19015

Малые одномерные колебания (свободные и вынужденные). Вынужденные колебания под действием произвольной силы

Лекция

Физика

Лекция 13. Малые одномерные колебания свободные и вынужденные. Вынужденные колебания под действием произвольной силы. Вынужденные колебания под действием гармонической силы. Резонанс. Затухающие колебания Распространенным движением в природе являются колебания те

Русский

2013-07-11

2.55 MB

32 чел.

Лекция 13. Малые одномерные колебания (свободные и вынужденные). Вынужденные колебания под действием произвольной силы. Вынужденные колебания под действием гармонической силы. Резонанс. Затухающие колебания

Распространенным движением в природе являются колебания тела относительно положения устойчивого равновесия. Здесь мы рассмотрим простейший случай, когда система имеет всего одну степень свободы: , .  

Начнем рассмотрение с изучения свободных одномерных колебаний, когда на систему не действуют внешние силы. В этом случае система замкнута, и её энергия сохраняется. Функция Лагранжа такой системы имеет вид:

    (1)

Устойчивому положению равновесия соответствует такое состояние системы, в котором его потенциальная энергия  имеет минимум (пример такой функции приведен на рисунке). Всякое отклонение от положения равновесия приводит к возникновению силы,  (), которая стремиться вернуть систему обратно. Пусть функция  имеет минимум при . При малых отклонениях от положения равновесия величину  можно разложить в ряд по величине разности :

  (2)

Примем за начало отсчета потенциальной  энергии её значение в минимуме, т.е. будем считать, что  . В точке минимума

,   а       (3)

Малость отклонения от положения равновесия, позволяет считать, что

    (4)

Коэффициент  совпадает с массой частицы, если  есть декартова координата. С учетом всего сказанного функция Лагранжа (1) будет выглядеть так:

    (5)

Обозначим отклонение от положения равновесия

     (6)

Тогда

     (7)

Это и есть, в самом общем виде ф. Лагранжа для малых, свободных одномерных колебаний. Коэффициенты  и   определяются формулами (3) и (4). Уравнение Лагранжа

             (8)

Вводя обозначение

      (9)

получаем уравнение движения для малых одномерных колебаний:

    (10)

Решение уравнения (10) можно записать в виде

  (11)

Скорость частицы

 (12)

Величина  называется амплитудой колебаний. Величина  называется фазой колебаний, а  - начальной фазой, величина которой зависит от выбора начала отсчета времени. Величина  называется циклической частотой, или просто частотой колебаний. Согласно формуле (9) частота колебаний полностью определяется только свойствами механической системы и не зависит от начальных условий. Поэтому частота является фундаментальной характеристикой процесса гармонических колебаний. Подчеркнем, однако, что это свойство частоты связано с тем, что в разложении потенциальной энергии в ряд мы ограничились членами до второго порядка малости . Это свойство исчезает при учете членов разложения более высокого порядка – ангармонические колебания, и, конечно, не имеет места, если в точке минимума  обращается в ноль.

Поскольку , то, приравнивая коэффициенты при величинах  и  , получаем:

            ;          (13)

Формулы (13) устанавливают связь между постоянными ,  и величинами  и .

Вычислим значения  и  при произвольных начальных условиях. Полагая в формулах (11) и (12) , получим:

;           (14)

Следовательно, амплитуда колебаний

     (15)

В заключение этого раздела сделаем следующее полезное замечание. Зависимость  удобно представить в виде реальной части простого комплексного выражения:

     (16)

Здесь - комплексная амплитуда, модуль которой совпадает с обычной амплитудой , а аргумент с начальной фазой:

      (17)

Представление колебательного движения в комплексной форме удобно тем, что при многократном  дифференцировании по времени комплексная экспонента не изменяет своего вида, в отличие от тригонометрических функций. При этом, пока производятся лишь линейные операции (сложение, умножение на комплексные числа, дифференцирование, интегрирование), можно при всех промежуточных операциях вообще опускать знак взятия реальной части. Переход к реальной части можно осуществить лишь на последнем шаге вычислений, когда необходимо записать результат вычислений в обычной действительной форме.

Рассмотрим колебания в системе с одной степенью свободы, на которую действует внешнее поле, зависящее от времени. Теперь, наряду с собственной потенциальной энергией  возникает дополнительная потенциальная энергия , связанная с наличием внешнего поля. Разлагая  в ряд в окрестности точки  по малой величине , получим:

   (18)

Первый член разложения всегда можно представить как полную производную по , от некоторой функции времени. Поэтому его можно опустить в функции Лагранжа. Величина

   (19)  

есть внешняя сила, зависящая только от времени. Поэтому функция Лагранжа принимает вид:

    (20)

Соответственно уравнение для малых одномерных, вынужденных колебаний и начальные условия будут выглядеть так:

     (21)

Здесь по-прежнему  - частота собственных колебаний. Таким образом, наличие внешней силы приводит к тому, что уравнение малых колебаний становится неоднородным дифференциальным уравнением второго порядка с постоянными коэффициентами.

Из курса дифференциальных уравнений известно, что общее решение неоднородного линейного дифференциального уравнения есть сумма общего решения однородного уравнения и любого частного решения неоднородного уравнения:

    (22)

Решение однородного уравнения, удовлетворяющее начальным условиям, было получено в предыдущем разделе. Следовательно, осталось получить частное решение неоднородного уравнения, которое бы обращалось в ноль при .

Найдем зависимость координаты колеблющегося тела от времени для периодической вынуждающей силы , где  - частота вынуждающей силы. Ищем частное решение неоднородного дифференциального уравнения

    (23)

в виде:

     (24)

где  - пока неизвестная величина. Подставляя функцию (24) в уравнение, находим

и, следовательно, для вынужденных колебаний

   (25)

Произвольные постоянные  и  нужно определить из начальных условий. Решение (25) теряет смысл в случае резонанса, когда . В этом случае легко проверить, что частным решением неоднородного уравнения будет следующая функция

то есть в случае резонанса амплитуда колебаний линейно растет со временем.

Рассмотрим теперь колебания тела в среде, когда происходит диссипация механической энергии в тепловую. Ясно, что в этом случае амплитуда колебаний должна уменьшаться, а вся энергия тела в конце концов перейти в тепло.

Процесс движения в таких условиях не является уже чисто механическим, поскольку его рассмотрение требует учета движения самой среды. Однако если частота колебания тела мала по сравнению с характерными частотами внутренних процессов, можно считать, что на тело действует сила трения, зависящая только от скорости тела. Если эта скорость мала (по сравнению с характерной скоростью в среде), то разложение силы трения по степеням скорости будет содержать одно слагаемое и

      (26)

Добавляя эту силу в правую часть уравнений движения, получаем

    (27)

Введем обозначение  и получим из (27)

    (28)

Ищем решение уравнения (28) в виде  и получаем для  характеристическое уравнение

    (29)

откуда находим

    (30)

Если  (малое затухание), то решение имеет вид

   (31)

где ,  и  - произвольные постоянные. Выражение (31) описывает затухающие колебания: его можно рассматривать как гармоническое колебание с экспоненциально затухающей амплитудой. Скорость убывания амплитуды определяется величиной , которую принято называть коэффициентом затухания. Частота затухающих колебаний меньше частоты свободных колебаний в отсутствие трения.

Если  (большое затухание), то решение имеет вид

   (32)

где  и  - произвольные постоянные. Выражение (31) описывает движение, которое состоит в экспоненциальном приближении тела к равновесию без всяких колебаний. Такое движение принято называть апериодическим затуханием.

5

q

U


 

А также другие работы, которые могут Вас заинтересовать

19855. Принцип работы сканирующего туннельного микроскопа (СТМ). Получение изображения поверхности в режиме постоянного туннельного тока и в режиме метода постоянной высоты 417.5 KB
  Лекция 20 Принцип работы сканирующего туннельного микроскопа СТМ. Получение изображения поверхности в режиме постоянного туннельного тока и в режиме метода постоянной высоты. Модуляционная методика определения локальной работы выхода. Измерение вольтамперных харак
19856. Принцип действия атомно-силового микроскопа (АСМ). Схема реализации обратной связи в АСМ 878.5 KB
  Лекция 21 Принцип действия атомносилового микроскопа АСМ. Схема реализации обратной связи в АСМ. Параметры кантилеверов в АСМ. Контактные и бесконтактные методики измерения. Атомносиловой микроскоп АСМ был изобретён в 1986 году Гердом Биннигом Кэлвином Куэйтом и Кри...
19857. Принцип действия магнитно-силового микроскопа (МСМ). Квазистатические методики в МСМ 1.67 MB
  Лекция 22 Принцип действия магнитносилового микроскопа МСМ. Квазистатические методики в МСМ. Колебательные методики в МСМ. Магнитносиловой микроскоп МСМ был изобретен И. Мартином и К. Викрамасингхом в 1987 г. для исследования локальных магнитных свойств образцов. Дан...
19858. Принцип действия растрового электронного микроскопа. Схема РЭМ. Понятие увеличения в РЭМ 137.5 KB
  Лекция 23 Принцип действия растрового электронного микроскопа. Схема РЭМ. Понятие увеличения в РЭМ. Детектор электронов. Растровый электронный микроскоп РЭМ является одним из наиболее распространенных аналитических приборов используемых как в исследовательских ла
19859. Понятие контраста в растровом электронном микроскопе. Определение предельного разрешения РЭМ. Формирование топографического контраста в РЭМ 553 KB
  Лекция 24 Понятие контраста в растровом электронном микроскопе. Определение предельного разрешения РЭМ. Формирование топографического контраста в РЭМ. Для того чтобы на экране ЭЛТ можно было наблюдать картину отображения образца необходимо чтобы интенсивность свеч
19860. Физические основы рентгеновского микроанализа. Количественный рентгеновский микроанализ с использованием метода трех поправок 604 KB
  Лекция 25 Физические основы рентгеновского микроанализа. Количественный рентгеновский микроанализ с использованием метода трех поправок. Как было отмечено ранее при взаимодействии электронного пучка с образцом генерируется характеристическое рентгеновское излуче...
19861. Физические основы метода Оже-электронной спектроскопии. Необходимое оборудование. Модуляционная методика в Оже-электронной спектроскопии 189 KB
  Лекция 26 Физические основы метода Ожеэлектронной спектроскопии. Необходимое оборудование. Модуляционная методика в Ожеэлектронной спектроскопии. В прошлом семестре был подробно рассмотрен процесс Ожеэлектронной эмиссии. Кратко напомним схему образования Ожеэле
19862. Проведение количественного анализа в Оже-спектроскопии методом внешних эталонов и методом коэффициентов элементной чувствительности 255.5 KB
  Лекция 27 Проведение количественного анализа в Ожеспектроскопии методом внешних эталонов и методом коэффициентов элементной чувствительности. Растровая Ожеэлектронная спектроскопия. Метод ОЭС позволяет проводить как качественный так и количественный элементный
19863. Физические основы метода вторичной ионной масс-спектрометрии (ВИМС). Аппаратура, необходимая для реализации метода ВИМС 115 KB
  Лекция 28 Физические основы метода вторичной ионной массспектрометрии ВИМС. Аппаратура необходимая для реализации метода ВИМС. Возможности метода ВИМС. Массспектрометрический анализ нейтральных распыленных частиц. Метод вторичной ионной массспектрометрии ВИМС ...