8.7: Опрацьовані приклади
Приклад 8.7 Сходи
Об'єкт масою m в момент t = 0 має швидкістьv0 Він ковзає відстань s по горизонтальному підлозі, а потім з вершини сходів (рис. 8.35). Коефіцієнт кінетичного тертя між об'єктом і підлогою -μk Об'єкт б'є в дальній кінець третьої сходи. Кожна сходи має підйом h і прогін d. Нехтуйте опором повітря і використовуйте g для гравітаційної постійної. (а) Яка відстань s, на якій об'єкт ковзає по підлозі?

Рішення: Існує два різних етапи руху об'єкта, початковий горизонтальний рух, а потім вільне падіння. Задане кінцеве положення об'єкта, в дальньому кінці третьої сходи, визначить горизонтальну складову швидкості в той момент, коли об'єкт покинув вершину сходів. Це в свою чергу може бути використано для визначення часу сповільнення об'єкта уздовж підлоги, а значить і пройденого на підлозі відстані. Задані величини - m, v0, μk, g, h і d.
Для горизонтального руху виберіть координати з початковою позицією блоку. Виберіть позитивнийˆi напрямок, щоб бути горизонтальним, спрямованим вліво на малюнку 8.35,ˆj -напрямок, щоб бути вертикальним (вгору). Сили на об'єкт - цеm→g=−mgˆj гравітація, нормальна сила→N=Nˆj і кінетична сила тертя→fk=−fkˆi. Складовими векторів у другому→F=m→a законі Ньютона є
\ [\ почати {вирівняний}
-f_ {\ mathrm {k}} &=м a_ {x}\\
n-м g &=m a_ {y}
\ кінець {вирівняний}\ nonumber\]
Об'єкт не рухається у напрямку y;ay=0 і, таким чином, з другого виразу в (8.6.19),N=mg Величина сили тертя тодіfk=μkN=μkmg, і перший вираз в (8.6.19) дає x -компонент прискорення якax=−μkg тому, що прискорення є постійним x - складова швидкості задається
vx(t)=v0+axt
деv0 - х -складова швидкості об'єкта, коли він тільки почав ковзати. Зсув задається
x(t)−x0=v0t+12axt2
Позначте час, коли блок просто покине посадкуt1, деx(t1)=s і швидкість якраз при досягненні приземленняvx(t1)=vx,1. Початкова швидкість -v0 іx0=0. Використовуючи початкові і кінцеві умови, і значення прискорення, Рівняння (8.6.21) стає
s=v0t1−12μkgt21
Розв'яжіть Рівняння (8.6.20) за час, коли блок досягає краю посадки,
t1=vx,1−v0−μkg=v0−vx,1μkg
Заміна рівняння (8.6.23) на рівняння (8.6.22) дає
s=v0(v0−vx,1μkg)−12μkg(v0−vx,1μkg)2
і після деякої алгебри ми можемо переписати рівняння (8.6.24) як
s=v20−v2x,12μkg
Від вершини сходів до дальнього кінця третьої сходи об'єкт знаходиться у вільному падінні. Виберіть позитивнийˆi -напрямок, щоб бути горизонтальним, спрямованим вліво на малюнку 8.35, а позитивнийˆj -напрямок - вертикальним (вгору) і тепер виберіть початок у верхній частині сходів, де об'єкт спочатку йде у вільне падіння. Компонентами прискорення єax=0ay=−g, початкова x -складова швидкості єvx,1, початкова y -складова швидкості єvy,0=0, початкова x -позиція єx0=0 і початкова y -позиція єy0=0. Скидання,t=0 коли об'єкт просто залишає сходову площадку. Нехайt2 позначають момент потрапляння об'єкта на сходи, деy(t2)=−3h іx(t2)=3d. Рівняння, що описують положення і швидкість об'єкта в часіt=t2, є
x(t2)=3d=vx,1t2
y(t2)=−3h=−12gt22
Розв'яжіть рівняння (8.6.26) дляt2 отримання прибутку
t2=3dvx,1
Замініть рівняння (8.6.28) у рівняння (8.6.27) та усуньте зміннуt2
3h=12g9d2v2x,1
Рівняння (8.6.29) тепер можна вирішити для квадрата горизонтальної складової швидкості,
v2x,1=3gd22h
Тепер замініть Рівняння (8.6.30) у Рівняння (8.6.25), щоб визначити відстань, яку об'єкт пройшов на посадці,
s=v20−(3gd2/2h)2μkg
Приклад 8.8 Переміщення кошика по доріжці

Розглянемо візок, який вільно ковзає по горизонтальній доріжці (рис. 8.36). Зусилля прикладається до візка через струну, яка прикріплена до датчика сили, встановленого на візку, обмотується навколо шківа і прикріплена до блоку на іншому кінці. Коли блок буде звільнений, візок почне прискорюватися. Датчик сили і візок разом мають масуmC, а підвішений блок має масуmB. Нехтуйте невеликою масою струни і шківа, і припускайте, що струна нерозтягується. Коефіцієнт кінетичного тертя між візком і колією дорівнюєμk. Визначити (i) прискорення візка, і (ii) натяг в струні.
Рішення: Загалом, ми хотіли б намалювати діаграми вільного тіла на всіх окремих об'єктах (візок, датчик, шків, мотузка та блок), але ми також можемо вибрати систему, що складається з двох (або більше) об'єктів, знаючи, що сили взаємодії між будь-якими двома об'єктами скасуються попарно Третім законом Ньютона. У цьому прикладі ми виберемо датчик/візок як одне вільне тіло, а блок як інше вільне тіло. Діаграма сили вільного тіла для датчика/візка показана на малюнку 8.37.

На датчик/візок діють три сили: гравітаційна силаmC→g, сила→TR,C тяги мотузки на датчику сили та сила контакту між колією та візком. На малюнку 8.34 ми розкладаємо контактну силу на дві її складові - кінетичну силу тертя→fk=−fkˆi і нормальну силу,→N=Nˆj.
Візок прискорюється лише в горизонтальному напрямку,→aC=aCxˆi тому складова сили у вертикальному напрямку повинна бути нульовоюaCy=0. Тепер ми можемо застосувати Другий закон Ньютона в горизонтальному і вертикальному напрямках і знайти, що
ˆi:TR,C−fk=mCaC,x
ˆj:N−mCg=0
З Рівняння (8.6.33) робимо висновок, що нормальною складовою є
N=mCg
Ми використовуємо рівняння (8.6.34) для нормальної сили, щоб знайти, що величина кінетичної сили тертя дорівнює
fk=μkN=μkmcg
Тоді рівняння (8.6.32) стає
TR,C−μkmCg=mCaC,x
Схема сили для блоку показана на малюнку 8.38. Дві сили, що діють на блок, - це→TR,B сила тяги струни і сила тяжінняmB→g. Тепер ми застосуємо Другий закон Ньютона до блоку і знаходимо, що
ˆJB:mBg−TR,B=mBaB,y

У Рівнянні (8.6.37) символaB,y представляє складову прискорення зі знаком, визначеним нашим вибором напрямку вниз для одиничного вектораˆjB. Зауважимо, що ми зробили інший вибір напрямку для вектора одиниці у вертикальному напрямку на діаграмі вільного тіла для блоку, показаного на малюнку 8.37. Кожна діаграма вільного тіла має незалежний набір одиничних векторів, які визначають знак умовності для векторного розкладання сил, що діють на вільне тіло, і прискорення вільного тіла. У нашому прикладі, з одиничним вектором, спрямованим вниз на малюнку 8.38, якщо ми вирішуємо для складової прискорення і вона позитивна, то ми знаємо, що напрямок прискорення - вниз.
Існує другий тонкий спосіб введення знаків щодо сил, що діють на вільне тіло. У нашому прикладі сила між струною і блоком, що діє на блок, вказує вгору, тому при векторному розкладанні сил, що діють на блок, що з'являється на лівій стороні Рівняння (8.6.37), ця сила має знак мінус і величину,→TR,B=−TR,BˆjB деTR,B приймається позитивним.
Наше припущення про те, що маса мотузки і маса шківа мізерно малі, дозволяє стверджувати, що натяг в мотузці рівномірне і за величиною дорівнює силам на кожному кінці мотузки,
TR,B=TR,C≡T
Ми також припустили, що струна нерозтягується (не розтягується). Це означає, що мотузка, блок та датчик/візок мають однакову величину прискорення,
aC,x=aB,y≡a
Використовуючи рівняння (8.6.38) та (8.6.39), тепер ми можемо переписати рівняння руху для датчика/кошика, рівняння (8.6.36), як
T−μkmCg=mCa
і рівняння руху (8.6.37) для блоку як
mBg−T=mBa
У нас є тільки два невідомих T і a, тому тепер ми можемо вирішити два рівняння (8.6.40) і (8.6.41) одночасно для прискорення датчика/візка і натягу в мотузці. Спочатку вирішуємо Рівняння (8.6.40) для натягу
T=μkmCg+mCa
а потім підставити рівняння (8.6.42) на рівняння (8.6.41) і знайти, що
mBg−(μkmCg+mCa)=mBa
Тепер ми можемо вирішити рівняння (8.6.43) для прискорення,
a=mBg−μkmCgmC+mB
Заміна рівняння (8.6.44) на рівняння (8.6.42) дає напругу в струні,
\ [\ почати {вирівнювання}
T &=\ mu_ {\ mathrm {k}} m_ {\ mathrm {C}} g+m_ {\ mathrm {C}} a\\
&=\ mu_ {\ mathrm {k}} m_ {\ математика {C}} g+m_ {\ mathrm {C}\ математика {B}} g-\ mu_ {\ mathrm {k}} m_ {\ математика {C}} г} {m_ {\ mathrm {C}} +m_ {\ mathrm {B}}\\
&=\ ліворуч (\ mu_ {\ mathrm {k}} +1\ праворуч)\ frac {m_ {\ mathrm {C}} m_ {\ mathrm {B}}} {m_ {\ mathrm {C}} +m_ {\ mathrm {B}} г
\ кінець {вирівняний}\ номер\]
У цьому прикладі ми застосували Другий закон Ньютона до двох об'єктів: один складний об'єкт, що складається з датчика і візка, а інший блок. Ми проаналізували сили, що діють на кожен об'єкт, а також будь-які обмеження, накладені на прискорення кожного об'єкта. Ми використовували силові закони для кінетичного тертя та гравітації на кожній системі вільного тіла. Три рівняння руху дозволяють визначити сили, які залежать від параметрів у прикладі: напруга в мотузці, прискорення предметів і нормальна сила між візком і столом.
Приклад 8.9 Умови обмеження шківів та канатів
Розглянемо розташування шківів і блоків, показане на малюнку 8.39. Шківи приймаються безмасовими і без тертя, а сполучні струни - безмасовими і нерозтяжними. Позначте відповідні маси блоків asm1m2, іm3. Верхній шків на малюнку вільно обертається, але його центр маси не рухається. Обидва шківа мають однаковий радіус R. (a) Як пов'язані прискорення об'єктів? (b) Намалюйте діаграми сили на кожному рухомому об'єкті. (c) Вирішити для прискорення об'єктів і напруженості в мотузках.

Рішення: (а) Виберіть початок у центрі верхнього шківа. Ввести координатні функції для трьох рухомих блоків,y1,y2, іy3. Ввести координатну функцію\ begin {equation} y_ {P}\ end {рівняння} для рухомого шківа (шків праворуч внизу на рис. 8.40). Виберіть вниз для позитивного напрямку; система координат показана на малюнку нижче.

Довжина рядка A задається
lA=y1+yP+πR
деπR - довжина дуги мотузки, що контактує зі шківом. Ця довжина постійна, і тому друга похідна по часу дорівнює нулю,
0=d2lAdt2=d2y1dt2+d2yPdt2=ay,1+ay,P
При цьому блок 1 і рухомий шків компоненти прискорення рівні за величиною, але протилежні за знаком,
ay,P=−ay,1
Довжина рядка B задається
lB=(y3−yp)+(y2−yp)+πR=y3+y2−2yP+πR
деπR - довжина дуги мотузки, що контактує зі шківом. Ця довжина також постійна, тому друга похідна по часу дорівнює нулю,
0=d2lBdt2=d2y2dt2+d2y3dt2−2d2ypdt2=ay,2+ay,3−2ay,P
Ми можемо замінити рівняння (8.6.48) для прискорення шківа в Рівняння (8.6.50), що дає зв'язок обмеження між складовими прискорення трьох блоків,
0=ay,2+ay,3+2ay,1
б) Діаграми сили вільного тіла: сили, що діють на блок 1, є: гравітаційна силаm1→g і сила тяги→TA,1 струни А, що діє на блок 1. Позначте величину цієї силиTA тим, що тятива приймається безмасовою і шків приймається безмасовим і нефрикційним, натягTA в струні рівномірний і за величиною дорівнює тяговому зусиллю струни на блоці. Схема вільного тіла на блоці 1 показана на малюнку 8.41 (а).

Другий закон Ньютона, застосований до блоку 1, тоді
ˆj:m1g−TA=m1ay,1
Сили на блоці 2 - це гравітаційна силаm2→g і струна В, що утримує блок→TB,2, з величиноюTB. Діаграма вільного тіла для сил, що діють на блок 2, показана на малюнку 8.41 (б). Другий закон Ньютона, застосований до блоку 2,
ˆj:m2g−TB=m2ay,2
Сили на блоці 3 є гравітаційною силоюm3→g і струною, що утримує блок→TB,3, з величиною, рівноюTB тому, що шків Р приймається як безтертя, так і безмасовим. Діаграма вільного тіла для сил, що діють на блок 3, показана на малюнку 8.41 (в). Другий закон Ньютона, застосований до блоку 3,
ˆj:m3g−TB=m3ay,3
Сили на рухомому шківі Р - сила гравітаціїmP→g=→0 (шків приймається безмасовим); струна В тягне вниз по шківу з кожного боку з силою,→TB,P яка має величинуTB. Струна А утримує шків вгору з силою→TA,P з величиною,TA рівною натягу в струні А. Діаграма вільного тіла для сил, що діють на рухомий шків, показана на малюнку 8.41 (г). Другий закон Ньютона, застосований до шківа
ˆj:2TB−TA=mPay,P=0
Оскільки шків вважається безмасовим, ми можемо використовувати це останнє рівняння, щоб визначити умову, що напруга в двох струн повинна задовольняти,
2TB=TA
Тепер ми в змозі визначити прискорення блоків і натяг в двох струн. Записуємо відповідні рівняння у вигляді резюме.
0=ay,2+ay,3+2ay,1
m1g−TA=m1ay,1
m2g−TB=m2ay,2
m3g−TB=m3ay,3
2TB=TA
Існує п'ять рівнянь з п'ятьма невідомими, тому ми можемо вирішити цю систему. Спочатку ми використаємо рівняння (8.6.61), щоб усунути напругуTA в рівнянні (8.6.58), що дає
m1g−2TB=m1ay,1
Тепер ми вирішуємо рівняння (8.6.59), (8.6.60) і (8.6.62) для прискорень,
ay,2=g−TBm2
ay,3=g−TBm3
ay,1=g−2TBm1
Тепер ми підставляємо ці результати для прискорень у рівняння обмеження, Рівняння (8.6.57),
0=g−TBm2+g−TBm3+2g−4TBm1=4g−TB(1m2+1m3+4m1)
Тепер ми можемо вирішити це останнє рівняння для натягу в рядку B,
TB=4g(1m2+1m3+4m1)=4gm1m2m3m1m3+m1m2+4m2m3
З Рівняння (8.6.61) напруга в струні А дорівнює
TA=2TB=8gm1m2m3m1m3+m1m2+4m2m3
Знаходимо прискорення блоку 1 з Рівняння (8.6.65), використовуючи Рівняння (8.6.67) для натягу в струні B,
ay,1=g−2TBm1=g−8gm2m3m1m3+m1m2+4m2m3=gm1m3+m1m2−4m2m3m1m3+m1m2+4m2m3
Знаходимо прискорення блоку 2 з Рівняння (8.6.63), використовуючи Рівняння (8.6.67) для натягу в струні B,
ay,2=g−TBm2=g−4gm1m3m1m3+m1m2+4m2m3=g−3m1m3+m1m2+4m2m3m1m3+m1m2+4m2m3
Аналогічно знаходимо прискорення блоку 3 з Рівняння (8.6.64), використовуючи Рівняння (8.6.67) для натягу в струні B,
ay,3=g−TBm3=g−4gm1m2m1m3+m1m2+4m2m3=gm1m3−3m1m2+4m2m3m1m3+m1m2+4m2m3
В якості перевірки на нашу алгебру відзначимо, що
\ [\ begin {масив} {l}
2 a_ {1, y} +a_ {2, y} +a_ {3, y} =\\
2 г\ frac {m_ {1} m_ {3} +m_ {2} -4 m_ {2} m_ {3}} {m_ {1} m_ {3} _ {2} +4 м_ {2} м_ {3}} +г\ фракція {-3 м_ {1} м_ {3} +м_ {1} м_ {2} +4 м_ {2} м_ {3}} {м_ {1} м_ {3} +м_ {1} м_ {2} +4 м_ {2} м_ {3}} +4 м_ {2} м_ {3}} +4 м_ {3}} +4 м_ {3} c {m_ {1} м_ {3} -3 м_ {1} м_ {2} +4 м_ {2} м_ {3}} {m_ {1} m_ {3} +m_ {1} m_ {2} +4 m_ {2} m_ {3}}\\
=0
\ end {масив}\ nonumber\]
Приклад 8.10 Прискорення клина

45o клин висувається вздовж столу з постійним прискоренням→A відповідно до спостерігача в стані спокою щодо столу. Блок масою m ковзає без тертя вниз по клину (рис. 8.42). Знайдіть його прискорення щодо спостерігача в стані спокою щодо столу. Запишіть план знаходження величини прискорення блоку. Переконайтеся, що ви чітко вказуєте, які концепції ви плануєте використовувати для обчислення будь-яких відповідних фізичних величин. Також чітко викладіть будь-які припущення, які ви робите. Переконайтеся, що ви додали будь-які діаграми сили вільного тіла або ескізи, які ви плануєте використовувати.
Рішення: Виберіть систему координат блоку і клина, як показано на малюнку 8.43. Тоді→A=Ax,wˆi деAx,w - х-складова прискорення клина.

Ми застосуємо Другий закон Ньютона до блоку, що ковзає вниз по клину. Оскільки клин прискорюється, існує залежність між x - і y - складовими прискорення блоку. Для того, щоб знайти це обмеження, ми вибираємо систему координат для клину та блоку, що ковзає вниз по клину, показаному на малюнку нижче. Ми знайдемо залежність обмежень між складовими прискорень блоку і клина геометричним аргументом. З малюнка вище ми бачимо, що
tanϕ=ybl−(xb−xw)
Тому
yb=(l−(xb−xw))tanϕ
Якщо ми диференціюємо рівняння (8.6.73) двічі щодо часу, зазначивши, що
d2ldt2=0
ми маємо, що
d2ybdt2=−(d2xbdt2−d2xwdt2)tanϕ
Тому
ab,y=−(ab,x−Ax,w)tanϕ
де
Ax,w=d2xwdt2
Тепер намалюємо схему сили вільного тіла для блоку (рис. 8.44). Другий закон Ньютона вˆi - напрямку стає
Nsinϕ=mabx
іˆj -напрямок стає
Ncosϕ−mg=mab,y

Ми можемо вирішити для нормальної сили з Рівняння (8.6.78):
N=mab,xsinϕ
Тепер ми замінюємо рівняння (8.6.76) та рівняння (8.6.80) на рівняння (8.6.79), що дає
mab,xsinϕcosϕ−mg=m(−(ab,x−Aw,x)tanϕ)
Тепер ми прибираємо це врожайність
mab,x(cotanϕ+tanϕ)=m(g+Aw,xtanϕ)
Таким чином, x-складова прискорення тоді
ab,x=g+Aw,xtanϕcotanϕ+tanϕ
З Рівняння (8.6.76), y -складова прискорення
ab,y=−(ab,x−Aw,x)tanϕ=−(g+Aw,xtanϕcotanϕ+tanϕ−Aw,x)tanϕ
Це спрощує
ab,y=Aw,x−gtanϕcotanϕ+tanϕ
Колиϕ=45∘, cotan45∘=tan45∘=1, і так Рівняння (8.6.83) стає
ab,x=g+Aw,x2
і рівняння (8.6.85) стає
ab,y=A−g2
Величина прискорення тоді
\ [\ почати {вирівняний}
a=\ sqrt {a_ {b, x} ^ {2} +a_ {b, y} ^ {2}} &=\ sqrt {\ ліворуч (\ frac {g+a_ {w x}}} {2}\ праворуч) ^ {2} +\ вліво (\ frac {A_ {w x} -g} {2}\ праворуч) ^ {2} +\ вліво (\ frac {A_ {w x} -g} {2}\ праворуч) ^ {2} +\ вліво (\ frac {
A 2}}\ a &=\ sqrt {\ ліворуч (\ frac {g^ {2} +A_ {w} ^ {2}} {2}\ праворуч)}
\ кінець {вирівняний}\ nonumber\]
Приклад 8.11: Капістан
Пристрій під назвою капстан використовується на борту кораблів для того, щоб контролювати мотузку, яка знаходиться під великим натягом. Канат обмотується навколо нерухомого барабана радіусом R, як правило, на кілька витків (на рис. 8.45 показано близько трьох четвертих обороту, як видно з верхнього боку). Навантаження на мотузку тягне її з силоюTA і матрос утримує інший кінець мотузки з набагато меншою силоюTB. Коефіцієнт статичного тертя між мотузкою і барабаном дорівнюєμs. Моряк тримає мотузку так, що вона ось-ось зісковзне. Покажіть,TB=TAe−μsθBA деθBA знаходиться кут, підтягнутий мотузкою на барабані.


Векторне розкладання сил задається
ˆi:Tcos(Δθ/2)−fs−(T+ΔT)cos(Δθ/2)
ˆj:−Tsin(Δθ/2)+N−(T+ΔT)sin(Δθ/2)
Для малих кутівΔθcos(Δθ/2)≅1, іsin(Δθ/2)≅Δθ/2 Використовуючи малі кутові наближення, векторне розкладання сил у напрямку x (ˆiнапрямок) стає
\ [\ почати {вирівняний}
T\ cos (\ Дельта\ тета/2) -f_ {s} - (Т+\ Дельта Т)\ cos (\ Дельта\ тета/2) &\ simeq T-f_ {s} - (Т+\ Дельта Т)\\
&=-f_ {s} -\ Дельта Т
\ кінець {вирівняний}\ nonumber\]
За умовою статичної рівноваги сума х -складових сил дорівнює нулю,
−fs−ΔT=0
Векторне розкладання сил у -напрямку (+ˆj-напрямок) приблизно
\ [\ почати {вирівняний}
-T\ sin (\ Дельта\ тета/2) +N- (Т+\ Дельта Т)\ sin (\ Дельта\ тета/2) &\ simeq-t\ Дельта\ тета/2+N- (Т+\ Дельта Т)\ Дельта\ тета/2\
&= -T\ Theta\ Ta+N-\ Дельта Т\ дельта
\ тета/2\ кінець {}\ номер\]
В останньому рівнянні вище ми можемо ігнорувати терміни, пропорційніΔTΔθ тому, що вони є добутком двох малих величин і, отже, набагато менші, ніж члени, пропорційніΔT абоΔθ. Векторне розкладання у напрямку y стає
−TΔθ+N
Статична рівновага має на увазі, що ця сума y -складових сил дорівнює нулю,
−TΔθ+N=0
Ми можемо вирішити це рівняння для величини нормальної сили
N=TΔθ
Просто умова ковзання полягає в тому, що величина статичного тертя досягає свого максимального значення.
fs=(fs)max
Тепер ми можемо об'єднати рівняння (8.6.92) і (8.6.97), щоб отримати
\Delta T=-\mu_{s} N \nonumber
Тепер підставляємо величину нормальної сили, Рівняння (8.6.96), в Рівняння (8.6.98), даючи
-\mu_{s} T \Delta \theta-\Delta T=0 \nonumber
Нарешті, вирішити це рівняння для відношення зміни натягу до зміни кута,
\frac{\Delta T}{\Delta \theta}=-\mu_{\mathrm{s}} T \nonumber
Похідна натягу по відношенню до кута θ визначається як межа
\frac{d T}{d \theta} \equiv \lim _{\Delta \theta \rightarrow 0} \frac{\Delta T}{\Delta \theta} \nonumber
і Рівняння (8.6.100) стає
\frac{d T}{d \theta}=-\mu_{s} T \nonumber
Це приклад лінійного диференціального рівняння першого порядку, яке показує, що швидкість зміни натягу щодо кута θ пропорційна негативу напруги під цим кутом θ. Це рівняння може бути вирішено шляхом інтеграції з використанням техніки поділу змінних. Спочатку ми переписуємо рівняння (8.6.102) як
\frac{d T}{T}=-\mu_{s} d \theta \nonumber
Інтегруйте обидві сторони, зазначивши, що коли θ = 0, натяг дорівнює силі навантаження,T_{A} а коли кут\theta=\theta_{A, B} натягу дорівнюєT_{B} силі, яку моряк прикладає до мотузки,
\int_{T=T_{A}}^{T=T_{B}} \frac{d T}{T}=-\int_{\theta=0}^{\theta=\theta_{B A}} \mu_{s} d \theta \nonumber
Результатом інтеграції є
\ln \left(\frac{T_{B}}{T_{A}}\right)=-\mu_{s} \theta_{B A} \nonumber
Зверніть увагу, що експоненціальна натурального логарифма
\exp \left(\ln \left(\frac{T_{B}}{T_{A}}\right)\right)=\frac{T_{B}}{T_{A}} \nonumber
отже, експонентірованіе обох сторін рівняння (8.6.105) дає
\frac{T_{B}}{T_{A}}=e^{-\mu_{\mathrm{s}} \theta_{B A}} \nonumber
напруга зменшується експоненціально,
T_{B}=T_{A} e^{-\mu_{s} \theta_{B A}} \nonumber
Оскільки напруга зменшується експоненціально, матросу потрібно лише застосувати невелику силу, щоб запобігти ковзанню мотузки.
Приклад 8.12 Вільне падіння з повітряним перетягуванням
Розглянемо об'єкт масою m, який знаходиться у вільному падінні, але відчуває опір повітря. Величина сили опору задається рівнянням (8.6.1), де\rho - щільність повітря, А - площа поперечного перерізу предмета в площині, перпендикулярній руху, іC_{D} коефіцієнт опору. Припустимо, що об'єкт звільнений від спокою і дуже швидко досягає швидкості, в якій застосовується рівняння (8.6.1). Визначте (i) кінцеву швидкість і (ii) швидкість об'єкта як функцію часу.
Рішення: Виберіть позитивний напрямок y вниз з початковою позицією об'єкта, як показано на малюнку 8.48 (a).

Існують дві сили, що діють на об'єкт: гравітаційна сила та сила опору, яка задається рівнянням (8.6.1). Схема вільного тіла показана на малюнку 8.48 (б). Другий закон Ньютона тоді
m g-(1 / 2) C_{D} A \rho v^{2}=m \frac{d v}{d t} \nonumber
Набір\beta=(1 / 2) C_{D} A \rho. Другий закон Ньютона потім можна записати як
m g-\beta v^{2}=m \frac{d v}{d t} \nonumber
Спочатку, коли об'єкт щойно звільняється з v = 0, опір повітря дорівнює нулю, а прискорення dv/dt максимальне. Коли об'єкт збільшує свою швидкість, опір повітря стає більшим і dv/dt зменшується, поки об'єкт не досягне кінцевої швидкості і dv/dt = 0. Встановіть dv/dt = 0 в Рівнянні (8.6.15) і вирішіть для кінцевої швидкості отримання.
v_{\infty}=\sqrt{\frac{m g}{\beta}}=\sqrt{\frac{2 m g}{C_{D} A \rho}} \nonumber
Значення величини кінцевої швидкості наведені в таблиці 8.3 для безлічі об'єктів з однаковим коефіцієнтом опоруC_{D}=0.5
Таблиця 8.3 Швидкості терміналів для об'єктів різного розміру зC_{D}=0.5
Для інтеграції Equation (8.6.15) застосуємо методику поділу змінних та інтеграції частковими дробами. Спочатку перепишіть рівняння (8.6.15) як
\frac{-\beta}{m} d t=\frac{d v}{\left(v^{2}-\frac{m g}{\beta}\right)}=\frac{d v}{\left(v^{2}-v_{\infty}^{2}\right)}=\left(-\frac{1}{2 v_{\infty}\left(v+v_{\infty}\right)}+\frac{1}{2 v_{\infty}\left(v-v_{\infty}\right)}\right) d v \nonumber
Тоді інтегральний вираз рівняння (8.6.112)
-\int_{v^{\prime}=0}^{v^{\prime}=v(t)} \frac{d v^{\prime}}{2 v_{\infty}\left(v^{\prime}+v_{\infty}\right)}+\int_{v=0}^{v=v(t)} \frac{d v^{\prime}}{2 v_{\infty}\left(v^{\prime}-v_{\infty}\right)}=-\frac{\beta}{m} \int_{t=0}^{t^{\prime}=t} d t^{\prime} \nonumber
Інтеграція прибутковості
\ [\ begin {масив} {l}
-\ int_ {v^ {\ прайм} =0} ^ {v^ {\ прайм} =v (t)}\ frac {d v^ {\ прайм}} {\ прайм} {\ прайм}} ^ {v^ {\ прайм} =v (t)}\ frac {d v^ {\ прайм}} {2 v_ {\ infty}\ лівий (v^ {\ прайм} -v_ {\ infty}\ праворуч)} =-\ frac {\ бета^ {t^ {\ прайм} =t}} {м}\ int_ {t^ {\ прайм}} {t} d t^ {\ прайм }\
\ frac {1} {2 v_ {\ infty}}\ ліворуч (-\ ln\ ліворуч (\ frac {v (t) +v_ {\ infty}} {v_ {\ intty}}\ праворуч) +\ ln\ ліворуч (\ frac {v_ {\ infty} -v (t)} {v_ {\ intty}}\ праворуч) =-\ frac {\ бета} {m} t
\ end {масив}\ nonumber\]
Після деяких алгебраїчних маніпуляцій рівняння (8.6.114) можна переписати як
\ln \left(\frac{v_{\infty}-v(t)}{v(t)+v_{\infty}}\right)=-\frac{2 v_{\infty} \beta}{m} t \nonumber
Рівняння експоненції (8.6.115) дає
\left(\frac{v_{\infty}-v(t)}{v(t)+v_{\infty}}\right)=e^{-\frac{2 v_{\omega} \beta}{m} t} \nonumber
Після деякої алгебраїчної перестановки y -складова швидкості як функція часу задається
\ [\ почати {масив} {c}
v (t) =v_ {\ infty}\ ліворуч (\ frac {1-e^ {-\ frac {2 v_ {w}\ beta_ {t}} {m}}} {1+e^ {-\ frac {2 v_ {\ infty}\ beta_ {t}} {m}}}}\ праворуч) =v_ _ {\ infty}\ tan h\ ліворуч (\ frac {v_ {\ infty}\ бета} {м} т\ справа)\\ текст {де}
\ frac {v_ {\ infty}\ бета} {m} =\ frac {\ бета} {m}\ sqrt {\ frac {m g} {\ бета}} =\ sqrt {\ frac {\ бета г} {m}} =\ sqrt {\ frac {(1/2) C_ {D} A\ rho g} {m}}
\ end {масив}\ nonumber\]