DEDUZIONE DEL TEOREMA DELL'ENERGIA CINETICA DELL EQUAZIONE SIMBOLICA DELLA DINAMICA

Transcript

1 DEDUZIONE DEL TEOREMA DELL'ENERGIA CINETICA DELL EQUAZIONE SIMBOLICA DELLA DINAMICA Sia dato un sistema con vincoli lisci, bilaterali e FISSI. Ricaviamo, dall equazione simbolica della dinamica, il teorema dell energia cinetica, in cui interviene solo la potenza delle forze attive. Infatti, se i vincoli sono fissi, tra gli infiniti atti di moto virtuali, vi è quello effettivo. Fatta questa scelta, cioè posto v i = v i, si ottiene (m i a i F i ) v i = 0 m i a i v i = F i v i cioè ( m i v 2 i ) = π (a) Su un intervallo di tempo finito, si ha: T = L (a) Osservazione: se un sistema passa dalla quiete al moto, T > 0 e quindi L (a) > 0. Cioè per vincoli fissi e lisci, nel passaggio dalla quiete al moto, le forze attive compiono lavoro positivo. Nel caso di forze conservative, L (a) = U e quindi T = U, da cui: T - U (a) = E Questo teorema dell energia meccanica vale quindi anche per sistemi vincolati, purché i vincoli siano lisci, fissi (bilaterali). ESEMPIO Un disco di massa M e raggio r, rotola senza strisciare su di una circonferenza fissa di raggio R+r. Il disco parte da fermo con θ 0 = 0. Con che valore di arriva nella posizione finale θ =? relazione cinematica: v G = r = R T U = E M R2 - Mg R = E per t=0; T 0 = 0; U 0 = 0 da cui E = 0 nella posizione θ F = M R2 - Mg R = 0 = sin θ F = 1 = 2 da cui: Si poteva risolvere senza passare attraverso la posizione intermedia θ.

2 EQUAZIONI DI LAGRANGE PER SISTEMI OLONOMI Deduzione dell equazione simbolica della Dinamica. Partiamo da: (F i m i a i ) v i = 0 dove: v i = (q k sono le coordinate libere; k = 1,..., n) sostituendo: (F i m i a i ) = 0 Si tratta di sommatorie su di un numero finito di termini, e non di serie. Quindi posso invertire l ordine delle sommatorie. [ (F i m i a i ) ] q k = 0 La sommatoria interna dipende solo dall indice k, mentre i è un indice di lavoro, che serve ad eseguire la sommatoria su i. Abbiamo già definito: Q k = F i Ora definiamo: τ k = m i a i Rimane: (Q k τ k ) δq k = 0 Ma le δq k sono tra loro tutte indipendenti (q k sono coordinate libere). Per cui, scegliendo ad esempio: δq 1 0; δq 2 =... δq n = 0 otteniamo τ 1 = Q 1 Si ripete il discorso per gli altri indici, uno alla volta e si ottiene: τ k = Q k (k = 1,..., n) Queste si dicono equazioni di Lagrange. Le τ k sono funzioni delle,,,. La dipendenza dalla è lineare. Si tratta di n equazioni differenziali indipendenti del 2 ordine, nelle n funzioni incognite q k = q k (t). Vanno associate alle condizioni iniziali, cioè 2n costanti arbitrarie, che si assegnano dando in un istante le q k e le. Le equazioni della statica dei sistemi olonomi (dal Principio dei Lavori Virtuali) si ottengono come caso particolare, quando τ k = 0. Notare la differenza tra l espressione analitica della velocità effettiva e della velocità virtuale. Se P i = P i (q 1,..., q n t) = P i (q k t) e il movimento è dato da q k = q k (t). La velocità effettiva del punto P i è data da: v i = + (1)

3 La velocità virtuale, che si fa a vincolo fisso, è data da: v i = dove δp i è uno spostamento virtuale qualsiasi e δt è un tempo campione, che dà le dimensioni giuste, per cui: v i = Notare che è un vettore (2) Ad esempio, essendo l espressione di v i lineare nelle, è il coefficiente nella (1) di, cioè: = sono vettori ESEMPIO Punto vincolato a una circonferenza di raggio variabile nel tempo R = R(t). cos sin P(t) = R(t) cos i + R(t) sin j (1) cos sin sin cos v = i + j = (R (t) cos - sin ) i + (R (t) sin + cos ) j (2) δp = - R() sin δ i + R() cos δ j v = = (- R() sin i + R() cos j) = - R(t) sin i + R(t) cos j dalla (2) = - R(t) sin i + R() cos j dalla (1) = sono vettori =

4 L energia cinetica T è data da: T = m i v i v i (essa è costruita con la velocità effettiva) Nell esempio precedente: v 2 = R (t) cos - sin ] 2 + [R (t) sin + cos ] 2 = R 2 (t) + [R (t)] 2 perché i termini in si sono annullati a vicenda. In generale, poiché v i = + T risulta funzione delle q k, delle e di t e la dipendenza dalle è quadratica. T = a hk + dove a hk = a kh = m i a k = m i a = m i a k + a I coefficienti a hk, a k, a sono funzioni conosciute delle q k di t; se i vincoli sono fissi a k = 0, a = 0 e a hk non dipende da t. Quindi T risulta essere una forma quadratica (omogenea) nella, i cui coefficienti non dipendono dal tempo. Se si ha una sola coordinata libera, T è quadratica nella. Nell esempio di prima, se fissiamo il raggio υ 2 = R 2 ; T = m R2 Da quanto è detto si constata che è sensato parlare di variabili indipendenti. Si dimostra che valgono le espressioni (non è richiesta la dimostrazione): τ k = - binomi Lagrangiani - = Q k (k = 1,..., n) (1) per cui: valide per vincoli lisci, anche mobili. e, dove e q k sono considerate come Nel caso di forze conservative si è visto che: Q k = per cui: - = In genere U non dipende dalle, per cui - = 0 = 0 e posso aggiungerla senza turbare l equazione. Definiamo l equazione di Lagrange: L T U (2) L - L = 0 equazioni di Lagrange in forma conservativa

5 Ad esempio, consideriamo il sistema La lamina triangolare di massa M scorre senza attrito lungo l asse x, mentre il punto di massa m, scende lungo la lamina, senza staccarsi. α è costante. Le coordinate libere (2) sono X e s. Le coordinate del punto P sono: cos da cui cos T = M + m ( + 2 ) cos = 0 = 0 (in questo particolare problema) Usiamo le equazioni di Lagrange nella forma - = Q k Per trovare le Q k consideriamo il lavoro virtuale. Il baricentro della lamina si sposta orizzontalmente, per cui il suo peso non lavora. Il lavoro virtuale del peso del punto è dato da: δ * L = mg δs Per cui, essendo: δ * L = Q x δ x + Q s δs abbiamo: Q x = 0; Q s = mg

6 allora: sin 0 (M + m) + m cos = 0 m ( + cos ) = mg sin Ricavo dalla prima equazione e la sostituisco nella seconda = m ( - cos cos2 α ) = mg = g sin 2 sin cos 2 Otteniamo un moto uniformemente accelerato, in cui l accelerazione è proporzionale a g x 0 è indifferente e lo poniamo uguale a 0 poniamo anche s 0 uguale a 0 se il sistema parte da fermo anche: = 0; = 0 s(t) = β g x(t) = γ g Se usiamo le equazioni di Lagrange in forma conservativa abbiamo: U = mg s L = M + m ( ) + mg s L L = M + m + m + = m ( + ) L = mg L = 0 Si ottiene agevolmente lo stesso sistema di prima cos 0 cos

7 MOMENTI CINETICI Si dicono momenti cinetici le quantità p k = (nel caso conservativo p k = L ) ESEMPI 1) Punto libero: T = m sono le componenti della quantità di moto 2) Corpo rigido con asse fisso: T = I P 1 = P φ = I è il momento rispetto all asse fisso delle quantità di moto 3) Esempio del sistema esaminato precedentemente T = M + m 2 p 1 = p x = (M + m) + m è la quantità di moto Se la funzione di Lagrange non dipende da una coordinata, ad esempio q 1, allora abbiamo L = 0 L = 0 p 1 = L = C 1 = costante Abbiamo trovato un integrale primo del moto (p 1 dipende da q, ). Questi integrali si dicono momenti cinetici. Essi sono delle costanti del moto: non sempre hanno il significato semplice di quantità di moto o momento delle quantità di moto.

8 ESEMPIO Trovare un momento cinetico che si conserva. In un piano verticale, un disco di massa M e raggio R, rotola senza strisciare sull asse x orizzontale. Un asta è collegata a snodo al centro del disco e vincolata con carrello bilatero all asse x. La sua lunghezza l è tale che l angolo tra asse x e asta è uguale a α. Lungo l asta scorre senza attrito un anellino di massa m. Soluzione: + υ 2 = R + 2 L U = mg s L = T + U = 0 p θ = L = + m + m R = costante Questa quantità non è né la quantità di moto, né il momento delle quantità di moto. ESEMPIO In un piano orizzontale, un asta di lunghezza l e massa m è libera di ruotare attorno all estremo O. Un anellino è infilato nell asta ed è collegato ad O da una molla di costante k. La massa dell anellino è m. Inizialmente la coordinata radiale ρ dell anellino è ρ 0. L asta ruota con velocità angolare iniziale ω 0, mentre la velocità radiale iniziale dell anellino è nulla. Trovare un momento cinetico che si conserva. Soluzione: U = 1 2 k ρ2 L = 0 p θ = + m ( + ) L = T + U + m ρ 2 = costante p θ = L = C 1 = costante p θ ha il significato di momento della quantità di moto del sistema; è stato determinato facilmente mediante la Lagrangiana. OSSERVAZIONE! Un'altra quantità che si conserva è l energia meccanica T U = E

9 Altre osservazioni: 1) Ottenuto un momento cinetico p c = C 1 che si conserva si può introdurre la Lagrangiana ridotta : L* = L C 1 Da essa si deducono n 1 equazioni per k = 2,..., n La coordinata q 1 si dice ignorabile, perché chiaramente L* dipende solo da q 2,..., q n,,..., (NON SI DÁ DIMOSTRAZIONE) 2) Se i vincoli sono FISSI, dalle n equazioni di Lagrange si deduce la conservazione dell energia meccanica T U = E, che quindi non è un equazione in più rispetto alle equazioni di Lagrange, anche se può essere un equazione comoda, che, in alcuni casi può rimpiazzare vantaggiosamente una equazione di Lagrange. Vedi l esempio precedente in cui si conservano: 1) Il momento cinetico (momento delle quantità di moto) 2) L energia meccanica