Русаков В.С. и др. Механика. Методика решения задач

ГЛАВА 8. Свободные и вынужденные колебания

291

По условию задачи на указанную систему тел не действуют

внешние силы вдоль оси Х (силами трения и сопротивления возду-

ха пренебрегаем), следовательно, в соответствии со вторым зако-

ном Ньютона ускорение центра масс равно нулю:

0

цм

=x

&&

. (8.77)

При этом центр масс данной системы тел в зависимости от началь-

ных условий будет двигаться вдоль оси X с постоянной скоростью

или покоиться.

Дифференцируя (8.76) дважды по времени с учетом (8.75) и

(8.77), получаем следующее уравнение кинематической связи для

ускорений:

(

)

0cossin)(

2

=+−++

αααα

&&&

&&

mlxMm

M

. (8.78)

При малых углах отклонения маятника (

α

≅

sin ) уравнения

(8.74), (8.75) и (8.78) преобразуются к виду:

lxmmglml

M

&&

−−=

αα

2

, (8.79)

)()()( tltxtx

Mm

α

+= , (8.80)

0)(

=

+

α

&&

mlxMm

M

. (8.81)

Полученная система уравнений (8.79) – (8.81) позволяет най-

ти искомые законы движения маятника

)(tx

m

и тележки

)(tx

M

от-

носительно лабораторной инерциальной системы отсчета.

III. Преобразуя систему уравнений (8.79) – (8.81), получаем

уравнение гармонических колебаний (см. формулу (8.1) в

п. 8.1.1. Собственные гармонические колебания) маятника относи-

тельно тележки:

()

0/1 =++

αα

Mm

l

g

&&

. (8.82)

Следовательно, частота собственных колебаний маятника

0

ω

равна:

()

Mm

l

g

/1

0

+=

ω

. (8.83)

На рис. 8.19 изображена зависимость частоты колебаний ма-

ятника

0

ω

от отношения масс Mm / маятника и тележки (при

l = 2 м). Отметим, что при увеличении массы маятника частота ко-

лебаний монотонно возрастает, а при достаточно малой массе ма-

ятника Mm << частота его колебаний совпадает с частотой коле-

МЕХАНИКА. МЕТОДИКА РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ

292

баний математического маятника с неподвижной точкой подвеса

(8.17) –

l

g

=

0

ω

.

Решением уравнения (8.82) является гармоническая функция:

)cos()(

00

ϕ

ω

α

+= tAt . (8.84)

Амплитуда A и начальная фаза

0

ϕ

в (8.84) определяются началь-

ными условиями, которые в соответствии с условиями задачи запи-

сываются в виде:

0)0( ==t

α

, (8.85)

l

V

t

0

)0( −==

α

&

. (8.86)

В результате для угла отклонения маятника имеем:

)sin()2/cos()(

0

t

l

V

t

l

V

t

ω

πω

ω

α

−=+= . (8.87)

Дифференцируя (8.87) дважды по времени и подставляя

α

&&

в

(8.81) получаем дифференциальное уравнение второго порядка для

координаты тележки

M

x

:

)sin(

/

1

/

000

tV

M

m

Mm

x

M

ωω

+

−=

&&

. (8.88)

Интегрируя (8.88) с начальными условиями

0)0( ==tx

M

, (8.89)

0

)0( Vtx

M

==

&

, (8.90)

Рис. 8.19

0 5 10 15

0

2

4

6

8

Mm /

1

0

c,

−

ω

ГЛАВА 8. Свободные и вынужденные колебания

293

находим искомый закон движения тележки относительно лабора-

торной инерциальной системы отсчета:

)sin(

/1

1

)(

00

tAtV

Mm

tx

MM

ω

+

= , (8.91)

где

0

/1

/

ω

V

Mm

A

M

⋅

+

= . (8.92)

На рис. 8.20 изображены зависимости координаты тележки

)(tx

M

от времени при различных значениях отношения масс

Mm / маятника и тележки.

Зависимости получены в соответствии с (8.91) при значениях

начальной скорости тележки

м/с1

0

=

V

и длины маятника м2=l .

Как видим, поступательное движение тележки представляет собой

суперпозицию движения с постоянной скоростью

0

/1

1

V

Mm+

и

гармонических колебаний с частотой

0

ω

и амплитудой

M

A (см.

(8.91)).

Рис. 8.20 Рис. 8.21

02468

0

1

2

3

4

5

6

0/ →Mm

0,25

1

4

10

м,

M

x

c,t

02468

0

1

2

3

4

5

6

0/ →Mm

0,25

1

4

10

м,

m

x

c,t

МЕХАНИКА. МЕТОДИКА РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ

294

Заметим, что при достаточно малой массе маятника Mm <<

колебательное движение тележки практически незаметно, посколь-

ку происходит с малыми амплитудой

M

A

и частотой.

Искомый закон движения маятника )(tx

m

относительно ла-

бораторной инерциальной системы отсчета находим, используя

принцип суперпозиции движений (8.90) и полученные законы из-

менения угла отклонения )(t

α

маятника (8.87) и движения

)(tx

M

тележки (8.91):

)sin(

/1

1

)(

00

tAtV

Mm

tx

mm

ω

−

+

=

, (8.93)

где

0

/1

1

ω

V

Mm

A

m

⋅

+

= . (8.94)

На рис. 8.21 изображены зависимости координаты маятника

)(tx

m

от времени при различных значениях отношения масс Mm /

маятника и тележки. Зависимости получены в соответствии с (8.93)

при тех же значениях начальной скорости тележки и длины маят-

ника, что и в случае расчета зависимостей координаты тележки (см.

рис. 8.20). Как видим, движение маятника, как и в случае тележки,

представляет собой суперпозицию движения

с той же постоянной

скоростью

0

/1

1

V

Mm+

и гармонических колебаний с той же часто-

той

0

ω

, но другой амплитудой

m

A (см. (8.94)). Заметим, что коле-

бательное движение маятника практически незаметно при доста-

точно большой массе маятника

Mm >> , поскольку происходит с

малой амплитудой

m

A .

На рис. 8.22 изображены зависимости амплитуд колебаний

тележки

M

A

и маятника

m

A

от соотношения их масс при указан-

ных выше значениях начальной скорости тележки и длины маятни-

ка. Как видим, амплитуда колебаний маятника

m

A монотонно

уменьшается с увеличением отношения масс Mm /. При этом ам-

плитуда колебаний тележки

M

A

сначала возрастает, достигая мак-

симума, а затем монотонно убывает.

ГЛАВА 8. Свободные и вынужденные колебания

295

Амплитуда колебаний ма-

ятника

m

A в соответствии с (8.94)

стремится к своему максимально-

му значению

g

l

VA

m 0

max

= при

неограниченном уменьшении от-

ношения масс маятника и тележки

0/ →Mm

.

Амплитуда колебаний те-

лежки

M

A в соответствии с (8.92)

максимальна при значении отно-

шения масс маятника и тележки

2/ =Mm

независимо от начальной скорости тележки и длины ма-

ятника и равна

g

l

VA

M 0

max

33

2

= .

Задача 8.4

(Свободные незатухающие колебания)

Тело вращения с максимальным радиусом

r

, моментом

инерции

J (относительно его оси симметрии) и массой m катается

без проскальзывания по цилиндрической поверхности опоры ра-

диусом

R

, совершая малые колебания около положения равнове-

сия (рис. 8.23). Найти частоту этих колебаний.

Рис. 8.23

O

R

α

N

F

тр

mg

V

Рис. 8.22

m

A

M

A

Mm /

м,A

0 5 10 15

0

0.4

2

max

M

A

МЕХАНИКА. МЕТОДИКА РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ

296

Решение

I. На тело в процессе движения действуют сила тяжести

g

m ,

сила нормальной реакции опоры

N

и сила трения покоя

тр

F в

точке соприкосновения тела с цилиндрической поверхностью (см.

рис. 8.23). Силой сопротивления воздуха пренебрегаем. Тело вра-

щения и опору считаем абсолютно твердыми телами, поэтому тре-

ние качения не учитываем.

Задачу решаем энергетическим методом. Механическая энер-

гия тела, катающегося без проскальзывания по цилиндрической

поверхности, сохраняется, поскольку суммарная работа всех непо-

тенциальных сил,

действующих на него, равна нулю (см. п. 3.1.3 в

Главе 3).

II. Кинетическая энергия тела по теореме Кенига равна сумме

кинетической энергии поступательного движения тела со скоро-

стью, равной скорости центра масс V , и энергии вращательного

движения с угловой скоростью

ω

вокруг оси, проходящей через

центр масс (см. (7.10) в п. 7.1. Теоретический материал в Главе 7):

22

k

ω

JmV

E +=

. (8.95)

Здесь J – момент инерции тела, относительно оси, проходящей че-

рез центр масс, а скорость центра масс тела в соответствии с

рис. 8.22 равна

α

&

)( rRV −

=

, (8.96)

где

α

– угол, задающий положение центра масс тела на цилиндри-

ческой поверхности.

Если принять потенциальную энергию тела в положении его

равновесия равной нулю, то при отклонении центра масс на угол

α

потенциальная энергия становится равной (см. рис. 8.23)

2p

)(

2

)cos1)((

αα

rR

mg

rRmgE −≈−−=

. (8.97)

Поскольку механическая энергия тела сохраняется, то

(

)

0

pk

=+

∂

EE

t

. (8.98)

Поскольку тело осуществляет плоское движение, рассмотрим

это движение как вращение вокруг мгновенной оси с угловой ско-

ростью

ω

. По условию задачи качение происходит без проскаль-

зывания, следовательно, мгновенная ось вращения проходит через

ГЛАВА 8. Свободные и вынужденные колебания

297

точки соприкосновения тела с цилиндрической поверхностью и

скорость центра масс тела равна:

rV

ω

=

. (8.99)

Приравнивая правые части выражений (8.96) и (8.99) для

скорости центра масс, получаем уравнение кинематической связи

для угловой скорости вращения

ω

тела вокруг оси, проходящей

через центр масс, и угловой скорости вращения

α

&

центра масс во-

круг геометрической оси цилиндрической поверхности:

αω

&

r

rR −

= . (8.100)

III. Решая совместно уравнения (8.95) – (8.98) и (8.100), по-

лучаем уравнение гармонических колебаний тела:

0

))((

2

=

+−

+

αα

JmrrR

mgr

&&

.

(8.101)

Сравнивая (8.101) с (8.1), получаем искомое выражение для

частоты собственных гармонических колебаний тела вращения:

))((

2

0

JmrrR

mgr

+−

=

ω

. (8.102)

В частности, для сплошного цилиндра

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

2

цил

mr

J и шара

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

=

2

шар

5

2

mrJ

полученное выражение принимает вид:

)(3

2

цил0

rR

g

−

=

ω

, (8.103)

)(7

5

шар0

rR

g

−

=

ω

. (8.104)

Задача 8.5

(Свободные незатухающие колебания)

Определить частоту

0

ω

малых собственных гармонических

колебаний жидкости в тонкой трубке U-образной формы с изме-

няющимся вдоль трубки поперечным сечением, помещенной в по-

ле сил тяжести Земли. Считать заданной зависимость площади по-

МЕХАНИКА. МЕТОДИКА РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ

298

перечного сечения трубки S от координаты s вдоль трубки, а также

длину заполненной жидкостью части трубки L.

Решение

I. Поскольку в условии задачи не оговаривается иное, жид-

кость будем считать невязкой и несжимаемой. Задачу решаем энер-

гетическим методом. Примем за ноль отсчета потенциальной энер-

гии жидкости ее положение равновесия. По условию задачи сооб-

щающиеся сосуды имеют неправильную форму, следовательно,

смещение различных частиц жидкости при колебаниях будет раз-

лично, в

отличие от колебаний в трубке с постоянным поперечным

сечением. Введем обозначения: A

1

– амплитуда малых гармониче-

ских колебаний жидкости в левом колене трубки, A

2

– амплитуда

малых гармонических колебаний в правом колене, ρ – плотность

жидкости.

II. Пусть площадь поперечного сечения трубки есть извест-

ная функция координаты вдоль трубки S(s). Масса всей жидкости

равна

∫

=

L

sSm

0

d

ρ

(L – длина заполненной жидкостью части трубки).

Колебания считаем малыми, поэтому площадь поперечного сече-

ния трубки на расстоянии двойной амплитуды колебаний можно

считать неизменной. Следовательно, если

1

S и

2

S – площади сече-

ния правой и левой свободных поверхностей несжимаемой жидко-

сти в трубке соответственно, то

2211

SASA = . (8.105)

Будем отсчитывать координату s от левой свободной поверх-

ности жидкости в положении равновесия. Координата правой сво-

бодной поверхности в положении равновесия равна длине столба

жидкости

Ls =

. Амплитуду колебаний A в сечении с произвольной

координатой Ls ≤≤0 площадью S находим из условия ASSA =

11

,

аналогичного (8.105). Тогда в случае гармонических колебаний ам-

плитуда V колебаний скорости частиц жидкости в сечении трубки с

координатой s равна

S

AAV

1

100

ωω

== . (8.106)

Запишем кинетическую энергию всей жидкости в момент

прохождения ею положения равновесия:

ГЛАВА 8. Свободные и вынужденные колебания

299

∫∫

==

LL

S

sSAVsS

E

0

2

1

2

1

2

0

2

k

max

d

22

d

ωρρ

. (8.107)

Через четверть периода вся энергия будет потенциальной и

определяться работой сил тяжести по перемещению объема жидко-

сти

2211

SASA

=

на высоту

2

21

AA +

:

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+=

+

=

2

1

2

1121

11

p

max

1

22 S

SgAS

g

AA

ASE

ρ

. (8.108)

Поскольку силами вязкого трения и сопротивления воздуха

пренебрегаем, механическая энергия жидкости сохраняется:

p

max

k

max

EE = . (8.109)

III. Подставляя (8.107) и (8.108) в (8.109), получим уравнение

для частоты собственных колебаний жидкости

0

ω

:

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+=

∫

2

1

2

11

0

2

1

2

1

2

0

1

2

d

2 S

SgAS

S

sSA

L

ρωρ

. (8.110)

Из (8.110) непосредственно следует выражение для искомой

частоты собственных колебаний жидкости в трубке:

()

.

d

0

21

0

∫

+

=

L

S

s

SS

SSg

ω

(8.111)

Полученное выражение (8.111) при S = const переходит в из-

вестную формулу для частоты собственных колебаний жидкости в

U-образной трубке с постоянным поперечным сечением:

L

g2

0

=

ω

. (8.112)

Задача 8.6

(Свободные затухающие колебания)

Ступенчатый цилиндрический блок может вращаться без

трения вокруг закрепленной горизонтальной оси, совпадающий с

осью симметрии блока. Радиусы цилиндров блока –

R

и

r

. Мо-

мент инерции блока относительно указанной оси равен

J

. На ци-

линдры намотаны две невесомые нерастяжимые нити, начала кото-

рых закреплены на разных цилиндрах. На конце правой нити висит

МЕХАНИКА. МЕТОДИКА РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ

300

тело массой m . Конец левой нити прикре-

плен к легкой пружине с коэффициентом

жесткости

k

, нижний конец которой за-

креплен так, что ось пружины вертикальна

(рис. 8.24). Тело совершает малые верти-

кальные колебания в жидкости с коэффи-

циентом вязкого трения

η

. Определить

закон движения тела, если в положении

равновесия ему сообщили скорость

0

V .

Решение

I. Задачу решаем динамическим ме-

тодом в лабораторной инерциальной сис-

теме отсчета. Направим ось X декартовой

системы координат вертикально вниз (см.

рис. 8.25). На тело массой

m

действуют четыре силы – сила тяже-

сти mg, сила Архимеда F

Aрх

, сила натяжения нити

1

T

и сила вязкого

трения, пропорциональная скорости тела xF

&

η

−

=

тр

(см. (2.12) в

п. 2.1.2.В Главы 2). Под действием указанных сил тело совершает

вертикальные затухающие колебания.

II. Запишем уравнение движения

тела в проекции на ось Х:

xTFmgxm

&&&

η

−

−−

=

1Арх

. (8.113)

Запишем также уравнение моментов

для блока относительно закрепленной оси,

совпадающей с осью симметрии блока и

направленной за плоскость чертежа

(рис. 8.25):

RTrTJ

21

−

=

α

&&

. (8.114)

Здесь

α

– угол поворота блока,

1

T и

2

T –

силы натяжения правой и левой нитей,

действующие на блок.

Нить считаем невесомой, следова-

тельно, сила натяжения левой нити равна

силе упругости, с которой пружина дейст-

вует на нить:

)(

пр,0пр2

xxkT −

=

, (8.115)

Рис. 8.24

r

R

k

m

J

Рис. 8.25

mg

F

тр

F

Арх

T

1

T

2

T

1

X

x

пр

Русаков В.С. и др. Механика. Методика решения задач

Подождите немного. Документ загружается.