В уравнении гармонического колебания величина, стоящая под знаком косинуса, называется. Уравнение гармонических колебаний Что такое уравнение гармонических колебаний
Выбор начальной фазы позволяет при описании гармонических колебаний перейти от функции синуса к функции косинуса:Обобщенное гармоническое колебание в дифференциальном виде:
Для того чтобы свободные колебания совершались по гармоническому закону, необходимо, чтобы сила, стремящаяся возвратить тело в положение равновесия, была пропорциональна смещению тела из положения равновесия и направлена в сторону, противоположную смещению:
где – масса колеблющегося тела.
Физическую систему, в которой могут существовать гармонические колебания, называют гармоническим осциллятором, а уравнение гармонических колебаний – уравнением гармонического осциллятора.
1.2. Сложение колебаний
Неpедки случаи, когда система одновpеменно участвует в двух или нескольких независимых дpуг от дpуга колебаниях. В этих случаях обpазуется сложное колебательное движение, котоpое создается путем наложения (сложения) колебаний дpуг на дpуга. Очевидно, случаи сложения колебаний могут быть весьма pазнообpазны. Они зависят не только от числа складываемых колебаний, но и от паpаметpов колебаний, от их частот, фаз, амплитуд, напpавлений. Не пpедставляется возможным обозpеть все возможное pазнообpазие случаев сложения колебаний, поэтому огpаничимся pассмотpением лишь отдельных пpимеpов.
Сложение гармонических колебаний, направленных вдоль одной прямой
Рассмотрим сложение одинаково направленных колебаний одного периода, но отличающихся начальной фазой и амплитудой. Уравнения складываемых колебаний заданы в следующем виде:
где и – смещения; и – амплитуды; и – начальные фазы складываемых колебаний.
| Рис.2. |
Амплитуду результирующего колебания удобно определить с помощью векторной диаграммы (рис. 2), на которой отложены векторы амплитуд и складываемых колебаний под углами и к оси и по правилу параллелограмма получен вектор амплитуды суммарного колебания .
Если равномерно вращать систему векторов (параллелограмм) и проектировать векторы на ось , то их проекции будут совершать гармонические колебания в соответствии с заданными уравнениями. Взаимное расположение векторов , и при этом остается неизменным, поэтому колебательное движение проекции результирующего вектора тоже будет гармоническим.
Отсюда следует вывод, что суммарное движение - гармоническое колебание, имеющее заданную циклическую частоту. Определим модуль амплитуды А результирующего колебания. В угол (из равенства противоположных углов параллелограмма).
Следовательно,
отсюда: .
Согласно теореме косинусов ,
Начальная фаза результирующего колебания определяется из :
Соотношения для фазы и амплитуды позволяют найти амплитуду и начальную фазу результирующего движения и составить его уравнение: .
Биения
Рассмотрим случай, когда частоты двух складываемых колебаний мало отличаются друг от друга , и пусть амплитуды одинаковы и начальные фазы , т.е.
Сложим эти уравнения аналитически:
Преобразуем
| Рис. 3. |
Биения можно наблюдать при звучании двух камертонов, если частоты и колебаний близки друг к другу.
Сложение взаимно перпендикулярных колебаний
Пусть материальная точка одновременно участвует в двух гармонических колебаниях, совершающихся с одинаковыми периодами в двух взаимно перпендикулярных направлениях. С этими направлениями можно связать прямоугольную систему координат , расположив начало координат в положении равновесия точки. Обозначим смещение точки С вдоль осей и , соответственно, через и . (рис. 4).
Рассмотрим несколько частных случаев.
1). Начальные фазы колебаний одинаковы
Выберем момент начала отсчета времени таким образом, чтобы начальные фазы обоих колебаний были равны нулю. Тогда смещения вдоль осей и можно выразить уравнениями:
Поделив почленно эти равенства, получим уравнения траектории точки С:
или .
Следовательно, в результате сложения двух взаимно перпендикулярных колебаний точка С колеблется вдоль отрезка прямой, проходящей через начало координат (рис.4).
| Рис. 4. |
Уравнения колебания в этом случае имеют вид:
Уравнение траектории точки:
Следовательно, точка С колеблется вдоль отрезка прямой, проходящей через начало координат, но лежащей в других квадрантах, чем в первом случае. Амплитуда А результирующих колебаний в обоих рассмотренных случаях равна:
3). Начальная разность фаз равна .
Уравнения колебаний имеют вид:
Разделим первое уравнение на , второе – на :
Возведем оба равенства в квадрат и сложим. Получим следующее уравнение траектории результирующего движения колеблющейся точки:
Колеблющаяся точка С движется по эллипсу с полуосями и . При равных амплитудах траекторией суммарного движения будет окружность . В общем случае при , но кратным, т.е. , при сложении, взаимно перпендикулярных колебаний колеблющаяся точка движется по кривым, называемым фигурами Лиссажу.
Фигуры Лиссажу
Фигу́ры Лиссажу́ – замкнутые траектории, прочерчиваемые точкой, совершающей одновременно два гармонических колебания в двух взаимно перпендикулярных направлениях.
Впервые изучены французским учёным Жюлем Антуаном Лиссажу. Вид фигур зависит от соотношения между периодами (частотами), фазами и амплитудами обоих колебаний (рис. 5).
| Рис.5. |
В простейшем случае равенства обоих периодов фигуры представляют собой эллипсы, которые при разности фаз или вырождаются в отрезки прямых, а при разности фаз и равенстве амплитуд превращаются в окружность. Если периоды обоих колебаний неточно совпадают, то разность фаз всё время меняется, вследствие чего эллипс всё время деформируется. При существенно различных периодах фигуры Лиссажу не наблюдаются. Однако, если периоды относятся как целые числа, то через промежуток времени, равный наименьшему кратному обоих периодов, движущаяся точка снова возвращается в то же положение – получаются фигуры Лиссажу более сложной формы.
Фигуры Лиссажу вписываются в прямоугольник, центр которого совпадает с началом координат, а стороны параллельны осям координат и расположены по обе стороны от них на расстояниях, равных амплитудам колебаний (рис. 6).
Имеют математическое выражение. Их свойства характеризует совокупность тригонометрических уравнений, сложность которых определяется сложностью самого колебательного процесса, свойствами системы и средой, в которой они происходят, т.е., внешними факторами, воздействующими на колебательный процесс.
Например, в механике гармоническое колебание представляет собой движение, которому свойственны:
Прямолинейный характер;
Неравномерность;
Перемещение физического тела, которое происходит по синусоидальной или косинусоидальной траектории, а зависимости от времени.
Исходя из данных свойств, можно привести уравнение гармонических колебаний, которое имеет вид:
x = A cos ωt или же вид x = A sin ωt, где х - значение координаты, А - значение амплитуды колебания, ω - коэффициент.
Такое уравнение гармонических колебаний является основным для всех гармонических колебаний, которые рассматриваются в кинематике и механике.
Показатель ωt, который в данной формуле стоит под знаком тригонометрической функции, именуют фазой, и она определяет местоположение колеблющейся материальной точки в данный конкретный момент времени при заданной амплитуде. При рассмотрении циклических колебаний данный показатель равен 2л, он показывает количество в пределах временного цикла и обозначается w. В этом случае уравнение гармонических колебаний содержит его как показатель величины циклической (круговой) частоты.
Рассматриваемое нами уравнение гармонических колебаний, как уже отмечалось, может принимать различные виды, в зависимости от ряда факторов. Например, вот такой вариант. Чтобы рассмотреть свободных гармонических колебаний, следует учитывать то, что им всем свойственно затухание. В различных это явление проявляется по-разному: остановка движущегося тела, прекращение излучения в электрических системах. Простейшим примером, показывающим уменьшение колебательного потенциала, выступает его преобразование в тепловую энергию.
Рассматриваемое уравнение имеет вид: d²s/dt² + 2β х ds/dt + ω²s = 0. В этой формуле: s - значение колеблющейся величины, которая характеризует свойства той или иной системы, β - константа, показывающая коэффициент затухания, ω - циклическая частота.
Использование такой формулы позволяет подходить к описанию колебательных процессов в линейных системах с единой точки зрения, а также производить конструирование и моделирование колебательных процессов на научно-экспериментальном уровне.
К примеру, известно, что на заключительном этапе своего проявления уже перестают быть гармоническими, то есть категории частоты и периода для них становятся просто бессмысленными и в формуле не отражаются.
Классическим способом исследования гармонических колебаний выступает В простейшем виде он представляет систему, которую описывает такое дифференциальное уравнение гармонических колебаний: ds/dt + ω²s = 0. Но многообразие колебательных процессов естественным образом приводит к тому, что существует большое количество осцилляторов. Перечислим их основные типы:
Пружинный осциллятор - обычный груз, обладающий некой массой m, который подвешен на упругой пружине. Он совершает гармонического типа, которые описываются формулой F = - kx.
Физический осциллятор (маятник) - твердое тело, совершающее колебательные движения вокруг статичной оси под воздействием определенной силы;
- (в природе практически не встречается). Он представляет собой идеальную модель системы, включающей колеблющееся физическое тело, обладающее определенной массой, которое подвешено на жесткой невесомой нити.
Уравнение гармонического колебания
Уравнение гармонического колебания устанавливает зависимость координаты тела от времени
График косинуса в начальный момент имеет максимальное значение, а график синуса имеет в начальный момент нулевое значение. Если колебание начинаем исследовать из положения равновесия, то колебание будет повторять синусоиду. Если колебание начинаем рассматривать из положения максимального отклонения, то колебание опишет косинус. Или такое колебание можно описать формулой синуса с начальной фазой .
Изменение скорости и ускорения при гармоническом колебании
Не только координата тела изменяется со временем по закону синуса или косинуса. Но и такие величины, как сила , скорость и ускорение , тоже изменяются аналогично. Сила и ускорение максимальные, когда колеблющееся тело находится в крайних положениях, где смещение максимально, и равны нулю, когда тело проходит через положение равновесия. Скорость, наоборот, в крайних положениях равна нулю, а при прохождении телом положения равновесия - достигает максимального значения.
Если колебание описывать по закону косинуса
Если колебание описывать по закону синуса
Максимальные значения скорости и ускорения
Проанализировав уравнения зависимости v(t) и a(t), можно догадаться, что максимальные значения скорость и ускорение принимают в том случае, когда тригонометрический множитель равен 1 или -1. Определяются по формуле
Мы рассмотрели несколько физически совершенно различных систем, и убедились, что уравнения движения приводятся к одной и той же форме
Различия между физическими системами проявляются лишь в различном определении величины и в различном физическом смысле переменной x : это может быть координата, угол, заряд, ток и т. д. Отметим, что при этом, как следует из самой структуры уравнения (1.18), величина всегда имеет размерность обратного времени.
Уравнение (1.18) описывает так называемые гармонические колебания .
Уравнение гармонических колебаний (1.18) является линейным дифференциальным уравнением второго порядка (так как оно содержит вторую производную от переменной x ). Линейность уравнения означает, что
если какая-то функция x(t) является решением этого уравнения, то функция Cx(t) также будет его решением (C – произвольная постоянная);
если функции x 1 (t) и x 2 (t) являются решениями этого уравнения, то их сумма x 1 (t) + x 2 (t) также будет решением того же уравнения.
Доказана также математическая теорема, согласно которой уравнение второго порядка имеет два независимых решения. Все остальные решения, согласно свойствам линейности, могут быть получены как их линейные комбинации. Непосредственным дифференцированием легко проверить, что независимые функции и удовлетворяют уравнению (1.18). Значит, общее решение этого уравнения имеет вид:
где C 1 , C 2 - произвольные постоянные. Это решение может быть представлено и в другом виде. Введем величину
|
|
и определим угол соотношениями:
|
|
Тогда общее решение (1.19) записывается как
Согласно формулам тригонометрии, выражение в скобках равно
Окончательно приходим к общему решению уравнения гармонических колебаний в виде:
Неотрицательная величина A называется амплитудой колебания , - начальной фазой колебания . Весь аргумент косинуса - комбинация - называется фазой колебания .
Выражения (1.19) и (1.23) совершенно эквивалентны, так что мы можем пользоваться любым их них, исходя из соображений простоты. Оба решения являются периодическими функциями времени. Действительно, синус и косинус периодичны с периодом . Поэтому различные состояния системы, совершающей гармонические колебания, повторяются через промежуток времени t* , за который фаза колебания получает приращение, кратное :
Отсюда следует, что
Наименьшее из этих времен
называется периодом колебаний (рис. 1.8), а - его круговой (циклической) частотой .
Рис. 1.8.
Используют также и частоту колебаний
|
|
Соответственно, круговая частота равна числу колебаний за секунд.
Итак, если система в момент времени t характеризуется значением переменной x(t), то, то же самое значение, переменная будет иметь через промежуток времени (рис.1.9), то есть
Это же значение, естественно, повторится через время 2T , ЗT и т. д.
Рис. 1.9. Период колебаний
В общее решение входят две произвольные постоянные (C 1 , C 2 или A , a ), значения которых должны определяться двумя начальными условиями . Обычно (хотя и не обязательно) их роль играют начальные значения переменной x(0) и ее производной .
Приведем пример. Пусть решение (1.19) уравнения гармонических колебаний описывает движение пружинного маятника. Значения произвольных постоянных зависят от способа, каким мы вывели маятник из состояния равновесия. Например, мы оттянули пружину на расстояние и отпустили шарик без начальной скорости. В этом случае
Подставляя t = 0 в (1.19), находим значение постоянной С 2
Решение, таким образом, имеет вид:
Скорость груза находим дифференцированием по времени
Подставляя сюда t = 0, находим постоянную С 1 :
Окончательно
Сравнивая с (1.23), находим, что - это амплитуда колебаний, а его начальная фаза равна нулю: .
Выведем теперь маятник из равновесия другим способом. Ударим по грузу, так что он приобретет начальную скорость , но практически не сместится за время удара. Имеем тогда другие начальные условия:
наше решение имеет вид
Скорость груза будет изменяться по закону:
Подставим сюда :
Меняется во времени по синусоидальному закону:
где х — значение колеблющейся величины в момент времени t , А — амплитуда , ω — круговая частота, φ — начальная фаза колебаний, (φt + φ ) — полная фаза колебаний . При этом величины А , ω и φ — постоянные.
Для механических колебаний колеблющейся величиной х являются, в частности, смещение и скорость , для электрических колебаний — напряжение и сила тока .
Гармонические колебания занимают особое место среди всех видов колебаний, т. к. это единственный тип колебаний, форма которых не искажается при прохождении через любую однородную среду, т. е. волны, распространяющиеся от источника гармонических колебаний, также будут гармоническими. Любое негармоническое колебание может быть представлено в виде сумм (интеграла) различных гармонических колебаний (в виде спектра гармонических колебаний).
Превращения энергии при гармонических колебаниях.
В процессе колебаний происходит переход потенциальной энергии W p в кинетическую W k и наоборот. В положении максимального отклонения от положения равновесия потенциальная энергия максимальна, кинетическая равна нулю. По мере возвращения к положению равновесия скорость колеблющегося тела растет, а вместе с ней растет и кинетическая энергия, достигая максимума в положении равновесия. Потенциальная энергия при этом падает до нуля. Дальней-шее движение происходит с уменьшением скорости, которая падает до нуля, когда отклонение достигает своего второго максимума. Потенциальная энергия здесь увеличивается до своего перво-начального (максимального) значения (при отсутствии трения). Таким образом, колебания кинетической и потенциальной энергий происходят с удвоенной (по сравнению с колебаниями самого маятника) частотой и находятся в противофазе (т. е. между ними существует сдвиг фаз, равный π ). Полная энергия колебаний W остается неизменной. Для тела, колеблющегося под действием силы упругости , она равна:
где v m — максимальная скорость тела (в положении равновесия), х m = А — амплитуда.
Из-за наличия трения и сопротивления среды свободные колебания затухают: их энергия и амплитуда с течением времени уменьшаются. Поэтому на практике чаще используют не свободные, а вынужденные колебания.
