oscllazioni 1. Le leggi che governano un sistema oscillante possono essere ricavate in maniera completa e rigorosa utilizzando principi fisici di base e strumenti matematici piuttosto semplici. 2. E’ piuttosto agevole riconoscere il rispetto di queste leggi nel comportamento di semplici oggetti come una molla, un lampadario che oscilla o un’altalena. Addirittura è possibile relizzare con poco sforzo qualche oscillatore meccanico su cui fare osservazioni e verifiche e poi complicare via via gli esperimenti, ad esempio realizzando l’accoppiamento di due di questi oscillatori. 3. Infine si può man mano scoprire che nel mondo che ci circonda moltissime cose, tra loro diversissime, si comportano in realtà come oscillatori. Le semplici leggi che avremo imparato ci aiuteranno quindi ad interpretare e comprendere fenomeni tra loro molto lontani per natura (dagli oscillatori meccanici ai circuiti elettrici) e per dimensioni (dalla scala atomica alla interpretazione delle orbite ellittiche dei pianeti). 1 martedì 17 febbraio 2015 Tutta la trigonometria che serve scomposizione della posizione in due componenti. seno e coseno di un angolo relazione tra arco e angolo gradi e radianti • utilità di alcune rappresentazioni concrete vettori, rappresentazione cartesiana e polare 2 martedì 17 febbraio 2015 il moto circolare uniforme moto circolare x = r cosφ y = r sin φ moto uniforme φ = ωt, dove ω = 2π/T x = r cos ωt y = r sin ωt modulo costante della velocità v = 2πr/T = ωr da una semplice costruzione geometrica vx(t) = −ωr sin ωt vy(t) = ωrcosωt 3 martedì 17 febbraio 2015 il moto circolare uniforme moto circolare x = r cosφ y = r sin φ moto uniforme φ = ωt, dove ω = 2π/T x = r cos ωt y = r sin ωt modulo costante della velocità v = 2πr/T = ωr da una semplice costruzione geometrica vx(t) = −ωr sin ωt vy(t) = ωrcosωt abbiamo appena dimostrato che la derivata di cosωt è −ωsinωt e la derivata di sinωt è ωcosωt. 4 martedì 17 febbraio 2015 il moto circolare uniforme (2) per analogia possiamo ricavare l’accelerazione ax =−ω2rcosωt ay =−ω2rsinωt l’accelazione nel moto circolare uniforme vale in modulo ω2r ed è diretta come il raggio vettore ma in verso opposto. è una accelerazione diretta verso il centro, o centripeta, come ci si deve aspettare dal secondo principio della dinamica se la forza responsabile del moto circolare uniforme è diretta verso il centro: f = mω2r fx = −mω2x fy = −mω2y 5 martedì 17 febbraio 2015 moto armonico x(t) = r cos ωt v(t) = −ωrsinωt a(t) = −ω2r cos ωt = −ω2x(t) f = ma f = −mω2x = −kx Viceversa, se la forza è f = −kx, sappiamo che la legge oraria sarà un moto armonico. 6 martedì 17 febbraio 2015 moto armonico x(t) = r cos ωt v(t) = −ωrsinωt a(t) = −ω2r cos ωt = −ω2x(t) f = ma f = −mω2x = −kx Viceversa, se la forza è f = −kx, sappiamo che la legge oraria sarà un moto armonico. Abbiamo appena risolto una equazione differenziale! 7 martedì 17 febbraio 2015 Trigonometria Trigonometria scomposizione scomposizione della della posizione posizione in in due due componenti. componenti. seno e coseno di un angolo seno e coseno di un angolo relazione relazione tra tra arco arco e e angolo. angolo. gradi gradi e e radianti radianti di alcune rappresentazioni •• utilità utilità di alcune rappresentazioni concrete concrete vettori, rappresentazione cartesiana e polare vettori, rappresentazione cartesiana e polare digressione su limiti e derivate (digressione (digressione sui sui limiti limiti e e sulle sulle derivate) derivate) sin " sin " = 1 dove ! = a /r è il rapporto tra arco e raggio: lim lim = 1 dove ! = a /r è il rapporto tra arco e raggio: x !0 " x !0 " consideriamo consideriamo le le aree aree dei dei due due triangoli triangoli e e dello dello spicchio spicchio di di cerchio cerchio indicati indicati in in figura: figura: ii due triangoli hanno entrambi base e altezza rispettivamente e r sin x r tan r due triangoli hanno entrambi base r e altezza rispettivamente r sin x e r tan xx ,, ! ! mentre mentre l'area l'area dello dello spicchio spicchio può può essere essere calcolata calcolata come come frazione frazione 2" dell'area dell'area 2" ! ! r 22 = 11 !r 22 = 11 ar della della circonferenza: circonferenza: 2" " "r = 2 !r = 2 ar 2" 2 2 !! 11 22 11 22 11 22 rr sin ! < rr ! < r tan ! sin ! < ! < 22 22 22 r tan ! ! 11 ! 11 < < sin ! < < cos ! sin ! cos ! calcoliamo calcoliamo ora ora la la derivata derivata come come limite limite del del rapporto rapporto incrementale incrementale ff + + !f !f = = sin( sin(" "+ +! !" " ), ), ff = = sin( sin(" " )) " "+ +! !" "# #" " cos " "+ +! !" "+ +" " !f !f = = sin( sin(" "+ +! !" " )) # # sin( sin(" " )) = = 2sin 2sin cos 22 22 !" 2" + !" !" 2sin !" cos cos 2" + !" sin sin !" 2sin $$ !f ! 22 22 2 !f = !" " '') = + = = !"2 cos cos&&%" " + ! ! 22 )(( !" % !" " !" " 22 dd !f sin " "= = lim lim !f = = cos cos " " sin ! " *0 dd" !" *0 ! " !" " Tutte Tutte le le dimostrazioni dimostrazioni si si basano basano sulla sulla misura misura dell'angolo dell'angolo in in radianti, radianti, ossia ossia come come rapporto di lunghezze rapporto di lunghezze 8 martedì 17 febbraio 2015 66 moto armonico Se la forza è f = −kx, abbiamo dimostrato che la legge oraria sarà un moto armonico: x(t) = r cos ωt v(t) = −ωrsinωt a(t) = −ω2r cos ωt = −ω2x(t) ed dovendo essere (II principio) f=ma −kx(t)=−mω2x(t) avremo ω2=k/m 9 martedì 17 febbraio 2015 energia potenziale armonica x = x0 cos ωt v(t) = −ωx0 sin ωt vmax = ωx0 T = 1/2 m v(t)2 = 1/2 m vmax2 sin2 ωt E = T + U = 1/2 mvmax2 = 1/2 m ω2x02 U(x) = 1/2 m ω2x02 (1- sin2 ωt) = 1/2 m ω2x02 cos2 ωt = 1/2 k x2(t) Notate che abbiamo ricavato il potenziale armonico senza fare integrali. con una derivata elementare possiamo vedere che la forza è la derivata del potenziale rispetto alla posizione 10 martedì 17 febbraio 2015 signicato di f = -kx (“forza elastica”) Se il punto è fermo in x=0, la forza è nulla il punto x=0 è tale che se mi allontano da esso verso destra o verso sinistra, la forza si oppone allo spostamento “forza di richiamo” il punto x=0 è una posizione di equilibrio stabile La forza elastica non è l’unico esempio di forza di richiamo 11 martedì 17 febbraio 2015 il pendolo Un’altra forza di richiamo è quella a cui è soggetto un pendolo. Le forze in gioco: un esercizio sulla scomposizione dei vettori (trigonometria!) −mg sinϑ = mat at =d2s/dt2 s = rϑ (solo se ϑ è misurato in radianti!) sinϑ ≈ ϑ = s/r piccole oscillazioni! −mg s/r = m d2s/dt2 d2s/dt2 = −g/r s s(t) moto armonico di pulsazione ω2=g/r 12 martedì 17 febbraio 2015 l’approssimazione di piccolo angolo non è un caso... se analizziamo il meccanismo di una qualunque forza di richiamo, è abbastanza intuitivo capire da dove nasce l’oscillazione se cerchiamo di formalizzare, possiamo però avere qualche difficoltà 13 martedì 17 febbraio 2015 l’approssimazione di piccolo angolo non è un caso... le difficoltà scompaiono immediatamente se usiamo il paradigma delle montagne russe per una forza di richiamo, il punto centrale • è un minimo del potenziale • è un punto di equilibrio 14 martedì 17 febbraio 2015 l’approssimazione di piccolo angolo non è un caso... le difficoltà scompaiono immediatamente se usiamo il paradigma delle montagne russe per una forza di richiamo, il punto centrale • è un minimo del potenziale • è un punto di equilibrio qualunque sistema oscilla intorno al suo punto di equilibrio 15 martedì 17 febbraio 2015 l’approssimazione di piccolo angolo non è un caso... le difficoltà scompaiono immediatamente se usiamo il paradigma delle montagne russe per una forza di richiamo, il punto centrale • è un minimo del potenziale • è un punto di equilibrio qualunque sistema oscilla intorno al suo punto di equilibrio tuttavia una oscillazione non è necessariamente un moto armonico 16 martedì 17 febbraio 2015 l’approssimazione di piccolo angolo non è un caso... le difficoltà scompaiono immediatamente se usiamo il paradigma delle montagne russe per una forza di richiamo, il punto centrale • è un minimo del potenziale • è un punto di equilibrio qualunque sistema oscilla intorno al suo punto di equilibrio tuttavia una oscillazione non è necessariamente un moto armonico o sì? 17 martedì 17 febbraio 2015 conclusione sul moto armonico abbiamo una oscillazione • in ogni intorno di un punto di equilibrio stabile • oppure in ogni minimo dell'energia potenziale • oppure per ogni forza di richiamo e in tutti questi casi • le piccole oscillazioni sono armoniche 18 martedì 17 febbraio 2015 conservazione del momento angolare sistemi isolati isotropia dello spazio forze centrali momento della forza rispetto al centro nullo forze centrali a simmetria sferica (la forza dipende solo dal modulo di r) la forza è conservativa, si conserva sia il momento angolare che l’energia totale a f =− 2 r ⇒ Lr1r2 Lr1r2 = V (r1 ) − V (r2 ) ⎛ a a⎞ a a = f (r2 − r1 ) = − 2 (r2 − r1 ) − (r2 − r1 ) = − ⎜ − ⎟ r r1r2 ⎝ r1 r2 ⎠ a ⇒ V (r) = − r 19 martedì 17 febbraio 2015 la prima legge di Keplero 2 2 v rmv p ϑ = ω = = 2 = 2 r mr mr 2 ˙2 v = r˙ + r θ 2 M m M S mp 1 1 p S p 2 2 ˙2 2 E = m r˙ + r θ − G = mr˙ + 2 −G 2 r 2 2mr r ( ) 2 M S mp p Veff (r) = = Vc (r) + VG (r) 2 −G 2mr r r Veff V(r) 1 2 E = mr˙ + Veff (r) 2 20 martedì 17 febbraio 2015 Vc(r) interpretazione del potenziale efficace In un riferimento rotante col pianeta, questo è soggetto alla gravitazione, attrattiva e alla forza centrifuga, repulsiva. E’ facile verificare che Vc rappresenta il potenziale della forza centrifuga: v rmv p essendo ω = r = mr 2 = mr 2 si ha 2 2 p p f c = mrω 2 = mr 2 4 = m r mr 3 p2 p2 Vc = − ∫ f c dr = − ∫ dr = − 3 mr m 21 martedì 17 febbraio 2015 ∫ dr 1 p 2 = 3 r 2 mr 2 barriera centrifuga Per piccoli r, domina Vc, per cui il pianeta non può cadere sul Sole, a grandi r domina V Il pianeta non può allontanarsi indefinitamente se E<0. Vc(r) r Veff Se E coincide col minimo di Veff, l’orbita è perfettamente circolare, altrimenti il pianeta oscilla tra afelio (rmax) e perielio (rmin), descrivendo un’orbita ellittica. perielio afelio V(r) r energia potenziale gravitazionale energia cinetica radiale energia meccanica totale energia cinetica di rotazione 22 martedì 17 febbraio 2015 generalità del risultato qualunque sistema a due corpi che si attraggono (dalle molecole biatomiche alle stelle doppie) ha un potenziale analogo a quello di un pianeta intorno al sole: potenziale attrattivo + barriera centrifuga (coservazione del momento angolare e dell’energia) 23 martedì 17 febbraio 2015 il pendolo conico un modello del moto del pianeta analogie e differenze come evolve il moto in presenza di attrito 24 martedì 17 febbraio 2015 conseguenze della barriera centrifuga forma a disco delle galassie: la attrazione gravitazionale può contrarre la galassia solo nella direzione ortogonale al piano di rotazione, mentre su di esso barriera centrifuga contrasta la contrazione aumento dell’energia per contrazione: un corpo in rotazione che perda energia (per attrito, irraggiamento ecc.) aumenta paradossalmente la sua energia cinetica: infatti, diminuendo il momento angolare, il sistema si sposta verso raggi minori, ossia verso valori del potenziale gravitazionale maggiori in modulo. Quindi K=-V/2 aumenta. Una nuvola di gas in rotazione che perde energia per irraggiamento si contrae, aumentando la sua energia cinetica (e quindi la sua temperatura), meccanismo che può innescare la combustione stellare. 25 martedì 17 febbraio 2015 oscillatore smorzato k1 k2 equilibrio: x=0 m˙x˙ + βx˙ + (k1 + k2 )x = 0 ⎛ β ⎞ x(t) = C exp⎜ − t ⎟ cos ω s t ⎝ 2m ⎠ k1 + k2 β 2 ωs = − 2 m 4m 26 martedì 17 febbraio 2015 x1 β = exp( T) x2 2m oscillatore forzato k1 k2 equilibrio: x=0, x2=a x2=a+Acos(ωt) m˙x˙ = − βx˙ − k1 x − k2 ( x − A cos ωt ) ⎛ ⎞ βω ⎟ ϕ = arctan ⎜⎜ 2⎟ ⎝ ( k1 + k2 ) − mω ⎠ mx˙˙ + βx˙ + (k1 + k2 )x = k 2 Acos ωt k2 A cos(ωt − ϕ ) x(t ) = 2 m 2 ω (ω 02 − ω 2 ) − β 2 m 2 x max = k2 k m A= 2 A βω 0 β k1 + k 2 27 martedì 17 febbraio 2015 ampiezza e fase in funzione della frequenza F βω 0 x0 π ϕ π/2 Fk 0 ≈ω0 Ω ω0 28 martedì 17 febbraio 2015 Ω dimostrazioni e laboratorio tre lezioni-dimostrazione o tre pomeriggi in laboratorio: • oscillazioni: molla e pendolo, oscillazioni smorzate • risonanza • oscillatori accoppiati In ogni caso le due opzioni si devono inserire in un percorso di meccanica nel quale le oscillazioni hanno un ruolo accentuato rispetto alle trattazioni tipiche 29 martedì 17 febbraio 2015 cosa serve? • pendoli e molle • binario a basso attrito con carrellini • motorino rotante a velocità variabile L’acquisizione on-line arricchisce enormemente la potenzialità, ma non è strettamente necessaria deve sempre essere utilizzata come un sussidio, non come il focus della dimostrazione (o del laboratorio) sensori di posizione, dispositivi di acquisizione varie opzioni, da adattare al percorso e alle risorse 30 martedì 17 febbraio 2015 Proposte per il laboratorio 31 martedì 17 febbraio 2015 molla con massa appesa misura statica di k: allungamento con masse diverse misura dinamica di k: misura del periodo delle oscillazioni • col cronometro • dalla legge oraria attraverso il sensore di posizione 32 martedì 17 febbraio 2015 isocronismo del pendolo col cronometro, periodo con masse diverse col cronometro, periodo con angoli diversi col sensore di posizione, raccogliere dati per qualche minuto partendo da un angolo di 20-30 gradi: • attenuazione esponenziale dell’oscillazione • variazione del periodo con l’angolo • estrapolazione del periodo per angolo tendente a zero • confronto col periodo teorico 33 martedì 17 febbraio 2015 oscillazione smorzata col carrellino • determinazione del periodo col cronometro • determinazione dell’attenuazione dell’ampiezza su una scala graduata • registrazione e analisi della legge oraria (col sensore di posizione o di rotazione) • confronto con la pulsazione teorica (non smorzata) 34 martedì 17 febbraio 2015 oscillatore smorzato k1 k2 equilibrio: x=0 m˙x˙ + βx˙ + (k1 + k2 )x = 0 ⎛ β ⎞ x(t) = C exp⎜ − t ⎟ cos ω s t ⎝ 2m ⎠ x1 x2 k1 + k2 β 2 ωs = − 2 m 4m ?! 35 martedì 17 febbraio 2015 x1 β = exp( T) x2 2m oscillatore stimolato da una forza periodica come si realizza in pratica la curva di risonanza • misurare le ampiezze massime sulla scala in centrimetri (o col sensore) • costruire la curva per punti • studiare il ruolo dell’attrito (aumentando la massa dei carrellini) fase della risposta 36 martedì 17 febbraio 2015 oscillatore forzato k1 k2 equilibrio: x=0, x2=a x2=a+Acos(ωt) m˙x˙ = − βx˙ − k1 x − k2 ( x − A cos ωt ) ⎛ ⎞ βω ⎟ ϕ = arctan ⎜⎜ 2⎟ ⎝ ( k1 + k2 ) − mω ⎠ mx˙˙ + βx˙ + (k1 + k2 )x = k 2 Acos ωt k2 A cos(ωt − ϕ ) x(t ) = 2 m 2 ω (ω 02 − ω 2 ) − β 2 m 2 x max = k2 k m A= 2 A βω 0 β k1 + k 2 37 martedì 17 febbraio 2015 ampiezza e fase in funzione della frequenza F βω 0 x0 π ϕ π/2 Fk 0 ≈ω0 Ω ω0 38 martedì 17 febbraio 2015 Ω fattore di merito Energia immagazzinata: l’oscillatore assorbe tanta più energia quanto più lo stimolo ha una frequenza prossima alla risonanza la larghezza della campana stabilisce la selettività dell’oscillatore (es. sintonizzazione di un segnale radio) “fattore di merito”: tanto migliore quanto più stretta è la campana 39 martedì 17 febbraio 2015 scambi energetici con gli oscillatori Maggiore è Q (minore lo smorzamento) tanto più selettivo è l’oscillatore cosa succede se β → 0,Q → ∞ ? l’oscillatore non può scambiare energia con lo stimolo esterno: se la frequenza è diversa, la risposta è assente, se la frequenza è uguale, l’energia tende ad • infinito, raggiungendo sicuramente il carico di rottura dell’oscillatore 40 martedì 17 febbraio 2015 ruolo della dissipazione Notiamo che la maggior parte degli scambi di energia naturali ed artificiali si basa su onde (oscillazioni) e risonanza: la radiazione eccita atomi e molecole intorno alla posizione di equilibrio l’emissione e la ricezione del suono (naturale ed artificiale) si basa su meccanismi di oscillazione la trasmissione e la ricezione di radiosegnali avviene tramite oscillazioni elettriche regolate dalle stesse leggi degli oscillatori meccanici Ruolo della dissipazione negli scambi di energia! senza dissipazione (attrito o altre forme) non sarebbe possibile lo scambio di segnali, ma neanche il trasferimento di energia dal sole alla terra attraverso la radiazione luminosa 41 martedì 17 febbraio 2015