Mechanikai alapmérések
A mérés célja:
- megismerkedni mechanikai jellemzők mérésének néhány egyszerű módszerével és az eszközök használatával,
- elmélyíteni a tehetetlenségi nyomatékkal kapcsolatos ismereteket,
- megismertetni a hallgatókat egy a tehetetlenségi nyomaték mérésére alkalmas módszerrel.
Ennek érdekében:
- áttekintjük a rugalmas alakváltozással kapcsolatos összefüggéseket,
- összefoglaljuk a tehetetlenségi nyomatékkal kapcsolatos ismereteket,
- megmérjük néhány mintadarab rugalmas alakváltozását,
- méréseket végzünk fonálingával,
- megvizsgáljuk egy olyan rendszer viselkedését, amelynek segítségével tehetetlenségi nyomatékot tudunk mérni,
- a mérések során meghatározzuk a méréséhez használandó rendszer paramétereit, majd a megismert rendszer segítségével tehetetlenségi nyomatékot mérünk, és kísérletileg igazoljuk a Steiner-tételt.
Elméleti összefoglaló: rugalmas alakváltozások
Külső erő hatására a testekben alakváltozás lép fel. Ha az erő megszűnte után a test teljesen visszanyeri eredeti alakját, akkor az alakváltozást rugalmasnak nevezzük. (A gyakorlatban rugalmas alakváltozásról beszélünk, ha a maradandó alakváltozás kisebb, mint 2 ‰.) A külső erő által létrehozott rugalmas alakváltozás függ az erő nagyságától, az igénybevétel fajtájától (pl. húzás, hajlítás), az alakváltozásnak kitett test geometriai adataitól, anyagi összetételétől, illetve minőségétől. Az igénybevételek bizonyos fajtáinál, valamint meghatározott geometriájú testek esetében az alakváltozást létrehozó erő és a deformáció közötti összefüggés ismert. Ezek az ismert összefüggések tartalmazzák az anyagi összetételt, illetve minőséget figyelembevevő tényezőt, amelyet így meghatározott fajtájú igénybevétel esetén az erőnek, az erő által létrehozott deformációnak valamint a geometriai adatoknak az ismeretében az összefüggésből meg tudunk határozni. Nagyobb erő hatására a testben maradandó alakváltozás keletkezhet (képlékeny alakváltozás), illetve a test eltörhet, elszakadhat.
Húzás hatására történő rugalmas alakváltozás
Egy 
hosszúságú és mindenütt 
keresztmetszetű egyenes rúd egyik végét rögzítjük. Másik végét a rúd tengelyének irányába eső 
erővel meghúzzuk. Az ilyen körülmények közötti terhelést nyújtásnak vagy húzásnak nevezzük. Különböző húzóerőkhöz tartozó 
megnyúlásokat azonos anyagból készült különböző hosszúságú és keresztmetszetű próbatesteken megmérve azt tapasztaljuk, hogy a rugalmassági határon belüli megnyúlás egyenesen arányos a húzóerővel, a próbatest hosszával és fordítottan arányos a keresztmetszettel,
![\[\Delta l = \alpha\frac{l F}{A}\]](/images/math/1/c/0/1c0e19cc3dd8ddee04c8e9a3e7fae63a.png)
A kísérleteket különböző anyagból készült mintadarabok sorozatán megismételve azt találjuk, hogy az arányossági tényező az anyagra jellemző állandó. Az arányossági tényező helyett rendszerint annak reciprokát, az ún. rugalmassági- , nyújtási-, vagy Young-moduluszt (
) használják. A megnyúlás ezzel kifejezve
![\[\Delta l =\frac{l F}{E A}\]](/images/math/8/d/3/8d366208088316ddc68588ce1bfcff7f.png)
Ha megmérjük az erőt, az általa létrehozott megnyúlást, valamint a geometriai adatokat (-t és -et) akkor az utóbbi kifejezés segítségével a próbatestek anyagára jellemző rugalmassági együttható meghatározható.
A fenti kifejezések nyomás esetében is érvényesek, ami azt jelenti, hogy a testek húzási illetve nyomási rugalmassági állandója (Young-modulusza) egyforma.
Húzás hatására történő képlékeny alakváltozás
Ha az egyik végén rögzített hosszúságú és mindenütt keresztmetszetű egyenes rúd (vagy huzal) másik végét fokozatosan egyre nagyobb erővel húzzuk, akkor kezdetben a test rugalmas alakváltozást szenved. Ebben a tartományban a megnyúlás () közelítőleg egyenesen arányos az alkalmazott erővel.
A rugalmassági határ elérése után a test képlékeny alakváltozást szenved. Legtöbb fémnél a rugalmas tartományt a képlékeny folyás követi. Ekkor a test kis erőnövekedés hatására is jelentősen (és maradandóan) megnyúlik. A (jó közelítéssel) állandó térfogat miatt a test (huzal) jól megfigyelhetően elvékonyodik.
Néhány fémnél (például az acélnál) megfigyelhető, hogy a test elszakadása előtt "felkeményedik", azaz jelentősen növekvő erő hatására is csak csekély mértékben nyúlik tovább.
Végül az erő további növelésekor a test elszakad. Az ehhez szükséges húzófeszültség (egységnyi felületre eső húzóerő) az anyagra jellemző szakítószilárdság.
Egyik végén befogott, másik végén terhelt rúd lehajlása
Az egyik végén befogott és a szabad végén a rúdra merőlegesen erővel terhelt, tetszőleges alakú állandó keresztmetszetű rúd végének 
lehajlása:
![\[h = \frac{1}{3E} \cdot \frac{Fl^3}{I}\]](/images/math/5/c/a/5ca388d514fd745e391779d1b6cd5284.png)
Itt az egyenes rúd hossza, 
a keresztmetszetnek a lehajlás síkjára merőleges tengelyre vonatkozó másodrendű nyomatéka.
Például az 
tengelyre vonatkozó másodrendű nyomatékot az alábbi, a rúd teljes keresztmetszetére elvégzett integrál definiálja (1. ábra):
![\[I = \int y^2 {\rm d} A\]](/images/math/4/a/0/4a0205175d826454817a43781ec21a2d.png)
a keresztmetszet 
felületelemének a keresztmetszet súlypontján átmenő irányú tengelytől mért távolsága. A különböző alakú keresztmetszetekhez tartozó másodrendű nyomaték a fenti integrál segítségével kiszámítható. (A gyakran elforduló keresztmetszet típusok másodrendű nyomatékait a keresztmetszet alakjának paramétereivel kifejező formulákat a rugalmassági adatokat közlő táblázatok általában tartalmazzák.)
Az alábbiakban két esetben (2. ábra) megadjuk az tengelyre vonatkozó másodrendű nyomatékot szolgáltató formulákat. 
szélességű és 
magasságú téglalap keresztmetszet (2/a ábra) esetén
![\[I = \frac{ab^3}{12}\]](/images/math/c/3/b/c3b6cdb5333413d5a32bbfaa2f9de8f5.png)
sugarú kör keresztmetszet esetén (2/b ábra) pedig
![\[I = \frac{\pi}{4}R^4\]](/images/math/c/0/0/c0026e7191967e973e690124ac5fc42d.png)
Ez alapján a téglalap keresztmetszetű, egyik végén befogott és a másikon F erővel terhelt rúd lehajlása (3. ábra.):
![\[h = \frac{4}{E} \cdot \frac{Fl^3}{ab^3}\]](/images/math/d/c/2/dc20e9313fa457ebeee2fcac36850cb2.png)
Két ponton alátámasztott, középen terhelt rúd lehajlása
A két ponton alátámasztott, az alátámasztási pontok között középen erővel terhelt rúd lehajlását az alábbi összefüggés adja:
![\[h = \frac{1}{48E} \cdot \frac{Fl^3}{I}\]](/images/math/3/4/d/34d5cb9fd5e073475d23101752294e20.png)
Állandó nyomatékkal terhelt rúd lehajlása
Az állandó nyomatékkal terhelt rúd esetét az 5/a ábra szemlélteti. Az ábrán a vizsgált, deformációt szenvedő rúd az alsó. A felső az ún. négypontos hajlítás (két alátámasztási + két támadási pont) megvalósításához használt segédeszköz. A vizsgált tartót terhelő erőket az 5/b ábrán tüntettük fel. Ha a tartó bal oldalától elindulva jobb felé felrajzoljuk a keresztmetszeteket terhelő nyomatékokat, az 5/c ábrát kapjuk. A tartó középső részét állandó 
nyomaték terheli.
Elméletileg levezethető, hogy az állandó nyomatékkal terhelt tartó kör alakban deformálódik és deformációja (5/d ábra):
![\[h = \frac{Md^2}{8IE}\]](/images/math/3/e/4/3e4fe216e5360edc7668253fe4690707.png)
ahol 
. Téglalap keresztmetszetű rúdra behelyettesítve a téglalap másodrendű nyomatékát:
![\[h = \frac{3Md^2}{2ab^3E}\]](/images/math/d/7/7/d772e5b0748a122ba3c0f29bbde73352.png)
Összefoglalva, valamely anyag rugalmassági állandója a megfelelően kialakított próbatestre ható erő által létrehozott deformáció (), továbbá a geometriai jellemzők mérése alapján meghatározható.
Elméleti összefoglaló: fonálinga lengésideje
Matematikai ingának nevezzük az egy súlytalan kötélből és egy tömegpontból álló rendszert. Ha egy fonálingát vizsgálunk, kellő hosszúságú fonál esetén a ráakasztott tömeg tömegpontként kezelhető, valamint a fonál tömege elhanyagolható, így ez jó közelítése a matematikai ingának. Ennek az ideális rendszernek a gerjesztés nélküli mozgásegyenlete polárkoordinátákban:
![\[ml^2\frac{d^2\theta}{dt^2}+k\frac{d\theta}{dt}+mgl\sin\theta=0,\]](/images/math/1/f/c/1fc20e5b7201a4ec7931b1c2e348f3c6.png)
ahol:
- – a fonál hossza,
-
– nehézségi gyorsulás,
-
– a test tömege,
-
– A fonál függőlegessel bezárt szöge
-
– közegellenállásból eredő csillapítási együttható
Ennek megoldását általában kis kitérésekre végezzük el (
), valamint a csillapítástól eltekintünk, így a fonálinga harmonikus oszcillátorként közelíthető és differenciálegyenlete könnyen megoldható:
![\[\frac{d^2\theta}{dt^2}+\frac{g}{l}\theta=0.\]](/images/math/f/8/9/f892ba762d5b2295aaebf2d2d600519f.png)
Lengésideje pedig a jól ismert összefüggés:
![\[T=2\pi\sqrt{\frac{l}{g}},\]](/images/math/4/e/5/4e5eb7900b447496022965b354176c32.png)
ahol a fonálinga hossza, pedig a nehézségi gyorsulás.
Nagyobb kitéréseknél a differenciálegyenlet nemlineáris, kitérés-idő függvény zárt alakban nem adható meg, a lengésidő kifejezése pedig szintén zárt alakban nem kifejezhető elliptikus integrált tartalmaz. Közelítő formulák találhatók például itt.
Elméleti összefoglaló: tehetetlenségi nyomaték
A tehetetlenségi nyomaték
A tömegpontokból álló rendszer z-tengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatékát az alábbi kifejezés adja meg:
![\[\theta=\sum_{i=1}^n m_i\cdot l_i^2=\sum_{i=1}^n m_i\cdot (x_i^2+y_i^2),\]](/images/math/9/f/2/9f23e35952dd7e86ca6770f89af2ee91.png)
ahol 
az 
sorszámú, 
tömegű pont 
-tengelytől való távolsága, 
és 
ugyanennek a pontnak az , illetve koordinátája.
Folytonos tömegeloszlású testek esetén a tehetetlenségi nyomaték:
![\[\theta=\int_V \rho\cdot l^2 \,\mathrm{d}V=\int_V \rho\cdot (x^2+y^2)\,\mathrm{d}V,\]](/images/math/f/3/7/f375903662754b68d34de03b9ed28dfb.png)
ahol 
a test sűrűsége. A tehetetlenségi nyomaték értéke egyszerűbb esetekben számítással határozható meg, egyébként mérésekkel állapítható meg.
Ha ismerjük egy test tehetetlenségi nyomatékát a súlypontján átmenő tengelyre vonatkozóan (
), akkor egy ezzel a tengellyel párhuzamos tengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatéka () a Steiner-tétel segítségével adható meg:
![\[\theta=\theta_\mathrm{s}+m\cdot r^2.\]](/images/math/b/5/9/b590a7e3a69045b18bf5e4d45130d81b.png)
Itt a test tömege, 
a két tengely egymástól mért távolsága.
Forgási rezgések
A tehetetlenségi nyomatékkal kapcsolatos vizsgálatainkat egy forgási rezgéseket végző torziós asztal (2. ábra) segítségével hajtjuk végre, ezért az alábbiakban egy ilyen rendszer viselkedését vizsgáljuk.
A rendszer egyensúlyi helyzetét egyik végén a tengelyhez, a másik végén a kerethez rögzített spirálrugó biztosítja. A rendszer egyensúlyi helyzetéhez képest, a tengely körül 
(rad) szöggel való elforgatásához szükséges forgatónyomaték, nem nagy szögek esetén:
![\[M=-D^*\cdot\varphi,\]](/images/math/d/0/0/d0084dcdef36a4cc88ba91a7ab3bdf85.png)
ahol 
(Nm/rad) a rugó direkciós nyomatéka.
Csillapítatlan forgási rezgések
Ha a torziós asztal tárcsájának a tengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatéka és emellett a rendszer többi elemének tehetetlenségi nyomatéka, valamint a súrlódási veszteségek figyelmen kívül hagyhatók, akkor a rendszer mozgásegyenlete:
![\[\theta\cdot\frac{\mathrm{d}^2\varphi}{\mathrm{d}t^2}=-D^*\cdot\varphi.\]](/images/math/a/1/8/a182805b713fd6c53807f43201d0833a.png)
Ezen mozgásegyenlet megoldása a
![\[\varphi=\phi\cdot\sin(\omega\cdot t+\alpha)\]](/images/math/d/4/5/d450777e0ed950a751ef18d2111689ca.png)
egyenlettel leírható harmonikus forgási rezgés, ahol 
és 
értékét a kezdeti feltételek határozzák meg és a megoldás során adódik, hogy a körfrekvencia:
![\[\omega=\sqrt{\frac{D^*}{\theta} }\]](/images/math/6/0/7/6078f796895fc8aff0856337e9dd93ab.png)
amiből a rezgés periódusideje:
![\[T=2\pi\sqrt{\frac{\theta}{D^*} }.\]](/images/math/d/1/d/d1d768736d1a0f81cfa567a12f3d25e1.png)
Csillapodó forgási rezgések
A fentiekben szereplő csillapítatlan forgási rezgés amplitúdója állandó. A gyakorlatban megvalósítható rezgéseknél a mindig jelen lévő súrlódás miatt az amplitúdó folyamatosan csökken. Az ilyen mozgásoknál a rugó által létrehozott nyomatékon kívül megjelenő súrlódási erő hatását a szögsebességgel arányosnak feltételezve, (az arányosságot a állandóval véve figyelembe) a rezgés mozgásegyenlete:
![\[\theta\cdot\frac{\mathrm{d}^2\varphi}{\mathrm{d}t^2}=-D^*\cdot\varphi-k\cdot\frac{\mathrm{d}\varphi}{\mathrm{d}t}.\]](/images/math/6/4/a/64ac5f14be2b463b806aa82ce3932a9f.png)
A (4) egyenlet megoldása az 
és 
jelölésekkel
![\[\varphi=\phi_0\cdot e^{-\beta\cdot t}\cdot\sin(\omega\cdot t+\alpha),\]](/images/math/8/6/c/86cbae218e901097c3188001531dc78a.png)
ahol 
a csillapítási tényező, 
és a kezdeti feltételektől függő állandók. A 
esetben:
![\[\omega^2=\omega_0^2-\beta^2.\]](/images/math/5/2/f/52f9ea27b8cb2c87c70891bd8cf65de3.png)
A (5) egyenlettel leírt mozgás 
függvénye a 1. ábrán látható. A rezgés amplitúdója exponenciálisan csökken: 
. A rendszer az egyensúlyi helyzeten a 
időpontokban halad át, a szélső 
helyzeteket azonban nem a 
időpontokban éri el, de a szélső helyzetek között eltelt idő 
.
A torziós asztal és jellemzőinek meghatározása
Ahhoz, hogy egy rezgőmozgást végző rendszert felhasználhassunk ismeretlen minta tehetetlenségi nyomatékának meghatározásához, vagy a Steiner-tétel igazolásához, ismernünk kell rendszerünket és annak fizikai jellemzőit. Az alábbiakban a további vizsgálatokhoz felhasználandó eszközt, a torziós asztalt mutatjuk be, és ismertetünk néhány módszert, amely alkalmas a rendszer jellemzőinek meghatározására.
A torziós asztal
A további vizsgálatokhoz használt eszköz, a forgási rezgéseket végző torziós asztal fényképe a 2. ábrán látható.
 |
A torziós asztalban alkalmazott spirálrúgó direkciós nyomatékának () meghatározása
A direkciós nyomaték meghatározásánál a (2) egyenletből indulhatunk ki. Megmérve a rugóra ható nyomatékot és a nyomaték által létrehozott szögelfordulást, a direkciós nyomaték:
![\[D^*=\frac{M}{\varphi}.\]](/images/math/1/1/c/11c438805c5d8651c493105d89ff5135.png)
A mérés pontosságának növelése érdekében célszerű meghatározni a 
függvényt. A mérési pontokra egyenest illesztve az meredekségéből megkapható a rugó jellemzője.
A csillapítási tényező () meghatározása
A csillapítási tényező meghatározása a (5) egyenlet felhasználásával lehetséges. A lengő torziós asztal kitérése egy tetszőleges 
időpontban, illetve ez után 
egészszámú periódusidővel később a 
időpontban:
![\[\varphi_1=\phi_0\cdot e^{-\beta\cdot t_1}\cdot\sin(\omega\cdot t_1+\alpha),\]](/images/math/d/3/e/d3e42bf4ca38d6d9f572d074c6ba98e0.png)
![\[\varphi_{n+1}=\phi_0\cdot e^{-\beta(t_1+n\cdot T)}\cdot\sin[\omega(t_1+n\cdot T)+\alpha].\]](/images/math/6/7/8/67878ae241b5cd544299a9cf8e339a9b.png)
Mivel a két kifejezésben a szinuszos tagok értéke megegyezik, a szögkitérések hányadosának természetes alapú logaritmusa:
![\[\ln\frac{\varphi_1}{\varphi_{n+1}}=n\cdot T\cdot\beta,\]](/images/math/5/8/f/58fd5d8c195444d6614e9aa54db874d6.png)
ahonnan
![\[\beta=\frac{1}{n\cdot T}\cdot\ln\frac{\varphi_1}{\varphi_{n+1} }.\]](/images/math/e/7/4/e74a1f5577a8509614ae20c990a6a328.png)
A csillapítási tényező gyakorlati meghatározásánál célszerű a szélső helyzetek figyelembevétele, a 1. ábra jelöléseihez igazodva:
![\[\frac{\varphi_1}{\varphi_{n+1} }{{=}}\frac{\phi_i}{\phi_{n+i} },\]](/images/math/4/5/b/45bc6278858485d832191583bb784dc9.png)
ahol és pozitív egész szám.
A csillapítási tényező ismeretében dönthető el, hogy a rendszer csillapítatlan vagy csillapított mozgást végzőnek tekinthető-e. Ha 
, akkor a (6) összefüggés alapján a torziós asztal mozgása csillapítatlan mozgásnak tekinthető. (A 
periódusidő mérhető.)
A torziós asztal tehetetlenségi nyomatékának meghatározása
Az asztal tehetetlenségi nyomatékának meghatározása tömegének és sugarának ismeretében
Az (1) egyenletből levezethetően sugarú és tömegű homogén korong tehetetlenségi nyomatéka forgástengelyére vonatkozóan:
![\[\theta=\frac{1}{2}mR^2.\]](/images/math/5/e/2/5e274e9eb379047de030c1ed32e3da75.png)
Így az asztal tömegének és sugarának megmérése után tehetetlenségi nyomatéka számolható.
Az asztal tehetetlenségi nyomatékának meghatározása a rugó direkciós nyomatékának, a lengésidőnek és a csillapítási tényezőnek az ismeretében
A (6) egyenletből kiindulva felírható, hogy:
![\[\omega^2=\left(\frac{2\pi}{T} \right )^2=\frac{D^*}{\theta}-\beta^2,\]](/images/math/b/2/5/b2573991a0065522b664544d1ebd5029.png)
ahonnan
![\[\theta=\frac{D^*}{\left(\frac{2\pi}{T} \right )^2+\beta^2}.\]](/images/math/d/0/9/d095f108606511fe1b4cef255470c517.png)
Ha a mozgás csillapítatlannak tekinthető
![\[\theta=\left(\frac{T}{2\pi} \right )^2\cdot D^*.\]](/images/math/c/3/a/c3ab08118eed9739810b4a12bd9be8e8.png)
Az asztal tehetetlenségi nyomatékának meghatározása ismert tehetetlenségi nyomatékú tárcsa felhasználásával
Ha a torziós asztal önmagában végez lengéseket (6) alapján
![\[\omega^2=\left(\frac{2\pi}{T} \right )^2=\frac{D^*}{\theta}-\beta^2.\]](/images/math/7/e/0/7e02d223b7e76662258a9011eaaca9a8.png)
Ha a torziós asztal közepére ismert (
) tehetetlenségi nyomatékú korongot szerelünk (a korong tengelye egybeesik az asztal tengelyével) a rendszer tehetetlenségi nyomatéka: 
-ra módosul és a lengés körfrekvenciája:
![\[\omega'^2=\left(\frac{2\pi}{T'} \right )^2=\frac{D^*}{\theta+\theta_0}-\beta^2.\]](/images/math/0/2/1/0217dc87939749b0f7d239dd162bb9c5.png)
Feltételeztük, hogy a csillapítás nem változott. (10) és (11) hányadosából az asztal tehetetlenségi nyomatéka kiszámítható:
![\[\left(\frac{4\pi^2}{T^2}+\beta^2\right )\left/\left(\frac{4\pi^2}{T'^2}+\beta^2\right )\right.=\frac{\theta+\theta_0}{\theta},\]](/images/math/a/2/d/a2d80a78e3ae548c1dc7fd760537299f.png)
ahonnan
![\[\theta=\theta_0\frac{T^2\cdot T'^2}{T'^2-T^2}\cdot\left(\frac{1}{T'^2}+\frac{\beta^2}{4\pi^2}\right).\]](/images/math/f/3/9/f3995674ec42cfc9e80ebb17ff3e9c25.png)
Ha a zárójelben lévő kifejezés második tagja nem éri el az első tag 0,01-ad részét, úgy az elhanyagolható és a lengés csillapítatlannak tekinthető. A értéke csillapítatlan lengés esetén
![\[\theta=\theta_0\frac{T^2}{T'^2-T^2}.\]](/images/math/9/3/6/936c4c76d944c8a46942a222907d0c6b.png)
Mintadarab súlypontján átmenő tengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatékának meghatározása
Ha a torziós asztal mozgása csillapítatlan rezgésnek tekinthető, a mozgás periódusidejét a (3) összefüggés adja meg. Helyezzünk a torziós asztalra a 3. ábra szerint egy mintát, mely az asztal egy pontja körül (P) körbe forgatható. Az ábrán látható jelölésekkel a Steiner-tétel és a koszinusz tétel alkalmazásával a minta tehetetlenségi nyomatéka az O ponton átmenő tengelyre vonatkozóan.
![\[\theta_x+mr^2=\theta_x+m(r_0^2+r_1^2+2r_0r_1\cos\gamma),\]](/images/math/3/6/f/36f09c35b60794e9ba88bfafe620f849.png)
ahol 
a minta súlypontján (S) átmenő, a rendszer forgástengelyével párhuzamos tengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatéka, a tömege és 
a minta súlypontjának távolsága a P ponttól. Ha a torziós asztal tehetetlenségi nyomatéka , a rendszer periódusideje (8)-ból:
![\[T'^2=\frac{4\pi^2}{D^*}\left[\theta+\theta_x+m(r_0^2+r_1^2)\right]+\frac{4\pi^2}{D^*}2mr_0r_1\cos\gamma,\]](/images/math/d/9/a/d9ad9e1d918946fd54112e14fa012364.png)
vagyis a periódusidő négyzete 
függvény szerint változik.
Ha a mintát körbeforgatva mérjük a rezgésidőket (14) alakú függvényt kapunk. A mérési pontokra görbét illesztve és 
értéke meghatározható, melyek ismeretében a (14)-ben szereplő két ismeretlen ( és ) is kiértékelhető. Belátható, hogy a minta forgatása közben a legnagyobb lengésidőt akkor kapjuk, amikor a súlypont a legmesszebb van az O forgástengelytől és a lengésidő akkor a legkisebb mikor a minta súlypontja a legközelebb van O-hoz. Ebben a két esetben a lengésidőket a
![\[{T'}^2_\mathrm{max}=\frac{4\pi^2}{D^*}\left[\theta+\theta_x+m(r_0+r_1)^2) \right ],\]](/images/math/0/5/f/05f16bb107f138a36912f0c28d28bb99.png)
illetve
![\[{T'}^2_\mathrm{min}=\frac{4\pi^2}{D^*}\left[\theta+\theta_x+m(r_0-r_1)^2) \right ],\]](/images/math/c/7/7/c777042805d0b88630a60d0e64af3a08.png)
összefüggések adják meg, melyekből és szintén meghatározhatóak. (A 
egyenletből megkaphatjuk -et, majd ezen eredmény felhasználásával (15)-ből vagy (16)-ból számítható ).
A fenti eljárást a minta egy másik pontja körüli forgatásra megismételve, meghatározható a súlypont távolsága ettől a ponttól is. A súlypont két ismert ponttól való
távolsága egyértelműen megadja a súlypont helyét.
A Steiner-tétel igazolása
Ha az ismert tehetetlenségi nyomatékú tárcsát úgy helyezünk el torziós asztalon, hogy súlypontja az asztal forgástengelyétől ismert távolságra legyen, a rendszer tehetetlenségi nyomatéka a Steiner-tétel szerint
![\[\theta'=\theta+mr^2.\]](/images/math/0/d/a/0daaeff33b1b53622a39eb445825f596.png)
Csillapítatlan rezgéseket feltételezve (3) szerint a mozgás periódusidejének négyzete
![\[T^2=\frac{4\pi^2}{D^*}(\theta_0+\theta)+\frac{4\pi^2}{D^*}m\cdot r^2,\]](/images/math/9/3/d/93da80b26515a536117bcea4b6fd5638.png)
azaz a 
függvény egyenest ad.
Ha mérjük a rendszer lengésidejét () a tárcsa súlypontjának az asztal forgástengelyétől való távolságának () függvényében, és ábrázoljuk a periódusidő négyzetét az 
függvényében, a mérési pontokra egyenes illeszthető.
Megjegyezzük, hogy a most kapott egyenes meredekségének és tengelymetszetének meghatározása az adott tehetetlenségi nyomatékú tárcsa tömegének ismeretében újabb lehetőséget ad a rendszer direkciós nyomatékának és tehetetlenségi nyomatékának meghatározására.
Mérési feladatok
A méréshez rendelkezésre álló eszközök
- A mérés elvégzéséhez és a mérési napló elkészítéséhez a dőlt betűs részekben adunk segítséget.
1. Négypontosan terhelt rúd lehajlásának vizsgálata
a) Négypontosan terhelt rúd lehajlásának mérésével ellenőrizze az állandó nyomatékkal terhelt, téglalap keresztmetszetű rúd lehajlására levezetett kifejezést! Határozza meg a 
, 
és 
összefüggéseket!
- Az egyik paramétert változtatva megmérjük a deformációt, miközben a többi paramétert rögzítjük.
A kapcsolat meghatározásánál egyetlen mintadarabot alkalmazunk, azaz rögzített geometria mellett változtatjuk a terhelő nyomtatékot, és mérjük a hozzá tartozó értékét.
A összefüggés ellenőrzésénél 
állandó értéke mellett különböző vastagságú, de azonos szélességű mintadarabok deformációját mérjük állandó terhelő nyomatékkal. Ekkor a 
– 
függvény ábrázolva egyenest kell kapnunk, melynek meredeksége kitevője.
Hasonló módon vizsgálható a összefüggés is.
- A méréseket alumínium mintákkal kell elvégezni. Jegyezze fel a vizsgált rudak méreteit!
b) Határozza meg az a) feladatban használt minták rugalmassági együtthatóját!
- A mérések alapján végezzen elsődleges becslést az alumínium Young-moduluszára vonatkozóan, majd hasonlítsa össze azt az elérhető irodalmi adatokkal!
2. Inga lengésidejének mérése
a) Mérje meg különböző hosszúságú fonálingák lengésidejét kis kitérés esetén!
- 10 cm-től 1,5 m-ig legalább 6 hosszúságnál mérjen! Adja meg a fonálhossz mérés hibáját is (indoklással együtt) a mérési naplóban.
- A kitérést úgy válassza meg, hogy az valóban kis kitérésnek legyen tekinthető, ugyanakkor jól megfigyelhető, mérhető legyen! Használjon egy kis tömeget.
- Több lengés idejét mérje, és figyeljen a minél pontosabb stopperóra indításra és megállításra! Becsülje meg a közvetlenül mért időadat hibáját, és ezt (az indoklással együtt) írja le a mérési naplóba is!
- Ismételjék meg többször is a mérést, és ne mindig ugyanaz mérjen. Hasonlítsák össze az eredményeket: ebből is következtethetnek a közvetlen hibára.
b) Ábrázolja a mért adatokat! Készítsen olyan grafikont, ahol az összetartozó értékekre lineáris függvény illeszthető! Készítse el az illesztést, és határozza meg a nehézségi gyorsulás értékét!
- Ne feledkezzen el a részletes hibaszámításról!
c) Az a) feladat utolsó (leghosszabb) fonálhosszánál végezze el a mérést nagyobb kitérések esetén is, és ábrázolja a lengésidőt a kitérés függvényében. Vizsgálja meg, hogy milyen kitérésig tekinthető a lengés hibahatáron belül kiskitérésűnek.
- Nagy kitérés esetén az inga gyorsabban csillapodik, így lehet, hogy csak kevesebb lengés idejét tudja mérni, ami növeli a mérési hibát.
- Nagy kitérések esetén fokozottan figyeljen a balesetek elkerülésére!
d) Az előző mérési beállításban (fonálhossznál) mérje meg a lengésidőt kis kitérés, de kétszeres és háromszoros tömeg esetében is! Vizsgálja meg, hogy a lengésidő hibahatáron belül valóban független-e az inga tömegétől.
- Ügyeljen arra, hogy a tömegek egymás mellett legyenek, ne egymás alatt, hiszen akkor az inga hossza is változna.
Vissza a Fizika laboratórium 1. tárgyoldalára.
