理论力学质点的振动
理论力学a实验报告
理论力学a实验报告理论力学实验报告实验目的：1. 通过实验验证牛顿第二定律F=ma，了解质点运动的基本规律。
2. 了解不同质量和不同力作用下质点的加速度变化规律。
3. 学会使用实验数据进行数据处理和结果分析。
实验器材和仪器：1. 弹簧片、纸尺、质量块、电子天平、细线、定滑轮、螺旋测微器等。
实验原理：1. 牛顿第二定律：当质点受到的合外力F（施加力）作用时，它在单位时间内改变的动量等于力乘以时间，即F=ma。
2. 质点的运动方程：当质点受到外力F（恒力）并且无法运动阻力（忽略空气阻力）时，其运动方程为F=ma。
实验内容：1. 利用弹簧片制作一个简单的弹簧振子，测量弹簧振子的恢复力和质量。
2. 在水平桌面上，用细线连接一个质量块和一个拉动质量块的滑轮，用螺旋测微器测量质量块的加速度和受力。
1. 制作弹簧片振子：将弹簧片固定在木板上，细线穿过弹簧片中央孔，并系上质量块于另一端。
2. 用电子天平测量弹簧片和质量块的质量，并测量弹簧片振子的原始长度。
3. 将质量块从平衡位置拉开一小段距离后释放，测量弹簧片振子的振动时间，重复多次并取平均值。
4. 根据实验数据计算弹簧片振子的恢复力和质量，并进行数据处理和分析。
5. 利用细线连接质量块和拉动质量块的滑轮，将螺旋测微器固定在质量块上，并用纸尺测量螺旋测微器的刻度值。
6. 在拉力滑轮上施加一恒力，使质量块受到恒力作用。
同时，利用螺旋测微器测量质量块的加速度，并记录数据多次。
7. 根据实验数据计算质量块的加速度和受力，并进行数据处理和分析。
实验结果与分析：1. 弹簧片振子的恢复力与振子长度成正比，即F=kx，其中k 表示弹性系数，x 表示弹簧片振子的位移。
2. 通过实验数据计算出弹性系数和质量块的质量，并进行误差分析。
3. 质量块的加速度与施加力成正比，即a=F/m，其中F 表示受力，m 表示质量。
4. 通过实验数据计算出质量块的加速度，并进行误差分析。
5. 实验结果与理论分析一致，验证了牛顿第二定律F=ma。
理论力学课后答案第五章
第五章思考题5.1虚功原理中的“虚功”二字作何解释？用虚功原理理解平衡问题，有何优点和缺点？5.2 为什么在拉格朗日方程中，a θ不包含约束反作用力？又广义坐标与广义力的含义如何？我们根据什么关系由一个量的量纲定出另一个量的量纲?5.3广义动量a p 和广义速度a q &是不是只相差一个乘数m ？为什么a p 比aq &更富有意义？ 5.4既然aq T &∂∂是广义动量，那么根据动量定理，⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂αq T dt d &是否应等于广义力a θ？为什么在拉格朗日方程()14.3.5式中多出了a q T ∂∂项？你能说出它的物理意义和所代表的物理量吗？5.5为什么在拉格朗日方程只适用于完整系？如为不完整系，能否由式()13.3.5得出式()14.3.5？5.6平衡位置附近的小振动的性质，由什么来决定？为什么22s 个常数只有2s 个是独立的？5.7什么叫简正坐标？怎样去找？它的数目和力学体系的自由度之间有何关系又每一简正坐标将作怎样的运动？5.8多自由度力学体系如果还有阻尼力，那么它们在平衡位置附近的运动和无阻尼时有何不同？能否列出它们的微分方程？5.9 dL 和L d 有何区别？a q L ∂∂和aq L ∂∂有何区别？ 5.10哈密顿正则方程能适用于不完整系吗？为什么？能适用于非保守系吗？为什么？5.11哈密顿函数在什么情况下是整数？在什么情况下是总能量？试祥加讨论，有无是总能量而不为常数的情况？5.12何谓泊松括号与泊松定理？泊松定理在实际上的功用如何？5.13哈密顿原理是用什么方法运动规律的？为什么变分符号δ可置于积分号内也可移到积分号外？又全变分符号∆能否这样？5.14正则变换的目的及功用何在？又正则变换的关键何在？5.15哈密顿-雅可比理论的目的何在？试简述次理论解题时所应用的步骤.5.16正则方程()15.5.5与()10.10.5及()11.10.5之间关系如何？我们能否用一正则变换由前者得出后者？5.17在研究机械运动的力学中，刘维定理能否发挥作用？何故？5.18分析力学学完后，请把本章中的方程和原理与牛顿运动定律相比较，并加以评价.第五章思考题解答5.1 答：作.用于质点上的力在任意虚位移中做的功即为虚功，而虚位移是假想的、符合约束的、无限小的.即时位置变更，故虚功也是假想的、符合约束的、无限小的.且与过程无关的功，它与真实的功完全是两回事.从∑⋅=ii i r F W ρρδδ可知：虚功与选用的坐标系无关，这正是虚功与过程无关的反映；虚功对各虚位移中的功是线性迭加，虚功对应于虚位移的一次变分.在虚功的计算中应注意：在任意虚过程中假定隔离保持不变，这是虚位移无限小性的结果.虚功原理给出受约束质点系的平衡条件，比静力学给出的刚体平衡条件有更普遍的意义；再者，考虑到非惯性系中惯性力的虚功，利用虚功原理还可解决动力学问题，这是刚体力学的平衡条件无法比拟的；另外，利用虚功原理解理想约束下的质点系的平衡问题时，由于约束反力自动消去，可简便地球的平衡条件；最后又有广义坐标和广义力的引入得到广义虚位移原理，使之在非纯力学体系也能应用，增加了其普适性及使用过程中的灵活性.由于虚功方程中不含约束反力.故不能求出约束反力，这是虚功原理的缺点.但利用虚功原理并不是不能求出约束反力，一般如下两种方法：当刚体受到的主动力为已知时，解除某约束或某一方向的约束代之以约束反力；再者，利用拉格朗日方程未定乘数法，景观比较麻烦，但能同时求出平衡条件和约束反力.5.2 答 因拉格朗日方程是从虚功原理推出的，而徐公原理只适用于具有理想约束的力学体系虚功方程中不含约束反力，故拉格朗日方程也只适用于具有理想约束下的力学体系，αθ不含约束力；再者拉格朗日方程是从力学体系动能改变的观点讨论体系的运动，而约束反作用力不能改变体系的动能，故αθ不含约束反作用力，最后，几何约束下的力学体系其广义坐标数等于体系的自由度数，而几何约束限制力学体系的自由运动，使其自由度减小，这表明约束反作用力不对应有独立的广义坐标，故αθ不含约束反作用力.这里讨论的是完整系的拉格朗日方程，对受有几何约束的力学体系既非完整系，则必须借助拉格朗日未定乘数法对拉格朗日方程进行修正.广义坐标市确定质点或质点系完整的独立坐标，它不一定是长度，可以是角度或其他物理量，如面积、体积、电极化强度、磁化强度等.显然广义坐标不一定是长度的量纲.在完整约束下，广义坐标数等于力学体系的自由度数；广义力明威力实际上不一定有力的量纲可以是力也可以是力矩或其他物理量，如压强、场强等等，广义力还可以理解为；若让广义力对应的广义坐标作单位值的改变，且其余广义坐标不变，则广义力的数值等于外力的功由W q r F s i ni i δδθδααα==⋅∑∑==11ρρ知，ααδθq 有功的量纲，据此关系已知其中一个量的量纲则可得到另一个量的量纲.若αq 是长度，则αθ一定是力，若αθ是力矩，则αq 一定是角度，若αq 是体积，则αθ一定是压强等.5.3 答 αp 与αq &不一定只相差一个常数m ，这要由问题的性质、坐标系的选取形式及广义坐标的选用而定。
理论力学 第十章振动
k2
k1
δ st
r F1
k eq = k1 + k 2
δ st r
r mg
keq k1 + k 2 = m m
m
r F2
mg = k eqδ st
keq称为等效弹簧刚性系数 并联系统的固有频率为
mg k2
ωn =
当两个弹簧并联时，其等效弹簧刚度等于两个弹簧刚度的和。 这一结论也可以推广到多个弹簧并联的情形。
O
δ st
x
r F r P
则解为：
x = A sin(ω nt + θ )
表明：无阻尼自由振动是简谐振动。 其运动图线为：
x
A
x
x0
θ ωn
O
t
t+T
x
2.无阻尼自由振动的特点 无阻尼自由振动的特点
（1）固有频率 ）
无阻尼自由振动是简谐振动，是一种周期振动，任何瞬时t， 无阻尼自由振动是简谐振动，是一种周期振动，任何瞬时 ，其 运动规律x（t）总可以写为: 运动规律 （ ）总可以写为: x（t）= x（t+T） （） （ ） T为常数，称为周期，单位符号为s。 为常数， 周期， 符号为 为常数 称为周期 单位符号 。 这种振动经过时间T后又重复原来的运动 后又重复原来的运动。 这种振动经过时间 后又重复原来的运动。 考虑无阻尼自由振动微分方程 考虑无阻尼自由振动微分方程
r F r P
x
两个根为： r1 = +iω n 方程解表示为：
r2 = −iω n
x = C1 cos ω nt + C2 sin ω nt
x = C1 cos ω nt + C2 sin ω nt
理论力学(周衍柏)第一章质点力学
（1）矢量形式的运动学方程
rr(t)
理论力学：Theoretical mechanics 当质点运动时r是时间t的单值连续函数。此方程常用来 进行理论推导。它的特点是概念清晰，是矢量法分析质点 运动的基础。
（2）直角坐标形式的运动学方程
x x(t)
y
y (t)
z z ( t )
这是常用的运动学方程，尤其当质点的轨迹未知时。它是 代数方程，虽然依赖于坐标系，但是运算容易。
说明： ① 参照物不同，对同一个物体运动的描述结果可能不同；
② 观察者是站在参照系的观察点上； ③ 不特别说明都以地球为参照系。
2. 坐标系
理论力学：Theoretical mechanics 为了定量研究的空间位置，就必须在参考系上建立坐标 系。参照系确定后，在参照系上选择适宜的坐标系，便于 用教学方式描述质点在空间的相对位置（方法）。
ji
解： 确定动系和静系 静系：河岸 动系：河流 研究对象：小船
理论力学：Theoretical mechanics
:0 牵连速度， ： 绝对速度， :相 对 速度
ji
由：
0
0
c2i
r d
dt
j
c1 cosi c1 sin
j
i
选取极坐标, 得
理论力学：Theoretical mechanics
0:人行走速度， ： 风速(相对于地)， :风 相对于人的速
度 由：
得： 理论力学：Theoretical mechanics
得： 解得：
y
2
2
理论力学：Theoretical mechanics
因此：x 4,y 4
风速： x2y2 4 2km/h
理论力学第10章 质点动力学
y
ω O φ
A β
B
如滑块的质量为m，忽略摩擦及连 杆AB的质量，试求当 t 0 和 时，连杆AB所受的力。
π 2
§10.3 质点动力学的两类基本问题 例 题 10-1
运 动 演 示
§10.3 质点动力学的两类基本问题 例 题 10-1
y
解：
ω O φ
A
β B
以滑块B为研究对象，当φ=ωt 时，受力 如图。连杆应受平衡力系作用，由于不计连 杆质量，AB 为二力杆，它对滑块B的拉力F沿 AB方向。 写出滑块沿x轴的运动微分方程
§10.3 质点动力学的两类基本问题 例 题 10-3
解： 以弹簧未变形处为坐标原点O，物块
在任意坐标x处弹簧变形量为│x│ ，弹簧 力大小为 F k x ，并指向点O，如图所 示。 则此物块沿x轴的运动微分方程为
F O x
m
x
d2 x m 2 Fx kx dt
或 令
d2 x m 2 kx 0 dt
mg
绳的张力与拉力F的大小相等。
§10.3 质点动力学的两类基本问题 例 题 10-3
物块在光滑水平面上与弹簧相连，如图所示。物块
质量为 m ，弹簧刚度系数为 k 。在弹簧拉长变形量为 a 时， 释放物块。求物块的运动规律。
F
O x
m
x
§10.3 质点动力学的两类基本问题 例 题 10-3
运 动 演 示
应用质点运动微分方程，可以求解质点动力学的两类问题。
§10.3 质点动力学的两类基本问题
第一类基本问题：已知质点的运动，求作用于质点上的力。 也就是已知质点的运动方程，通过其对时间微分两次得到质 点的加速度，代入质点运动微分方程，就可得到作用在质点 上的力。
机械振动与波动
机械振动与波动机械振动与波动是物理学中的重要概念和研究领域。
本文将从机械振动的基本原理、波动的特性以及它们在生活中的应用等方面展开论述。
一、机械振动机械振动是指物体周围环境中某个物理量周期性地变化。
在机械振动中，物体会围绕平衡位置做前后或上下的周期性振动。
机械振动的基本元素有质点、弹簧和阻尼器。
1. 质点振动在质点振动中，一个物体被假设成一个质点，不考虑其大小和形状。
质点在线性回复力作用下，在某个平衡位置附近做简谐运动。
质点振动的周期T和频率f与质点的质量m和弹簧的劲度系数k有关，分别由公式T=2π√(m/k)和f=1/T得出。
2. 弹簧振动弹簧振动是机械振动中常见的一种形式。
当弹簧受到外力拉伸或压缩时，会发生弹性畸变，当外力撤离时，弹簧会恢复原状。
弹簧振动是由弹性势能和动能之间的转换所驱动的周期性运动。
3. 阻尼振动在实际的振动系统中，会存在阻力的存在，使振动系统减弱并最终停止。
这种减弱称为阻尼。
根据阻尼的不同程度，振动系统可以分为无阻尼振动、欠阻尼振动和过阻尼振动三种情况。
二、波动波动是指物理量在空间和时间上周期性地传播和变化。
波动可以分为机械波和非机械波两种类型。
1. 机械波机械波是指需要介质传播的波动现象。
根据波动传播的方向，机械波可分为横波和纵波。
横波传播方向垂直于波动方向，如水波；纵波传播方向与波动方向平行，如声波。
机械波的传播速度与介质的性质有关。
2. 非机械波非机械波是指不需要介质传播的波动现象。
电磁波和光波是两种常见的非机械波。
非机械波可以在真空中传播，并且传播速度快，通常以光速传播。
三、机械振动与波动的应用机械振动与波动在生活中有许多实际应用。
下面将列举其中几个。
1. 音乐乐器音乐乐器的演奏就是利用了机械振动和波动的原理。
例如，弹奏吉他时琴弦的振动产生声波，通过空气传播到人的耳朵，使人产生听觉感受。
2. 地震测量地震测量利用了机械振动和波动的原理。
通过监测地震波在地壳中的传播速度和路径，可以判断地震的强度和震源位置，为地震预测和防灾提供帮助。
《理论力学》第九章质点动力学
目
CONTENCT
录
• 质点动力学的基本概念 • 质点的运动分析 • 质点的动力学方程 • 刚体的动力学 • 相对论力学简介
01
质点动力学的基本概念
质点和质点系
质点
具有质量的点，没有大小和形状 ，是理论力学中最基本的理想化 模型。
质点系
由两个或多个质点组成的系统， 可以是一个物体或多个物体。
质点运动的基本参数
位移
质点在空间中的位置变化。
速度
质点在单位时间内通过的位移，表示质点的运动快 慢和方向。
加速度
质点速度的变化率，表示质点速度变化的快慢和方 向。
质点动力学的基本定律
牛顿第一定律（惯性定律）
一个不受外力作用的质点将保持静止状态或匀速直线运动状态。
牛顿第二定律
质点的加速度与作用力成正比，与质量成反比，即F=ma。
自然坐标系中的运动分析
总结词
自然坐标系是一种以质点所在位置的切线方向为基准的描述方法，常用于分析曲线运动。在自然坐标系中，质点 的运动分析需要考虑切向和法向的运动。
详细描述
在自然坐标系中，质点的位置由曲线上的弧长$s$和对应的角度$alpha$确定。切向的运动由切向速度$v_t$描述， 而法向的运动由法向加速度$a_n$描述。在自然坐标系中，质点的运动分析需要考虑切向和法向的物理量，以便 更准确地描述质点的运动状态。
描述质点角动量和角动量矩随时间变化的物理定理
详细描述
质点的角动量定理指出，质点所受合外力矩的冲量等于其角动量的变化量。公式表示为 Mt=L，其中M为合外力矩，t为时间，L为质点的角动量。角动量矩定理则描述了质点 绕定轴转动的动量矩变化规律，公式表示为L=Iω，其中L为动量矩，I为转动惯量，ω
理论力学(金尚年-XXX编著)课后习题答案详解
理论力学(金尚年-XXX编著)课后习题答案详解高等教育出版社的《理论力学课后题答案》一书中，第一章包含了以下三个问题的解答：1.2 题目要求写出在铅直平面内的光滑摆线，并分方程。
解答中使用了微积分和力学原理，得出了运动微分方程。
最后证明了质点在平衡位置附近作振动时，振动周期与振幅无关。
1.3 题目要求证明单摆运动的振动周期与摆长无关。
解答中使用了微积分和力学原理，得出了运动微分方程。
最后通过进一步计算，得出了单摆运动的振动周期公式。
1.5 题目要求使用拉格朗日方程计算质点的运动。
解答中使用了拉格朗日方程，并通过进一步计算得出了质点的运动轨迹。
如图，在半径为R时，地球表面的重力加速度可以由万有引力公式求得：g=\frac{GM}{R^2}$$其中M为地球的质量。
根据广义相对论，地球表面的重力加速度还可以表示为：g=\frac{GM}{R^2}\left(1-\frac{2GM}{c^2R}\right)$$其中c为光速。
当半径增加到R+ΔR时，总质量仍为M，根据XXX展开，可以得到：frac{1}{(R+\Delta R)^2}=\frac{1}{R^2}-\frac{2\DeltaR}{R^3}+\mathcal{O}(\Delta R^2)$$代入上式可得：g'=\frac{GM}{R^2}\left(1-\frac{2GM}{c^2R}\right)\left(1+\frac{2\Delta R}{R}\right)$$ 化简后得：g'=g-\frac{2g\Delta R}{R}$$因此，当半径改变时，表面的重力加速度的变化为：Delta g=-\frac{2g\Delta R}{R}$$2.在平面极坐标系下，设质点的加速度的切向分量和法向分量都是常数，即$a_t=k_1$，$a_n=k_2$（其中$k_1$和$k_2$为常数）。
根据牛顿第二定律，可以得到质点的运动方程：r\ddot{\theta}+2\dot{r}\dot{\theta}=k_2$$ddot{r}-r\dot{\theta}^2=k_1$$其中$r$为极径，$\theta$为极角。
利用质点的位移和速度来分析机械振动
利用质点的位移和速度来分析机械振动机械振动是指物体在受到外力作用时出现的来回移动或摆动的现象。
在工程和物理学中，研究机械振动是非常重要的，因为许多工程结构和设备在运行过程中都会受到振动的影响。
为了更好地理解和分析机械振动，我们可以利用质点的位移和速度来进行研究。
在机械振动的分析中，质点是一个理想化的物体，它具有一定的质量和惯性特性，但没有具体的形状和大小。
通过对质点的位移和速度进行分析，我们可以得出有关振动系统的重要信息，如振动的频率、振幅和相位等。
在实际工程中，我们经常利用质点的位移和速度来建立振动系统的数学模型，从而预测和控制振动的行为。
在机械振动的研究中，我们常常需要考虑振动系统的自由度。
自由度是指系统中可以独立运动的数量，它决定了系统的振动行为。
通过对系统的自由度进行分析，我们可以确定系统的振动模态和频率响应特性。
时，我们需要考虑系统的自由度，并建立相应的数学模型来描述系统的振动特性。
在机械振动的分析中，我们常常需要利用质点的位移和速度来建立系统的动力学方程。
动力学方程描述了系统中所有质点的运动规律，可以帮助我们预测系统的振动行为。
通过对系统的动力学方程进行求解，我们可以得出系统的振动频率、振幅和相位等重要参数，从而更好地理解和控制系统的振动行为。
除了利用质点的位移和速度来分析机械振动，我们还可以考虑系统的能量转换和能量耗散。
在振动系统中，能量的转换和耗散是振动过程中不可避免的现象，它们直接影响着系统的振动特性。
通过分析系统的能量转换和耗散过程，我们可以更好地理解系统的振动行为，从而优化系统的设计和控制方案。
在实际工程中，机械振动的分析和控制是非常重要的。
许多工程结构和设备在运行过程中都会受到振动的影响，如果振动过大或频率不稳定，可能会导致系统的损坏和故障。
因此，通过利用质点的位移和速度来分析机械振动，我们可以更好地理解系统的振动特性，预测和控制系统的振动行为，从而提高系统的稳定性和可靠性。
理论力学10质点运动微分方程
= mgR 2，于是火箭在任意位置 x 处所受地球引力 F 的大
小为
m g R2 F = x2
(b)
（3）列运动方程求解，由于火箭作直线运动，
火箭的直线运动微分方程式为：m
分离变量积分式(c)
d2 dt
x
2
mg R2 x2
(c)
因 为
d d2 tx 2d dv td dv xd dx tvd dv x
其次，定律还指出，若质点的运动状态发生改 变，必定是受到其他物体的作用，这种机械作用就 是力。
第二定律（力与加速度关系定律）
质点的质量与加速度的乘积，等于作用于质点的 力的大小，加速度的方向与力的方向相同。
设质点M的质量为m，所受的力为F，由于力F的
作用所产生的加速度为a，如图10-1所示。则此定律
以上两例都是动力学的第一类基本问题，由此可
归纳出求解第一类问题的步骤如下：
（1） 取研究对象并视为质点； （2）分析质点在任一瞬时的受力，并画出受力图； （3） 分析质点的运动，求质点的加速度； （4） 列质点的运动微分方程并求解。
例10-3 以初速v0自地球表面竖直向上发射一质量 为 m 的火箭，如图10-6所示。若不计空气阻力，火箭所
解：取质量块为研究对象，并视其为质点。质
量块沿x方向作直线运动，弹性杆对质量块的作用相 当于一弹簧，图10-8（b）是该系统的计算模型。
设弹簧刚度系数
为 k ，任意位置时弹
a
在静力学中，我们研究了力系的简化和平衡问题， 但没有研究物体在不平衡力系作用下将如何运动。在 运动学中，我们仅从几何学的角度描述了物体的运动 规律及其特征，并未涉及物体的质量(Mass)及其所受 的力。因此，静力学和运动学都是从不同的侧面研究 了物体的机械运动。
理论力学单元总结
理论力学单元总结导言理论力学是物理学的基础学科之一，主要研究物体在运动中的力学规律。
通过对力、质点运动、刚体运动等方面的研究，理论力学揭示了物体运动的基本规律，并为其他物理学领域提供了重要的理论基础。
本文将对理论力学单元的内容进行总结和回顾。
第一章：质点运动在这一章中，我们学习了质点的运动学和动力学。
运动学描述了质点在运动过程中的几何特征，包括位置、速度、加速度等。
动力学则研究了质点受力和运动规律之间的关系。
我们了解了牛顿定律及其推论，并学会了运用这些定律解决实际问题。
第二章：刚体运动刚体是指具有固定形状和大小，其内部各部分之间相对位置保持不变的物体。
刚体运动是理论力学的重要研究对象之一。
在这一章中，我们学习了刚体的运动学和动力学，探讨了刚体的平动和转动，同时还学会了如何计算刚体的质心、转动惯量等物理量。
第三章：作业原理作业原理是研究力与能量之间相互转化的基本原理。
在这一章中，我们学习了机械能守恒定律和动能定理等内容，了解了力和位移之间的关系，同时还学会了如何利用这些原理解决实际问题。
第四章：引力与天体力学引力是质量之间相互作用的一种基本力。
在这一章中，我们学习了引力的基本性质以及万有引力定律。
我们进一步探究了行星运动的规律，了解了开普勒定律等内容，并学会了如何应用这些理论解释天体运动的现象。
第五章：振动与波动振动与波动是物理学中另一个重要研究领域。
在这一章中，我们学习了简谐运动的基本特征，包括振动的周期、频率、位移等。
同时，我们还了解了波动的基本概念，包括波长、振幅、波速等。
通过学习这些内容，我们可以更好地理解和描述物理世界中的振动和波动现象。
总结理论力学是物理学的基础学科，研究物体在运动中的力学规律。
通过学习质点运动、刚体运动、作业原理、引力与天体力学以及振动与波动等内容，我们掌握了理论力学的基本知识和方法。
理论力学不仅是其他物理学领域的重要基础，也有重要的应用价值。
通过不断学习和实践，我们可以进一步应用理论力学的知识解决实际问题，探索更深入的物理规律。
《理论力学 动力学》 第九讲 单自由度系统的有阻尼受迫振动
2、单自由度系统的有阻尼受迫振动单自由度系统的受迫振动理论单自由度系统的受迫振动理论（1）振动微分方程kOx②恢复力F e , 方向指向平衡位置O ，大小与偏离平衡位置的距离成正比。
kxF -=e ③黏性阻尼力F d , 方向与速度方向相反，大小与速度大小成正比。
d dd x xF cv ct=-=-物块的运动微分方程为：22d d sin()d d x x m kx c H t t tw =--+方程两边同除以m ，并令：(ω0, 固有角频率) , (δ, 阻尼系数),得到：mk =20w 2c md =2202d d 2sin()d d x x x h t t td w w ++=——有阻尼受迫振动微分方程的标准形式①激振力F , 简谐激振力。
sin()F H t w =H h m =解可以写成：12xx x =+x 1 对应齐次方程的通解; x 2 对应的是特解。
欠阻尼的情况下( δ<ω0)，齐次方程的通解可写为：1e )t x A d q -=+特解可写为：)sin(2e w -=t b x ε表示受迫振动的相位角落后于激振力的相位角2、单自由度系统的有阻尼受迫振动单自由度系统的受迫振动理论将x 2 代入微分方程，得到:220sin()2cos()sin()sin()b t b t b t h t w w e d w w e w w e w --+-+-=将等式右边的h sin(ωt )做一个变换，得到:sin()sin[()]h t h t w w e e =-+cos sin()sin cos()h t h t e w e e w e =-+-代入微分方程，整理得到:)cos(]sin 2[)sin(]cos )([220=--+---e w e w d e w e w w t h b t h b 对任意瞬时t ，上式都必须是恒等式，所以有：cos )(220=--e w w h b 0sin 2=-e w d h b 2222204)(wd w w +-=hb 2202tan w w dwe -=于是，微分方程的通解为：e)sin()tx A b t d q w e -=++-式中，A 和θ为积分常数，由运动的初始条件确定。
力学第六章振子振动与波
矩为 M z mg c sin ，由转动定理 mg c sin J z J
1 , sin ， M z mgc 为线性回复力矩.
2 令 0
mg c 2 0 0 J , 则运动微分方程为： 4、扭摆（如下图，内容看书）
3 3 1 v 0 . 4 sin m s 0 1 . 因 ,所以: 相位 1 1 x 4 4 3 回到平衡位置时（ x 0 且沿 x 轴正向运动）相位 2 2 2 .
因为 0 t Δ 0Δt 故 所以
6 / 130
二、 简谐振动运动学
1、简谐振动的运动学方程和 x t 图 求解简谐振动的运动微分方程
2 0 x x0
可得其解：
x A cos( 0 t )
为简谐振动的运动学方程，称为简谐振动的振动方程.
A 和 —积分常数， 由初始条件确定，x 是物体相对平衡位置的(角)位移.
若 0 、 A 、 已知, 则可以画出 x t 图—简谐振动的振动曲线.
x0 A cos 0
2
7 / 130
1） 对简谐振动的运动学方程作进一步的讨论. （1）振幅 物体相对平衡位置的最大(角)位移的绝对值 A 叫做振幅. 将振动方程对时间求导数可求出简谐振动的(角)速度 0 A sin( 0 t ) vx x 因此， 0 A vm 为速度幅. 振幅 A 可由初始条件 t 0 时, x x0 、 v x v 0 x 决定 x 0 A cos ， v 0 x 0 A sin 可知
管维持振动的机制各异，描述系统位置的变量不同，但它们的运动微 2 x 分方程可用下式概括： 0x 0
17理论力学--振动基本理论
振动沉拔桩机等。
消耗能量，降低精度等。
研究振动的目的：
消除或减小有害的振动，充分利用振动为人类服 务。
振动的分类：
按系统的自由度分
单自由度系统的振动 多自由度系统的振动 弹性体的振动
按振动产生的原因分：
自由振动
无阻尼的自由振动 有阻尼的自由振动（衰减振动）
强迫振动
无阻尼的强迫振动 有阻尼的强迫振动
当t = 0时，x = x0，v = v0，可求出积分常量
C1 x0
C2
v0 n
令 C1Asin
C2 Acos
式（17-4）可写成
xA si n nt （17-5）
2
A
C12 C22
x02
v0
n
tan n x0
v0
自激振动
17.1 单自由度系统的自由振动 实际中的振动往往很复杂，为了便于研究，需
简化为力学模型。
振 体
质量—弹 簧系统
17.1.1 自由振动微分方程
l 0
t
s
如图17-1所示振动系统，设物块的质量为m，弹簧
原长为 l0，刚度系数为 k。物块在平衡位置时，弹簧的
变形为 st ，称为静变形。平衡时，重力G与
弹性力相等，即 Gmgkst
k
弹簧的静变形为
δ
st
mg k
（17-1）
F
取物块的静平衡位置为坐标原点，x轴铅垂向
下，当物块在任意位置x处时，弹簧对物块的 G
作用力大小为
Fkstx
x 图 1 7 -1
x
根据牛顿第二定律，物块的运动微分方程为
理论力学课后习题答案
理论力学课后习题答案1. 第一题题目：一个质点从初始点A沿着一条直线运动到达点A，在此过程中质点受到一个恒定的力A的作用。
求解质点从A 到A的位移A和速度A与时间A的关系。
解答：根据牛顿第二定律A=AA，我们可以得到质点在恒定力作用下的运动方程为 $F = m \\frac{dv}{dt}$。
即：$$F = m \\frac{dx}{dt}$$将方程变形可得：$$dx = \\frac{F}{m} dt$$对上式两边同时积分可得：$$\\int_{x_A}^{x_B} dx = \\frac{1}{m} \\int_0^t F dt$$化简后可得：$$x_B - x_A = \\frac{1}{m} \\int_0^t F dt$$即质点从初始点A移动到达点A时的位移A与时间A的关系为：$$x = x_A + \\frac{1}{m} \\int_0^t F dt$$2. 第二题题目：一个滑块在一个光滑的水平轨道上，质量为A，受到一根拉力为A的绳子的作用。
求解滑块的加速度A。
解答：根据牛顿第二定律A=AA，可以得到滑块的加速度A与拉力A的关系为 $a = \\frac{F}{m}$。
3. 第三题题目：一个质点在一个弹簧的作用下振动，弹簧的劲度系数为A，质量为A。
求解质点的振动周期A。
解答：质点在弹簧的作用下振动，其运动方程为 $m\\frac{d^2x}{dt^2} = -kx$，其中A为质点的位移。
对上式进行变形可得：$$\\frac{d^2x}{dt^2} = -\\frac{k}{m}x$$该微分方程的通解为 $x = A \\sin(\\sqrt{\\frac{k}{m}} t + \\phi)$，其中A为振幅，$\\phi$ 为相位角。
振动周期A可以通过求解动能和势能的平衡关系来得到。
在振动过程中，动能 $K = \\frac{1}{2} m v^2$ 和势能 $U =\\frac{1}{2} k x^2$ 之和保持不变。
理论力学 第7章质点动力学习题解答
1第七章 质点动力学 习题解答7-1 质量为40 g 的小球M 以初速度v =8 j (m/s)从点A (0, 0, 0.3m)抛出后，受到沿i 方向恒定的电磁力作用，其大小F = 0.8 kN ，如图所示。
求小球M 到达xy 平面点B 时，点B 的坐标和小球的速度。
解：取小球M 为研究对象，小球所受到的主动力为 k i F mg F R -=由质点运动微分方程R F m =r ，写出投影式F x m = ，0=ym ，mg z m -= 初始条件为000====t t y x ，3.00==t z ；000====t t z x，v y t ==0 解得质点的速度方程为t mFx= ，v y = ，gt z -= 质点的运动方程为 22t m F x =，vt y =，3.022+-=t gz 当0=z 时，小球到达xy 平面，由03.022=+-=t g z 解得s 247.01=t ，于是小球到达xy 平面时的各速度分量为m/s 7.494811===t mFxt t ，m/s 81===v y t t ，m/s 425.211-=-==gt z t t . 各坐标为m 2.6122211===t m F x t t ，m 979.111===vt y t t ，m 137.23.02211-=+-==t gz tt .7-2 图示A ，B 两物体的质量分别为m A 和m B ，二者用一细绳连接，此绳跨过一定滑轮，滑轮半径为r 。
运动开始时，两物体的高度差为h ，且m A > m B ，不计滑轮质量。
求由静止释放后，两物体达到相同高度时所需的时间。
解：分别取A 和B 物体为研究对象，受力图如图示，列出动力学方程TA A A A F W x m -= ， TB B B B F W x m -= ， 式中g m W A A =，g m W B B =，根据题意，有TB TA F F =，B A x x -=，B A xx -= 初始条件00==t A x ，h x t B ==0，00==t A x，00==t B x . 解以上初值问题，得题7-2图题7-2受力图2g m m m m xBA B A A +-= ， ()22gt m m m m x B A BA A +-=g m m m m x B A B A B +--= ， ()h gt m m m m x B A BA B ++--=22令B A x x =，即()()h gt m m m m gt m m m m B A BA B A B A ++--=+-2222解得当两物体达到相同高度时 ()()gm m h m m t B A B A -+=...7-3 质量为m 的质点M 受到引力F = -k 2m r 的作用，其中k 为常量，运动开始时，质点M在轴x 上，OM 0 = b ，初速度v 0与轴x 的夹角为β，如图所示。
第十一章 质点运动微分方程理论力学
第十一章 质点运动微分方程 该定律表明：
14
1、力与加速度的关系是瞬时关系，即力在某瞬时 对质点运动状态的改变是通过该瞬时确定的加速度表 现的。作用力并不直接决定质点的速度，速度的方向 可以完全不同于作用力的方向。 2、若相等的两个力作用在质量不同的两个质点 上，则质量越大，加速度越小；质量越小，加速度越 大。 这说明：质量越大，保持其原来运动状态的能力越 强，即质量越大，惯性也越大。因此，质量是质点惯 性大小的度量。
Fmax
2 v0 = P(1 + ) gl
第十一章 质点运动微分方程
25
※ 刚才介绍的是动力学第一类问题，其要点是运动方程的 建立，基本数学方法是求导 ※ 动力学第二类问题，是已知力求运动。基本数学方法是 积分。积分的难易取决于载荷的复杂程度。通常有： F=F（c、t、v、r） ※ 目前要求掌握： F=c F=F（v） F=F（t） F=F（r） 须将积分 变量作变换 dv dv dx m = m ⋅ = F ( x) dt dx dt
第十一章 质点运动微分方程 第二定律（力与加速度关系定律）
13
质点受力作用时所获得的加速度的大小与作 用力的大小成正比，与质点的质量成反比，加速 度的方向与力的方向相同。 即：
F a= m
或
ma = F
由于上式是推导其它动力学方程的出发点，所以通常 称上式为动力学基本方程。 当质点同时受几个力的作用时上式中的F 应理解 为这些力的合力。
α ω α B
l
M
F F N1 N2 an FN2 α mg M
a
a
l
第十一章 质点运动微分方程
A α ω α B l M a FN 1 sin α + FN 2 sin α ρ
理论力学中的振动现象理论分析
理论力学中的振动现象理论分析振动是物体在某一参考点附近周期性地往复运动的现象。
在理论力学中，振动现象是一种重要的研究对象，对于理解物体的运动规律和解决实际问题具有重要意义。
本文将从理论力学的角度，对振动现象进行理论分析。
一、振动的基本概念和特征振动是物体在某一平衡位置附近往复运动的现象。
振动的基本特征包括周期性、往复性和谐波性。
周期性意味着振动现象具有一定的周期，即在一定时间内重复发生；往复性指物体在振动过程中来回运动；谐波性表示振动的运动规律可以用正弦或余弦函数来描述。
二、单自由度振动的理论分析单自由度振动是指物体在一个自由度上进行振动，常见的例子包括弹簧振子和简谐振子。
弹簧振子是通过弹簧连接的质点在重力作用下进行振动，而简谐振子是指受到恢复力作用的质点进行的振动。
对于单自由度振动，可以通过运动方程和力学原理进行理论分析。
运动方程可以通过牛顿第二定律得到，即质点的加速度与作用力之间的关系。
对于弹簧振子和简谐振子，运动方程可以表示为mx'' + kx = 0，其中m是质点的质量，x是质点的位移，k是恢复力的劲度系数。
通过求解运动方程，可以得到振动的解析解。
对于弹簧振子和简谐振子，解析解可以表示为x = Acos(ωt + φ)，其中A是振幅，ω是角频率，t是时间，φ是初相位。
解析解可以描述振动的幅度、频率和相位等特征。
三、多自由度振动的理论分析多自由度振动是指物体在多个自由度上进行振动，常见的例子包括双摆和弦上的驻波。
对于多自由度振动，可以通过运动方程和线性代数的方法进行理论分析。
对于双摆，可以通过运动方程得到两个摆角的运动方程，然后通过线性代数的方法求解。
通过求解本征值和本征向量，可以得到双摆的固有频率和振型。
固有频率表示双摆的振动频率，振型表示双摆的形状和运动规律。
对于弦上的驻波，可以通过波动方程和边界条件进行理论分析。
波动方程可以描述弦上的波动现象，边界条件可以表示弦的两端的约束条件。
理论力学(金尚年-马永利编著)课后习题答案详解
高等教育出版社，金尚年，马永利编著理论力学课后习题答案第一章1.2写出约束在铅直平面内的光滑摆线上运动的质点的微分方程，并证明该质点在平衡位置附近作振动时，振动周期与振幅无关.解：设s为质点沿摆线运动时的路程，取=0时，s=0XYF Nmg sinφmgmg cosφφS== 4 a (1)设为质点所在摆线位置处切线方向与x 轴的夹角，取逆时针为正，即切线斜率=受力分析得：则，此即为质点的运动微分方程。
该质点在平衡位置附近作振动时，振动周期与振幅无关，为.1.3证明：设一质量为m 的小球做任一角度0θ的单摆运动运动微分方程为θθθF r r m =+)2( θθsin mg mr = ①给①式两边同时乘以d θ θθθθd g d r sin = 对上式两边关于θ积分得 c g r +=θθcos 212 ② 利用初始条件0θθ=时0=θ 故0cos θg c -= ③ 由②③可解得 0cos cos 2-θθθ-•=lg 上式可化为dt d lg=⨯-•θθθ0cos cos 2-两边同时积分可得θθθθθθθθd g l d g l t ⎰⎰---=--=020222002sin 12sin 10012cos cos 12进一步化简可得θθθθd g l t ⎰-=0002222sin sin 121 由于上面算的过程只占整个周期的1/4故⎰-==0222sin 2sin 124T θθθθd g l t由ϕθθsin 2sin /2sin 0=两边分别对θϕ微分可得ϕϕθθθd d cos 2sin 2cos 0=ϕθθ202sin 2sin 12cos-=故ϕϕθϕθθd d 202sin 2sin 1cos 2sin2-= 由于00θθ≤≤故对应的20πϕ≤≤故ϕϕθϕθϕθθθθπθd g l d g l T ⎰⎰-=-=202022cos 2sinsin 2sin 1/cos 2sin42sin2sin 2故⎰-=2022sin 14πϕϕK d g l T 其中2sin022θ=K 通过进一步计算可得glπ2T =])2642)12(531()4231()21(1[224222 +⨯⨯⨯⨯-⨯⨯⨯⨯++⨯⨯++n K n n K K1.5zp点yx解：如图，在半径是R的时候，由万有引力公式，对表面的一点的万有引力为, ①M为地球的质量；可知，地球表面的重力加速度 g , x为取地心到无限远的广义坐标，，②联立①，②可得：,M为地球的质量；③当半径增加 ,R2=R+ ,此时总质量不变，仍为M,此时表面的重力加速度可求：④e өe tөy由④得：⑤则，半径变化后的g 的变化为⑥对⑥式进行通分、整理后得：⑦对⑦式整理，略去二阶量，同时远小于R ，得⑧则当半径改变 时，表面的重力加速度的变化为：。
理论力学中的波动与振动分析
理论力学中的波动与振动分析波动与振动是理论力学中重要的研究方向，涉及到许多实际应用和科学理论。
本文将从经典力学和量子力学两个方面，对波动与振动进行深入分析。
一、经典力学中的波动与振动在经典力学中，波动可以用以下形式的波动方程来描述：ψ(x, t) = A * sin(kx - ωt + φ)其中，ψ是波函数，A代表振幅，k是波数，x表示位置变量，ω代表角频率，t为时间变量，φ为相位角。
振动是波动的一种特殊形式，当振动发生在一维系统中时，可以用简谐振动方程来描述：x(t) = A * cos(ωt + φ)其中，x为位移，A为最大位移量，ω为角频率，t为时间，φ为初相位角。
二、量子力学中的波动与振动在量子力学中，粒子的波动性由波函数来描述，而波函数的演化满足薛定谔方程：i * ℏ * ∂ψ/∂t = -Ĥψ其中，Ĥ为哈密顿算符，ℏ为普朗克常数除以2π。
量子力学中的波动性表现为粒子的波粒二象性，即既具有粒子性又具有波动性。
粒子的波函数通过薛定谔方程得到后，可以用波包的形式表示。
波包是一个由多个简谐波组合而成的波动形式，可以用高斯波包表达。
对于振动来说，在量子力学中，可以用谐振子模型进行描述。
谐振子模型是量子力学中的一个重要模型，它是简谐振动的量子版本。
谐振子的哈密顿算符表达式为：Ĥ = (ℏω/2) * (a^†a + aa^†)其中，a和a^†分别是谐振子的湮灭算符和产生算符，ℏ是普朗克常数除以2π，ω为角频率。
谐振子的能级由能量本征值给出。
三、波动与振动的应用波动和振动在物理学、工程学和其他学科中有广泛的应用。
以下是一些常见的应用领域：1.声学：声音是通过空气中的波动传播的，声学研究了声音的起源、传播和感知。
声波的频率和振幅可以影响我们对声音的感知。
2.光学：光是一种电磁波，光学研究了光的传播、反射、折射等现象。
波动光学理论可以解释光的干涉、衍射等现象。
3.无线通信：通过调制载波的振幅和频率，可以实现无线信号的传输。
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位置而促使质点返回的力，这种力称为恢复力。 ● 当恢复力的大小和质点到平衡位置的距离成正比时，则称为线性
恢复力。 ● 质点振动时还可能受阻力作用，这里只考虑与速度一次方成正比
-2 质点的自由振动
M具有速度 v ，摆线 OM与铅垂线的夹角是 。
可得物块的运动微分方程
m x mg k(sx)
F0 M
G （a）
O xF
M xG （b）
§9-2 质点的自由振动
m x mg k(sx)
考虑到关系式 mgks，上式写成
m x kx 或 x02x0
其中02 k m，可见，M 仍在平衡位置附近作无阻尼自由振动。
O 与水平质量一弹簧系统比较，铅直悬挂质量一弹簧系统质 点上只有增加了一个常力，这力只引起平衡位置的改变，而不 影响振动的规律（如周期、频率、相位）。
解： 圆盘绕杆轴转动微分方程为 J kn
或 振动周期
kn 0
J
Tn
2π kn
J
kn
O
φ
§9-2 质点的自由振动
例题9-1
例9-1 求单摆(数学摆)的运动规律。
O φ0
φ l
m
§9-2 质点的自由振动
例题9-1
解： 把单摆看成一个在圆弧上运动的质点 M， 设其质量为 m，摆线长 l 。又设在任一瞬时质点
xF
利用弹簧自由悬挂时的静伸长λs，来求出系统的固有频率，有
0
k m
g, mg k
即
0
g s
M xG
§9-2 质点的自由振动
如图所示为一弹性杆支持的圆盘，弹性杆扭转刚度为kn ， 圆盘对杆轴的转动惯量为J。
§9-2 质点的自由振动
§9-2 质点的自由振动
如图所示为一弹性杆支持的圆盘，弹性杆扭转刚度为kn ， 圆盘对杆轴的转动惯量为J。
§9-2 质点的自由振动
一、自由振动的微分方程及其解
取坐标轴Ox，原点O是质点M的平衡位置。如图（a ）所示。 当M的坐标是x时，弹簧作用于M的力F的大小表示成
F k x
式中c称为弹簧的刚度系数，简称刚度。 因F 恒指向平衡位置O，故它可写成
Fx cx
于是，质点M的运动微分方程写成
l0
OM
(a)
M F
通常把上二式写成
xAsin 0t()
x A 0co0 st ()
利用三角变换，可以确定
A
x02
( x0 )2
0
,
tan 0x0
x0
§9-2 质点的自由振动
xx0cos0tx 00si n0t
xAsin 0t()
A
x02
( x0 )2
0
,
tan 0x0
x0
可见，质点无阻尼自由振动是简谐振动，其运动如图所示。
x
T
O
t
§9-2 质点的自由振动
二、自由振动的基本参数
x
T
（1）振幅和相角
O
t
由式（a）可见质点相对于振动中
心（平衡位置）的最大偏离
xm ax A
x
2 0
( x0 ) 2 0
xA sin 0t()
（a）
称为振幅。（ω0t+α）称为相角，而α称为初相角。 由式 （b）可见，振幅和初相角都和运动的初始
动力学
第
§9–1 概 述
九
章
§9–2 质点的自由振动
质
点
§9–3 质点的衰减振动
的
振
动
§9–4 质点的强迫振动
目录
§9-1 概 述
§9-1 概 述
● 振动是指运动在其稳定位置附近所作的周期性往复运动。
振动实例
§9-1 概 述
几个概念
● 振动 是指运动在其稳定位置附近所作的周期性往复运动。 ● 线性振动的运动微分方程都是线性的。实际系统往往要经过近似
O
x
x
(b)
m x kx 或
x k x 0 m
§9-2 质点的自由振动
引入参量
2 0
k m
则上式可写成标准形式
x02x 0
这就是在线性恢复力单独作用下，质点受初扰动后的无阻尼自 由振动微分方程，它是二阶常系数线性齐次微分方程。
其通解为
xC 1co 0 ts C 2sin 0 t
把上式对时间求导数，得
自由振动是质点仅在恢复力作用下进行的振动。
质量一弹簧系统
简单的模型为下面所示的质量一弹簧系统。
m k
§9-2 质点的自由振动
自由振动是质点仅在恢复力作用下进行的振动。简单的模型如 图(a)所示的质量一弹簧系统。
l0
OM
(a)
M F
O
x
x
(b)
质点受到初始扰动后，将得到初位移和初速度，此后质点在 弹簧力维持下的运动，即为自由振动。
(b)
C1 x0
和
C2
x0 0
这样，质点无阻尼自由振动规律和速度变化规律分别是
xx0cos0tx 00si n0t
x x 00si0 n t x 0co0 ts
§9-2 质点的自由振动
这样，质点无阻尼自由振动规律和速度变化规律分别是
xx0cos0tx 00si n0t
x x 00si0 n t x 0co0 ts
扰动 (
x0) ,有x0关。
A
x02
( x0 )2
0
,
tan 0x0
x0
（b）
§9-2 质点的自由振动
（2）周期和频率
x
● 周期
每重复一次运动状态所需的时间间隔，
O
称为周期，并用T 表示。
T
t
每隔一个周期T，相角应改变 ω0T=2π。因
此，周期可以表示成
T 2π 2π m
0
k
周期一般以s计。
v x C 10 si0 tn C 20 co 0 ts
§9-2 质点的自由振动
xC 1co 0 ts C 2sin 0 t
l0
OM
v x C 10 si0 tn C 20 co 0 ts
当 t=0时，质点的初坐标和初速度
(a)
M F
x x0,
v x0
O
x
x
令t=0且 x x0 和 x x0 ，就可以确定积分常数
§9-2 质点的自由振动
三、铅直悬挂质量一弹簧系统
用λs代表当物块在重力G 和弹簧力
F0的作用下在平衡位置静止时弹簧所具
有的变形，即静变形（如图a）。
l0
显然，由平衡条件G -F0=0有
λs
mgks
（1）
以平衡位置O作为原点，令轴Ox铅直
向下，则当物块在任意位置x时，弹簧力F
在轴x上的投影 Fx=-k( λs+x)（如图b）。
周期仅和系统本身的固有参数（质量m与刚度）有关，而和运动 的初始条件无关。
§9-2 质点的自由振动
● 频率
x
T
单位时间内振动的次数，称为频率，记作 f。
f 1 0
O
t
T 2π
每2π秒内振动的次数称为圆频率，表示为
0 2π f
k m
ω0 只和系统的固有的性质有关，而和运动的初始条件无关系。 因此，ω0称为系统的固有频率或自然频率。