2080

Рис. 7.2

На рис. 7.2 сопоставлены графики для смещения, скорости и ускорения.

7.3. Сложение гармонических колебаний

Векторное изображение колебаний облегчает и делает более наглядным решение ряда практически важных задач, в частности сложение нескольких колебаний одинаковой частоты. Если изображать колебания графически с помощью векторов, вращающихся с угловой скоростью ω0, равной собственной частоте колебания, то полученная таким способом схема называется векторной диаграммой.

Возьмем ось, которую обозначим буквой х (рис. 7.3). Из точки О, взятой на оси, отложим вектор длины А, образующий с осью угол α.

111

Рис. 7.3.

Если привести этот вектор во вращение с угловой скоростью ω0, то проекция конца вектора будет перемещаться по оси х в пределах от −А до +А, причем координата этой проекции будет изменяться со временем по закону

х = А cos (ω0 t + α).

Следовательно, проекция конца вектора на ось будет совершать гармоническое колебание, амплитуда которого равна длине вектора, круговая частота − угловой скорости вращения вектора, а начальная фаза − углу, образуемому вектором с осью в начальный момент времени.

На практике часто приходится иметь дело с таким движением, при котором тело участвует одновременно в двух или нескольких колебаниях. Например, если груз подвешен на пружине к потолку вагона, то груз совершает колебания относительно точки подвеса, которая, в свою очередь, колеблется на рессорах вагона. Таким образом, груз совершает движение, складывающееся из двух колебаний одного направления.

Примером сложения колебаний различного направления является движение пучка электронов в электронно-лучевой трубке под действием двух взаимно перпендикулярных электрических полей.

Рассмотрим два наиболее простых случая сложения гармонических колебаний: сложение колебаний одной частоты, направленных вдоль одной прямой, и сложение взаимно перпендикулярных колебаний.

112

7.3.1. Сложение колебаний одной частоты, направленных вдоль одной прямой

Пусть тело участвует одновременно в двух гармонических колебаниях одной частоты ω0. Смещение х колеблющегося тела будет суммой смещений х1 и х2, которые запишутся следующим образом:

Представим оба колебания с помощью векторов А1 и А2 (рис. 7.4). Построим по правилам сложения векторов результи-

рующий вектор А. Проекция этого вектора на ось х равна сумме проекций слагаемых векторов:

х = х1 + х2.

Рис. 7.4

Следовательно, вектор А представляет собой результирующее колебание. Этот вектор вращается с той же угловой скоростью ω0, что и векторы А1 и А2, так что результирующее

113

жителе пренебрегаем членом Δω/2 по сравнению с ω). График функции (7.12) представлен на рис. 7.5, а (изображен случай

ω/Δω = 10).

Рис. 7.5.

Заключенный в скобки множитель в формуле (7.12) изменяется гораздо медленнее, чем второй множитель. Вследствие условия ω >> Δω за то время, за которое множитель cos ωt совершает несколько полных колебаний, множитель, стоящий в скобках, почти не изменится. Это дает нам основание рассматривать колебание (7.12) как гармоническое колебание частоты ω, амплитуда которого изменяется по некоторому периодическому закону. График амплитуды показан на рис. 7.5,б. Аналитическое выражение амплитуды, очевидно, имеет вид

Выражение (7.13) является периодической функцией с частотой, в 2 раза превышающей частоту выражения, стоящего под знаком модуля, т.е. с частотой Δω. Таким образом, частота

115

пульсаций амплитуды (ее называют частотой биения) равна разности частот складываемых колебаний.

7.3.2. Сложение взаимно перпендикулярных колебаний

Рассмотрим результат сложения двух взаимно перпендикулярных гармонических колебаний одной частоты ω0, происходящих вдоль координатных осей x и y. Если возбудить оба колебания, то материальная точка будет двигаться по некоторой, вообще говоря, криволинейной траектории, форма которой зависит от разности фаз обоих колебаний.

Выберем начало отсчета времени так, чтобы начальная фаза первого колебания была равна нулю. Тогда уравнения колебаний запишутся следующим образом:

где α − разность фаз обоих колебаний.

Выражение (7.14) представляет собой заданное в параметрической форме уравнение траектории, по которой движется тело, участвующее в обоих колебаниях. Чтобы получить уравнение траектории в обычном виде, нужно исключить из уравнений (7.14) параметр t. Из первого уравнения следует, что

Теперь развернем косинус во втором из уравнений (7.14) по формуле для косинуса суммы, подставляя при этом вместо cos ω0 t и sin ω0 t их значения (7.15) и (7.16). В результате получим

116

Последнее уравнение после несложных преобразований можно привести к виду

Из аналитической геометрии известно, что уравнение (7.18) есть уравнение эллипса, оси которого ориентированы относительно координатных осей x и y произвольно. Ориентация эллипса и величина его полуосей зависят довольно сложным образом от амплитуд А и В и разности фаз α.

Исследуем форму траектории в некоторых частныхслучаях. 1. Разность фаз равна нулю, т.е. α = 0. В этом случае урав-

нение (7.18) принимает вид

ляя сюда выражение (7.14) для x и y и учитывая, что α = 0, получим закон, по которому r изменяется со временем:

Из (7.20) следует, что результирующее движение является гармоническим колебанием вдоль прямой с частотой ω0 и ам-

плитудой, равной A2 + B2 (рис. 7.6).

2. Разность фаз α = ±π. Уравнение (7.18) имеет вид

117

откуда получается, что результирующее движение представляет собой гармоническое колебание вдоль прямой (рис. 7.7)

y = − BA x.

3. При α = ±π/2 уравнение (7.18) переходит в уравнение эллипса

приведенного к координатным осям, причем полуоси эллипса равны соответствующим амплитудам колебаний. При равенстве амплитуд эллипс вырождается в окружность.

Случаи α = + π2 и α = − π2 отличаются направлением движения по эллипсу или по окружности. Если при α = + π2 уравнение (7.18) можно записать следующим образом:

то в момент t = 0 тело находится в точке 1 (рис. 7.8).

В последующие моменты времени координата x уменьшается, а координата y становится отрицательной. Следовательно, движение совершается по часовой стрелке.

118

При α = − π2 уравнения колебания имеют вид

Отсюда можно заключить, что движение происходит против часовой стрелки.

Из сказанного следует, что равномерное движение по окружности радиусом R с угловой скоростью ω0 может быть представлено как сумма двух взаимно перпендикулярных колебаний:

(знак «+» в выражении для y соответствует движению против часовой стрелки, знак «−» – движению по часовой стрелке).

В случае, когда частоты взаимно перпендикулярных колебаний отличаются на очень малую величину Δω0, их можно рассматривать как колебания одинаковой частоты, но с изменяющейся разностью фаз. В самом деле уравнения колебаний можно представить следующим образом:

и выражение Δω0t + α рассматривать как разность фаз, медленно изменяющуюся со временем по линейному закону.

Результирующее движение в этом случае происходит по медленно видоизменяющейся кривой, которая последовательно принимает форму, отвечающую всем значениям разности фаз от

−π до +π.

Если частоты взаимно перпендикулярных колебаний не одинаковы, то траектория результирующего движения имеет вид довольно сложных кривых, называемых фигурами Лиссажу.

119

На рис. 7.9 показана одна из простейших траекторий, получающаяся при отношении частот 1:2 и разности фаз, равной π/2.

Уравнения колебаний имеют следующий вид:

х = A cos ω0 t, y = B cos (2ω0 t + π/2).

За то время, пока вдоль оси x точка успевает переместиться из одного крайнего положения в другое, вдоль оси y, выйдя из нулевого положения, она успевает достигнуть одного крайнего положения, затем другого и вернуться в нулевое положение.

При отношении частот 1:2 и разности фаз, равной нулю, траектория вырождается в незамкнутую кривую (рис. 7.10), по которой точка движется туда и обратно.

Рис. 7.11

120