun in Gleichung (A) im ganz rechts stehenden Term das Produkt F_ik dr_k durch das Differential –dΦ_ik ersetzen. Bei der Summierung müssen wir jedoch beachten, dass –dΦ_ik schon zwei der Summanden enthält, weshalb bei der Summierung jeder Summand doppelt vorkommt. Dies muss durch einen Faktor ½ berücksichtigt werden:

$\sum _{𝐤}\sum _{𝐢\ne 𝐤}{𝐅}_{ik}\cdot \mathrm{d}{𝐫}_{𝐤}=-\frac{1}{2}\sum _k\sum _{i\ne k}\mathrm{d}{\mathrm{\Phi }}_{ik}.$

Das über diese Doppelsumme zu bildende Integral ist in einem Potentialfeld vom Weg unabhängig und hat den Wert

$-\frac{1}{2}\sum _k\sum _{i\ne k}{\mathrm{\Phi }}_{ik}\left({𝐫}_2\right)+\frac{1}{2}\sum _k\sum _{i\ne k}{\mathrm{\Phi }}_{ik}\left({𝐫}_1\right).$

Wenn wir nun zusätzlich annehmen, dass auch zu den äußeren Kräften ein Potentialfeld gehört, dann wird auch das erste Integral vom Weg unabhängig und kann so geschrieben werden:

$-\sum _k{\mathrm{\Phi }}_k\left({𝐫}_2\right)+\sum _k{\mathrm{\Phi }}_k\left({𝐫}_1\right).$

Dann nimmt Gleichung (A) folgende Form an:

$E_{kin}\left(t_2\right)+\sum _k{\mathrm{\Phi }}_k\left(t_2\right)+\frac{1}{2}\sum _k\sum _{i\ne k}{\mathrm{\Phi }}_{ik}\left(t_2\right)=E_{kin}\left(t_1\right)+\sum _k{\mathrm{\Phi }}_k\left(t_1\right)+\frac{1}{2}\sum _k\sum _{i\ne k}{\mathrm{\Phi }}_{ik}\left(t_1\right)$

Die Summe aus der kinetischen Energie, der äußeren potentiellen Energie und der inneren potentiellen Energie eines Systems von Massenpunkten ist also konstant, wenn sowohl die äußeren wie die inneren Kräfte ein Potentialfeld besitzen (konservative Kräfte sind). Dies ist eine erweiterte Form des Satzes von der Erhaltung der Energie.