Трубецков Д.И., Рожнев А.Г. Линейные колебания и волны

Подождите немного. Документ загружается.

161

Рис. 8.2. Связанные коле бательные контуры с индуктив-

ным типом связи (а); соответствующая механическая си-

стема (б).

уравнения Лагранжа приведут к системе двух связанных осцилляторов,

в ко торых связь будет описываться слагаемыми, пропорциональными x

и x

, то есть характер связи будет силовым. Таким образом, одна и та

же система в одних переменных выглядит как связанные осцилляторы с

силовой связью, а в других — с инерционной связью. Тип связи опреде-

ляется выбором динамических переменных [1, Глава 22].

В общем случае кинетическая и потенциальная энергии системы двух

связанных осцилляторов, выраженные через некоторые динамическ ие пе-

ременные x

и x

, имеют вид

K =

i,j=1,2

˙x

, U =

i,j=1,2

, (8.5)

= m

, k

= k

. Условие положительности кинетической энергии

приводит к ограничениям на коэффициенты m

следующего вида:

> 0 , m

− m

> 0 . (8.6)

Потенциальная энергия также должна быть положительной при любых

отличных от нуля значениях x

и x

, в противном случае силы, возника-

ющие в системе при некоторых отклонениях, будут уводить осцилляторы

от положения равновесия, и гармонических колебаний в системе не воз-

никнет. Поэтому таким же ограничениям, ка к (8.6), должны подчиняться

и коэффициенты k

> 0 , k

− k

> 0 . (8.7)

162

Математически соотношения (8.6) и (8.7) определяют условия положи-

тельной определенности квадратичных форм в выражениях (8.5). Перей-

дем к новым переменным ξ

и ξ

, линейно связанным с x

и x

соотно-

шениями

= c

+ c

= c

+ c

(8.8)

Выбирая определенным образом коэффициенты c

, можно исключить из

выражения для кинетической энергии перекрестные слагаемые, пропор-

циональные произведению

. В этом случае уравнения движения си-

стемы в переменных ξ

будут демонстрировать связь силового (или ем-

костного) типа. Можно, наоборот, исключить из потенциальной энер-

гии перекрестные слагаемые, пропорциональные ξ

, получив систему

с инерционной (или индуктивной) связью. Самое замечательное состоит

в том, что коэффициентов c

в соотношениях (8.8) достаточно, чтобы

исключить слагаемые, определяющие связь, одновременно и в кинетиче-

ской и в потенциальной энергии! Если выполнены условия (8.6) и (8.7),

это приведет к двум несвязанным между собой уравнениям гармониче-

ских осцилляторов. Соответствующие динамические переменные могут

не нести прямого физического смысла, как координата какой-либо точки

механической системы, или напряжение на каком-либо элементе элек-

трической схемы, однако в этих переменных уравнения будут выглядеть

наиболее просто. Так ие координаты называются нормальными, а соответ-

ствующие им простые гармонические колебания системы — нормальными

колебаниями, или со бственными модами системы.

Расчет нормальных колебаний может быть проведен чисто матема-

тическими методами, с привлечением линейной алгебры и теории ква-

дратичных форм [3], однако нам важно понять, к ак ведет себя система

связанных осцилляторов с физической точки зрения. По этой причине

мы подробно рассмотрим колебания в конкретной системе, причем для

наглядности выберем в качестве таковой систему связанных маятников,

показанную на рис. 8.1,а.

§ 2. Два связанных идентичных осциллятора

Пусть осцилляторы, составляющие систему одинаковы. Тогда для ма-

ятников на рис. 8.1,а m

= m

, l

= l

. Не ограничивая общности, можно

163

положить также l

= l. Уравнения (8.1) принимают вид

¨ϕ

+ ω

(ϕ

− ϕ

) ,

¨ϕ

+ ω

= −

(ϕ

− ϕ

) .

(8.9)

Здесь введено обозначение ω

= g/l. Поведение связанных идентичных

осцилляторов легко понять из простых соображений, связанных с сим-

метрией системы. Предположим, что в начальный момент времени оба

маятника отклонены на один и тот же угол ϕ

и имеют одинаковую уг-

ловую скорость ˙ϕ

. Очевидно, что движение системы будет таким, что в

любой момент времени пружина останется не растянутой, т. е . маятник

будет совершать гармонические колебания с частотой ω

= ω

g/l,

соответствующей одиночному маятнику без связи. Углы отклонения ос-

цилляторов в зависимости от времени равны

(t) = ϕ

cos ω

t +

˙ϕ

sin ω

t . (8.10)

Предположим теперь, что при t = 0 маятники отклонены на одинаковый

угол ϕ

, но в разные стороны, и их начальные угловые скорости равны по

абсолютной величине ϕ

, но имеют разные знаки. В этом случае очевид-

но, что средняя точка пружины в любой последующий момент времени

останется неподвижной, поэтому можно заменить систему двух маятни-

ков на один, прикрепленный пружиной половинной длины к неподвижной

стенке (см. рис. 8.3). Колебания будут иметь ч астоту ω

+ 2k/m,

их временная зависимость будет иметь вид

(t) = −ϕ

(t) = ϕ

cos ω

t +

˙ϕ

sin ω

t . (8.11)

Таким образом, специальным подбором начальных условий в системе

можно возбудить гармонические колебания с одной из двух частот ω

или ω

. В первом случае маятники двигаются идентично друг другу, та-

кие колебания называются симметричными, а соответствующий им тип

колебаний — симметричной модой. Во втором случае движение маятни-

ков происходит в противофазе, такой тип колебаний называется антисим-

метричной модой.

Для того, чтобы возбудить в чистом виде симметричную или а нти-

симметричную моды, необходим, как мы видим, специальный подбор на-

чальных условий. При произвольных начальных условиях движение будет

164

Рис. 8.3. Антисимметричные колебания в системе иден-

тичных осцилля торов (а), эквивалентная система с одной

степенью свободы (б).

суперпозицией движений (8.10) и (8.11):

(t) = ϕ

cos ω

t +

˙ϕ

sin ω

t + ϕ

cos ω

t +

˙ϕ

sin ω

t ,

(t) = ϕ

cos ω

t +

˙ϕ

sin ω

t − ϕ

cos ω

t −

˙ϕ

sin ω

t .

(8.12)

Из этих соотношений следует, что в общем случае в движение каждого

осциллятора вносят вклад гармонические колебания с обеими частота-

ми — симметричной и антисимметричной мод. Н икаких других частот

появиться не может, так как в решениях (8.12) содержится четыре про-

извольные постоянные, ровно столько, сколько необходимо задать для

полного определения движения системы с двумя степенями свободы.

Представляет интерес вопрос, каким образом решения (8.12) можно

получить непосредственно из уравнений (8.9)? Для его выяснения введем

новые переменные ξ

и ξ

соотношениями

√

(ϕ

+ ϕ

) , ξ

√

(ϕ

− ϕ

) ,

и сложим и вычтем уравнения (8.9) друг из друга. Получаем

+ ω

= 0 ,

+ (ω

)ξ

= 0 .

(8.13)

Эти уравнения не связаны между собой и определяют колебания соответ-

ственно симметричной и антисимметричной моды. Каждое из них являет-

ся уравнением линейного осцилля тора, но соответствующая координата

165

осциллятора ξ

или ξ

не имеет прямого физического толкования, как пе-

ременная, описывающая движение какой-либо части системы. Напротив,

в них вносят равноправный вклад углы отклонения обоих осцилляторов

и ϕ

, так как и в симметричном, и в антисимметричном движениях

участвуют оба осциллятора. Решения уравнений (8.13) для величин ξ

и ξ

записываются обычным образом, и возврат к переменным ϕ

и ϕ

приводит к выражениям (8.12).

Симметричная и антисимметричная моды выступают в данном приме-

ре в качестве нормальных типов колебаний, о которых шла речь в пре-

дыдущем параграфе. Полная энергия системы (c учетом малости углов

отклонения) имеет вид

E =

˙ϕ

mglϕ

(ϕ

− ϕ

)

Принимая во внимание, что ξ

+ξ

= ϕ

+ϕ

= ˙ϕ

+ ˙ϕ

, получаем

E =

mglξ

(mgl + 2kl

)ξ

. (8.14)

Вклад в энергию колебаний симметричной и антисимметричной мод неза-

висим друг от друга. Если, используя уравнения Лагранжа, записать

уравнения системы, то, естественно, получатся уравнения (8.13).

Наиболее от четливо свойства решений (8.12) проявляются при специ-

альном выборе начальных условий. Пусть один из маятников отклонили

на угол ϕ

, второй удерживают в положении равновесия, и при t = 0 ма-

ятники отпустили без начальной скорости. Такая ситуация соответствует

следующему выбору постоянных в (8.12):

= ϕ

, ˙ϕ

= ˙ϕ

= 0 .

Колебания маятников будут происходить по закону

(t) =

(cos ω

t + cos ω

t) = ϕ

cos

− ω

t cos

+ ω

t ,

(t) =

(cos ω

t − cos ω

t) = ϕ

sin

− ω

t sin

+ ω

t .

(8.15)

Предположим, что выполняется условие k/m  ω

(приближение слабой

связи). Тогда

− ω

≈

mω

+ ω

≈ 2ω

mω

≈ 2ω

166

Рис. 8.4. Биения в системе связанных идентичных осцил-

ляторов.

и решения (8.15) можно записать в виде

(t) ≈ ϕ

cos

2mω

t cos ω

t ,

(t) ≈ ϕ

sin

2mω

t sin ω

t .

(8.16)

Зависимости ϕ

(t) и ϕ

(t) показаны на рис. 8.4. Колебания маятников

имеют характерный вид биений. В соответствии с условием слабой свя-

зи, первые множители в обоих уравнениях в (8.16) меняются гораздо

медленнее вторых, поэтому их, вместе с постоянной ϕ

можно тракто-

вать как медленное изменение амплитуды колебаний осцилля торов во

времени. На начальном отрезке времени амплитуда колебаний первого

маятника максимальна и меняется слабо, а амплитуда колебаний вто-

рого маятника растет почти по линейному закону, так как можно счи-

тать sin[kt/(2mω

)] ≈ kt/(2mω

). На этой стадии весь процесс можно

приближенно трактовать, как движение второго маятника под действием

внешней силы, передаваемой через пружину от первого. Так как осцилля-

торы одинаковы, частоты колебаний каждого из них совпадают, и имеет

место точный резонанс, при котором происходит сингулярный рост ам-

плитуды, как это было показано в главе 5. Так продолжается до тех пор,

пока заметная часть энергии первого маятника не перейдет ко второму.

Передача энергии сопровождае тся уменьшением амплитуды колебаний

первого осциллятора и замедлением скорости роста амплитуды второго.

Через время τ = πmω

/k вся энергия переходит ко второму маятнику,

амплитуда его колебаний максимальна, а амплитуда колебаний второго

167

становится равной нулю. Осцилляторы меняются местами и начинается

обратный процесс — перекачка энергии из второго осциллятора в первый.

Необходимо подчеркнуть, что движение системы в целом не являет-

ся, вообще говоря, периодическим, так как частоты ω

и ω

могут быть

несоизмеримыми. Это приводит, в частности, к тому, чт о через время 2τ

полной перекачки энергии от первого осциллятора ко второму и обратно

не будет, ф азы колебаний обоих осцилляторов будут отличаться от их

значений при t = 0. Поэтому имеет смысл говорить только о периодично-

сти процесса перекачки энергии, а не всего колебания в целом.

В заключении этого параграфа выясним физический смысл прибли-

жения слабой связи. Для этого вычислим среднюю по времени энергию

колебаний каждого из осцилляторов

1,2

и среднюю по времени энергию

в элементе связи (пружине). Так как маятники идентичны, то

˙ϕ

mgl

Используя выражения (8.15), легко получить



cos

t + cos

t + 2cos ω

t cos ω



˙ϕ



sin

t + ω

sin

t + 2ω

sin ω

t sin ω



+ ω





Поэтому

1,2





Для средней по времени энергии, запасенной в пружине имеем

св

(ϕ

− ϕ

)

Условие k/m  ω

, введенное как условие слабой связи, означает, таким

образом, что

св



1,2

, (8.17)

то есть в приближении слабой связи средняя по времени энергия колеба-

ний каждого из осцилляторов в отдельности значительно больше средней

по времени энергии, запасенной в элементе связи.

168

§ 3. Парциальные системы и парциальные

частоты

Важную роль в теории связанных колебания играют понятия парци-

альных систем и парциальных частот. Для их введения рассмотрим систе-

му двух связанных осцилляторов самого общего вида, для которой кине-

тическая и потенциальная энергии задаются формулами (8.5) и положим,

например, x

≡ 0. Это означает, что второй осцилл ятор принудительно

удерживается в положении равновесия. Полученная система с одной сте-

пенью свободы имеет кинетическую энергию m

˙x

/2 и потенциальную

энергию k

/2, что соответствует гармоническому осциллятору

¨x

= 0

с частотой n

. Наоборот, если положить x

≡ 0, та же

процедура приводит к уравнению осциллятора

¨x

= 0

с частотой n

. Системы с одной степенью свободы, полу-

ченные из исходной в результате того, что одна из переменных прину-

дительно обращается в нуль, называются парциальными системами, а

соответствующие им частоты колебаний — парциальными частотами.

Найдем парциальные системы для связанных маятников (рис. 8.1,а).

Для этого закрепим правый маятник в положении равновесия (ϕ

≡ 0)

и получим систему с одной степенью свободы, совершающуя гармониче-

ские колебания с частотой n

g/l

+ kl

/(m

). Если закрепить ле-

вый маятник, то частота коле ба ний будет равна n

g/l

+ kl

/(m

Это и есть парциальные частоты. Дадим более строгое определение пар-

циальных систем и частот, применимое к колебательным системам с N

степенями свободы.

Пусть имеется линейная динамическая система с N степенями сво-

боды, описываемая динамическими переменными x

, i = 1, 2, . . . , n. По-

ложим x

≡ 0 для j = 1, 2, . . . , i − 1, i + 1, . . . , n. Новая система с одной

степенью свободы называется i-й парциальной системой. Если она совер-

шает гармонические колебания, то соответствующая частота называется

i-й парциальной частотой.

Важно подчеркнуть два о бстоятельства:

169

1) У колебательной системы с n степенями свободы существует ровно

n парциальных частот, некоторые из которых могут совпадать меж-

ду собой. Определение парциальных частот не вызывает трудностей,

если известны уравнения системы или функции потенциальной и

кинетической энергии.

2) Понятие парциальных систем и парциальных частот не является

однозначным, а зависит от выбора динамических переменных. Дей-

ствительно, совершив линейное преобразование переменных x

помощью соотношений

j=1

, (8.18)

получим функцию Лагранжа, а значит и уравнения связанных ко-

лебаний с новыми коэффициентами m

и k

, и, таким образом,

другие значения парциальных частот.

Рассмотрим, например, колебания балки, показанной на рис. 8.2,б.

Если в качестве переменных выбрать смещения концов балки x

и x

то первой парциальной системой будет система, в которой правый конец

закреплен с помощью проходящей через него оси, позволяющей балке

свободно вращаться, но запрещающей вертикальные смещения правого

конца. Аналогично второй парциальной системой будет система с таким

же образом закрепленным левым концом балки. Эти парциальные си-

стемы показаны на рис. 8.5,а. Парциальные частоты определяются из

простых соображений. Если I — момент инерции бал к и относительно

центра тяжести, то, в соответствии с теоремой Кенига, моменты инерции

относительно концов балки равны I

= I + M l

(для левого конца) и

= I + Ml

(для правого конца). Поэтому

I + M l

, n

I + M l

. (8.19)

Предположим теперь, что в к ачестве динамических переменных вы-

браны ξ и θ — вертикальное смещение центра т яжести и угол поворота

балки вокруг оси, проходящий через этот центр. В этом случае парци-

альные системы показаны на рис. 8.5,б, а парциальные частоты равны

+ k

, n

+ k

, (8.20)

170

Рис. 8.5. Парциальные системы для балки, подвешенной

на двух пружинах, когда в качестве динамических пере-

менных выбраны вертикальные смещения концов балки

(а), и смещение центра тяжести и поворот о тносительно

оси, проходящей через центр (б). Пункт иром показаны по-

ложения балки через полпериода колебаний парциальной

системы.

что отличается от выражений (8.19).

Возвращаясь к общему случаю системы c n степенями свободы, мож-

но, в частности, провести такое преобразование переменных вида (8.18),

что уравнения системы станут независимыми друг от друга: в каждом из

n уравнений будет присутствовать только одна из динамических перемен-

ных. Ясно, что такое преобразование дает формальное решение задачи,

поскольку означает переход к собственным типам колебаний. В таких

переменных парциальные частоты совпадают с собственными частотами

системы. Подобный выбор парциальных систем, однако, не имеет особого

смысла, так как для е го осуществления необходимо фактически предва-

рительно получить полное решение задачи.

Использование понятий парциальных систем и парциальных частот

упрощает многие уравнения теории колебания связанных осцилляторов,

но основное их свойство состоит в том, что знание парциальных частот

позволяет получить хорошие оценки для собственных частот без решения

самой задачи. В частности, если упорядочить парциальные и собственные

частоты в порядке возрастания:

≤ n

≤ ··· ≤ n

N−1

≤ n

;

≤ ω

≤ ··· ≤ ω

N−1

≤ ω

то

≤ n

, и ω

≥ n

, (8.21)