Таким образом, искомое частное решение будет

Выводы.

· Характер собственных колебаний при наличии силы трения определяется соотношением между и . При – апериодический режим (3); – колебания описываются периодическим законом c экспоненциально убывающей от времени амплитудой (4); – режим критического затухания (5).

· Добротность колебательной системы является очень важным параметром, характеризующим диссипационные процессы в системе.

Диссипативная функция (функция рассеяния) — функция, вводимая для учёта перехода энергии упорядоченного движения в энергию неупорядоченного движения, в конечном счёте — в тепловую, например, для учёта влияния сил вязкого трения на движение механической системы. Диссипативная функция характеризует степень убывания механической энергии этой системы. Диссипативная функция, делённая на абсолютную[1] температуру, определяет скорость, с которой возрастает энтропия в системе (т. н. производство энтропии). Диссипативная функция имеет размерность мощности.

9)Вынужденные колебания без трения. Биения. Резонанс.

Вынужденные колебания без трения.

Рассмотрим важный случай колебаний, возникающих, когда на точку, кроме восстанавливающей силы , действует еще периодически изменяющаяся со вре­менем сила , проекция которой на ось Ох равна

.

Эта сила называется возмущающей силой, а колебания, происхо­дящие при действии такой силы, называются вынужденными. Вели­чина Р является частотой возмущающей силы.

Возмущающей силой может быть сила, изменяющаяся со временем и по другому закону. Мы ограничимся рассмотрением случая, когда определяется указанным равенством. Такая возмущающая сила назы­вается гармонической.

Рассмотрим движение точки, на которую, кроме вос­станавливающей силы , действует только возмущаю­щая сила . Дифференциальное уравнение движения в этом случае

.

Разделим обе части этого уравнения на т и положим

.

Тогда, учитывая обозначение, приведем уравнение движения к виду

.

Уравнение является дифференциальным уравнением вынуж­денных колебаний точки при отсутствии сопротивления. Его решением, как известно из теории дифференциальных уравнений, будет , где -общее решение уравнения без правой части, а - какое-нибудь частное решение полного уравнения.

Полагая, что p = k, будем искать решение в виде

,

где А - постоянная величина, которую надо подобрать так, чтобы равенство обратилось в тождество. Подставляя значение и его второй производной в уравнение будем иметь:

.

Это равенство будет выполняться при любом t, если или

.

Таким образом, искомое частное решение будет

.

Так как , а общее решение имеет окончательно вид

,

где а и - постоянные интегрирования, определяемые по начальным данным. Решение показывает, что колебания точки складываются в этом случае из: 1) колебаний с амплитудой а(зависящей от на­чальных условий) и частотой k, называемых собственными колеба­ниями, и 2) колебаний с амплитудой А (не зависящей от начальных условий) и частотой р, которые называютсявынужденными колеба­ниями

Частота р вынужденных колебаний, как видно, равна частоте воз­мущающей силы. Амплитуду этих колебаний, если разделить числи­тель и знаменатель на , можно представить в виде:

,

где , т. е. есть величина статического отклонения точки под действием силы . Как видим, A зависит от отношения частоты р возмущающей силы к ча­стоте kсобственных колебаний.

Подбирая различ­ные соотношения между р и k, можно получить вынужденные коле­бания с разными амплитудами. При амплитуда равна (или близка к этой величине). Если величина р близка к k, амплитуда A становится очень большой. Когда , амплитуда A становится очень малой (практически близка к нулю).

Резонанс. В случае, когда , т.е. когда частота возму­щающей силы равна частоте собственных колебаний, имеет место так называемое явление резонанса. Размахи вынужденных колебаний при резонансе будут со временем неограниченно возрастать так, как показано на рис.35.

Биения — явление, возникающее при наложении двух гармонических колебаний, выражающееся в периодическом уменьшении и увеличении амплитуды суммарного сигнала. Биения модулируются по амплитуде. Распространение такого вида колебаний менее эффективно. Частота изменения амплитуды суммарного сигнала равна разности частот двух исходных сигналов.

10)Вынужденные колебания при наличии трения.

Исследование вынужденных колебаний при наличии трения вполне аналогично произведенному здесь рассмотрению колебаний без трения. Мы остановимся здесь подробно на представляющем самостоятельный интерес случае периодической вынуждающей силы.

Прибавив в правой части уравнения (25.1) внешнюю силу ƒcos t и разделив на m, получим уравнение движения в виде

+ 2λ + x = cos t. (26.1)

Решение этого уравнения удобно находить в комплексной форме, для чего пишем в правой части e^{i t} вместо cos t:

+ 2λ + x = e^{i t}.

Частный интеграл ищем в виде х = Вегу1 и находим для В:

B = .

Представив B в виде be^iδ, имеем для b и δ:

b = , tg δ = . (26.3)

Наконец, отделив вещественную часть от выражения Be^{i t}=b ^t+δ) получим частный интеграл уравнения (26.1), а прибавив к нему общее решение уравнения без правой части (которое мы напишем для определенности для случая ω₀>λ), получим окончательно:

x = αe^−λt cos (ωt + ) + b cos (λt + δ). (26.4)

Первое слагаемое экспоненциально убывает со временем, так что через достаточно большой промежуток времени остается только второй член:

x = b cos ( t + δ). (26.5)

Выражение (26.3) для амплитуды b вынужденного колебания хотя и возрастает при приближении частоты к ω₀, но не обращается в бесконечность, как это было при резонансе в отсутствие трения. При заданной амплитуде силы ƒ амплитуда колебания максимальна при частоте = ; при λ<<ω₀ это значение отличается от ω₀ лишь на величину второго порядка малости.

Рассмотрим область вблизи резонанса. Положим =ω₀+ε, где ε — малая величина; будем также считать, что λ<<ω₀. Тогда в (26.2) можно приближенно заменить:

² − = ( + ω₀)( − ω₀) ≈ 2ω₀ε, 2i λ ≈ 2iλω₀,

так что

B = − (26.6)

или

b = , tg δ = . (26.7)

Отметим характерную особенность хода изменения разности фаз δ между колебанием и вынуждающей силой при изменении частоты последней. Эта разность всегда отрицательна, т.е. колебание «запаздывает» относительно внешней силы. Вдали от резонанса, со стороны <ω₀, δ стремится к нулю, а со стороны >ω₀ — к значению − . Изменение δ от нуля до − происходит в узкой (ширины ~λ) области частот, близких к ω₀; через значение − /2 разность фаз проходит при =ω₀. Отметим в этой связи, что в отсутствие трения изменение фазы вынужденного колебания на величину происходит скачком при =ω₀ (второй член в (22.4) меняет знак); учет трения
«размазывает» этот скачок.

При установившемся движении, когда система совершает вынужденные колебания (26.5), ее энергия остается неизменной. В то же время система непрерывно поглощает (от источника внешней силы) энергию, которая диссипируется благодаря наличию трения. Обозначим через I( ) количество энергии, поглощаемой в среднем в единицу времени, как функцию частоты внешней силы. Согласно (25.13) имеем

I( ) = 2 ,

где — среднее (по периоду колебания) значение диссипативной функции. Для одномерного движения выражение (25.11) диссипативной функции сводится к F = ² /2 = λm ². Подставив сюда (26.5), получим

F = λmb^{2 2} sin² ( t + δ).

Среднее по времени значение квадрата синуса равно 1/2, поэтому

I( ) = λmb^{2 2}. (26.8)

Вблизи резонанса, подставляя амплитуду колебания из (26.7), имеем

I(ε) = . (26.9)

Такой вид зависимости поглощения от частоты называется дисперсионным. Полушириной резонансной кривой (рис. 31) называют значение |ε|, при котором величина I(ε) уменьшается вдвое по сравнению с ее максимальным значением при ε=0.

Рис. 31

Из формулы (26.9) видно, что в данном случае эта ширина совпадает с показателем затухания λ. Высота же максимума

I(0) =

обратно пропорциональна λ. Таким образом, при уменьшении показателя затухания резонансная кривая становится уже и выше, т.е. ее максимум становится более острым. Площадь же под резонансной кривой остается при этом неизменной.

Последняя дается интегралом

I( ) d = I(ε) dε.

Поскольку I(ε) быстро убывает при увеличении |ε|, так что область больших |ε| все равно не существенна, можно при интегрировании писать I(ε) в виде (26.9), а нижний предел заменить на − . Тогда

I(ε) dε = = . (26.10)

11)Вынужденные колебания при наличии трения.

Если точка подвеса достаточно быстро колеблется вверх-вниз, то маятник приобретает устойчивое положение «вверх тормашками, блядь». Такая система называется маятником Капицы.

Маятником Капицы называется система, состоящая из грузика, прикрепленного к легкой нерастяжимой спице, которая крепится к вибрирующему подвесу. При неподвижной точке подвеса, модель описывает обычный математический маятник, для которого имеются два положения равновесия: в нижней точке и в верхней точке. При этом равновесие математического маятника в верхней точке является неустойчивым, и любое сколь угодно малое возмущение приводит к потере равновесия.

Удивительной особенностью маятника Капицы является то, что вопреки интуиции перевернутое (вертикальное) положение маятника может быть устойчивым в случае быстрых вибраций подвеса. Капица экспериментально исследовал такой маятник, а также построил теорию динамической стабилизации, разделяя движение на «быстрые» и «медленные» переменные и введя эффективный потенциал.

Маятник Капицы интересен еще и тем, что в такой простой системе можно наблюдать параметрические резонансы, когда нижнее положение равновесия не является больше устойчивым и амплитуда малых отклонений маятника нарастает со временем.

Направим ось вертикально вверх, а ось горизонтально, так чтобы плоское движение маятника происходило в плоскости ( — ). Введем обозначения:

§ — частота вынуждающих вертикальных гармонических колебаний подвеса,

§ — амплитуда вынуждающих колебаний,

§ — собственная частота колебаний математического маятника,

§ — ускорение свободного падения,

§ — длина легкого стержня,

§ — масса грузика.

Если угол между стержнем и осью обозначить как , то зависимость координат грузика от времени запишется следующими формулами:

Движение маятника удовлетворяет уравнениям Эйлера — Лагранжа. Зависимость фазы маятника от времени определяет положение грузика^[5]: