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| <noinclude>{{Scripthinweis|Mechanik|6|2}}</noinclude>
| | Great stuff, you hleepd me out so much! |
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| Betrachten wir eine infinitesimale Verrückung
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| :<math>\begin{align}
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| & d\bar{r}=d{{{\bar{r}}}_{S}}+d\bar{x}=d{{{\bar{r}}}_{S}}+d\bar{\phi }\times \bar{x} \\
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| & d\bar{\phi }:=\bar{n}d\phi \\
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| \end{align}</math>
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| In Kapitel 3.3 haben wir bereits mit infinitesimalen Drehungen gearbeitet. Dort handelte es sich um passive Drehungen. Hier haben wir es nun mit aktiven Drehungen zu tun → anderes Vorzeichen.
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| :<math>\bar{V}:=\frac{d{{{\bar{r}}}_{s}}}{dt}</math> Schwerpunktsgeschwindigkeit
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| :<math>\bar{\omega }:=\frac{d\bar{\phi }}{dt}</math> Winkelgeschwindigkeit
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| Damit ergibt sich die Geschwindigkeit eines beliebigen Aufpunktes des starren Körpers:
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| :<math>\bar{v}=\bar{V}+\bar{\omega }\times \bar{x}</math>
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| Nebenbemerkungen:
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| :<math>\bar{\omega }</math> hängt von der Wahl von S ab.
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| Falls S der Schwerpunkt ist, so gilt:
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| :<math>\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}{{{\bar{x}}}^{(i)}}}=0</math>
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| nach Def. A) des starren Körpers
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| :<math>\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\bar{x}\rho (\bar{x})}=0</math>
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| Definition B) → Schwerpunktsvektor im körperfesten System
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| :<math>\bar{K}</math>
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| :
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| ====Kinetische Energie:====
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| #<math>\frac{1}{2}\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}{{v}^{(i)}}^{2}}=\frac{1}{2}\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}{{\left( V+\omega \times {{x}^{(i)}} \right)}^{2}}=\frac{1}{2}\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}{{V}^{2}}+V\cdot \sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}\left( \omega \times {{x}^{(i)}} \right)+\frac{1}{2}\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}{{\left( \omega \times {{x}^{(i)}} \right)}^{2}}</math>
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| Mit den Beziehungen
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| :<math>\begin{align}
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| & \sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}=M \\
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| & \bar{V}\cdot \sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}\left( \bar{\omega }\times {{{\bar{x}}}^{(i)}} \right)=\left( \bar{V}\times \bar{\omega } \right)\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}{{{\bar{x}}}^{(i)}}=0,da\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}{{{\bar{x}}}^{(i)}}=0 \\
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| & {{\left( \bar{\omega }\times {{{\bar{x}}}^{(i)}} \right)}^{2}}={{\omega }^{2}}{{x}^{2}}{{\sin }^{2}}\alpha ={{\omega }^{2}}{{x}^{2}}(1-{{\cos }^{2}}\alpha )={{\omega }^{2}}{{x}^{2}}-{{\left( \bar{\omega }\cdot \bar{x} \right)}^{2}}=\sum\limits_{m=1}^{3}{\sum\limits_{n=1}^{3}{{}}{{\omega }^{m}}\left[ {{x}^{2}}{{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}{{x}_{n}} \right]}{{\omega }^{n}} \\
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| \end{align}</math>
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| Somit folgt:
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| :<math>T=\frac{1}{2}\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}{{{v}}^{(i)}}^{2}}=\frac{1}{2}M{{V}^{2}}+\frac{1}{2}\sum\limits_{m=1}^{3}{\sum\limits_{n=1}^{3}{{}}{{\omega }^{m}}{{J}_{mn}}}{{\omega }^{n}}</math>
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| mit dem Trägheitstensor
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| :<math>{{J}_{mn}}:=\sum\limits_{i=1}^{n}{{}}{{m}_{i}}\left[ {{{{x}}}^{(i)}}^{2}{{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}^{(i)}{{x}_{n}}^{(i)} \right]</math>
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| Der Trägheitstensor ist also durch die Massenverteilung bestimmt
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| Im Sinne der Definition B) dagegen gilt:
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| :<math>\begin{align}
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| & T=\frac{1}{2}\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x}){{\left( \bar{V}+\bar{\omega }\times \bar{x} \right)}^{2}}}=\frac{1}{2}\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x}){{V}^{2}}+\left( \bar{V}\times \bar{\omega } \right)\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x})\bar{x}+\frac{1}{2}\sum\limits_{m=1}^{3}{\sum\limits_{n=1}^{3}{{}}{{\omega }^{m}}{{J}_{mn}}}{{\omega }^{n}}}} \\
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| & mit\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x})\bar{x}=0} \\
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| \end{align}</math>
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| und dem Trägheitstensor
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| :<math>{{J}_{mn}}=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x})\left[ {{x}^{2}}{{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}{{x}_{n}} \right]}</math>
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| Also gilt die Zerlegung der kinetischen Energie:
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| :<math>\begin{align}
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| & T=\frac{1}{2}\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x}){{\left( \bar{V}+\bar{\omega }\times \bar{x} \right)}^{2}}}=\frac{1}{2}\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x}){{V}^{2}}+\frac{1}{2}\sum\limits_{m=1}^{3}{\sum\limits_{n=1}^{3}{{}}{{\omega }^{m}}{{J}_{mn}}}{{\omega }^{n}}} \\
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| & \\
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| \end{align}</math>
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| :<math>\begin{align}
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| & T=\frac{1}{2}M{{V}^{2}}+\frac{1}{2}\bar{\omega }\bar{\bar{J}}\bar{\omega } \\
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| & \\
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| \end{align}</math>
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| Dabei ist
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| :<math>{{T}_{trans}}=\frac{1}{2}M{{V}^{2}}</math>
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| kinetische Energie der translatorischen Bewegung
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| :<math>{{T}_{rot}}=\frac{1}{2}\bar{\omega }\bar{\bar{J}}\bar{\omega }</math>
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| kinetische Energie der Rotationsbewegung
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| ====Eigenschaften des Trägheitstensors====
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| :<math>\bar{\bar{J}}</math>
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| ist ein Tensor zweiter Stufe. Das heißt unter Drehungen
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| :<math>R\in SO(3)</math>
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| transformiert er sich wie folgt:
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| R kennzeichnet dabei die Drehmatrizen im
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| :<math>{{R}^{3}}</math>
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| mit Orthogonalitätseigenschaft:
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| :<math>R{{R}^{T}}=1,\det R=1</math>
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| Nun, er transformiert sich unter Drehungen wie folgt:
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| Wenn
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| :<math>{{x}_{m}}\to {{x}_{m}}\acute{\ }=\sum\limits_{n=1}^{3}{{{R}_{mn}}{{x}_{n}}}</math>
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| Dann:
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| :<math>{{J}_{mn}}\to {{J}_{mn}}\acute{\ }=\sum\limits_{l=1}^{3}{\sum\limits_{s=1}^{3}{{}}{{R}_{ml}}{{R}_{ns}}{{J}_{ls}}}</math>
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| Kompakt:
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| :<math>\begin{align}
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| & \bar{x}\to \bar{x}\acute{\ }=R\bar{x} \\
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| & \bar{\bar{J}}\to \bar{\bar{J}}\acute{\ }=R\bar{\bar{J}}{{R}^{T}} \\
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| \end{align}</math>
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| Dabei bemerken wir: Matrizen sind einfach Zahlenschemata mit Zeilen und Spalten. Aber erst das Transformationsverhalten definiert einen Tenor (Im Gegensatz zu einer Matrix).
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| Tensor 1. Stufe:
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| :<math>{{x}_{m}}\acute{\ }=\sum\limits_{n=1}^{3}{{{R}_{mn}}{{x}_{n}}}</math>
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| = Vektor
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| Tensor 2. Stufe
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| :<math>{{J}_{mn}}\acute{\ }=\sum\limits_{l=1}^{3}{\sum\limits_{s=1}^{3}{{}}{{R}_{ml}}{{R}_{ns}}{{J}_{ls}}}</math>
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| Tensor n-ter STufe:
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| :<math>{{A}_{mn....x}}\acute{\ }=\sum\limits_{l,s,...,t=1}^{3}{{{R}_{ml}}{{R}_{ns}}...{{R}_{xt}}{{A}_{ls...t}}}</math>
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| wobei links n Indices stehen und rechts n mal die Drehmatrix angewendet wird (und jeweils von 1-3 summiert!)
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| ====Beweis des Transformationsverhaltens für====
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| :<math>{{J}_{mn}}:=\sum\limits_{i=1}^{n}{{}}{{m}_{i}}\left[ \left( \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}{{^{(i)}}^{2}}} \right){{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}^{(i)}{{x}_{n}}^{(i)} \right]</math>
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| Zunächst zum Skalarprodukt:
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| :<math>\begin{align}
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| & {{x}_{m}}\acute{\ }=\sum\limits_{n=1}^{3}{{{R}_{mn}}{{x}_{n}}} \\
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| & \Rightarrow \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}{{\acute{\ }}^{2}}}=\sum\limits_{t}{\sum\limits_{l}{\sum\limits_{s}{{{R}_{tl}}{{R}_{ts}}{{x}_{l}}{{x}_{s}}}=}\sum\limits_{l}{\sum\limits_{s}{\left( \sum\limits_{t}{{}}{{R}_{lt}}^{T}{{R}_{ts}} \right){{x}_{l}}{{x}_{s}}}=\sum\limits_{l}{\sum\limits_{s}{{{\delta }_{ls}}{{x}_{l}}{{x}_{s}}}=\sum\limits_{l}{{{x}_{l}}^{2}}}}} \\
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| \end{align}</math>
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| das Skalarprodukt ist also invariant
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| Aber auch das Delta- Element ist invariant:
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| :<math>\sum\limits_{l}{\sum\limits_{s}{{{R}_{ml}}{{R}_{ns}}{{\delta }_{ls}}}=}\sum\limits_{l}{{{R}_{ml}}{{R}_{nl}}=}\sum\limits_{l}{{{R}_{ml}}{{R}_{\ln }}^{T}={{\delta }_{mn}}}</math>
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| Kompakt:
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| :<math>R1{{R}^{T}}=R{{R}^{T}}=1</math>
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| Also:
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| :<math>\begin{align}
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| & {{J}_{mn}}\acute{\ }=\sum\limits_{l=1}^{3}{\sum\limits_{s=1}^{3}{{}}{{R}_{ml}}{{R}_{ns}}{{J}_{ls}}}=\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}\sum\limits_{l=1}^{3}{\sum\limits_{s=1}^{3}{{}}{{R}_{ml}}{{R}_{ns}}\left[ \left( \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}{{^{(i)}}^{2}}} \right){{\delta }_{ls}}-{{x}_{l}}^{(i)}{{x}_{s}}^{(i)} \right]} \\
| |
| & {{J}_{mn}}\acute{\ }=\sum\limits_{i=1}^{n}{{{m}_{i}}}\left[ \left( \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}^{(i)}{{\acute{\ }}^{2}}} \right){{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}^{(i)}\acute{\ }{{x}_{n}}^{(i)}\acute{\ } \right] \\
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| \end{align}</math>
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| Der Trägheitstensor J´ in den neuen Koordinaten ist also gleich dem alten, was Transformationsverhalten eines Tensors zweiter Stufe belegt:
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| Dabei gilt:
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| :<math>\left( \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}^{(i)}{{\acute{\ }}^{2}}} \right){{\delta }_{mn}}</math>
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| ist der invariante Anteil
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| :<math>{{x}_{m}}^{(i)}\acute{\ }{{x}_{n}}^{(i)}\acute{\ }</math>
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| hängt von der Wahl des körperfesten koordinatensystems ab.
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| <u>'''Weitere Eigenschaften'''</u>
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| #
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| :<math>{{J}_{mn}}</math>
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| enthält einen kugelsymmetrischen, also rotationsinvarianten Anteil
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| :<math>\left( \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}{{^{(i)}}^{2}}} \right){{\delta }_{mn}}</math>
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| #
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| :<math>{{J}_{mn}}</math>
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| ist linear in der Massendichte. Der Trägheitstensor ist also additiv beim Zusammenfügen zweier starrer Körper
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| #
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| :<math>{{J}_{mn}}</math>
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| ist ein reeller, symmetrischer Tensor, dargestellt durch die reelle, symmetrisch Matrix
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| :<math>\bar{\bar{J}}=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\rho (\bar{x})\left( \begin{matrix}
| |
| {{x}_{2}}^{2}+{{x}_{3}}^{2} & -{{x}_{1}}{{x}_{2}} & -{{x}_{1}}{{x}_{3}} \\
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| -{{x}_{1}}{{x}_{2}} & {{x}_{3}}^{2}+{{x}_{1}}^{2} & -{{x}_{2}}{{x}_{3}} \\
| |
| -{{x}_{1}}{{x}_{3}} & -{{x}_{2}}{{x}_{3}} & {{x}_{1}}^{2}+{{x}_{2}}^{2} \\
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| \end{matrix} \right)}</math>
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| Der Tensor ist diagonalisierbar durch die orthogonale Transformation
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| :<math>{{R}_{0}}\in SO(3):</math>
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| :<math>\bar{\bar{J}}\acute{\ }={{R}_{0}}\bar{\bar{J}}{{R}_{0}}^{T}=\left( \begin{matrix}
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| {{J}_{1}} & 0 & 0 \\
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| 0 & {{J}_{2}} & 0 \\
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| 0 & 0 & {{J}_{3}} \\
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| \end{matrix} \right)</math>
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| Das heißt: Es existiert ein gedrehtes, körperfestes Koordinatensystem (y1,y2,y3) in Richtung der '''Hauptträgheitsachsen:'''
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| :<math>\bar{\bar{J}}\acute{\ }=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}y\rho (\bar{y})\left( \begin{matrix}
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| {{y}_{2}}^{2}+{{y}_{3}}^{2} & 0 & 0 \\
| |
| 0 & {{y}_{3}}^{2}+{{y}_{1}}^{2} & 0 \\
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| 0 & 0 & {{y}_{1}}^{2}+{{y}_{2}}^{2} \\
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| \end{matrix} \right)}</math>
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| Also:
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| :<math>{{J}_{i}}\ge 0</math>
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| i=1,..,3, Matrix positiv semidefinit.
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| Die Diagonalisierung führt auf das Eigenwertproblem:
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| :<math>\bar{\bar{J}}{{\hat{\bar{w}}}^{(i)}}={{J}_{i}}{{\hat{\bar{w}}}^{(i)}}</math>
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| mit Eigenvektoren
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| :<math>{{\hat{\bar{w}}}^{(i)}}</math>
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| und Eigenwerten Ji. Ein homogenes, lineares Gleichungssystem
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| Ziel ist es nun, die Hauptachsenrichtung
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| :<math>{{\hat{\bar{w}}}^{(i)}}</math>
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| so zu suchen, dass
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| :<math>\bar{\bar{J}}</math>
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| diagonal wird:
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| :<math>\Leftrightarrow \det \left( \bar{\bar{J}}-{{J}_{i}}1 \right)=0</math>
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| Somit ergeben sich 3 reelle, positiv semidefinite Eigenwerte Ji
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| HHIS I sohuld have thought of that!
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| ====Satz von Steiner====
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| Sei''' '''
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| :<math>{{J}_{mn}}</math>
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| der Trägheitstensor in einem körperfesten System
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| :<math>\bar{K}</math>,
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| welches im Schwerpunkt S zentriert ist. Sei nun
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| :<math>\bar{K}\acute{\ }</math>
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| ein zu
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| :<math>\bar{K}</math>
| |
| achsparalleles, um den Vektor
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| :<math>\bar{a}</math>
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| verschobenes System. Dann ist
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| :<math>{{J}_{mn}}\acute{\ }</math> in <math>\bar{K}\acute{\ }</math>
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| gegeben durch
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| :<math>{{J}_{mn}}\acute{\ }={{J}_{mn}}+M\left[ {{a}^{2}}{{\delta }_{mn}}-{{a}_{m}}{{a}_{n}} \right]</math>
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| Die beiden Koordinatensystem dürfen dabei nur durch die Translation um
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| :<math>\bar{a}</math>
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| unterschiedlich sein. Wesentlich ist vor allem, dass bei roationsvarianten Systemen keine Verdrehung der Achsen erfolgt!
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| Beweis:
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| :<math>{{J}_{mn}}\acute{\ }=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x\acute{\ }}\rho \acute{\ }(\bar{x}\acute{\ })\left[ \left( \sum\limits_{t}{{{x}_{t}}{{\acute{\ }}^{2}}} \right){{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}\acute{\ }{{x}_{n}}\acute{\ } \right]</math>
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| Bei uns:
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| :<math>\bar{x}\acute{\ }=\bar{x}+\bar{a}</math>
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| :<math>\begin{align}
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| & {{J}_{mn}}\acute{\ }=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\left[ \left( \sum\limits_{t}{{{\left( {{x}_{t}}+{{a}_{t}} \right)}^{2}}} \right){{\delta }_{mn}}-\left( {{x}_{m}}+{{a}_{m}} \right)\left( {{x}_{n}}+{{a}_{n}} \right) \right] \\
| |
| & {{J}_{mn}}\acute{\ }=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\left[ \left( \sum\limits_{t}{\left[ {{\left( {{x}_{t}} \right)}^{2}}+2\left( {{a}_{t}}{{x}_{t}} \right)+{{a}_{t}}^{2} \right]} \right){{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}{{x}_{n}}-{{x}_{m}}{{a}_{n}}-{{x}_{n}}{{a}_{m}}-{{a}_{m}}{{a}_{n}} \right] \\
| |
| & \int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\sum\limits_{t}{\left( {{a}_{t}}{{x}_{t}} \right)}=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\left( {{x}_{m}}{{a}_{n}}+{{x}_{n}}{{a}_{m}} \right)=0\quad wegen\ \int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\bar{x}=0 \\
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| \end{align}</math>
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| Somit:
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| :<math>\begin{align}
| |
| & {{J}_{mn}}\acute{\ }=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\left[ \left( \sum\limits_{t}{\left( {{x}_{t}}^{2}+{{a}_{t}}^{2} \right)} \right){{\delta }_{mn}}-{{x}_{m}}{{x}_{n}}-{{a}_{m}}{{a}_{n}} \right] \\
| |
| & {{J}_{mn}}\acute{\ }={{J}_{mn}}+\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (\bar{x})\left[ \left( \sum\limits_{t}{\left( {{a}_{t}}^{2} \right)} \right){{\delta }_{mn}}-{{a}_{m}}{{a}_{n}} \right]={{J}_{mn}}+M\left[ {{a}^{2}}{{\delta }_{mn}}-{{a}_{m}}{{a}_{n}} \right] \\
| |
| \end{align}</math>
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| '''Speziell im Hauptachsensystem:'''
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| keine Außerdiagonalelemente: m=n:=i
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| :<math>{{J}_{i}}\acute{\ }={{J}_{i}}+M({{a}^{2}}-{{a}_{i}}^{2})\quad i=1,..,3</math> mit <math>({{a}^{2}}-{{a}_{i}}^{2})</math>
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| als Quadrat des Abstandes der beiden Drehachsen.
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| Dabei wird bei einer Verschiebung um
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| :<math>\bar{a}</math>
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| nur der Abstand der Drehachsen berücksichtigt. das heißt, die Komponente der Verschiebung in Richtung der Drehachse wird wieder quadratisch subtrahiert:
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| <u>'''Beispiele'''</u>
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| 1. Kugelsymmetrische Massendichte:
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| :<math>\begin{align}
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| & \rho (\bar{x})=\rho (r) \\
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| & {{J}_{1}}={{J}_{2}}={{J}_{3}}=:J \\
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| & 3J={{J}_{1}}+{{J}_{2}}+{{J}_{3}}=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (r)\left[ \left( {{x}_{2}}^{2}+{{x}_{3}}^{2} \right)+\left( {{x}_{1}}^{2}+{{x}_{3}}^{2} \right)+\left( {{x}_{1}}^{2}+{{x}_{2}}^{2} \right) \right]=\int_{{}}^{{}}{{{d}^{3}}x}\rho (r)2{{r}^{2}} \\
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| & 3J=2\cdot 4\pi \int_{0}^{R}{dr{{r}^{4}}\rho (r)} \\
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| \end{align}</math>
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| Bei homogener Massenverteilung:
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| :<math>M=\frac{4\pi }{3}{{R}^{3}}</math>
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| bezüglich Schwerpunkt S
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| folgt:
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| :<math>\begin{align}
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| & J=\frac{8}{3}\pi \int_{0}^{R}{dr{{r}^{4}}\rho (r)}=\frac{2M}{{{R}^{3}}}\int_{0}^{R}{dr{{r}^{4}}} \\
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| & J=\frac{2}{5}M{{R}^{2}} \\
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| \end{align}</math>
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| 2. Abrollende Kugel: Momentaner Auflagepunkt ist A
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| Das Trägheitsmoment bezüglich der momentanen Drehachse durch den Auflagepunkt A:
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| :<math>{{J}_{A}}=J+M{{R}^{2}}=\frac{2}{5}M{{R}^{2}}+M{{R}^{2}}=\frac{7}{5}M{{R}^{2}}</math>
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