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单击此处编辑母版标题样式,*,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,分析力学作业讲解,第一章,低速宏观运动的基本原理,包括,1 2 3 4 9 10 11 12,题,设质点在势能场,U(,r,),中运动，在笛卡尔坐标系中写出其拉格朗日方程。,解：拉格朗日方程为：,L,为拉格朗日函数,笛卡尔坐标中的坐标变量为 ，那么,所以，,带入那格朗日方程得到,带入拉格朗日方程,即有,这就是笛卡尔坐标系中的拉格朗日方程。,已知柱坐标 与笛卡尔坐标的关系是,如图,1,设质点在轴对称势能场 中运动，写出其那格朗日方程。,解：由柱坐标和笛卡尔坐标的关系可知,等式两边同时除以,d,t,那么，系统的动能为,那么，系统的拉格朗日为,所以,带入拉格朗日方程，则有：,长度为,l,的细绳系一小球，悬挂点按照 方式运动，如图所示，小球被限制在 平面内运动， 时悬线竖直向下。,（,a,）求悬线和竖直线偏离 所对应的虚位移,（,b,）已知在这一时刻的角速度为 ，求经过 时间后的位移 。问：当 时， 与 有何差别？,（,a,）在任意时刻，约束所容许的位移为虚位移，途中的小球，受到细绳的和自身重力的约束，在这个时刻，,解：,小球只能围绕,O,点作圆周运动，当偏离角为 时，对应的虚位移为 。,（,b,）小球经过 时间后的位移，可以看作有两部分组成：,（,1,）小球绕,O,点作圆周运动所产生的位移,（,2,）小球随,O,点一起作简谐运动所产生的位移,所以，小球的位移为,和 的区别如图所示：,虚位移和实际位移的主要区别在于,虚位移之和约束有关。,实际位移除了和约束有关以外，还和物体当前的运动状态有关。,长度同为,l,的轻棒四根，相互连接成一个可以无摩擦的改变顶角的菱形,ABCD,，,AB,和,AD,两棒无摩擦的支于处于同一水平线上且相距,2,a,的两根钉上，,BD,之间用一根轻质棒连接，在连接点（,B,和,D,处），各棒之间可以无摩擦的转动，,C,点上系有一重物,W,，,C,点和重物受到约束，只能上下运动，设,A,点两棒之间的夹角为,试用虚功原理求平衡时联结棒,BD,中的张力 ，讨论的 方向与,的大小的关系。问：在什么情况下有 ，说明其意义。,4.,虚功原理,解：,我们考虑当,A,处的夹角增加,只有,B,、,D,和,C,处的约束力的虚功不为零。那么：,利用近似方法 可得：,将上面的近似式代入虚功方程可得：,即有：,杠对,B,的作用力向外,杠对,B,的作用力向内,杠对,B,无作用力,9,质量为,M,的斜面可以无摩擦地在水平桌面上滑动。斜面上无摩擦地放一滑块,m,，如图所示。写出拉格朗日方程，并求斜面的加速度 和滑块相对于斜面的加速度 。,解：系统的拉格朗日函数为,即有：,解之得：,带入拉氏方程：,10,直接用拉格朗日方程, 1.1.2 (2.21),式,证明，由相差一广义坐标和时间的函数的时间全导数的两个拉格朗日函数,L,和,L,1.1.3 (3.13),式,得到的运动方程相同。,证明：,L,和,L,相差一个广义坐标和时间的全微分,那么,带入拉格朗日方程,那么,由,L,和,L,得到的运动方程相同。,经过伽利略有限速度变换 的拉氏量为,11,证明一维运动自由质点的拉格朗日函数, 1 . 1 . 4 (4 .10),式,满足有限相对速度变换下伽利略相对性原理的要求。,解：由（,4.10,）可得自由质点的拉格朗日函数为,L,和,L,相差一广义坐标和时间的函数的时间全导数的两个拉格朗日函数，由上题知，他们满足相同的拉格朗日方程。所以自由质点的拉格朗日函数,(4 .10),式 满足有限相对速度变换下伽利略相对性原理的要求。,注意：解决此类问题的关键是弄懂题意，在作业中我发现很多同学没有弄清题目要求证明什么。要证明拉格朗日函数满足有限相对速度变换下伽利略相对性原理的要求。就要先搞清楚什么是伽利略相对性原理：所有惯性系，对研究机械运动规律是等效的。那么我们要证明的是在两个惯性系中，拉格朗日函数满足相同的运动规律。要注意拉格朗日量本身是没有物理意义的。重要的是他满足的函数形式和满足的运动方程。,12,已知一维运动自由质点的拉氏量是,(a),证明：当按真实运动方式运动时，作用量是,(b),设 ，求 ；并任意假定一种非真实的运动方式，计算相应的作用量 ，验证,。,解：按真实情况运动时，自由质点作匀速直线运动，速度为常数,。,将 带入得到,将 带入得到,（,b,）假设自由质点不做匀速直线运动，则速度为时间的函数 ，且满足：,那么,平方的平均值大于,平均值的平方。,等号成立的条件是 为常数。,滑块的能量,斜面的能量,系统的总能量,K,系,K,系,分析力学作业讲解,第二章 守恒律,杜佳欣,dujx,http:/, 是坐标和速度的函数,(a),证明：整个系统绕,z,轴转动角度,对应的广义动量不再是,如,1.2.2(2.16),式，而是,(b),已知在电磁场中电荷为,e,的粒子,，,其中,和,A,是电磁场的表示和矢势，求广义动量,。,解：由广义动量的定义：,可得,上式得第一项已在课本中求出，那么将值代入即得,(b),将带电粒子的是能表带式代入上式可得：,2.,质量为,半径为,的半球形碗，放在光滑的水平桌面上，如图,1,。有一个质量为 的滑块沿碗的内壁无摩擦的滑下。用,表示滑块位置与球心连线和竖直方向的夹角。这个系统起始时静止且,。求滑块滑到,时,的值。,解：系统的拉格朗日为：,那么,则对应的拉格朗日方程为,化简得,将上面第二式写成,再带入第一式得,注意到等式左边是一个全微分，积分即得,利用 ，即得,质量为,半径为,的半球形碗，放在光滑的水平桌面上，如图,1,。有一个质量为 的滑块沿碗的内壁无摩擦的滑下。用,表示滑块位置与球心连线和竖直方向的夹角。这个系统起始时静止且,。求滑块滑到,时,的值。,解：由于系统在水平方向不受力，所以系统在水平方向上的动量守恒：,在有能量守恒得到,式中的 和 为滑块和半球形碗相对于地面的速度。而,代入可得,由第一式得 ，代入第二式得,化解可得,即：,当 时,3.,质量为 的质点在三维空间中运动，势能是,证明之一质点由 区域经过分界面进入 区域的运动轨迹等同于光线从空气入射到折射率为 的介质所受到的折射。 其中， 是质点在 区域中的动能。,解：系统具有,xy,平面内的平移对称性，所以动量的,x,，,y,分量守恒：,又系统的能量守恒，则有,那么，则有,即：,而散射前后动量与,z,轴的夹角之比为,即满足折射定律。,4.,求半径为,，圆心角为,2,的均匀扇形薄片的质心。,解：设均匀薄片的定点在原点，取对称轴为,y,轴，则其重心一定在,y,轴上,那么质心的,y,坐标为,所以扇形的质心在其角平分线距圆心,2asin/(3),处。,7.,写出角动量的笛卡尔分量 和它的平方 用球坐标 表示的表达式。,解：由,带入得,8.,在下列场中运动的系统，动量,P,的什么分量守恒？角动量的什么分量守恒？,(a),无穷大均匀平面所产生的场；,(b),无穷长均匀柱所产生的场；,(c),两个电源所产生的场；,(d),均匀圆环所产生的场；,(e),均匀圆球所产生的场。,解：根据空间的平移对称性导致动量守恒，空间的转动对称性导致角动量守恒可知：,(a),无穷大均匀平面所产生的场：,P,沿平面方向的任意分量，,L,的垂直平面方向的分量,(b),无穷长均匀柱所产生的场：,P,沿柱方向的分量，,L,的沿柱方向的分量,(c),两个电源所产生的场：,L,沿两个电源连线方向的分量,(d),均匀圆环所产生的场：,L,沿垂直圆环方向的分量,(e),均匀圆球所产生的场：,L,守恒,分析力学作业讲解（三）,第三章 有心力场中的运动,1,、质点受到的有心力为：,解：由比莱公式,其中 ，,A,为积分常数。,将,F,带入可得：,其中 ，试证明其轨道方程为,那么令 ，带入可得,其通解为：,我们总是可以选择适当的坐标系，使得 ，带入可得,2,、一个质点在有心引力作用下沿圆形轨道运动，力心在此圆的圆周上。求证这一有心力与距离的五次方成反比。,解：设置点运动轨迹圆周的半径为,a,，则其轨迹方程为：,则：,带入比莱公式：,整理之后可得：,所以有心力与距离成五次方成反比。,系统的拉格朗日为,所以,3,、在一个顶角为 的圆锥形光滑杯中放置一个质量为,m,的质点。圆锥的轴沿竖直方向，杯口向上。求证当 时，质点在两个水平圆环之间的杯壁上运动，并写出决定这两个圆环半径的方程。,解：,系统的约束方程为,（,1,）,（,2,）,（,3,）,（,4,）,（,1,）,由（,4,）式可得,带入（,3,）式可得,利用 ，可得,解之,系统的总能量,所以，,C=2E/m,，带入可得,当质点到达最低点或者最高点时 ，那么,这个方程有三个解，两正一负，显然负数解应舍弃。设余下的两根为,，那么（如图）,显然只有当 时，质点的速度才为实数，所以质点只能在,之间运动。,4,、由椭圆的焦点,F,引一条线段，以均匀的角速度 绕,F,点转动，求证此线段与椭圆的交点,M,的速度为 ，其中,a,和,b,是椭圆的半长轴和半短轴。,解：由椭圆的极坐标方程,而,所以,所以,5,、,(a).,有心力势能为 。分别对于 ， 和 。画出有效势能 的曲线，并分别讨论这三种情况下的各种可能的运动方式。,(b).,证明只有当 时，粒子才能落到力心上。说明其物理原因。并对 计算落到力心上的截面。,解：,(a),等效势能为：,根据,和 的关系，三种情况下的 的曲线如下：（黑： ；红：,；绿： ）,在有心力场中运动的粒子的能量为,我们在讨论粒子在不同的势能中运动，只考虑束缚运动和无限运动。判断粒子能否作无限运动，只需看当 时，粒子的速度（动能）能否一直保持为正的非零值。,(2),、当 时，粒子的有效势能：,当 时，上式的第二项是主要部分。则,而 ，粒子的能量是有限的。所以上式不可能成立，也就是粒子不能落到力心。,下面计算粒子落到质心的截面：设粒子的苗追距离为,b,，则有效势能为,再求有效势能的极值,当有效势能最大时有,粒子被俘获的条件是 ， 即,所以，粒子落入质心的总截面为,6,、半径为,a,的硬球势场是,求粒子受这势能散射的有效截面。,7,、设顶角为 ，底半径为 的硬质圆锥体，锥内势能为 ，锥外势能为 。粒子平行于锥轴入射，如图，求散射的有效散射截面。,11,、证明在实验室系中靶粒子相对于射弹粒子入射方向的反冲角,，其中 是射弹粒子在质心系中的散射角。,解：设入射粒子在实验室系中的入射速度为 ，设 为 方向的单位矢量，靶粒子在质心系中的散射方向为 。则射弹粒子在质心系中的散射角为,入射粒子和靶粒子碰撞后在实验系中的动量为,在实验室系中靶粒子的散射角应该是靶粒子的散射后在实验室系中的动量和入射粒子散射前在实验室系中动量的夹角，所以,所以,
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