- •Теоретическая механика
- •§ 2 Аксиомы статики
- •5. Аксиома равенства действия и противодействия:
- •§ 3 Связи. Силы реакции связей. Аксиома связей
- •Тема 2. Момент силы пара сил.
- •§ 1. Момент силы относительно точки и оси.
- •§ 2.Пара сил и её свойства.
- •Тема 3. Произвольная система сил.
- •§ 1.Теорема о параллельном переносе силы.
- •§ 2.Теорема о приведении произвольной системы сил к заданному центру(основная теорема статики).
- •§ 3. Уравнения равновесия произвольной системы сил.
- •§ 4. Теорема Вариньона.
- •§ 5.Уравнения равновесия системы сил в некоторых частных случаях.
- •§ 6. Решение задач на равновесие тела под действием пространственной системы сил.
- •Тема 4. Параллельные силы. Центр тяжести. Силы трения.
- •§ 1. Система параллельных сил.
- •§ 2. Центр тяжести твёрдого тела.
- •§ 3. Равновесие при наличии трения.
- •Раздел 2. Кинематика.
- •Тема 5. Кинематика точки.
- •§ 1. Векторный способ задания движения точки.
- •§ 2. Координатный способ задания движения точки.
- •§ 3 Естественный метод задания движения точки.
- •Тема 6. Простейшие движения тела.
- •§1. Поступательное движение твёрдого тела.
- •§ 2. Вращательное движение твёрдого тела.
- •Тема 7. Плоскопараллельное (плоское) движение тела.
- •Тема 8. Сложное движение точки.
- •§ 1. Понятия и определения.
- •§ 2. Теорема о скоростях точки при сложном движении.
- •§ 3. Теорема об ускорениях точки тела при сложном движении (теорема Кориолиса).
- •§ 4. Ускорение Кориолиса, его величина и направление; кинематический смысл.
- •Раздел 3. Динамика.
- •Тема 10. Дифференциальные уравнения движения материальной точки.
- •§ 1. Основные аксиомы динамики точки.
- •§ 2. Прямая и обратная задача динамики материальной точки.
- •§ 3. Дифференциальные уравнения движения материальной точки.
- •Тема 11. Колебания материальной точки.
- •§ 1. Введение
- •§ 2. Свободные колебания материальной точки (без учёта сил вязкости).
- •§ 3. Вынужденные колебания материальной точки.
- •Тема 12. Динамика относительного движения материальной точки.
- •Тема 13. Введение в динамику системы материальных точек.
- •§ 1. Основные свойства механической системы.
- •§ 2. Дифференциальное уравнение движения точек механической системы
- •§ 3. Теорема о движении центра масс механической системы.
- •§ 4. Понятие о моментах инерции твёрдого тела.
- •Тема 14. Общие теоремы динамики материальной точки и механической системы.
- •§ 1. Теорема об изменении количества движения.
- •§ 2. Теоремы об изменении момента количества движения.
- •§ 3. Теоремы об изменении кинетической энергии.
- •Тема 16. Элементарная теория удара .
- •§ 1. Общие теоремы теории удара.
- •§ 2. Удар шара о неподвижную поверхность.
- •§ 3. Прямой центральный удар двух тел( двух шаров).
- •§ 4. Удар по вращающемуся телу. Центр удара.
- •Тема 17. Метод кинетостатики.
- •§ 1. Метод кинетостатики для материальной точки.
- •§ 2. Метод кинетостатики для твёрдых тел и механической системы.
- •Тема 18. Элементы аналитической механики.
- •§ 1. Понятие об идеальных связях и обобщённых координатах механической системы.
- •§ 2. Принцип возможных (виртуальных) перемещений.
- •§ 3. Общее уравнение динамики.
- •§ 4. Уравнение Лагранжа II рода.
- •§ 5. Применение методов аналитической механики для анализа поведения механических систем в некоторых частных случаях.
Тема 11. Колебания материальной точки.
§ 1. Введение
Под колебаниями понимают движение относительно некоторого среднего положения, обладающее повторяемостью.
Хотя колебания, рассматриваемые в различных областях науки ( в механике, в акустике, в электронике и т.д.) имеют различную физическую сущность, они подчиняются одинаковым закономерностям и описываются одинаковыми дифференциальными уравнениями.
Механические колебания происходят под действием восстанавливающей силы, пытающейся вернуть колеблющийся материальный объект к равновесному положению. В качестве восстанавливающей силы может служить неуравновешенная составляющая силы тяжести, сила деформированной пружины и др.
Кроме восстанавливающей силы в процессе механических колебаний могут действовать и другие силы, например:
- сила вязкости среды;
- дополнительная внешняя сила; наибольший технический интерес представляет случай, когда эта сила носит периодический характер и называется вынуждающей силой.
В зависимости от набора этих сил различают:
1. Свободные колебания, происходящие под действием только восстанавливающей силы.
2. Свободные затухающие колебания, когда свободные колебания происходят в вязкой среде.
Вынужденные колебания, происходящие под действием восстанавливающей и вынуждающей сил без учёта или с учётом сил вязкости.
§ 2. Свободные колебания материальной точки (без учёта сил вязкости).
Пусть материальная точка массы m с прикреплённой к ней пружиной жёсткости С установлена на гладком горизонтальном основании.
Рис.48.
Точке сообщены начальное отклонение X0, начальная скорость V0 и она совершает движение в положительном направлении оси X .
На материальную точку, в процессе движения её вдоль оси X, будут действовать две силы, направленные против движения:
- восстанавливающая сила пружины Fпр=С X
- сила вязкого сопротивления FВ=V=,
где - коэффициент вязкости среды.
Запишем дифференциальное уравнение движения точки:
или
Введём обозначения
Получим:
Уравнение (1) называется дифференциальным уравнением свободных колебаний в каноническом виде.
С математической точки зрения это уравнение является однородным уравнением второго порядка с постоянными коэффициентами. Решение такого уравнения подробно излагается в курсе высшей математики. Напомним, что для решения используется замена Эйлера X=.
После подстановки в уравнение (1) получим характеристическое уравнение 2+2n+k2=0, корни которого определяются выражением
Следовательно, общее решение исходного дифференциального уравнения (1) будет иметь вид:
(3), где
- постоянные интегрирования, определяемые начальными условиями движения X0 и V0.
Из выражения (2) следует, что в зависимости от соотношения величин n и k (факторов вязкости среды и упругости пружины) корни характеристического уравнения могут быть:
1. При n k - комплексно-сопряжёнными
2. При n k - действительными .
В первом случае, как известно, можно воспользоваться формулами Эйлера и решение дифференциального уравнения в показательной форме (3) можно представить в тригонометрическом виде:
Подставив это решение в исходное дифференциальное уравнение (1) и учитывая, что при t=0; X=X0; найдём:
(4)
Найденное решение наглядно показывает зависимость движения от начальных условий, коэффициентов вязкости (n) и жёсткости (С) и может успешно применяться при решении многих задач.
Однако, аналитическое выражение в форме(4) затрудняет графическую интерпретацию зависимости X=f(t). Поэтому наряду с выражением(4) часто используют другую его запись. Для этого вводят обозначения:
X0=A0sin; , где
После подстановки новых величин в уравнение(4), получим другую его форму:
(5)
Перейдём к анализу полученного решения. Анализ начнём с частного случая движения - отсутствия силы вязкости ().
а) Свободные колебания при отсутствии вязкости.
При , следовательно дифференциальное уравнение движения материальной точки имеет вид:(1a),
а его решения соответственно:
Из решения X=f(t) в форме (5а) легко представить его графическую зависимость:
А - амплитуда свободных колебаний;
k - частота свободных колебаний;
- начальная фаза колебаний;
- период свободных колебаний.
Замечаем, что движение материальной точки под действием только восстанавливающей силы является гармоническим незатухающим колебанием. Частота k и период T незатухающих гармонических колебаний не зависят от начальных условий.
Это свойство гармонических колебаний называется изохронностью и используется в различных технических устройствах (например, для обеспечения равномерного хода часов).
Период колебаний возрастает с увеличением колеблющейся массы и убывает с увеличением коэффициента восстанавливающей силы.
Начальные условия X0 и V0 влияют на амплитуду и на начальный характер процесса колебаний.
Примечание 1: Собственную частоту свободных колебаний k можно вычислить, зная статическую деформацию упругого элемента.
F=CYс т
Yст
mg
Рис.50.
Действительно, m g=c * yст или
Примечание 2. Малые колебания математического маятника в невязкой среде являются незатухающими гармоническими.
Действительно, запишем дифференциальное уравнение
движения материальной точки маятника в проекции на
ось :
Учтём, что S=l и . При малыхsin
Таким образом, получим:
где .
Решение этого уравнения: =Аsin(kt+), где:
б) Свободные колебания при наличии вязкости.
Как показано выше, при наличии вязкости решение дифференциального уравнения (1) представляется решениями (4) и (5). Из рассмотрения решения в форме (5) можно представить графическую зависимость X=f(t). Она представлена на рис.52.
А0 - начальная амплитуда затухающих колебаний;
Тз - период затухающих колебаний.
Замечаем, что движение остаётся колебательным, однако на частоту, а следовательно и на период оказала влияние вязкость среды.
.
Наличие в решении множителя е-nt делает процесс затухающим. Быстроту затухания колебаний оценивают отношением текущих амплитуд А2/А1, отстоящих на временной интервал, равный периоду ТЗ.
-декремент затухания.
Примечание: Иногда для оценки затухания колебательного процесса используют логарифмический декремент затухания:
.
В заключение коротко остановимся на решении дифференциального уравнения (1) в случае, когда фактор вязкости преобладает над фактором жёсткости восстанавливающей силы(n k). Как указывалось, в этом случае корни характеристического уравнения являются действительными и решение имеет вид:
- для n=k; 1,2=-n
Легко убедиться, что C1=X0; C2=V0+nX0.
-для n k ;
где С1+С2=X0; C1-C2=.
x
Рис.53.