Ei-inertiaaliset koordinaatistot

Transkriptio

1 Luku 5 Ei-inertiaaliset koorinaatistot Tähän asti olemme tarkastelleet erilaisia ongelmia inertiaalikoorinaatistossa. Aina tämä ei kuitenkaan kä päinsä, sillä tarkastelukoorinaatisto saattaa olla kiihtvässä liikkeessä mpäristönsä suhteen. Yksi tärkeä luokka ei-inertiaalisia koorinaatistoja ovat eri tavoin pörivät koorinaatistot, joihin tässä luvussa tutustutaan lähemmin. Tämä toimii mös johantona seuraavaan lukuun, jossa puolestaan tarkastellaan pöriviä kappaleita kuten hrriä. Jos ei-inertiaalisten koorinaatistojen sielunelämään haluaa perehtä svällisemmin, suositeltava kurssi joskus tulevaisuuessa on leinen suhteellisuusteoria. 5.1 Newtonin liikehtälö liikkuvissa koorinaatistoissa Tarkastellaan kahta jäkkää karteesista koorinaatistoa, joissa molemmissa kätetään samoja pituusksiköitä. Merkitään koorinaatistoja r = r+ R 1 {} = ( 1, 2, 3 ), {} = ( 1, 2, 3 ). 3 3 P r r R Kuva 5.1. {}- ja {}-koorinaatistot. Oletetaan {} inertiaaliseksi ja tarkastellaan aluksi tilannetta, jossa {}:n origo on paikallaan pisteessä R koorinaatistossa {}, mutta koorinaattiakselit pörivät jonkin {}:ssä kiinteän akselin mpäri kulmanopeuella ω. Olkoon pisteen P paikkavektori {}:ssä r ja {}:ssä r (Kuva 5.1). Tällöin r = R + r. (5.1) Merkitään {}:n kantavektoreita {i, j, k} ja {}:n kantavektoreita {e 1, e 2, e 3 }. Nt tietenkin r = R i + R j + R z k + r 1 e 1 + r 2 e 2 + r 3 e 3. (5.2) 84

2 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 85 Koska {}:n origo on paikallaan, tulee nopeueksi r t = r t = ṙ 1e 1 + ṙ 2 e 2 + ṙ 3 e 3 + r 1 ė 1 + r 2 ė 2 + r 3 ė 3. (5.3) Nt pitää laskea kantavektoreien {e i } erivaatat (tätähän tehtiin jo tason napakoorinaateissa kurssin alussa). Tarkastellaan ksinkertaisuuen vuoksi karteesista koorinaatistoa, jolloin e i e j = δ ij. Koska e i e i = 1, on voimassa e i t e i = 0 eli kantavektori on kohtisuorassa aikaerivaattaansa vastaan. Tämän perusteella voiaan kirjoittaa htälörhmä t e 1 = α e 2 + β e 3 t e 2 = γ e 1 + δ e 3 (5.4) t e 3 = ε e 1 + ϕ e 2. Koska toisaalta e 1 e 2 = 0, saaaan ehto e 1 ė 2 + ė 1 e 2 = 0, josta seuraa γ + α = 0 sekä vastaavasti β + ε = 0 ja δ + ϕ = 0. Merkitsemällä α = ω 3, β = ω 2, δ = ω 1 lläoleva htälörhmä saa muoon t e 1 = ω 3 e 2 ω 2 e 3 t e 2 = ω 3 e 1 + ω 1 e 3 (5.5) t e 3 = ω 2 e 1 ω 1 e 2. Määritellään vektori ω = ω 1 e 1 + ω 2 e 2 + ω 3 e 3. Tällöin e 1 e 2 e 3 ω e 1 = ω 1 ω 2 ω = ω 3 e 2 ω 2 e 3 = t e 1 (5.6) ja vastaavasti ristituloille muien ksikkövektoreien kanssa eli t e i = ω e i ; (i = 1, 2, 3). (5.7) ω:n tulkinta on pörivän koorinaatiston kulmanopeus. Olemme siis saaneet tuloksen r t 3 3 = ṙ i e i + r i ė i i=1 = v + i=1 3 r i ω e i i=1 ( 3 ) = v + ω r i e i i=1 = v + ω r, (5.8)

3 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 86 missä v ja ω r on laskettu koorinaatistossa {}. Toisaalta r/t on sama kuin koorinaatistossa {} laskettu r /t. Tulos pätee mille tahansa vektorille A(t) eli ( ) A = t ( ) A + ω A. (5.9) t Sovelletataan tätä tulosta kulmakiihtven määrittämiseen ( ) ( ) ( ) ω ω ω = + ω ω =. (5.10) t t t eli kulmakiihtvs on sama katsottiinpa sitä kummasta koorinaatistosta tahansa. Annetaan lopuksi koorinaatiston {} origon liikkua koorinaatiston {} suhteen, jolloin ( ) ( ) ( ) r R r = + + ω r. (5.11) t t t Jotta tästä päästäisiin sitten tarkastelemaan voimien vaikutusta, tät vielä osata antaa kiihtvs 2 r /t 2 koorinaatiston {} suureien avulla. Derivaattaoperaattori on siis eellisen perusteella muotoa ( ) ( ) = + ω, t t joten ( 2 r ) t 2 = = ( 2 ) ( ( ) ) R r t t t ( ) ( ) r + ω + t t (ω r) + ω (ω r) ( 2 ) ( R 2 ) ( ) r ω t 2 + t 2 + r + t ( ) r + 2ω + ω (ω r). (5.12) t Kirjoitetaan sitten Newtonin liikehtälö m-massaisella hiukkaselle ( 2 ) R F = m t 2 + m 2 r + m( ω r) + t2 + 2m ω ṙ + m ω (ω r), (5.13) missä oikealta puolelta on jätett erikseen merkitsemättä, että suureet on laskettu (tai mitattu) {}-koorinaatistossa. Lauseke saattaa jonkun mielestä olla havainnollisempaa kirjoittaa järjestksessä m 2 r t 2 = F m ( 2 R t 2 ) m( ω r) + 2m ω ṙ m ω (ω r). (5.14) Näissä lausekkeissa F on oikea massapisteeseen vaikuttava ulkoinen voima. Ei-inertiaalisen koorinaatiston valinta on tuonut massan hitauesta johtuvia termejä. Tarkastellaan termejä vastaavia voimia ksitellen

4 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 87 Termi m 2 R/t 2 tulee koorinaatistojen origojen suhteellisesta liikkeestä ja on tietenkin nolla, jos liike on tasaista ja suoraviivaista. Tätä kutsutaan Galilein voimaksi. Hitausvoima m ω r johtuu pörimisliikkeen epätasaisuuesta (siis pörimisnopeuen erivaatasta), ei pörimisestä itsestään. Voima tunnetaan Eulerin voimana. Vaikka maapallo ei aivan tasaisesti pörikään, voima on maapallolla häviävän pieni. Hitausvoima 2m ω ṙ tunnetaan Coriolis-voimana. Se on tärkeä esimerkiksi ilmakehän liikkeissä ja siihen palataan möhemmin. Lopulta m ω (ω r) on tuttu keskipakoisvoima, joka prkii pörivässä koorinaatistossa hlkimään kappaletta poispäin pörimisakselilta. Huom. Nämä voimat eivät ole oikeita voimia vaan nimenomaan massan hitauesta johtuvia kiihtvässä koorinaatistossa havaittavia efektejä. 5.2 Muunnos pörivään koorinaatistoon Tarkastellaan seuraavaksi kuinka Lagrangen funktio muunnetaan inertiaalikoorinaatistosta pörivään koorinaatistoon. Oletetaan ksinkertaisuuen vuoksi, että koorinaatistojen origot eivät liiku toisiinsä nähen ja että molemmat koorinaatistot ovat karteesisia. Tarkasteltava kappale oletetaan eelleen vakiomassaiseksi (m) hiukkaseksi. Hiukkasen paikkaa kummassakin koorinaatistossa merkitään pstvektoreilla. = ; = Koorinaatistojen välillä vallitsee ortogonaalinen ajasta riippuva muunnos, jota kuvataan matriisilla T, jonka elementit ovat ajan funktioita. Tällöin eli T 1 = T T. = T T T T = I (5.15) Olkoon 0 jokin koorinaatiston {} kiinteä piste, joten kun {} kiert, hiun paikka {}:stä nähtnä muuntuu kuten josta erivoimalla tulee Määritellään matriisi O siten, että = T 0, (5.16) ẋ = T 0. (5.17) ẋ = O. (5.18)

5 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 88 Nt O voiaan antaa kulmanopeusmatriisin Ω avulla O = T Ω T T. (5.19) Huom. Tämä Ω ei ole sama asia kuin luvussa 4 esiintnt iagonaalinen ominaistaajuusmatriisi, jota mös merkittiin Ω:lla! Nt ẋ = T Ω T T = T Ω T T T 0 (5.20) = T Ω 0. Kättäen tulosta (5.17) saaaan Ω:n ja koorinaatistomuunnoksen välille htes T = T Ω Ω = T T T. (5.21) Laskemalla Ω + Ω T = T T T + (T T T ) T = t (T T T ) = İ = 0, joten Ω on antismmetrinen eli Samanlainen lht lasku antaa tuloksen = T T T + T T T Ω = Ω T. (5.22) Ω T Ω = T T T. (5.23) Kirjoitetaan seuraavaksi hiukkasen Lagrangen funktio koorinaatistossa {} (muista, että pistetulo matriisinotaatiossa on vaakavektorin ja pstvektorin tulo) Kättäen tulon erivoimissääntöä saaaan L = 1 2 mẋt ẋ U(). (5.24) ẋ = T + T ẏ, (5.25) joten pienellä laskutoimituksella saaaan nopeuen neliölle lauseke ẋ T ẋ = ( T + T ẏ) T ( T + T ẏ) = ( T T + ẏ T T T ) ( T + T ẏ) = ẏ T ẏ + 2ẏ T Ω + (Ω ) T (Ω ). (5.26) Lagrangen funktio koorinaatistossa {} on siis L = 1 2 m ẏt ẏ + m ẏ T Ω m(ω )T (Ω ) U(T ). (5.27) Palataan sitten matriisinotaatiosta takaisin tavanomaiseen vektorinotaatioon. Kirjoittamalla antismmetrinen matriisi Ω muoossa 0 ω 3 ω 2 Ω = ω 3 0 ω 1 ω 2 ω 1 0

6 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 89 ja kokoamalla sen komponenteista vektori ω = (ω 1, ω 2, ω 3 ) nähään välittömästi, että Ω = ω. Niinpä Lagrangen funktio voiaan kirjoittaa muotoon L = 1 2 m ẏ2 + m ẏ (ω ) m(ω )2 U (), (5.28) missä U () = U(T ). Jätetään pilkku jatkossa pois, koska sillä ei ole merkitstä muoollisen tarkastelun kannalta. Lagrangen liikehtälöt johetaan samalla reseptillä kuin ennenkin. Tällä kertaa proseuuri on kuitenkin helpompi tehä alusta loppuun vektorinotaatiossa kuin komponentti komponentilta. Merkitään seuraavassa paikan suhteen otettua graienttia kuten tavallista = = ja vastaavasti nopeusgraienttia 1 e 1 + v = ẏ 2 e e 3 Lagrangen funktion muuttujat ovat ja ẏ, joten L:n kokonaisifferentiaaliksi tulee L = m ẏ ẏ + m(ω ) (ω ) + + m ẏ (ω ) + m ẏ (ω ) U. (5.29) Kättämällä vektori-ientiteettiä A (ω = (A ω), L:stä voiaan poimia L:n graientit (HT) v L = m ẏ + m(ω ) (5.30) L = m(ẏ ω) + m(ω ) ω U. (5.31) t ( vl) = m ÿ + m( ω ) + m(ω ẏ). (5.32) Liikehtälöksi tulee m ÿ = m( ω ) 2m(ω ẏ) m ω (ω ) U, (5.33) mikä on sama htälö kuin eellä johettu Newtonin liikehtälö (5.13) ilman Galilein voimatermiä, koska koorinaatistojen origojen ei oletettu liikkuvan toisiinsa nähen. Näin rakennettu Langrangen formalismi ei ole vielä aivan eleganteimmillaan, koska liikehtälössä on uusia voimatermejä. Osoittautuu, että hitausvoimat voiaan lausua sopivasti valittujen potentiaalien avulla siten, että saamme lopulta jälleen perus-lagrangen htälöt. Määritellään ensiksi nk. Scheringin potentiaali S = m ẏ (ω ) (5.34) S = m(ω ) ẏ + m(ẏ ω) (5.35)

7 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 90 v S = m(ω ) (5.36) S = m(ẏ ω) = m(ω ẏ). (5.37) t ( vs) = m( ω ) + m(ω ẏ). (5.38) Tällöin t ( vs) S = m( ω ) + 2m(ω ẏ). (5.39) Siis Scheringin potentiaalin avulla on saatu lausutuksi Eulerin ja Corioliksen voimat muoossa, joka voiaan suoraan upottaa Lagrangen htälöön. Jäljellä on vielä keskipakotermi. Suoralla laskulla nähään (HT), että se on puolestaan Z, missä Z = 1 2 m(ω )2. (5.40) Näin meillä on siis koossa Lagrangen htälöt t ( v L) L ( L ) ẏ t L = 0, (5.41) missä Lagrangen funktio on L = L + S + Z ja L = (1/2)mẏ 2 U. Lagrangen funktioon voi lisätä mös Galilein voiman, mutta kuinka se tapahtuu, jääköön omakohtaiseksi harjoitustehtäväksi. 5.3 Liike pörivällä maapallolla Koko planeettakunnan liike on esimerkkitapaus ei-inertiaalisesta liikkeestä. Tarkasteltaessa liikettä pörivällä maapallolla Maan vuotuinen liike Auringon mpäri ja pörimisliikkeen pienet epätasaisuuet voiaan lähes aina jättää huomiotta. Maan liike Auringon mpäri kllä sinänsä aiheuttaa merkittävän keskipakoiskiihtven. Rataliikkeestä johtuva keskipakoisvoima on kuitenkin keskimääräisesti erittäin tarkkaan tasapainossa Auringon vetovoiman kanssa, sillä muutenhan Maa ei psisi raallaan. Useimpien mekaniikassa tarkasteltavien ilmiöien kannalta maapallo mös pörii varsin hitaasti. Pörimisliikkeen kulmanopeus on tietenkin ω = 2π/(24 t) = 7, s 1, mikä antaa keskipakoiskiihtveksi pallon pinnalla päiväntasaajalla ω 2 r = 3, ms 2. Tämä on vain noin 0,35 % Maan vetovoiman kiihtvestä. Vaikkakin pieni, tämä efekti ei ole aivan merkitksetön, sillä se samalla litistää maapalloa napojen suunnassa. Litistminen hessä keskipakoiskiihtven kanssa aiheuttaa sen, että Maan vetovoiman kiihtvs päiväntasaajalla on noin 0,53% pienempi kuin navoilla.

8 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT Coriolis-voima Pöriminen tuo mukanaan Coriolis-voiman 2m ω v, missä v = ṙ on tarkasteltavan massan nopeus pörivässä koorinaatistossa. Kuva 5.2. Sääkartta. Jokainen sääkarttaan joskus tutustunut tietää, että ilma kiertää matalapainetta pohjoisella pallonpuoliskolla lhäältä katsottuna vastapäivään (Kuva 5.2). Eteläisellä pallonpuoliskolla liike on päinvastaiseen suuntaan. Tämä on seurausta Coriolis-voimasta. Määritelmänsä mukaisesti Coriolis-kiihtvs on suurimmillaan 2ωv (1, s 1 ) v. Tarkastellaan tästä esimerkkinä Pohjoisnavalta horisontaalisesti ammuttua kuulaa. Coriolis-kiihtvs on tällöin a c = 2ωv, joten ammus poikkeutuu raaltaan ajassa t matkan 1 2 a ct 2 = ωvt 2. Kulmapoikkeamaksi tulee puolestaan θ = ωvt2 = ωt, vt mikä on tietenkin sama kuin maapallon kiertämä kulma ajassa t. Fsikaalisesti tämä merkitsee, että koska Pohjoisnapa itse ei kierrä maapalloa, niin ammus jatkaa suoraviivaista liikettään inertiaalikoorinaatistossa. Efekti on tietenkin pienempi laukaisupaikan ollessa jossain muualla. Suurten tkinammusten tulenjohossa ja ballististen ohjusten tapauksessa Coriolis-voima on kuitenkin otettava huomioon. Mitä suuremman skaalan ilmiöstä on kse, sitä merkittävämmäksi Coriolis-efekti tulee. Se on tärkeä varsinkin suurten ilma- tai merivirtausten kuten pasaatituulten ja Golf-virran tapauksessa. Näien lähempi tarkastelu vaatii termonamiikan ja virtausmekaniikan käsitteien (paine, lämpötila, viskositeetti, jne.) mukaanottamista. ω Otettakoon tässä esimerkiksi teoreetikon iealisaatio tasossa mpränmuotoisesta matalapaineen keskuksesta (Kuva 5.3). Mikäli mikään muu voima ei tilanteessa vaikuttaisi, virtaisi ilma paineen graientti- gra p voiman vaikutuksesta kohti matalapaineen Kuva 5.3. Matalapaine. keskusta ja matalapaine tättisi. Coriolis-voima kuitenkin poikkeuttaa ilman liikettä siten, että katsottaessa pohjoisella pallonpuoliskolla lhäältä päin ilma lähtee kiertämään matalapaineen keskusta vastapäivään. Poikkeutuma jatkuu niin pitkälle, että tuulen suuntavektori on paineen graientin tasa-arvokärän suuntainen, jolloin graienttivoima, Coriolis-voima ja ilman mpräliikkeeseen liittvä keskipakoisvoima tasapainottavat toisensa. Toellisuuessa tuuliin vaikuttaa mös ilmamoleklien välinen kitka, joka tekee virtauksesta pörteistä ja aiheuttaa viskositeettia. Tämä efekti estää tuulen suuntautumisen täsin kohtisuoraan painegraienttia vastaan, joten matalapaine tätt ajan mittaan. Ja tietenkin oikea ilmakehä on kolmiulotteinen, mikä on tietenkin olennaista sille, että matalapaineita lipäänsä muoostuu. (HT: Piirrä tätä selitstä vastaavat kuvat itsellesi.)

9 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT Liikehtälö Tarkastellaan lähemmin tilannetta, jossa ainoa liike on tasainen pörimisliike maapallon etelä-pohjois-akselin mpäri. Tämä akseli kiinnittää siis inertiaalikoorinaatiston, jonka suhteen maanpinnalle kiinnitett tarkastelukoorinaatisto pörii. Oletetaan lisäksi, että etäiss inertiaalikoorinaatiston origosta (maapallon keskipiste) maanpinnalla olevan koorinaatiston origoon R on vakio. Eellisen tarkastelun perusteella R = ω (ω R). Tällöin liikehtälöksi tarkastelukoorinaatistossa tulee m 2 r = F m ω (ω R) 2m ω ṙ m ω (ω r), (5.42) t2 missä F kuvaa kaikkia ulkoisia voimia, gravitaatio mukaanlukien. Tässä tilanteessa Eulerin voima on nolla (HT: miksi?). ω 3 ω 1 ω θ R θ 3 Kuva 5.4. Maaemo. ω ṙ = 1 e 1 e 2 e 3 ω 1 ω 2 ω 3 ẏ 1 ẏ 2 ẏ 3 = Tarkastellaan esimerkiksi levossa roikkuvaa luotinuoraa ṙ = 0. Koska r R, on htälön (5.42) viimeinen termi mitätön toiseen termiin verrattuna. Toinen termi taas aiheuttaa tarkastelukoorinaatistossa tasaisen kiihtven, joten sen vaikutus on vain korjata luotisuoran suuntaa hieman Maan keskipistettä kohti osoittavasta linjasta. Sen vaikutuksen voi melko hvällä tarkkuuella jättää huomiotta. Jos luotinuora laitetaan heilumaan, lauseke ω ṙ on e 1 e 2 e 3 ω cos θ 0 ω sin θ ẏ 1 ẏ 2 ẏ 3 missä θ on origoja histävän janan ja päiväntasaajan välinen kulma. Se on siis maantieteilijöien ja geofsikoien kättämä latitui, ei pallokoorinaatistoissa tavallisesti kätett napakulma eli kolatitui, joka kasvaa navalta ekvaattorille (Kuva 5.4). Merkitään ksikkövektorin e 3 suuntaan vaikuttavaa gravitaatiovoimaa mg ja ulkoisen voiman muita komponentteja F 1, F 2, F 3. Tällöin liikehtälön komponenteiksi tulee mÿ 1 = F 1 + 2mωẏ 2 sin θ, mÿ 2 = F 2 2mω(ẏ 1 sin θ + ẏ 3 cos θ) (5.43) mÿ 3 = F 3 mg + 2mωẏ 2 cos θ. Vapaasti putoava kappale Tarkastellaan esimerkkinä vapaasti putoavaa kappaletta (eellisissä liikehtälöissä siis F i = 0). Oletetaan, että liike lähtee levosta pistees-

10 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 93 tä (0, 0, 30 ). Vapaassa puotuksessa vertikaalinen kiihtvs on paljon suurempi kuin horisontaalinen kiihtvs, joten oletetaan ẏ 1 = 0 ja ẏ 2 = 0. Liikehtälön komponenteiksi tulee ÿ 1 = 0 (5.44) ÿ 2 = 2ω cos θ ẏ 3 (5.45) ÿ 3 = g. (5.46) Koska kappaleella ei olen nopeutta eikä kiihtvttä suuntaan 1, saaaan 1 = 0. Dervioimalla htälö (5.45) ajan suhteen ja kättämällä htälöä (5.46) saaaan 3 2 t 3 = 2ω cos θ 2 3 t 2 = 2ωg cos θ eli 2 = 1 3 ωg cos θ t3. Yhtälöstä (5.46) saaaan 3 = gt2 ja merkitsemällä puotuksen korkeutta z = 30 3 = 1 2 gt2 poikkeaman lausekkeeksi tulee 2 = 23/2 3 ω g cos θ z 3/2. (5.47) Jos kappale puotetaan päiväntasaajalla 100 m korkeuelta, Coriolisvoiman aiheuttama poikkeama on vain 2,2 cm. Täten pienikin tuuli, viskositeetin epätasaisuus, ms. tekee efektin havaitsemisen vaikeaksi. Lisäämällä puotuskorkeutta poikkeama kasvaa korkeutta nopeammin, mutta niin voimistuvat ja monimutkaistuvat toisaalta tuuletkin Foucault n heiluri 1 δ 3 l T m m g 2 Kuva 5.5. Foucault n heiluri. Liikehtälöt ovat siis Paljon havainnollisempi esimerkki Coriolisvoimasta on nk. Foucault n heiluri (Kuva 5.5). Olkoon heilurin varren pituus l ja massa m. Kuten aiemmin matemaattisen heilurin tapauksessa heiluriin vaikuttavat voimat ovat gravitaatio ja langan jännits T (siis siosvoima). Mielivaltaisella heilahuskulmalla ongelma on aika hankala. Oletetaan tässä heilahuskulma pieneksi, jolloin voiaan olettaa, että koorinaattien ja koorinaattinopeuksien toista ja sitä korkeampaa kertalukua olevat termit voiaan jättää huomiotta (siis esim. termit muotoa i ẏ j ), 3 :n oskillaatiot voiaan jättää kokonaan huomiotta eli 3 = ẏ 3 = ÿ 3 = 0, ja i /l 1, kun i = 1, 2. mÿ 1 = T 1 + 2mω sin θ ẏ 2 mÿ 2 = T 2 2mω(sin θ ẏ 1 + cos θ ẏ 3 ) (5.48) mÿ 3 = T 3 mg + 2mω cos θ ẏ 2.

11 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 94 Koska ÿ 3 = 0, antaa liikehtälön 3-komponentti suoraan jännitksen Koska heilahus oletetaan pieneksi, T = mg 2mωẏ 2 cos θ. (5.49) T i i l T i l T 3 i mg (i = 1, 2). l Sijoittamalla tämä liikehtälön kahteen ensimmäiseen komponenttiin saaaan htälöpari mÿ 1 = 1 l mg + 2mωẏ 2 sin θ (5.50) mÿ 2 = 2 l mg 2mωẏ 1 sin θ. Merkitään vielä tuttua heilurin kulmataajuutta α:lla: α 2 = g/l, jolloin htälöpari voiaan kirjoittaa muoossa ÿ 1 + α 2 1 = 2ωẏ 2 sin θ (5.51) ÿ 2 + α 2 2 = 2ωẏ 1 sin θ. Nämä nättävät harmonisen oskillaattorin liikehtälöiltä, joissa on mukana pakkovoima. Pakkovoima on verrannollinen heilahusta vastaan kohtisuoraan nopeuskomponenttiin. Siten siis - ja -tason oskillaatiot ovat ktketneet toisiinsa. Ratkaistavana on olennaisesti kaksiulotteinen ongelma, joka onnistuu kätevästi siirtmällä tarkastelemaan tilannetta kompleksitasossa. Siispä kerrotaan jälkimmäinen htälö i:llä ja lasketaan htälöt puolittain hteen: (ÿ 1 + iÿ 2 ) + α 2 ( 1 + i 2 ) = 2ωi(ẏ 1 + iẏ 2 ) sin θ. (5.52) Otetaan kättöön kompleksinen muuttuja u = 1 + i 2, jolloin saaaan ifferentiaalihtälö ü + α 2 u = 2iω u sin θ. (5.53) Tämä puolestaan nättää vaimennetun oskillaattorin htälöltä, joka ratkaistaan samalla menetelmällä kuin luvussa 4 eli tekemällä muotoa e λt oleva rite. Karakteristiseksi htälöksi tulee λ 2 + 2iωλ sin θ + α 2 = 0, (5.54) jonka ratkaisu on λ = iω sin θ ± ω 2 sin 2 θ α 2 (5.55) Koska heilurin taajuus on varmastikin paljon suurempi kuin maapallon pörimisliikkeen kulmanopeus tämä ksinkertaistuu muotoon Differentiaalihtälön ratkaisu on siis λ = iω sin θ ± iα. (5.56) u = (Ae iαt + Be iαt )e iωt sin θ. (5.57) Integroimisvakiot A ja B määrätvät heilurin alkuarvoista.

12 LUKU 5. EI-INERTIAALISET KOORDINAATISTOT 95 Tässä on hvä kerrata eri smbolien merkitkset: ω on maapallon pörimisliikkeen kulmanopeus, α = g/l on perusheilurin taajuus ja θ on heilurin ripustuspaikan latitui. Merkitsemällä u 0 = Ae iαt + Be iαt voiaan kirjoittaa u 0 = C 1 cos αt + ic 2 sin αt, missä C 1 = A + B ja C 2 = A B. Tämä kuvaa ellipsiä kompleksitasossa, jota voi siis ajatella ( 1, 2 )-tasona. Ellipsin isoakseli kiertää tekijän e iωt sin θ mukaisesti. Kiertoaika riippuu siis latituista. Jean Bernar Léon Foucault ( ) rakensi pitkävartisen heilurin 1850-luvun puolivälissä Pariisin Pantheoniin ja osoitti siten kiistattomasti, että maapallo pörii ulkoisen inertiaalikoorinaatiston suhteen. Sittemmin vastaavia on ripustettu tieemuseoihin mpäri maailmaa, mm. Heurekaan. (Ylimääräinen HT: Lue Umberto Econ romaani Foucault n heiluri.) Lasketaan esimerkiksi Heurekassa olevan Foucault n heilurin kiertoaika. Helsingin latitui on Maapallon pörimisnopeus on riittävällä tarkkuuella 360 /(24 h) = 15 /h. Oikeastaan tässä pitäisi kättää inertiaalikoorinaatistona tähtiä ja tähtiajassa laskettua vuorokautta, joka on hieman kalenterivuorokautta lhempi. Tällöin kulmanopeueksi tulee /h. Helsingin latituin sini on puolestaan , joten ω sin θ /h, joten täsi kierros kestää noin 27 h 35 min 33 s. Huomautettakoon vielä lopuksi, että eellä ei ole otettu huomioon jokaiseen oikeaan heiluriin liittviä kitkavoimia. Koska Coriolis-voima on niin heikko, kovin lhttä heiluria ei ole helppo rakentaa. Maailmanennäts on Hanin ja Finchin oppikirjan mukaan noin 15 cm (lieneekö mukana Guinnesin ennätsten kirjassa).