Untersuchung von Schwingungen mit der Differentialgleichung: Unterschied zwischen den Versionen

Version vom 13. Januar 2012, 23:22 Uhr

Schwingende Flüssigkeit im U-Rohr

Der schematische Versuchsaufbau

Versuchsaufbau: Schwingendes Wasser im U-Rohr

Koordinatensystem

Den Ort der Flüssigkeit kann man durch die Lage eines Wasserspiegels beschreiben. Dabei sind Auslenkungen nach oben positiv und der Koordinatenursprung ist in der Ruhelage.

Kraftverlauf

Die Rückstellkraft entspricht der Gewichtskraft der Wassermenge, die sich über dem tieferen Wasserspiegel befindet. Die Masse läßt sich über das Volumen [math]V[/math] und die Dichte [math]\varrho[/math] der Flüssigkeit bestimmen. Das Volumen über die Querschnittsfläche [math]A[/math] und die Höhe [math]2\, y[/math]. Dabei ist die Höhe gerade die doppelte Auslenkung der Wassersäule!

[math]F = - m_y\, g = -\, V\, \varrho \, g = -\, A\, 2\, y\, \varrho \, g = -(2\, A\, \varrho \, g)\, y[/math]

Die Rückstellkraft ist also proportional zur Auslenkung, die Schwingung ist harmonisch!

DGL

Der Proportionalitätsfaktor [math]2\, A\, \varrho \, g[/math] entspricht der Federkonstanten [math]D[/math]. Daraus folgt direkt die Differentialgleichung und deren Lösung:

[math]m\, \ddot y = - D \, y \quad \Leftrightarrow \quad \ddot y = -\frac{D}{m}\quad .[/math] mit [math] .\quad D = 2\, A\, \varrho \, g[/math]

[math]y(t)=\hat y \, \sin(\omega \, t) \qquad .[/math] mit [math].\quad \omega^2 = \frac{D}{m}[/math]

Dabei ist [math]m[/math] die Masse der gesamten Flüssigkeit.

Es sieht also zunächst so aus, als ob die Frequenz von der Dichte der Flüssigkeit und auch von der Dicke des Rohres abhängt. Aber die Masse der schwingenden Flüssigkeit hängt auch von der Querschnittsfläche und von der Dichte ab! Man kann man die Form der Flüssigkeit als einen "gebogenen Zylinder" ansehen, der tatsächlich das gleiche Volumen hat wie der gerade Zylinder.^[1] Die Länge des Zylinders wird [math]l[/math] genannt:

[math]\omega^2 = \frac{D}{m} = \frac{2\, A\, \varrho \, g}{V\, \varrho } = \frac{2\, A \, g}{ V } = \frac{2\, g}{l}[/math]

Die Frequenz hängt also nicht von der Masse oder der Dichte der schwingenden Flüssigkeit ab!

Die Unabhängigkeit von der Masse kann man auch gut durch eine fiktive Teilung des U-Rohrs einsehen: Denkt man sich das Rohr parallel zur Zeichenebene halbiert, so erhält man zwei U-Rohre mit halbkreisförmigen Querschnitt. In jeder dieser Hälften schwingt die Flüssigkeit so wie vorher!

Das Fadenpendel

Fadenpendel mit wirkenden Kräften

Koordinatensystem

Am geeignetsten ist ein gebogenes System, das genau dem Weg des Pendelkörpers folgt. Die Ruhelage ist der Ursprung und Ausschläge nach rechts sind positiv.

Der Ort auf dem Kreis hängt direkt mit dem Winkel (im Bogenmaß) zusammen:

[math]y = l\, \varphi\quad \Leftrightarrow \quad \varphi = \frac{y}{l}[/math]

Kraftverlauf

Der sinusförmige Kraftverlauf in Abhängigkeit des Winkels [math]\varphi[/math] und die lineare Näherung.

Die Rückstellkraft kommt durch durch die Gewichtskraft des Pendelkörpers zustande. Sie muss parallel zur Bewegungsrichtung wirken, das heißt die Rückstellkraft ist der zur Bewegungsrichtung parallele Anteil der Gewichtskraft:

[math]F(y) = - \, F_g \, \sin(\varphi) = - \, m\, g \, \sin(\frac{y}{l})[/math]

Die Rückstellkraft ist also nicht proportional zur Auslenkung und die Schwingung ist nicht harmonisch! An der graphischen Darstellung des Kraftverlaufs sieht man gut, dass man bei einem Winkel von 90° die maximale Rückstellkraft, nämlich gerade die gesamte Gewichtskraft erreicht hat. Für Werte über 90°, die man mit einer Stange als Befestigung auch erreichen kann, nimmt die Rückstellkraft dann für größere Winkel wieder ab.

Man kann den Kraftverlauf für kleine Ausschläge linear nähern, indem man die Sinuskurve durch die Tangente an der Stelle [math]y=0[/math] ersetzt. Die Steigung beträgt dort:

[math]F'(y)= - \, m\, g \, \frac{1}{l}\, \sin(\frac{y}{l})\quad \Rightarrow \quad F'(0) = - \, m\, g \, \frac{1}{l}[/math]

Demnach gilt für den Kraftverlauf ungefähr:

[math]F(y)\approx - \, \frac{m \, g}{l} \, y[/math]

Differentialgleichung

Die DGL ist nicht exakt lösbar. Man kann nur nährungsweise durch geschicktes Probieren mit dem Computer eine "numerische Lösung" finden. (Vgl. Wikipedia oder die Berechnungen von Michael Komma)

Für die lineare Näherung ergibt sich die DGL einer harmonischen Schwingung:

[math]\ddot y = - \, \frac{D}{m}\,y = - \, \frac{m\, g}{l\, m}\, y = - \, \frac{g}{l}\, y[/math]

und die bekannten Lösungen

[math]y(t) = \hat y \, \sin(\omega \, t)[/math] mit [math]\omega ^2 = \frac{g}{l}[/math]

Federpendel im Gravitationsfeld

Der Kraftverlauf bei verschiedenen Koordinatensystemen

Versuchsaufbau Federpendel im Gravitationsfeld

Koordinatensystem

Zur Übung und aus Interesse oder zur tieferen Einsicht gibt es zwei Varianten:

A Das untere Ende der entspannten Feder ist der Koordinatenursprung und das Koordinatensystem zeigt nach oben.

B Die Ruhelage der Schwingung ist der Koordinatenursprung.

Kraftverlauf

A Bei einer Verlängerung der Feder um die Länge [math]y[/math] wirken die Gewichtskraft und die Federkraft auf den Gegenstand. Die Gewichtskraft nach unten und die Federkraft nach oben. (Durch die negative Auslenkung [math]y[/math] ist [math]- D \, y[/math] positiv!):

[math]F(y) = F_f - F_g = - D\, y - m\, g[/math]

Der Kraftverlauf ist also linear, aber nicht proportional zur Auslenkung.

B In diesem Fall verschwindet die Kraftwirkung in der Ruhelage, deshalb heißt sie ja auch so. Hier gleichen sich die Gewichtskraft und die Federkraft gerade aus. Das Koordinatensystem ist entsprechend verschoben und der Kraftverlauf vereinfacht sich zu:

[math]F(y) = -D \, y[/math]

Differentialgleichung

A Aus dem Kraftverlauf ergibt sich:

[math]m\, \ddot y = - D\, y - m\, g \quad \Leftrightarrow \quad \ddot y = -\frac{D}{m} y -g[/math]

Das ist einleuchtend. Zusätzlich zur Beschleunigung durch die Feder, die vom Ort abhängt, kommt noch eine konstante Erdbeschleunigung hinzu.

Wenn man die bekannte Lösung der Variante B im Kopf hat, dann kann man sich schon denken was als Lösung bei A herauskommt. Es muss eine sinusförmige Schwingung sein, die nach unten verschoben ist. Die Verschiebung [math]r[/math] entspricht der Verlängerung der Feder durch die Gewichtskraft des Gegenstandes in der Ruhelage. Dort gilt:

[math]D\, r = m \, g \quad \Rightarrow \quad r = \frac{m \, g}{D}[/math]

Also sollten diese Ortsfunktionen Lösungen sein:

[math]y(t)= \hat y \, \sin( \omega \, t) - \frac{m\, g}{D}[/math] mit [math]\omega ^2 = \frac{D}{m}[/math]

Das kann man nun nachrechnen. Erstmal wird zweimal abgeleitet:

[math]\ddot y = -\omega ^2 \, \hat y \sin(\omega \, t)[/math]

Das sollte nun der rechten Seite der DGL entsprechen:

[math]-\frac{D}{m} \, y -g = -\frac{D}{m} \left( \hat y \, \sin( \omega \, t) - \frac{m\, g}{D} \right) -g = -\frac{D}{m}\, \hat y \, \sin( \omega \, t) + g -g[/math]

Das stimmt also! Die Verschiebung des Kraftverlaufs führt nur zu einer Verschiebung der Schwingung bei gleicher Frequenz.

B Hier ergibt sich das Altbekannte.

1. ↑ Interessanterweise wird der Zylinder beim Biegen auf der Innenseite genausoviel zusammengequetscht wie er auf des Aussenseite auseinandergezogen wird. Das liegt an der Proportionalität von Radius und Umfang. (Vgl. Wikipedia:Torusvolumen)