Теоретическое введение. Рассмотрим колеблющуюся механическую систему, положение которой может быть задано с помощью одной переменной

РАБОТА № 1

 

Рассмотрим колеблющуюся механическую систему, положение которой может быть задано с помощью одной переменной, которую мы обозначим через «х». В этом случае потенциальная энергия системы будет функцией этой переменной, т.е. . Допустим, что эта система в процессе движения проходит положение устойчивого равновесия. В этом положении имеет минимальное значение. Условимся величину «х» и потенциальную энергию отсчитывать от этого положения равновесия и тогда .

Разложим функцию в ряд Тейлора по степеням «х»

.

Ограничиваясь малыми колебаниями, будем пренебрегать высшими степенями «х». Тогда учитывая, что , и обозначив , получим

.

Коэффициент называется жесткостью. Эта величина является характеристикой системы в целом.

По определению, сила, действующая на систему, и значит в нашем случае

.

Силы, определяемые по этой формуле, независимо от их природы, получили название квазиупругих сил.

Система, движущаяся под действием квазиупругой силы, называется одномерным гармоническим осциллятором. По второму закону Ньютона, для одномерного гармонического осциллятора можно получить

.

Это выражение можно преобразовать к виду

,

где - собственная частота колебаний системы.

Мы получили уравнение движения одномерного гармонического осциллятора. Его решение , где - произвольные постоянные, задаваемые начальными условиями.

Примером системы, совершающей гармонические колебания, является тело подвешенное на длинной нити (маятник).

Период колебаний маятника определяется по приближенной формуле, при­годной только для малых амплитуд:

, 1.1

где I - момент инерции маятника относительно оси колебаний,

m - масса маятника,

d - расстояние от оси до центра масс маятника,

g - ускорение свободного падения.

В настоящей работе проводится проверка соотношения 1.1 в случае, когда ма­ятник можно приближенно считать математическим, т.к. масса маятника сосредото­чена в области, размеры которой малы по сравнению с длиной маятника.

Исследуемый в данной работе маятник представляет собой стальной шарик радиусом R на бифилярном подвесе, тонкая нить проходит через центр масс шарика. Длина подвеса может регулироваться, период колебаний маятни­ка с высокой точностью измеряется электронным секундомером (рис. 1.1).

Пренебрегая моментом инерции нити, ввиду его ма­лости, запишем момент инерции маятника в виде

. 2.1

Соотношение 2.1следует из теоремы Штейнера.

В первом приближении, с учетом того, что d > > R можно получить

. 3.1

В этом приближении момент инерции определяется, очевидно, с небольшой систематической погрешностью

4.1

которую в условиях опыта легко оценить. С учетом 3.1 период колебания маятника можно записать в виде

. 5.1

Он, как и должно быть, совпадает с периодом колебаний математического маятника, длина которого равна d.

Из 5.1 можно найти выражение для ускорения свободного падения

. 6.1