贡献者: JierPeter; addis
如图 1 ,质量为 $m$ 的质点固定在弹性系数为 $k$ 的弹簧的一端,弹簧另一端固定,忽略弹簧的质量,任何摩擦以及重力。
在 $t = 0$ 时,若质点不在平衡位置,或者有一个初速度,则接下来会发生振动。以质点拉伸弹簧的方向为 $x$ 轴正方向,质点的平衡位置为 $x = 0$。当质点在位置 $x$ 时,根据胡克定律,受力为 $F = - kx$。根据牛顿第二定律 $F = ma = m\ddot x$($\ddot x$ 代表对时间的二阶导数)。 两式消去 $F$,得
微分方程式 1 的通解表示为:
像式 2 这样满足正弦(余弦)规律的运动叫做简谐运动(或简谐振动)。其中 $A$ 为振幅(amplitude),$\omega t + \phi_0$ 为相位(phase),$\phi_0$ 为初相位(initial phase)(即 $t = 0$ 时刻的相位)。
方程式 1 的解法见下:
由于上式中最高阶导数是二阶,所以叫做二阶微分方程。要解该方程,就是要寻找一个函数 $x(t)$,使它的二阶导数与 $- x(t)$ 成正比,比例系数为 $k/m$。
注意到 $\cos'' t = - \cos t$ 具有类似的性质2,不妨继续猜测 $x = \cos\left(\omega t\right) $,则 $\ddot x = - {\omega ^2}\cos \omega t$。所以只要令 $\omega = \sqrt{k/m}$ 即可满足方程。这说明,弹簧的振动可以用余弦函数来描述。但是这只是方程的一个解。容易验证,形如式 2 的函数 $x(t)$ 都是式 1 的解。
事实上,式 2 包含了式 1 的所有解。要证明这一点,需要了解常微分方程的解的结构,因此这里不作讨论。感兴趣的读者请系统学习常微分方程一章。
式 1 的解法还可参考二阶常系数齐次微分方程的通解,或见常系数线性齐次微分方程,是其中一个简单的特例。
简谐振子的运动规律式 2 知道了,但是如何决定 $A$ 和 $\phi_0$ 呢?
由于有两个待定常数,我们需要两个额外条件才能解出。常见的情况是给出初始时刻 $t = 0$ 时质点的位置 $x(0)$ 和速度 $\dot x(0)$,这就叫做初值条件。
例如给出 $x(0) = 0$, $\dot x(0) = v_0$,把方程的通解代入,得 $A\cos \phi_0 = 0$, $ - A\omega \sin \phi_0 = v_0$,解得 $\phi_0 = \pi /2$, $A = -v_0\omega $。所以
初值条件给定,我们便能计算出待定常数 $A$ 和 $\phi_0$,得到唯一的解,即特解。初值条件把不确定的通解固定为唯一特解,其物理意义是初值条件唯一决定了系统的运动状态。
将图 1 中的弹簧振子竖直放置,忽略弹簧质量,那还是简谐振子吗?答案是肯定的,这是因为胡克定律是线性的。下面是具体讨论。
设原点仍然定义为弹簧处于原长时的末端,那么小球的运动方程为:
由此可见,如果小球所受重力为 $mg$,那么我们只需要把原点定义为比弹簧原长的位置还长 $\frac{mg}{k}$,那整个系统依然是一个平衡点在原点处的弹簧振子。在这个平衡点,重力和弹簧拉力平衡。
图 2 的左边是一个单摆,右边是摆锤的受力分析。
轻质摆臂的长为 $l$,摆锤的质量为 $m$,则当单摆偏离平衡位置的角度为 $\theta$ 时,摆锤所受合力大小为
设 $x=l\theta$ 是摆锤划过 $\theta$ 角的弧长,于是单摆的运动方程为
这是一个非线性方程。为了简化,我们只考虑摆幅很小的情况(通常取 $\theta< t^\circ$),此时 $\sin\theta$ 近似等于 $\theta$,且 $x$ 也近似等于摆锤的水平位移。于是式 7 化为
显然这也是一个简谐振子。
简谐振子的总能量等于质点动能加弹簧的弹性势能。当位移最大时,动能为 0,总能量等于势能,位移为 0 时势能为 0,总能量等于动能
简谐振子作周期性振动,可以计算其振动频率。振动频率的定义是单位时间内完成的周期数量,即完成一个周期所需时间的倒数。
假设一个简谐振子的运动方程为
类似地,式 9 描述的单摆频率为
当你登陆一颗陌生天体时,可以用一根比较轻的绳子拴着一块重物,配合计时工具,利用式 16 快速地粗测出当地的重力加速度。