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a_mechanik:harmonischer_oszillator [18 December 2016 14:54] – ruben.boesche@t-online.de | a_mechanik:harmonischer_oszillator [20 December 2016 07:24] (current) – Bild: Kräfte am Fadenpendel ruben.boesche@t-online.de | ||
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====Differentialgleichung des Harmonischen Oszillators==== | ====Differentialgleichung des Harmonischen Oszillators==== | ||
- | Die Bewegung eines Harmonischen Oszillators, | + | Die Bewegung eines Harmonischen Oszillators, |
Ein wichtiges Beispiel für einen harmonischen Oszilator ist das Fadenpendel. | Ein wichtiges Beispiel für einen harmonischen Oszilator ist das Fadenpendel. | ||
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==== Mathematisches Pendel ==== | ==== Mathematisches Pendel ==== | ||
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+ | Kräfte am Fadenpendel | ||
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Das mathematische Pendel beschreibt die Schwignung eines solchen Körpers mithilfe einiger Vereinfachungen: | Das mathematische Pendel beschreibt die Schwignung eines solchen Körpers mithilfe einiger Vereinfachungen: | ||
Line 25: | Line 30: | ||
Die Differentialgleichung für das mathematische Pendel ergibt sich aus der Rückstellkraft. | Die Differentialgleichung für das mathematische Pendel ergibt sich aus der Rückstellkraft. | ||
Einerseits erhält man die Rückstellkraft aus der Gravitationskraft (siehe Abbildung): | Einerseits erhält man die Rückstellkraft aus der Gravitationskraft (siehe Abbildung): | ||
- | $$F_R=-m \cdot g \cdot sin(\phi(t))$$ | + | $$F_R=-m \cdot g \cdot \sin(\phi(t))$$ |
Andererseits kann man die Rückstellkraft auch über die (normale) Kraftgleichung $F=m\cdot a$(vgl. [[a_mechanik: | Andererseits kann man die Rückstellkraft auch über die (normale) Kraftgleichung $F=m\cdot a$(vgl. [[a_mechanik: | ||
\begin{eqnarray*} | \begin{eqnarray*} | ||
Line 32: | Line 37: | ||
\end{eqnarray*} | \end{eqnarray*} | ||
Insgesamt erhält man also: | Insgesamt erhält man also: | ||
- | $$-m \cdot g \cdot sin(\phi(t)) = m \cdot \ddot{\phi}(t)$$ | + | $$-m \cdot g \cdot \sin(\phi(t)) = m \cdot \ddot{\phi}(t)$$ |
Nun nimmt man als Näherung an, dass für kleine Winkel $\phi$ gilt ((Anmerkung: | Nun nimmt man als Näherung an, dass für kleine Winkel $\phi$ gilt ((Anmerkung: | ||
- | $$\phi \approx sin(\phi)$$ | + | $$\phi \approx |
Damit erhält man die Differentialgleichung | Damit erhält man die Differentialgleichung | ||
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mit der Lösung ++++ | mit der Lösung ++++ | ||
- | $$\phi(t) = \phi_{max} \cdot sin(\sqrt{\frac{g}{l}}\cdot t + \phi_0).$$ | + | $$\phi(t) = \phi_{max} \cdot \sin(\sqrt{\frac{g}{l}}\cdot t + \phi_0).$$ |
Hierbei bezeichnet $\phi_{max}$ die Winkelamplitude und $\phi_0$ die Phasenverschiebung (also den Startwinkel bei $t=0$). Aus der Lösung kann man außerdem die Winkelfrequenz $\omega$ ablesen und daraus die Periodendauer $T$ bestimmen: | Hierbei bezeichnet $\phi_{max}$ die Winkelamplitude und $\phi_0$ die Phasenverschiebung (also den Startwinkel bei $t=0$). Aus der Lösung kann man außerdem die Winkelfrequenz $\omega$ ablesen und daraus die Periodendauer $T$ bestimmen: | ||
\begin{eqnarray*} | \begin{eqnarray*} | ||
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$$F=k \cdot y(t) = - m \cdot \ddot{y}(t).$$ | $$F=k \cdot y(t) = - m \cdot \ddot{y}(t).$$ | ||
Dabei ist $k$ die Federkonstante (Erinnerung: | Dabei ist $k$ die Federkonstante (Erinnerung: | ||
- | $$y(t) = y_{max} \cdot sin(\omega_0 \cdot t)$$ | + | $$y(t) = y_{max} \cdot \sin(\omega_0 \cdot t)$$ |
- | ,wobei $\omega_0 = \sqrt{\frac{D}{m}}$ die Eigenfrequenz und $y_{max}$ die Amplitude sind. | + | , wobei $\omega_0 = \sqrt{\frac{D}{m}}$ die Eigenfrequenz und $y_{max}$ die Amplitude sind. |
+ | |||
+ | ====Elektrischer Schwingkreis==== | ||
+ | [{{ : | ||
+ | Der elektrische Schwingkreis ist eine elektrische Schaltung, welche aus Spule und Kondensator besteht. Hierbei schwingt die Energie zwischen dem elektrischen Feld des Kondensators und dem magnetischen Feld der Spule. | ||
+ | Die Diffenrentialgleichung dieses Systems ist gegeben durch | ||
+ | $$\frac{1}{C} q(t) = -L \cdot \ddot{q}(t).$$ | ||
+ | Dabei ist die Ladung $q(t)$ abhängig von der Zeit, $C$ ist die Kapazität des Kondensators und $L$ ist die Induktivität der Spule. | ||
+ | Die Lösung ist | ||
+ | $$q(t) = C \cdot U_0 \cdot \cos( \sqrt{\frac{1}{CL}} \cdot t)$$ | ||
+ | , wobei $\omega = \sqrt{\frac{1}{CL}}$ die Eigenfrequenz und $U_0$ die Maximalspannung am Kondensators ist. | ||
+ | Daraus lässt sich auch die Lösung für die Stromstärke ermitteln durch | ||
+ | $$I(t) = -\dot{q}(t) = C \cdot \omega \cdot U_0 \cdot \sin(\omega\cdot t).$$ | ||
+ | Durch das Hinzufügen eines Ohmschen Widerstandes R wird der Schwingkreis zu einem gedämpften Schwingkreis und die Differentialgleichung lässt sich analog zu der einer gedämpften Schwingung lösen. Sie ist gegeben durch | ||
+ | $$\frac{1}{C} q(t) + R \cdot \dot{q}(t) = -L \cdot \ddot{q}(t).$$ |