Wykład 7
Transkrypt
Wykład 7
Wykład 7 3.2.1 3.2.2 3.3 3.4 3.5 3.5.1 04-10-26 III zasada dynamiki Newtona, Zasada akcji i reakcji Masa i ciężar Pęd oraz popęd siły Ruch swobodny i nieswobodny Przykłady rozwiązywania równań ruchu Siła sprężysta Reinhard Kulessa 1 3.2.1 III zasada dynamiki Newtona, Zasada akcji i reakcji Rozpatrzmy następującą sytuację. winowajca Widzimy, że mimo, że na kolumnę najechał ostatni samochód, wszystkie auta uległy wzajemnemu uszkodzeniu. 04-10-26 Reinhard Kulessa 2 Eksperyment ten możemy zobaczyć tutaj na Sali wykładowej. (doświadczenie z zegarkiem,dwa dynamometry,) 04-10-26 Reinhard Kulessa 3 Jeśli mamy dwa ciała o masach m1 i m2 i założymy, że ciała te między sobą siła tak, że ciało 1 działa siłą F21 na ciało 2, i odwrotnie ciało 2 działa na ciało 1 siłą F12, to zgodnie z zasadą akcji i reakcji, czyli zgodnie z III zasada dynamiki Newtona, G G G G F12 = − F21 ⇒ F12 + F21 = 0 . (3.3a) Jeśli mamy większe zbiorowisko ciał i każde ciało oddziaływuje z każdym, to G ∑ Fik = 0 i , k =1 i≠k Wiemy również, że oddziaływuje. 04-10-26 G Fii = 0 . , czyli że ciało ze sobą nie Reinhard Kulessa 4 3.2.2 Masa i ciężar Masa ciała i jego ciężar są zupełnie różnymi własnościami fizycznymi ciała. Masa ciała jest skalarem, a jej jednostką w układzie SI jest kilogram [kg]. Masę ciała można określić przez porównanie jej do wzorca masy – 1 kilograma m1 m2 F1 F2 Masa jest wewnętrzną własnością każdego ciała. Jest ona taka sama na powierzchni Ziemi, na Księżycu, satelicie, czy też w przestrzeni międzygwiezdnej. Masa ciała może zostać wyznaczona przez porównanie ze standardem masy. Zaznaczone na rysunku siły są siłami grawitacji działającymi na masy m1 G G G i m2 . Możemy je łatwo policzyć; F = m ⋅ gG F = m ⋅g . 1 04-10-26 Reinhard Kulessa 1 2 2 5 Jeśli przyśpieszenie ziemskie w obszarze wagi jest stałe, do dla równowagi wagi m1 = m2. Wyznaczyliśmy przy pomocy wagi względne masy dwóch ciał, przez porównanie ich ciężarów. Do wyznaczenia ciężaru ciała posłużymy się sprężyną. Wydłużenie sprężyny jest wprost proporcjonalne do przyłożonego ciężaru. W ogólnym przypadku skala sprężyny jest wycechowana i mierzy masę ciała. Należy zaznaczyć, że masę ciała otrzymujemy ze zmierzonego ciężaru, przy założeniu, że przyśpieszenie ziemskie jest równe 9.8 m/s2. Skala sprężyny pokaże więc prawidłową masę tylko w miejscu, w którym przyśpieszenie ziemskie jest równe temu przyśpieszeniu, przy którym wycechowano sprężynę. Wycechowana sprężyna pokaże nieprawidłową masę np. na księżycu lub w przyspieszającej windzie. 04-10-26 Reinhard Kulessa m F=mg 6 3.3 Pęd oraz popęd siły Załóżmy, że masa bezwładna cząstki jest wielkością stałą, czyli m = const. Możemy wtedy zgodnie z wzorem (3.4) napisać: G G G G G d r (t ) d v (t ) d dp m =m = ( mv (t )) = =F , 2 dt dt dt dt 2 gdzie wektor G G G G dr (t ) , p = p (t ) = mv (t ) = m dt (3.5) nazywamy pędem cząstki. Jednostką pędu jest[kg·m/s]. Równanie ruchu możemy więc napisać jako: 04-10-26 Reinhard Kulessa 7 G G G dp = ma = F . dt (3.6) Ostatnie równanie jest ogólniejsze niż równanie (3.4), gdyż pozwala opisać ruch ciała o zmiennej masie. Szybkość zmian pędu ciała jest równa sile zewnętrznej działającej na cząstkę. Całkując równanie (3.6) w przedziale ∆t = t –t0 , G otrzymujemy: t t G dp ∫ ⋅ dt = ∫ F ⋅ dt czyli t0 dt t0 t G G G G G ∆p = p (t ) − p (t 0 ) = ∫ F dt = I . (3.8) t0 04-10-26 Reinhard Kulessa 8 I nazywamy popędem siły. Tą samą zmianę pędu możemy uzyskać w różny sposób. Równanie (3.7) możemy przekształcić następująco: G G G mv (t ) − mv (t0 ) = I . G G 1 G v (t ) = v (t0 ) + I m (3.8) Całkując to równanie w przedziale ∆t = t –t0 , otrzymujemy: t G G 1 G ∫t dr = t∫ [v (t0 ) + m I ] dt 0 0 t , czyli G G G 1 G r (t ) = r (t 0 ) + v (t 0 ) ∆ t + ∫ I dt . m t0 t 04-10-26 Reinhard Kulessa (3.9) 9 Równanie (3.6) da się rozwiązać jedynie, gdy I jest explicite funkcją czasu. 3.4 Ruch swobodny i nieswobodny Dotychczas rozważaliśmy cząstkę, która mogła w inercjalnym układzie współrzędnych wykonywać dowolne ruchy pod wpływem przyłożonej siły F. Cząstkę taką nazywamy swobodną i mówimy, że posiada ona trzy stopnie swobody – czyli że do określenia jej położenia trzeba podać trzy liczby – np. współrzędne w układzie kartezjańskim lub innym układzie określającym jednoznacznie położenia ciała. Jeżeli cząstka podczas ruchu pozostaje stale na określonej powierzchni danej równaniem: 04-10-26 Reinhard Kulessa 10 f ( x, y , z , t ) = 0 . (3.10) Liczba stopni swobody takiej cząstki wynosi f = 2. Jeżeli cząstka porusza się na krzywej danej przez przecięcie się dwóch powierzchni jej liczba stopni swobody f = 1. Wspomniana krzywa dana jest równaniami; f1 ( x , y , z , t ) = 0 f 2 ( x, y, z, t ) = 0 . (3.11) Przyczyny ograniczające ruch cząstki nazywamy więzami. Cząstkę poruszającą się zgodnie z tymi więzami nazywamy cząstką nieswobodną. Równania (3.10) i (3.11) nazywamy równaniami więzów. 04-10-26 Reinhard Kulessa 11 Jeżeli powierzchnia lub krzywa więzów zmienia się w czasie, więzy nazywamy reonomicznymi, czyli niestacjonarnymi. Jeżeli więzy nie zmieniają się w czasie, więzy nazywamy skleronomicznymi, czyli stacjonarnymi. Przykładem więzów skleronomicznych jest np. wymóg, aby kulka poruszała się po okręgu o promieniu l na poziomym stole. Przyjmując, że środek okręgu znajduje się w początku układu współrzędnych równanie więzów będzie miało postać; l 2 − x2 − y2 − z 2 = 0 . z=0 Doświadczenie uczy nas, że istnienie więzów zmusza nas do wprowadzenia w równaniach ruchu oprócz siły zewnętrznej będącej przyczyną ruchu dodatkowej siły, którą więzy działają na poruszającą się cząstkę nieswobodną. 04-10-26 Reinhard Kulessa 12 Siłę tą nazywamy również reakcją więzów. Równanie ruchu cząstki poddanej więzom zapiszemy następująco: G G d r (t ) G G G m = F ( r , v , t ) + FR . 2 dt 2 (3.12) Z doświadczenia wiemy, że siły reakcji mają kierunek prostopadły do krzywej lub powierzchni definiującej więzy. Musimy w tym miejscu przypomnieć sobie III zasadę dynamiki Newtona. W przypadku równowagi ciała w układzie inercjalnym suma wszystkich sił działających na ciało jest równa zeru. G G F + FR = 0 04-10-26 Reinhard Kulessa . 13 3.5 Przykłady rozwiązywania równań ruchu 3.5.1 Siła sprężysta Rozważmy siłę sprężystą w oparciu o poniższy rysunek. stan równowagi Przyczepiona do sprężyny masa m zostaje odsunięta od położenia równowagi o odcinek x. Prowadzi to (zakładając, że nie ma oporów) do periodycznego drgania masy m. Rozciągnięcie sprężyny powoduje pojawienie się siły powrotnej G F = − k x iˆx ⇒ Fx = − k x 04-10-26 Reinhard Kulessa 14 Ciało wykonujące ruchy pod wpływem siły proporcjonalnej do wychylenia nazywamy oscylatorem harmonicznym. Dla swobodnego oscylatora harmonicznego przestrzennego przedstawionego obok, równanie ruchu będzie miało postać: G G F = −k r Widać z tego, że każdemu punktowi przestrzeni opisanemu przez wektor r możemy przypisać siłę F. Mamy więc do czynienia z polem siły sprężystej. Taką siłę nazywamy siłą centralną, a początek układu, z którego wychodzi wektor r nazywamy centrum siły. 04-10-26 Reinhard Kulessa 15 Wróćmy do przypadku swobodnego oscylatora przestrzennego i zastanówmy się nad jego ruchem. Załóżmy, że oscylator jest izotropowy. Oznacza to, że ωx = ωy = ωz = ω . G G mr = −kr Równanie ruchu ma postać; G 2G mr = −ω r lub , przy czym , (3.13) k . ω = m 2 Dla oscylatora harmonicznego izotropowego mamy: x = A cos( ω t + ϕ ) = A(cos ω t cos ϕ − sin ω t sin ϕ ) = A1 cos ω t + A2 sin ω t gdzie A1 = A cos ϕ A2 = − A sin ϕ . Podobnie otrzymujemy dla pozostałych składowych, 04-10-26 Reinhard Kulessa 16 y = B1 cos ω t + B2 sin ω t z = C1 cos ω t + C 2 sin ω t Po paru przekształceniach możemy możemy znaleźć tor jaki zakreśla ciało drgające ruchem izotropowego oscylatora przestrzennego. Otrzymujemy jako rozwiązanie z = D1 x + D2 y ⇒ z − D1 x − D2 y = 0 . Współczynniki D1 i D2 są funkcjami współczynników A1,A2,B1,B2,C1,C2. Ostatnie równanie jest równaniem płaszczyzny przechodzącej przez początek układu współrzędnych, będącego centrum siły harmonicznej . Mamy więc do czynienia z ruchem płaskim. 04-10-26 Reinhard Kulessa 17