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1、分析力学作业讲解分析力学作业讲解第一章 低速宏观运动的根本原理包括1 2 3 4 9 10 11 12题1.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。2.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dt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，那么有：3.长度为l的细绳系一小球，悬挂点按照 方式运动，如下图，小球
2、被限制在 平面内运动， 时悬线竖直向下。4.a求悬线和竖直线偏离 所对应的虚位移5.b知在这一时辰的角速度为 ，求经过 时间后的位移 。问：当 时， 与 有何差别？ a在恣意时辰，约束所允许的位移为虚位移，途中的小球，遭到细绳的和本身重力的约束，在这个时辰，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点一同作简谐运动所产生的位移所以，小球的位移为 和 的区别如下图：虚位移和实践位移的主要区别在于虚位移之和约束有关。实践位移除了和约束有关以外，还和物体当前的运动形状有关。长度同为l
3、的轻棒四根，相互衔接成一个可以无摩擦的改动顶角的菱形ABCD，AB和AD两棒无摩擦的支于处于同一程度线上且相距2a的两根钉上，BD之间用一根轻质棒衔接，在衔接点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点和重物遭到约束，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结合棒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 ，阐明其意义。4.虚功原理解：我们思索当A处的夹角添加 ,只需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
4、摩擦地在程度桌面上滑动。斜面上无摩擦地放一滑块 m，如下图。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 得到的运动方程一样。 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 得到的运动方程一样。经过伽利略有限速度变换 的拉氏量为11证明一维运动自在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
5、原理的要求。解：由4.10可得自在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，他们满足一样的拉格朗日方程。所以自在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。留意：留意：处理此理此类问题的关的关键是弄懂是弄懂题意，在作意，在作业中我中我发现很很多同窗没有弄清多同窗没有弄清标题要求要求证明什么。要明什么。要证明拉格朗日函数明拉格朗日函数满足有限相足有限相对速度速度变换下伽利略相下伽利略相对性原理的要求。就要先搞性原理的要求。就要先搞清楚什么是伽利略相清楚什么是伽利略相对性原理：一切性原理：一切惯性系，性
6、系，对研研讨机械运机械运动规律是等效的。那么我律是等效的。那么我们要要证明的是在两个明的是在两个惯性系中，拉性系中，拉格朗日函数格朗日函数满足一足一样的运的运动规律。要留意拉格朗日量本身是律。要留意拉格朗日量本身是没有物理意没有物理意义的。重要的是他的。重要的是他满足的函数方式和足的函数方式和满足的运足的运动方程。方程。12知一维运动自在质点的拉氏量是 (a)证明：当按真实运动方式运动时，作用量是(b)设 ，求 ；并恣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，自在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假设自在质点不做匀速直线运动，那么速
7、度为时间的函数 ，且满足：那么平方的平方的平均值大平均值大于于平均平均值的平方。值的平方。等号成立的条件是 为常数。滑块的能量滑块的能量斜面的能量斜面的能量系统的总能量系统的总能量K系系K系系分析力学作业讲解 第二章 守恒律杜佳欣dujxioppnu.eduioppnu.edu/dujx/v1.2.3.4.7.81.设质点系统的拉格朗日L=T-U其中 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)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
8、，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，放在光滑的程度桌面上，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：那么那么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留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，放在光滑的程度桌面上，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
9、程度方向不受力，所以系统在程度方向上的动量守恒：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 的介质所遭到的折射。 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，那么有那么，那么有即：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，那么其重心一定在
10、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.在以下场中运动的系统，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沿平面方向的恣意分量，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)
11、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、质点遭到的有心力为：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。求证这一有心力与间隔的五次方成反比。解：设置点运动轨迹圆周的半径为a，那么其轨迹方程为：那么：带入比莱公式：整理之后可得：所以有心力与间隔成五次方成反比。系统的拉格朗日为所以3、在一个顶角为
12、 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，质点在两个程度圆环之间的杯壁上运动，并写出决议这两个圆环半径的方程。解：系统的约束方程为12341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 ，那么如图显然只需当 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)
13、.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能够的运动方式。(b).证明只需当 时，粒子才干落到力心上。阐明其物理缘由。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，只思索束缚运动和无限运动。判别粒子能否作无限运动，只需看当 时，粒子的速度动能能否不断坚持为正的非零值。(2)、当 时，粒子的有效势能：当 时，上式的第二项是主要部分。那么而 ，粒子的能量是有限的。所以上式不能够成立，也就是粒子不能落到力心。下面计算粒子落
14、到质心的截面：设粒子的苗追间隔为b，那么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 。那么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
