Математи́ческий ма́ятник — осциллятор , представляющий собой механическую систему , состоящую из материальной точки на конце невесомой нерастяжимой нити или лёгкого стержня и находящуюся в однородном поле сил тяготения . Другой конец нити (стержня) обычно неподвижен. Период малых собственных колебаний маятника длины L , подвешенного в поле тяжести, равен

${\displaystyle T_{0}=2\pi {\sqrt {L \over g}}}$

и не зависит, в первом приближении, от амплитуды колебаний и массы маятника. Здесь g — ускорение свободного падения .

Математический маятник служит простейшей моделью физического тела, совершающего колебания: она не учитывает распределение массы. Однако реальный физический маятник при малых амплитудах колеблется так же, как математический с приведённой длиной .

Характер движения маятника

Математический маятник со стержнем способен колебаться только в какой-то одной плоскости (вдоль какого-то выделенного горизонтального направления) и, следовательно, является системой с одной степенью свободы . Если же стержень заменить на нерастяжимую нить, получится система с двумя степенями свободы (так как становятся возможными колебания по двум горизонтальным координатам).

При колебаниях в одной плоскости маятник движется по дуге окружности радиуса ${\displaystyle L}$ , а при наличии двух степеней свободы может описывать кривые на сфере того же радиуса . Нередко, в том числе в случае нити, ограничиваются анализом плоского движения; оно и рассматривается далее.

Уравнение колебаний маятника

Если в записи второго закона Ньютона ${\displaystyle m{\vec {a}}={\vec {F}}}$ для математического маятника выделить тангенциальную составляющую ( ${\displaystyle ma_{\tau }=F_{\tau })}$ , получится выражение

${\displaystyle mL{\ddot {\theta }}=-mg\sin \theta }$ ,

так как ${\displaystyle a_{\tau }={\dot {v}}=d/dt(Ld\theta /dt)}$ , а из действующих на точку сил тяжести и натяжения ненулевую компоненту ${\displaystyle F_{\tau }}$ даёт только первая. Следовательно, колебания маятника описываются обыкновенным дифференциальным уравнением (ДУ) вида

${\displaystyle {\ddot {\theta }}+{\frac {g}{L}}\sin \theta =0}$ ,

где неизвестная функция ${\displaystyle \theta (t)}$ ― это угол отклонения маятника в момент ${\displaystyle t}$ от нижнего положения равновесия, выраженный в радианах, ${\displaystyle L}$ ― длина подвеса, ${\displaystyle g}$ ― ускорение свободного падения . Предполагается, что потерь энергии в системе нет. В области малых углов ${\displaystyle \sin \theta \approx \theta }$ это уравнение превращается в

${\displaystyle {\ddot {\theta }}+{\frac {g}{L}}\theta =0}$ .

Для решения ДУ второго порядка, то есть для определения закона движения маятника, необходимо задать два начальных условия — угол ${\displaystyle \theta }$ и его производную ${\displaystyle {\dot {\theta }}}$ при ${\displaystyle t=0}$ .

Решения уравнения движения

Возможные типы решений

В общем случае решение ДУ с начальными условиями для маятника может быть получено численно. Варианты движения (в случае, если маятник — это материальная точка на лёгком стержне), качественно, представлены на анимации. В каждом окне вверху показана зависимость угловой скорости ${\displaystyle {\dot {\theta }}}$ от угла ${\displaystyle \theta }$ . По мере нарастания размаха поведение маятника всё сильнее отклоняется от режима гармонических колебаний.

• 
  Маятник висит
• 
  Малые колебания (размах 45°)
• 
  Колебания с размахом 90°
• 
  Колебания с размахом 135°
• 
  Колебания с размахом 170°
• 
  Фиксация в верхнем положении
• 
  Движение близкое к сепаратрисе
• 
  Вращение маятника

Гармонические колебания

Уравнение малых колебаний маятника около нижнего положения равновесия, когда уместна замена ${\displaystyle \sin \theta \approx \theta }$ , называется гармоническим уравнением:

${\displaystyle {\ddot {\theta }}+\omega _{0}^{2}\theta =0}$ ,

где ${\displaystyle \omega _{0}={\sqrt {g/L}}}$ ― положительная константа, определяемая только из параметров маятника и имеющая смысл собственной частоты колебаний. Кроме того, может быть осуществлён переход к переменной «горизонтальная координата» ${\displaystyle x=L\sin \theta \approx L\theta }$ (ось ${\displaystyle x}$ лежит в плоскости качания и ортогональна нити в нижней точке):

${\displaystyle {\ddot {x}}+\omega _{0}^{2}x=0}$ .

Малые колебания маятника являются гармоническими . Это означает, что смещение маятника от положения равновесия изменяется во времени по синусоидальному закону :

${\displaystyle x=A\sin(\omega _{0}t+\alpha )}$ ,

где ${\displaystyle A}$ — амплитуда колебаний маятника, ${\displaystyle \alpha }$ — начальная фаза колебаний.

Если пользоваться переменной ${\displaystyle x}$ , то при ${\displaystyle t=0}$ необходимо задать координату ${\displaystyle x_{0}}$ и скорость ${\displaystyle v_{x0}}$ , что позволит найти две независимые константы ${\displaystyle A}$ , ${\displaystyle \alpha }$ из соотношений ${\displaystyle x_{0}=A\sin \alpha }$ и ${\displaystyle v_{x0}=A\omega _{0}\cos \alpha }$ .

Случай нелинейных колебаний

Для маятника, совершающего колебания с большой амплитудой, закон движения более сложен:

${\displaystyle \sin {\frac {\theta }{2}}=\varkappa \cdot \operatorname {sn} (\omega _{0}t;\varkappa ),}$

где ${\displaystyle \operatorname {sn} }$ — это синус Якоби . Для ${\displaystyle \varkappa <1}$ он является периодической функцией, при малых ${\displaystyle \varkappa }$ совпадает с обычным тригонометрическим синусом.

Параметр ${\displaystyle \varkappa }$ определяется выражением

${\displaystyle \varkappa ={\frac {\varepsilon +\omega _{0}^{2}}{2\omega _{0}^{2}}},\quad \varepsilon ={\frac {E}{mL^{2}}}}$ .

Период колебаний нелинейного маятника составляет

${\displaystyle T={\frac {2\pi }{\Omega }},\quad \Omega ={\frac {\pi }{2}}{\frac {\omega _{0}}{K(\varkappa )}}}$ ,

где K — эллиптический интеграл первого рода.

Для вычислений практически удобно разлагать эллиптический интеграл в ряд:

${\displaystyle T=T_{0}\left\{1+\left({\frac {1}{2}}\right)^{2}\sin ^{2}\left({\frac {\theta _{0}}{2}}\right)+\left({\frac {1\cdot 3}{2\cdot 4}}\right)^{2}\sin ^{4}\left({\frac {\theta _{0}}{2}}\right)+\dots +\left[{\frac {\left(2n-1\right)!!}{\left(2n\right)!!}}\right]^{2}\sin ^{2n}\left({\frac {\theta _{0}}{2}}\right)+\dots \right\}}$

где ${\displaystyle T_{0}=2\pi {\sqrt {\frac {L}{g}}}}$ — период малых колебаний, ${\displaystyle \theta _{0}}$ — максимальный угол отклонения маятника от вертикали.

При углах до 1 радиана (≈ 60°) с приемлемой точностью (ошибка менее 1 %) можно ограничиться первым приближением:

${\displaystyle T=T_{0}\left(1+{\frac {1}{4}}\sin ^{2}\left({\frac {\theta _{0}}{2}}\right)\right)}$ .

Точная формула периода, с квадратичной сходимостью для любого угла максимального отклонения, обсуждается на страницах сентябрьского выпуска журнала « Заметки американского математического общества » 2012 года :

${\displaystyle T={\frac {2\pi }{M{\big (}\cos(\theta _{0}/2){\big )}}}{\sqrt {\frac {L}{g}}}}$ ,

где ${\displaystyle M(s)}$ — арифметико-геометрическое среднее чисел 1 и ${\displaystyle s}$ .

Движение по сепаратрисе

Движение маятника по является непериодическим. В бесконечно далёкий момент времени он начинает падать из крайнего верхнего положения в какую-то сторону с нулевой скоростью, постепенно набирает её, а затем останавливается, возвратившись в исходное положение.

Факты

Несмотря на свою простоту, математический маятник связан с рядом интересных явлений.

• Если амплитуда колебания маятника близка к ${\displaystyle \pi }$ , то есть движение маятника на фазовой плоскости близко к , то под действием малой периодической вынуждающей силы система демонстрирует хаотическое поведение . Это одна из простейших механических систем, в которой хаос возникает под действием периодического возмущения .
• Если точка подвеса не неподвижна, а совершает колебания, то у маятника может появиться новое положение равновесия. Если точка подвеса достаточно быстро колеблется вверх-вниз, то маятник приобретает устойчивое положение «вверх тормашками». Такая система называется маятником Капицы .
• В условиях вращения Земли при достаточно длинной нити подвеса плоскость, в которой маятник совершает колебания, будет медленно поворачиваться относительно земной поверхности в сторону, противоположную направлению вращения Земли ( маятник Фуко ).

См. также

• Физический маятник
• Маятник Фуко
• Маятник Дубошинского

Примечания

Ссылки

• , моделирующая поведение математических маятников, в частности .
• , моделирующий колебание математического маятника при наличии вязкого трения с черчением .