Кривая таутохрона - Tautochrone curve

Четыре шара скользят по циклоидной кривой из разных положений, но достигают дна одновременно. Синие стрелки показывают ускорение точек вдоль кривой. Вверху находится диаграмма времени и положения.

Объекты, представляющие кривую таутохроны

А таутохрона или изохронная кривая (от греческих префиксов тауто- смысл такой же или изо- равный, и хроно время) - кривая, для которой время скольжения объекта без трения в равномерном сила тяжести до самой нижней точки не зависит от начальной точки кривой. Кривая - это циклоида, а время равно π раз квадратный корень радиуса (круга, образующего циклоиду) по ускорению свободного падения. Кривая таутохрон связана с брахистохромная кривая, который также является циклоида.

Проблема таутохрон

Кристиан Гюйгенс, Часы осцилляторий sive de motu pendulorum, 1673

Именно в левом кубке Пекода, когда мыльный камень старательно кружил меня, я впервые косвенно поразился тому замечательному факту, что в геометрии все тела, скользящие по циклоиде, например, мой мыльный камень, будут спускаться с любой момент в одно и то же время.

Моби Дик к Герман Мелвилл, 1851

Проблема таутохрон, попытка идентифицировать эту кривую, была решена Кристиан Гюйгенс в 1659 г. Он геометрически доказал в своей Часы Oscillatorium, первоначально опубликованный в 1673 г., что кривая была циклоида.

На циклоиде, ось которой расположена на перпендикуляре и вершина которой расположена внизу, времена спуска, в течение которых тело достигает самой нижней точки в вершине после вылета из любой точки циклоиды, равны каждому Другой...^[1]

Гюйгенс также доказал, что время спуска равно времени, которое требуется телу, чтобы упасть вертикально на то же расстояние, что и диаметр круга, образующего циклоиду, умноженный на π / 2. Говоря современным языком, это означает, что время спуска ${\displaystyle \pi {\sqrt {r/g}}}$, где р - радиус круга, образующего циклоиду, а г это гравитация Земли или, точнее, ускорение свободного падения Земли.

Пять изохронных циклоидальных маятников с разной амплитудой

Это решение позже было использовано для решения проблемы брахистохромная кривая. Иоганн Бернулли решил проблему в статье (Acta Eruditorum, 1697).

Схема циклоидального маятника

Проблема таутохрон была изучена Гюйгенсом более внимательно, когда выяснилось, что маятник, движущийся по круговой траектории, не является изохронный и таким образом его маятниковые часы будет держать разное время в зависимости от того, как далеко качнулся маятник. Определив правильный путь, Христиан Гюйгенс попытался создать маятниковые часы, в которых использовалась веревка для подвешивания боба и щеки бордюра возле верхней части веревки, чтобы изменить путь к кривой таутохроны. Эти попытки оказались бесполезными по ряду причин. Во-первых, изгиб струны вызывает трение, изменяя время. Во-вторых, были гораздо более существенные источники временных ошибок, которые подавляли любые теоретические улучшения, которым помогает путешествие по кривой таутохрон. Наконец, «круговая погрешность» маятника уменьшается по мере уменьшения длины поворота, так что лучшие часы спусковые механизмы может значительно уменьшить этот источник неточности.

Позже математики Жозеф Луи Лагранж и Леонард Эйлер предоставили аналитическое решение проблемы.

Лагранжево решение

Если положение частицы параметризуется длина дуги s(т) от самой нижней точки кинетическая энергия пропорциональна ${\displaystyle {\dot {s}}^{2}.}$ Потенциальная энергия пропорциональна высоте у(s). Один из способов, которым кривая может быть изохроной, - это если лагранжиан является лагранжианом простой гармонический осциллятор: высота кривой должна быть пропорциональна квадрату длины дуги.

${\displaystyle y(s)=s^{2},}$

где коэффициент пропорциональности был установлен на 1 путем изменения единиц длины. Дифференциальная форма этого отношения:

${\displaystyle dy=2s\,ds,}$

${\displaystyle dy^{2}=4s^{2}\,ds^{2}=4y\,(dx^{2}+dy^{2}),}$

что устраняет s, и оставляет дифференциальное уравнение для dx и dy. Чтобы найти решение, выполните интеграцию для Икс с точки зрения у:

${\displaystyle {dx \over dy}={{\sqrt {1-4y}} \over 2{\sqrt {y}}},}$

${\displaystyle x=\int {\sqrt {1-4u^{2}}}\,du,}$

где ${\displaystyle u={\sqrt {y}}}$. Этот интеграл представляет собой площадь под кругом, которую естественно разрезать на треугольник и круговой клин:

${\displaystyle x={\frac {1}{2}}u{\sqrt {1-4u^{2}}}+{\frac {1}{4}}\arcsin 2u,}$

${\displaystyle y=u^{2}.}$

Чтобы увидеть, что это странно параметризованный циклоида, измените переменные, чтобы разделить трансцендентную и алгебраическую части, задав угол ${\displaystyle \theta =\arcsin 2u}$. Это дает

${\displaystyle 8x=2\sin \theta \cos \theta +2\theta =\sin 2\theta +2\theta ,}$

${\displaystyle 8y=2\sin ^{2}\theta =1-\cos 2\theta ,}$

что является стандартной параметризацией, за исключением масштаба Икс, у иθ.

Решение «Виртуальная гравитация»

Самое простое решение проблемы таутохрон - это отметить прямую связь между углом наклона и силой тяжести, которую ощущает частица на наклоне. Частица, находящаяся под вертикальным уклоном 90 °, испытывает полное гравитационное ускорение. ${\displaystyle g}$, а частица на горизонтальной плоскости испытывает нулевое гравитационное ускорение. При промежуточных углах ускорение частицы за счет "виртуальной силы тяжести" равно ${\displaystyle g\sin \theta }$. Обратите внимание, что ${\displaystyle \theta }$ измеряется между касательной к кривой и горизонтом, при этом углы выше горизонтали рассматриваются как положительные. Таким образом, ${\displaystyle \theta }$ варьируется от ${\displaystyle -\pi /2}$ к ${\displaystyle \pi /2}$.

Положение массы, измеренное по кривой таутохрон, ${\displaystyle s(t)}$, должны подчиняться следующему дифференциальному уравнению:

${\displaystyle {\frac {d^{2}s}{{dt}^{2}}}=-\omega ^{2}s}$

которое вместе с начальными условиями ${\displaystyle s(0)=s_{0}}$ и ${\displaystyle s'(0)=0}$, имеет решение:

${\displaystyle s(t)=s_{0}\cos \omega t\,}$

Легко проверить, что это решение решает дифференциальное уравнение и что частица достигнет ${\displaystyle s=0}$ вовремя ${\displaystyle \pi /2\omega }$ из любой исходной позиции ${\displaystyle s_{0}}$. Теперь задача состоит в том, чтобы построить кривую, которая заставит массу подчиняться описанному выше движению. Второй закон Ньютона показывает, что сила тяжести и ускорение массы связаны соотношением:

${\displaystyle {\begin{aligned}-g\sin \theta &={\frac {d^{2}s}{{dt}^{2}}}\\&=-\omega ^{2}s\,\end{aligned}}}$

Явное появление расстояния, ${\displaystyle s}$, хлопотно, но мы можем различать чтобы получить более управляемую форму:

${\displaystyle g\cos \theta \,d\theta =\omega ^{2}\,ds\,}$

или

${\displaystyle ds={\frac {g}{\omega ^{2}}}\cos \theta \,d\theta \,}$

Это уравнение связывает изменение угла кривой с изменением расстояния вдоль кривой. Теперь мы используем тригонометрия связать угол ${\displaystyle \theta }$ к разным длинам ${\displaystyle dx}$, ${\displaystyle dy}$ и ${\displaystyle ds}$:

${\displaystyle {\begin{aligned}ds={\frac {dx}{\cos \theta }}\\ds={\frac {dy}{\sin \theta }}\end{aligned}}}$

Замена ${\displaystyle ds}$ с ${\displaystyle dx}$ в приведенном выше уравнении позволяет нам решить для ${\displaystyle x}$ с точки зрения ${\displaystyle \theta }$:

${\displaystyle {\begin{aligned}ds&={\frac {g}{\omega ^{2}}}\cos \theta \,d\theta \\{\frac {dx}{\cos \theta }}&={\frac {g}{\omega ^{2}}}\cos \theta \,d\theta \\dx&={\frac {g}{\omega ^{2}}}\cos ^{2}\theta \,d\theta \\&={\frac {g}{2\omega ^{2}}}\left(\cos 2\theta +1\right)\,d\theta \\x&={\frac {g}{4\omega ^{2}}}\left(\sin 2\theta +2\theta \right)+C_{x}\end{aligned}}}$

Точно так же мы можем выразить ${\displaystyle ds}$ с точки зрения ${\displaystyle dy}$ и решить для ${\displaystyle y}$ с точки зрения ${\displaystyle \theta }$:

${\displaystyle {\begin{aligned}ds&={\frac {g}{\omega ^{2}}}\cos \theta \,d\theta \\{\frac {dy}{\sin \theta }}&={\frac {g}{\omega ^{2}}}\cos \theta \,d\theta \\dy&={\frac {g}{\omega ^{2}}}\sin \theta \cos \theta \,d\theta \\&={\frac {g}{2\omega ^{2}}}\sin 2\theta \,d\theta \\y&=-{\frac {g}{4\omega ^{2}}}\cos 2\theta +C_{y}\end{aligned}}}$

Подстановка ${\displaystyle \phi =2\theta \,}$ и ${\displaystyle r={\frac {g}{4\omega ^{2}}}\,}$, мы видим, что эти параметрические уравнения за ${\displaystyle x}$ и ${\displaystyle y}$ точки на окружности радиуса ${\displaystyle r}$ катится по горизонтальной линии ( циклоида ) с центром круга в координатах ${\displaystyle (C_{x}+r\phi ,C_{y})}$:

${\displaystyle {\begin{aligned}x&=r(\sin \phi +\phi )+C_{x}\\y&=-r\cos \phi +C_{y}\end{aligned}}}$

Обратите внимание, что ${\displaystyle \phi }$ колеблется от ${\displaystyle -\pi \leq \phi \leq \pi }$. Обычно устанавливают ${\displaystyle C_{x}=0}$ и ${\displaystyle C_{y}=r}$ так, чтобы самая низкая точка кривой совпадала с началом координат. Следовательно:

${\displaystyle {\begin{aligned}x&=r(\phi +\sin \phi )\\y&=r(1-\cos \phi )\\\end{aligned}}}$

Решение для ${\displaystyle \omega }$ и помня об этом ${\displaystyle T={\frac {\pi }{2\omega }}}$ время, необходимое для спуска, находим время спуска через радиус ${\displaystyle r}$:

${\displaystyle {\begin{aligned}r&={\frac {g}{4\omega ^{2}}}\\\omega &={\frac {1}{2}}{\sqrt {\frac {g}{r}}}\\T&=\pi {\sqrt {\frac {r}{g}}}\\\end{aligned}}}$

(Основано на Проктор, стр. 135–139).

Решение Авеля

Нильс Хенрик Абель атаковал обобщенную версию проблемы таутохрон (Механическая проблема Абеля), а именно заданной функции Т(у), который определяет общее время спуска для заданной стартовой высоты, найдите уравнение кривой, которое даст этот результат. Задача о таутохронах является частным случаем механической задачи Абеля, когда Т(у) - постоянная.

Решение Абеля начинается с принципа сохранение энергии - поскольку частица не имеет трения и, следовательно, не теряет энергию высокая температура, его кинетическая энергия в любой точке в точности равна разности гравитационных потенциальная энергия с начальной точки. Кинетическая энергия равна ${\displaystyle {\frac {1}{2}}mv^{2}}$, а поскольку частица вынуждена двигаться по кривой, ее скорость просто равна ${\displaystyle {\frac {d\ell }{dt}}}$, где ${\displaystyle \ell }$ - это расстояние, измеренное по кривой. Точно так же гравитационная потенциальная энергия, полученная при падении с начальной высоты ${\displaystyle y_{0}\,}$ на высоту ${\displaystyle y\,}$ является ${\displaystyle mg(y_{0}-y)\,}$, таким образом:

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {1}{2}}m\left({\frac {d\ell }{dt}}\right)^{2}&=mg(y_{0}-y)\\{\frac {d\ell }{dt}}&=\pm {\sqrt {2g(y_{0}-y)}}\\dt&=\pm {\frac {d\ell }{\sqrt {2g(y_{0}-y)}}}\\dt&=-{\frac {1}{\sqrt {2g(y_{0}-y)}}}{\frac {d\ell }{dy}}\,dy\end{aligned}}}$

В последнем уравнении мы ожидали записать расстояние, оставшееся вдоль кривой, как функцию высоты (${\displaystyle \ell (y))}$, признали, что оставшееся расстояние должно уменьшаться с увеличением времени (отсюда знак минус), и использовали Правило цепи в виде ${\displaystyle d\ell ={\frac {d\ell }{dy}}dy}$.

Теперь интегрируем из ${\displaystyle y=y_{0}}$ к ${\displaystyle y=0}$ чтобы получить общее время, необходимое для падения частицы:

${\displaystyle T(y_{0})=\int _{y=y_{0}}^{y=0}\,dt={\frac {1}{\sqrt {2g}}}\int _{0}^{y_{0}}{\frac {1}{\sqrt {y_{0}-y}}}{\frac {d\ell }{dy}}\,dy}$

Это называется Интегральное уравнение Абеля и позволяет нам вычислить полное время, необходимое для того, чтобы частица упала по заданной кривой (для которой ${\displaystyle {\frac {d\ell }{dy}}}$ было бы легко рассчитать). Но механическая проблема Абеля требует обратного - учитывая ${\displaystyle T(y_{0})\,}$, мы хотим найти ${\displaystyle f(y)={\frac {d\ell }{dy}}}$, из которого простым способом следует уравнение для кривой. Чтобы продолжить, заметим, что интеграл справа - это свертка из ${\displaystyle {\frac {d\ell }{dy}}}$ с ${\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {y}}}}$ и таким образом взять Преобразование Лапласа обеих сторон по переменной ${\displaystyle y}$:

${\displaystyle {\mathcal {L}}[T(y_{0})]={\frac {1}{\sqrt {2g}}}{\mathcal {L}}\left[{\frac {1}{\sqrt {y}}}\right]F(s)}$

где ${\displaystyle F(s)={\mathcal {L}}\left[{\frac {d\ell }{dy}}\right]}$поскольку ${\displaystyle {\mathcal {L}}\left[{\frac {1}{\sqrt {y}}}\right]={\sqrt {\frac {\pi }{s}}}}$, теперь у нас есть выражение для преобразования Лапласа ${\displaystyle {\frac {d\ell }{dy}}}$ с точки зрения ${\displaystyle T(y_{0})\,}$преобразование Лапласа:

${\displaystyle {\mathcal {L}}\left[{\frac {d\ell }{dy}}\right]={\sqrt {\frac {2g}{\pi }}}s^{\frac {1}{2}}{\mathcal {L}}[T(y_{0})]}$

Это все, что мы можем сделать без указания ${\displaystyle T(y_{0})\,}$. однажды ${\displaystyle T(y_{0})\,}$ известно, мы можем вычислить его преобразование Лапласа, вычислить преобразование Лапласа ${\displaystyle {\frac {d\ell }{dy}}}$ а затем выполните обратное преобразование (или попробуйте), чтобы найти ${\displaystyle {\frac {d\ell }{dy}}}$.

Для проблемы таутохрон, ${\displaystyle T(y_{0})=T_{0}\,}$ постоянно. Поскольку преобразование Лапласа 1 равно ${\displaystyle {\frac {1}{s}}}$, т.е. ${\displaystyle {\mathcal {L}}[T(y_{0})]={\frac {T_{0}}{s}}}$, находим функцию формы ${\displaystyle f(y)={\frac {d\ell }{dy}}}$:

${\displaystyle {\begin{aligned}F(s)={\mathcal {L}}\left[{\frac {d\ell }{dy}}\right]&={\sqrt {\frac {2g}{\pi }}}s^{\frac {1}{2}}{\mathcal {L}}[T_{0}]\\&={\sqrt {\frac {2g}{\pi }}}T_{0}s^{-{\frac {1}{2}}}\end{aligned}}}$

Снова используя приведенное выше преобразование Лапласа, мы инвертируем преобразование и заключаем:

${\displaystyle {\frac {d\ell }{dy}}=T_{0}{\frac {\sqrt {2g}}{\pi }}{\frac {1}{\sqrt {y}}}}$

Можно показать, что циклоида подчиняется этому уравнению. Требуется сделать еще один шаг, чтобы сделать интеграл по ${\displaystyle y}$ чтобы получить выражение формы пути.

(Симмонс, Раздел 54).

Смотрите также

• Вариационное исчисление
• Белтрами личность
• Циклоида
• Контактная сеть
• Равномерно ускоренное движение
• Кривая брахистохрона

использованная литература

1. Блэквелл, Ричард Дж. (1986). Часы с маятником Христиана Гюйгенса. Эймс, Айова: Издательство государственного университета Айовы. ISBN  0-8138-0933-9. Часть II, Предложение XXV, с. 69.

Список используемой литературы

• Симмонс, Джордж, Дифференциальные уравнения с приложениями и историческими записками, Макгроу-Хилл, 1972. ISBN  0-07-057540-1.
• Проктор, Ричард, Трактат о циклоиде и всех формах циклоидальных кривых (1878), отправленный Библиотека Корнельского университета.

внешняя ссылка

• Mathworld