LEZIONI DI MECCANICA ANALITICA e di MECCANICA CELESTE GIANFAUSTO DELL’ANTONIO Dipartimento di Matematica, Universit´a Roma I e Classe di Matematica, SISSA (Trieste) 1 Sono raccolti qui appunti per un corso di Lezioni che ´e stato da me tenuto in tempi diversi presso il dipartimento di Matematica dell’Universita´ di Roma, Sapienza. Questi appunti coprono 20 Lezioni; qualche lezione particolarmente impegnativa puo´ essere suddivisa in due ore. Gli argomenti trattati, supplementati da esercizi proposti dal docente, possono essere utilizzate per impostare un corso di Meccanca Analitica con applicazioni alla Meccanica Celeste per la laurea specialistica sia in Matematica che in Fisica . In queste Lezioni vengono trattati argometi relativi alla dinamica di un un numero finito di punti material soggetti a forze di natura potenziale di tipo Newtoniano; viene illustrato il formalismo hamiltoniano e vengono illustrate semplici applicazioni a problemi di Meccanica Celeste. Ilformalismosipuo´estendereacasipiu´ generali, adesempioaforzedinaturaelettromagnetica e alla dinamica dei fluidi, ma queste generalizzazioni non vengono trattate in questi appunti. . Alcuni argomenti discussi sono ”piu´ leggeri” di altri, e la partizione in singole lezioni che viene qui presentata pu´o non essere la migliore per tutte le classi e pu´o essere modificata in funzione della preparazione degli studenti. In linea di massima il corso ´e rivolto a studenti che abbiano gia´ seguito un primo corso di Meccanica e quindi la parte realtiva alla Meccanica Newtoniana si limita a pochi richiami. INDICE Lezione 1: Elementi di Dinamica Newtoniana. Lezione 2: Vincoli e Principio di d’Alembert Lezione3 : Il formalismo di Lagrange. Principi variazionali Lezione 4: Il principio variazionale per sistemi vincolati Lezione 5: Il Metodo di Routh. Principio di Maupertius. Lezione 6: Trasformazione di Legendre. Equazioni di Hamilton. Lezione 7: Simmetrie e costanti del moto. Il toerema di E.Noehter Appendice: Prodotto di Lie di campi vettoriali. Lezione 8: Angoli di Eulero. Dinamica della trottola. Lezione 9: Trasformazioni canoniche e simplettiche. Strutture algebrica e geometrica della Meccanica Hamiltoniana. Appendice : trattazione hamiltoniana di una particella in un campo magnetico Lezione 10: Funzioni generatrici. Metodo di Hamiton-Jacobi Appendice: Le coordinate di Delunay per il sistema di Keplero. Lezione 11: Analisi del metodo di Hamilton-Jacobi. Esempi di soluzioni locali. Appendice: Il metodo di Hamilton-Jacobi: esempi di integrali primi globali Lezione 12: Variabili d’Azione. Variabili azione-angolo. 2 Lezione 13: Sistemi completamente integrabili. Teorema di Arnolt’d-Liouville Appendice: il teorema di rettificazione (scatola di flusso) Lezione 14: Teoria hamiltoniana delle perturbazioni. Lezione 15: Il sistema a N-corpi. Configurazioni centrali. Soluzioni di collisione. Lezione 16: Il problema dei tre corpi ristretto. Lezione 17: Il metodo di continuazione Lezione 18: Metodo di continuazione applicato al problema dei tre corpi. Lezione 19: Teoria della perturbazioni in Meccanica Celeste: precessione degli equinozi. Lezione 20: Metodi asintotici. Teorema della media. Invarianti adiabatici. Appendice: il lemma di Gronwall 3 Lezione 1: ELEMENTI DI DINAMICA NEWTONIANA In queste note studieremo la dinamica di un un numero finito di punti material soggetti a forze di natura potenziale di tipo Newtoniano. Il formalismo che svilupperemo si pu´o estendere a casi piu´ generali, ad esempio a forze di natura elettromagnetica e alla dinamica dei fluidi, ma noi non considereremo queste generalizzazioni. Per descrivere analiticamente il moto occorre scegliere un sistema di riferimento e compiere all’internodiessounasceltadicoordinate; ilmotovienecos´ıdescrittodaequazionidifferenziali (nel nostro caso, un sistema di equazioni differenziali del second’ordine). Un’ opportuna scelta di sistema di riferimento (e di coordinate) pu´o rendere piu´ semplice la forma delle equazioni e puo´ quindi rendere piu´ agevole la ricerca di soluzioni. Notiamo infatti che le equazioni di Newton sono del secondo ordine nelle derivate rispetto al tempo; la velocita´ si trasforma linearmente per un cambiamento di coordinate spaziali mentre l’accelerazione segue una legge di trasformazione piu´ complicata e in generale non-lineare. Questo cambia la forma analitica delle equazioni. In queste note utilizzeremo le leggi di Newton con le quali viene descritto il moto di N punti materiali nello spazio euclideo tridimensionale in un sistema di coordinate inerziale. Esporremo poi i rudimenti di un formalismo, quello di Lagrange e Hamilton, che semplifica il problema di determinare il moto, rendendo possibile il trovare soluzioni esatte o almeno approssimate. Applicheremo successivamente questo formalismo per la soluzione di semplici problemi di Mec- canica Celeste. Per enunciare le leggi della dinamica Newtoniana si fa riferimento ad uno spazio euclideo ed a coordinate di un sistema di riferimento inerziale. Convienesottolinearechementreleequazionidelladinamicapossonoesserescritteinqualunque sistema di coordinate e in qualunque sistema di riferimento, le equazioni di Newton hanno una forma particolarmente semplice quando sono scritte in un sistema inerziale. Nota 1.1 La definizione di sistema inerziale, nonostante la sua importanza per la formulazione della leggi della dinamica, ´e una questione molto delicata. Per descrivere fenomeni locali si puo´ considerare in una prima approssimazione come inerziale il sistema di coordinate cartesiano di un ossevatore fermo rispetto alla terra. Per studiare il sistema solare si pu´o considerare in una prima approssimazione come sistema di riferimento inerziale quello in cui appaiono ferme le stelle piu´ lontane nella nostra galassia. Una definizione intrinseca di sistema inerziale puo´ essere tentata nel modo seguente: un sis- tema di riferimento si dice inerziale se, dati tre punti materiali P molto lontani tra loro e i da qualunque altro sistema materiale il loro moto relativo descritto in un sistema cartesiano soddisfa la seguente proprieta´ : Per ogni scelta degli indici h (cid:54)= k il moto di P rispetto a P avviene lungo una linea retta. k h Inoltre, se la scala del tempo ´e scelta in modo tale che per definizione il moto di P rispetto a 2 P ´e descritto in coordinate cartesiane come rettilineo uniforme, anche il moto di P rispetto 1 3 a P risulta rettilineo uniforme. 1 Piu´ precisamente si intende affermare che la deviazione da questa proprieta´ puo´ essere resa piccola quanto si vuole pur di allontanare i tre punti tra loro e da ogni altro sistema materiale. Questa definizione non ´e di utilit´a pratica perch´e sarebbe difficiele individuare tre punti ma- teriali che soddisfano le condizioni volute. 4 Nella pratica si verifica che con buona approssimazione per descrivere i moti all’interno del sistema solare pu´o essere considerato inerziale un sistema di riferimento in cui le stelle lontane appaiono ferme. ♣ Dalla definizione segue che, se S ´e un sistema inerziale, allora ´e inerziale ogni sistema che si muove rispetto ad S di moto rettilineo uniforme. Per i sistemi di punti materiali che studieremo il moto soddisfa i tre Principi seguenti (di Newton) PRIMO PRINCIPIO Esiste (almeno) un sistema inerziale. In un sistema inerziale il moto di un punto materiale isolato ´e un moto rettilineo unforme (principio di inerzia). ♦ SECONDO PRINCPIIO In un sistema di riferimento inerziale il moto di un insieme di N punti materiali nello spazio euclideo E3N viene descritto da equazioni differenziali del secondo ordine d2x m n = F (X,X˙,t) X = {x ,...x } x ∈ R3 n = 1,...N 1.1 n dt2 n 1 N n dove X sono coordinate cartesiane EN e per definizione X˙ ≡ {dxn, n = 1,...N}. dt Il campo vettoriale in R3N+3N (un’applicazione da R3N+3N a R3N) definito da F(X;X˙,t) ≡ {F (X;X˙,t)} n = 1...N F ∈ R3N 1.2 n ´edettocampo di forze e caratterizzail sistema dinamico considerato. In generale questo campo di forze dipende dal tempo. I parametri m ,...m sono detti masse .Essi rappresentano per ogni punto materiale il rap- 1 M porto tra il campo di forze nel punto geometrico occupato e l’accelerazione subita (che sono quindi vettori paralleli) . ♦ Conviene notare che se il campo di forze non dipende dalla velocita´ dei punti materiali esso ´e un oggetto geometrico. In questo caso l’accelerazioni che subisce ciascun punto materiale dipende dalla geometria dei rimanenti punti. Nel caso in cui il campo di forze dipenda anche dalle velocita´ esso puo´ ancora essere riguardato come un oggetto geometrico ma adesso nello spazio tangente TR3N. Questo spazio , che utilizzeremo frequentemente in seguito, ´e detto spazio posizioni-velocita´; esso ´e uno spazio fibrato in cui ad ogni punto di coordinate X dello spazio delle configurazione viene assegnata come fibra la classe di eqivalenza delle traiettorie differenziabili che passano per X e hanno lo stesso vettore tangente. Quindi questa fibra ´e identificabille con lo spazio tangente in X e quindi per ciascun valore di X con R3N. Ne risulta che come insieme lo spazio tangente ´e identificabile con R3N ×R3N e ha la struttura metrica di R6N. Chiameremo forza che agisce sul punto materiale di coordinate x ∈ R3 il campo vettoriale n F (X;t). n Nel seguito studieremo solo il caso in cui le forze che agiscono su di un punto materiale sono dovute alla presenza di altri punti materiali (e non, ad esempio, a campi elettromagnetici) e dipendono solo dalla posizione di questi punti. 5 Se F (X) dipende anche dalle coordinate x diremo che questo dipendenza ´e dovuta ad un n n campo esterno. I sistemi che consideriamo soddisfano anche il terzo principio della dinamica. TERZO PRINCIPIO La forza che agisce su un punto materiale ad opera di un insieme di altri punti materiali ´e additiva (cio´e´e la somma delle forze che agirebbero se il punto materiale considerato interagisse separatamente con gli altri punti materiali). Inoltre la forza esercitata da P su P ´e uguale in valore assoluto e opposta in verso alla forza 1 2 che si esercita su P per la presenza di P (principio di azione e reazione) 2 1 La loro somma ´e pertanto nulla quando vengano considerate come applicate allo stesso punto. Questo significa, in asenza di campi esterni, che esistono in R3 campi vettoriali F (x ,x ,t) k (cid:54)= m, k,m = 1,...N 1.3 k,m k m tali che (cid:88) F (x ,...x ,t) = F (x ,x ,t) 1.4 k 1 N k,m k m m(cid:54)=k Inolte si ha F (x ,x ,t) = −F (x ,x ,t) 1.5 k,m k m m,k k m ♦ Nota 1.1 Si noti che in (1.5) il vettore F si intende applicato in x e rappresenta l’azione del punto k,m k materiale Pm sul punto materiale P , mentre il vettore F (x ,x ,t) si intende applicato nel k m,k k m punto di coordinate x e rappresenta l’azione del punto materiale P sul punto materiale P . m k m La scrittura (1.5 ) ´e dunque imprecisa poich´e si confronta un vettore applicato nel punto di coordinate x con un vettore applicato nel punto di coordinate x . k m Intenderemo sempre che il confronto venga effettuato dopo un trasporto parallelo , secondo gli assiomi della geometria Euclidea (trasporto per rette parallele) che sovrapponga i punti di applicazione dei due vettori. E’ importante notare che, se lo spazio ambiente fosse curvo o comunque non-Euclideo, il trasporto parallelo dovrebbe essere opportunamente precisato. ♣ Diremo che le forze sono centrali se il vettore F (x ,x ,t) ha modulo che dipende solo da k,m k m |x −x | ed ´e diretto secondo il vettore x −x . m n k m DiremochelaforzeF (x ,...x ,t)sonodinaturapotenzialeseesisteunafunzioneV(x ,...x ) n 1 N 1 N (detta potenziale ) tale che F (x ,...x ,t) = ∇ V(x ,...x ,t) 1.6 k 1 N k 1 N Se ´e soddifatto il terzo principio e la forze sono centrali per ogni coppia non ordinata {k, h} esisteranno allora funzioni V (x −x ) tali che {k,h} k h F (x ,x ,t) = ∇ V (x −x ,t) k,h k h h {k,h} k h Nota 1.2 E’ opportuno distinguere (1.5) dalla relazione F (x ,x ,t) = F (x ,x ,t) 1.7 k,m k m m,k m k 6 che riflette solo il fatto che le forze agenti su di un punto materiale non dipendono dalla scelta di indici fatta nell’identificare i diversi punti materiali. ♣ RIDUZIONE DEI MOTI PER FORZE DI NATURA POTENZIALE La soluzione esatta delle equazioni (1.5) (con dati iniziali posizione e velocit´a di tutti i punti materiali) presenta difficolta´ insormontabili anche per le scelte piu´ semplici di campi di forze. Solamente in casi eccezionali ´e possibile costruire espicitamente una soluzione, e in altri casi, che differiscono di poco dai precedenti, si puo´ addivenire ad una soluzione approssimata con un controllo dell’approssimazione. Semplificazioni si possono ottenere talora mediante l’uso di coordinate adeguate al problema in esame (i formalismi che svilupperemo in queste Lezioni hanno la funzione di mettere in luce tali sistemi di coordinate) o mediante l’uso di leggi di conservazione nel caso in cui le forze considerate ammettano tali leggi. Come vedremo in seguito, queste leggi di conservazione sono in generale dovute all’invarianza delle equazioni per opportuni gruppi continui di trasformazioni delle coordinate. Diamoquiunesempioelementaredicomepossaaverluogoquestasemplificazione. Quest’esempio puo´ essere visto come caso particolare di un metodo generale, al quale accenneremo in seguito, di riduzione delle equazioni della dinamica sfruttando simmetrie continue e costanti del moto. Dimostriamo che lo studio del moto di un sistema composto da due punti materiali nello spazio euclideo E3 che interagiscono fra loro mediante una forza centrale pu´o essere ricondotto allo studio di un sistema a un grado di liberta´ (e quindi si possono costruire in forma abbastanza esplicita le traiettorie del sistema) . Procederemo secondo il seguente schema: (notare che i punti i),ii),iii) sono validi in generale, il caso iv) richiede che le forze siano indipendenti dal tempo). i) L’invarianza del sistema per traslazioni e il terzo Principio permettono di separare il prob- lema in due problemi piu´ semplici, entrambi relativi ad un sistema con tre gradi di liberta´ (moto del baricentro e moto relativo). l moto del baricentro ´e rettilineo uniforme. ii) L’invarianza del sistema per rotazioni e il terzo Principio, attraverso la conseguente conser- vazione del momento angolare, implicano che il moto relativo avviene in un piano (che dipende dai dati iniziali). Conviene notare che per concludere che il moto relativo´e planare basta che per esso si conservi la direzione del momento angolare. E’ facile verificare che questo avviene anche se oltre alla forza centrale agisce una forza dissi- pativa diretta secondo la velocita´ relativa. iii) Ancora l’invarianza per rotazioni, adesso attraverso la conservazione del modulo del mo- mento angolare, permette di studiare, per il moto relativo, separatamente il moto radiale (la dipendenza dal tempo della distanza ρ dei due punti materiali ) e dedurre successivamente per quadratura (cio´e svolgendo l’integrale di una funzione conosciuta) la dipendenza dal tempo della coordinata angolare che da´ la direzione del segmento che congiunge i due punti. Vedremo che, se il momento angolare non ´e nullo, la legge di dipendenza dal tempo della coordinata radiale ´e equivalente a quella di un punto materiale su R+ soggetto ad una forza di 7 natura potenziale il cui potenziale ´e ottenuto aggiungendo al potenziale che descrive il moto relativo dei due punti materiali un’ulteriore funzione (che rappresenta il potenziale di una forza centrifuga, una forza apparente dovuta al fatto che il sistema di riferimento in cui uno dei due corpi ´e fermo non ´e un riferimento inerziale). iv) L’energia totale del sistema´e una costante del moto. Questo´e vero per ogni forza di natura potenziale che non dipenda dal tempo; per questo motivo tali forze sono chiamate conservative. Ne segue che esiste una costante del moto per il sistema unidimensionale di cui al punto iii) che ha la forma ρ˙2 −U (ρ) per un’opportuna funzione U (energia potenziale). 1 1 Questoprovvedeun’equazionedifferenzialedelprimoordineinρ(t)lacuisoluzionepermettedi ricostruire, attraverso i punti i)-iii) descritti sopra, la traiettoria del sistema in corrispondenza ai dati iniziali prefissati. (cid:112) Bisogna prestare attenzione al fatto che l’equazione ρ˙ = ± U (ρ) non ha soluzione unica nei 1 punti dove U ha uno zero di ordine uno. In questo caso l’unicit´a ´e garantita dalla equazione 1 differenziale di ordine due da cui siamo partiti. Sviluppiamo ora in dettaglio l’analisi dei punti i)...iv). Iniziamo con lo scrivere in dettaglo le equazioni di moto del sistema in esame. x −x 2 1 m x¨ = H(|x −x |,t) 1 1 2 1 |x −x | 2 1 m x¨ = (x −x )|x −x |−1H(|x −x |,t) 1.8 2 2 1 2 1 2 1 2 dove x e x sono le due terne di numeri che individuano, in un sistema di coordinate cartesiane 1 2 prescelto, la posizione dei due punti materiali e H ´e una funzione che descrive il campo di forze. Notarechenella(1.8)´egia´statautilizzatalastrutturaeuclideadellospaziodelleconfigurazioni cos´ı che il vettore x −x , riguardato come ”applicato” in x , ´e opposto a x −x applicato in 1 2 1 2 1 x . 2 Assumeremo che la funzione H sia di classe C1, tranne eventualmente quando x = x , cos´ı 1 2 che il sistema di equazioni (1.10) ha una soluzione unica per ogni scelta di dati inziali tali che x (t ) (cid:54)= x (t ), e questa soluzione ´e prolungabile fino a che x (t) (cid:54)= x (t). 1 0 2 0 1 2 i) Notando che i termini a destra in (1.10) dipendono solo dalla differenza delle coordinate e i termini a sinistra sono lineari nelle accelerazioni, si deduce sottraendo un’equazione dall’altra d2(x −x ) 1 1 x −x 1 2 2 1 = ( + ) H(|x −x |,t) 1.9 dt2 m m |x −x | 1 2 1 2 1 2 Sommando invece le due equazioni si ha d2(m x +m x ) 1 1 2 2 = 0 1.10 dt2 Posto r = x −x e R = (m x +m x )(m +m )−1 si vede che il problema in esame ´e stato 1 2 1 1 2 2 1 2 ridotto a due problemi piu´ semplici. Il primo descrive il moto di un punto materiale fittizio , di massa µ = m m (m +m )−1 che 1 2 1 2 interagisce con un punto fisso attraverso una forza centrale. Il secondo descrive il moto di un punto materiale fittizio B di massa M = m +m e coordinate 1 2 (m +m )−1(m x +m x ) non soggetto a forze. 1 2 1 1 2 2 8 Dunque il moto del punto B ´e rettilineo uniforme. Ne segue che il riferimento in cui P ´e fermo ´e inerzial. Al punto ”fittizio” B si d´a il nome di baricentro del sistema. Si sceglie tradizionalmente il sistema di riferimento in cui il baricentro ´e fermo e rappresenta l’origine delle coordinate. Notiamo esplicitamente che utilizzando le coordinate relative y ≡ x − x le (1.9) hanno la 1 2 forma d2y y µ = H(|y|,t) dt2 |y| Quindi nel sistema di riferimento in cui il punto P ´e consoderato fermo, le equazioni per le 2 coordinate del punto materiale P sono quelle che si otterrebbero se il punto materiale avesse 1 una massa ridotta . Questa differenza ´e dovuta al fatto che un sistema di riferimento nel quale il punto P ´e fermo 2 non ´e in generale un sistema di riferimento inerziale. ii) Consideriamo ora il moto relativo, e riscriviamo (1.11) nella forma µr¨= rˆH(|r|,t) rˆ= r|r|−1 µ = m m (m +m )−1 1.11 1 2 1 2 Utilizzando la regola di Leibnitz per la derivazione di un prodotto, e il fatto che r ∧r¨ = 0 = r˙ ∧r˙ = 0 , si verifica che d (µr∧r˙) = 0 1.12 dt (cid:80) Ricordiamo che il simbolo di operazione a∧b´e definito da (a∧b) = (cid:15) a b dove (cid:15) ´e i k,n i,k,n k n i,k,n il simbolo di Ricci ( che vale zero se due indici sono uguali, uno se gli indici hanno tutti valori diversi e formano una permutazione pari, -1 se formano una permutazione dispari). Conviene notare che, per ottenere (1.12) non ´e necessario che la dipendenza di H dalle coor- dinate sia solo attraverso |x −x |; ´e solo necessario che la direzione delle forze sia secondo la 1 2 congiungente i due punti. Per utilizzare (1.12) conviene distinguere due casi: Caso a) r(t )∧r˙(t ) = 0 1.13 0 0 Questo significa che r(t ) e r˙(t ) sono paralleli o che almeno uno dei due vettori ´e nullo. 0 0 Assumiamo che essi non siano entrambi nulli. A questo proposito conviene notare che il campo vettoriale in (1.12) ´e di classe C1 (o anche solo Lipshitziano) per r = 0 solo se H(0,t) ≡ 0. In questo caso l’origine ´e una posizione di equilibrio. ˆ Se r(t ) e r˙(t ) non sono entrambi nulli e soddisfano (1.13), esiste un versore k e due numeri 0 0 reali a,b tali che ˆ ˆ r(t ) = a k, r˙(t ) = b k 1.14 0 0 Dimostriamo che la (1.11) ammette in corrispondenza ai dati iniziali (1.14) una soluzione della forma ˆ r(t) = a(t)k 1.15 Per il teorema di unicita´, questa sara´ allora la soluzione corrispondente ai dati iniziali (1.14). Per verificare che esiste una soluzione della forma (1.15) sostituiamo (1.14) in (1.11). Ot- teniamo, utilizzando anche la (1.13) µa¨ = H(|a|,t)a(t), a(t ) = a, a˙(t ) = b 1.16 0 0 9 Sotto le nostre ipotesi di regolarita´ per H il sistema (1.16) ammette una soluzione unica; l’asserto ´e dunque dimostrato. Da (1.14) si vede che in corrispondenza a questi dati iniziali il moto avviene lungo una retta (ed ´e quindi in particolare un moto piano). Caso b) µ(r(t )∧r˙(t )) ≡ l (cid:54)= 0 1.17 0 0 Poich´e per ogni t si ha l = µ(r(t)∧r˙(t)) si conclude che r(t)´e in ciascun istante perpendicolare al vettore dato l (che dipende dai dati iniziali). Il moto ha dunque luogo nel piano perpendicolare a l (questo piano dipende dai dati iniziali). Notare che da (1.17) segue che se l (cid:54)= 0 e se il potenziale ´e regolare nell’origine, allora |r(t)| =(cid:54) 0 ∀t 1.18 iii) Studiamo ora piu´ in dettaglio il moto piano descritto al punto ii). Segue da (1.18) che possiamo utilizzare coordinate polari, ponendo r = ρ cosθ , r = ρ senθ , 1 2 dove r , r sono le componenti di r secondo due assi cartesiani scelti nel piano in cui ha luogo 1 2 il moto. Anzich´e scrivere direttamente le (1.13) nelle nuove coordinate, conviene procedere come segue. Questo servira´ anche a sottolineare l’importanza delle costanti del moto e le semplificazioni cui porta la loro utilizzazione. Posto l(t) = λ(t)ˆl(t ) , ˆl = |l|−1l , si ottiene λ(t) = µ ρ2 θ˙(t). 0 Dalla conservazione del momento angolare segue allora µθ˙(t) = Cρ−2(t) 1.19 dove la costante C ´e determinata dai dati iniziali ( C ≡ µθ˙(t )ρ2(t )). 0 0 Quando sia nota la funzione ρ(t) la funzione θ(t) si determina dunque per quadratura (per integrazione di una funzione nota). (cid:90) t θ(t) = θ(t )+c ρ−2(s)ds 1.20 0 t0 Il problema ´e stato cosi’ ricondotto allo studio di ρ(t). Questo puo´ essere effettuato scrivendo la (1.11) in coordinate polari e utilizzando la (1.19) per giungere ad un’equazione del secondo ordine nella sola variabile ρ. Nel caso in cui il potenziale non dipenda dal tempo ´e piu´ conveniente procedere diversa- mente, utilizzando ancora una volta l’esistenza di una costante del moto. iv) Seilpotenzialenondipendedaltempo, ilsistemaammettecomecostantedelmotol’energia totale E = T +U, dove T ´e l’energia cinetica ed U l’energia potenziale (ricordare che U ≡ −V, dove V ´e il potenziale associato alla forza conservativa F ). Nelle coordinate r,R si ha 1 1 E = M|R˙|2 + µ|r˙|2 +U(|r|) 2 2 ˙ Poich´e siamo nel sistema di riferimento del baricentro, R(t) = 0 e risulata cos´ı costante del moto l’espressione E = 1µ|r˙|2 +U(|r|). rel 2 10