Элементы статики презентация

тел.
Из второго закона Ньютона следует, что если геометрическая сумма всех внешних сил, приложенных к телу, равна нулю, то тело находится в состоянии покоя или совершает равномерное прямолинейное движение. В этом случае принято говорить, что силы, приложенные к телу, уравновешивают друг друга. При вычислении равнодействующей все силы, действующие на тело, можно прикладывать к центру масс.

равновесия необходимо выполнение двух условий: равенство нулю равнодействующей силы и равенство нулю суммы всех моментов. Оба эти условия не являются достаточными для покоя.

Шар, лежащий на плоской горизонтальной поверхности, находится в безразличном состоянии равновесия.
Шар, находящийся в верхней точке сферического выступа, – пример неустойчивого равновесия.
Шар на дне сферического углубления находится в состоянии устойчивого равновесия.

равновесии, если вертикальная линия, проведенная через центр масс тела, проходит через площадь опоры

представление колебаний
2.Затухающие колебания
3. Вынужденные колебания

собственные колебания по гармоническому закону

Примеры линейных гармонических осцилляторов
Пружинный маятник – материальная точка массой m, подвешенная на пружине жесткостью k.
Физический маятник – абсолютно твердое тело, способное совершать колебания вокруг неподвижной точки, не совпадающей с его центром инерции.
Математический маятник – материальная точка, подвешенная на невесомой и нерастяжимой нити длиной l.
Гармонические колебания линейного гармонического осциллятора можно представить так: вторая производная от смещения по времени должна быть прямо пропорциональна величине смещения из положения равновесия

закон Ньютона):


Пружинный маятник в положении равновесия
Mg – kx0 = 0.
Отсюда mg = kx0 ⇒ k/m = g/x0 = ω02






Поскольку k/m = ω0 – собственная циклическая частота колебаний пружинного маятника, то дифференциальное уравнение собственных колебаний можно представить в виде:

момент времени t = 0 смещение x0 = xm, то φ = π/2 и решение интегрального уравнения имеет вид:

Период собственных колебаний: T0.
Линейная частота: ν0.
Фаза колебания: Ф = ω0t + φ определяет значение смещения х в данный момент времени, где ϕ – начальная фаза колебания.
Уравнение гармонических колебаний пружинного маятника:

тяжести относительно точки О; О – точка подвеса, ⊗θ – вектор угла поворота; С – центр инерции dθ/dt – угловая скорость.
Уравнение основного закона динамики вращательного движения абсолютно твердого тела:



При малых углах sinθ ≈ θ (в радианах). Тогда:

– собственная циклическая частота колебаний, то дифференциальное уравнение собственных колебаний физического маятника:

ℑ – момент инерции маятника относительно точки О,
h – высота, на которую поднимается центр инерции (точка С), определяется по формуле:

здесь lф = ОС – длина физического маятника, а - hm максимальная высота подъема центра инерции.
При малых θ sinθ ≈ θ (в радианах) и тогда

и ,

где θ - мгновенное значение угла отклонения маятника от положения равновесия, а θm - максимальное значение этого угла.
Уравнение гармонических колебаний физического маятника:


Амплитуда θm определяется начальным запасом энергии и не зависит от параметров колебательной системы.
Собственная циклическая (круговая) частота
зависит от параметров колебательной системы:

Период собственных колебаний: T0.
Линейная частота: ν0.
Фаза колебания: Ф = ω0t + φ определяет значение смещения в данный момент времени.
Уравнение гармонических колебаний физического маятника:

размерами тела массой m пренебрегаем по сравнению с длиной подвеса l.
Так как момент инерции материальной точки относительно точки О равен: I = ml2, то собственная частота колебаний математического маятника:


Для математического маятника дифференциальное уравнение собственных колебаний:


Тогда дифференциальное уравнение собственных колебаний математического маятника тоже можно представить в виде:

колебаний имеет вид:


Зависимость смещения от времени


при условии, что начальная фаза φ = 0.
Зависимость скорости колебания от времени


Зависимость ускорения линейного гармонического осциллятора от времени

среде:

где – сила вязкого трения; r – коэффициент трения.
Тогда дифференциальное уравнение затухающих колебаний пружинного маятника:
или

Здесь β = r/2m – коэффициент затухания.
Для произвольных колебательных систем дифференциальное уравнение затухающих колебаний имеет вид:
,
а его решение
,
где

– частота затухающих колебаний; T ′ – период затухающих колебаний.

ω0 – критический режим: период колебаний обращается в бесконечность, то–есть движение перестает быть периодическим.
β > ω0 – апериодический режим: колебательная система, выведенная из положения равновесия, возвращается в положение равновесия, не совершая колебаний.

колебаний уменьшается в e раз
,

то
.

Тогда , а, следовательно, ,

где τe – время релаксации.
Логарифмический декремент затухания λ
Логарифмический декремент равен натуральному логарифму отношения амплитуд соседних колебаний, то есть отличающихся на один период T ′:


Физический смысл логарифмического декремента λ – величина, обратная числу колебаний, в течение которых амплитуда убывает в e раз:

переменной (периодической) силы, работа которой компенсирует потери энергии на преодоление трения (в механических колебательных системах) и на преодоление электрического сопротивления (в электрических колебательных системах).
В соответствии со вторым законом Ньютона: ,
,
где – внешняя периодическая сила, действующая на пружинный маятник.
В скалярном виде:
.
Дифференциальное уравнение вынужденных колебаний пружинного маятника:
можно представить в виде
,


где – приведенная сила.

вынужденные колебания x2(t) с частотой вынуждающей силы.
Решение дифференциального уравнения вынужденных колебаний представим в виде суммы двух решений x = x1 + x2:
Общее решение однородного уравнения затухающих колебаний:
,
где – циклическая частота затухающих колебаний.
Уравнение справедливо, если
и при ω < ω0 и


и при ω > ω0.
Резонансом называют явление резкого увеличения амплитуды вынужденных колебаний при приближении частоты вынуждающей силы к частоте собственных колебаний (ω → ω0).
Функция A(ω) достигает экстремума при частоте вынуждающей силы ω, равной
, здесь ωрез – резонансная частота.

,

здесь Aстат – статическая амплитуда.
При ω → ∞ амплитуда вынужденных колебаний A → 0.
При достижении резонансной частоты ω → ωрез амплитуда стремится к резонансной величине
,

здесь Aрез – резонансная амплитуда.

, где Δω0,7 – ширина резонансной кривой на уровне половинной мощности внешнего источника вынуждающей силы .

Добротность Q определяется как величина, обратно пропорциональная логарифмическому декременту затухания:

.
При слабом затухании добротность можно представить как

,
где Е0 – запасенная энергия; ΔE – потери энергии за один период.
Добротность можно представить и как отношение резонансной амплитуды к статической, т.е. как коэффициент усиления:
.
При слабом затухании добротность равна
.