del lancio, <strong>il</strong> moto risultante sarà comunque <strong>di</strong>verso dalla s<strong>per</strong>ata rotazione. In questoparagrafo questo fenomeno viene spiegato sulla base del concetto <strong>di</strong> stab<strong>il</strong>ità dei puntifissi <strong>di</strong> un sistema <strong>di</strong>namico.Uno dei risultati più eleganti della meccanica razionale è costituito dalle equazioni <strong>di</strong>Eulero <strong>per</strong> lo stu<strong>di</strong>o del moto <strong>di</strong> un corpo rigido con un punto fisso. Le stesse equazioniregolano anche <strong>il</strong> cosiddetto moto relativo al centro <strong>di</strong> massa <strong>di</strong> un corpo rigido libero,cioè regolano <strong>il</strong> moto rispetto a una terna con origine nel centro <strong>di</strong> massa del corpo rigidoe assi paralleli agli assi del riferimento fisso rispetto al quale si stu<strong>di</strong>a <strong>il</strong> moto. Per avereun’idea <strong>di</strong> ciò che si sta stu<strong>di</strong>ando si immagini <strong>di</strong> lanciare in aria un corpo rigido e <strong>di</strong> volerdescrivere <strong>il</strong> moto che esso compie rispetto a un osservatore seduto sul baricentro ma conassi costantemente orientati come quelli del riferimento fisso (le pareti del laboratorio).Detta ω la velocità angolare <strong>di</strong> questo moto, si in<strong>di</strong>cano con Ω 1 , Ω 2 e Ω 3 le sue componentirispetto alla base ε 1 , ε 2 , ε 3 , in<strong>di</strong>viduata dagli assi centrali d’inerzia del corpo rigido e quin<strong>di</strong>solidale al corpo. Proiettando la seconda equazione car<strong>di</strong>nale dei moti rigi<strong>di</strong> sulla ternacentrale d’inerzia si ottengono le equazioni <strong>di</strong> Eulero⎧⎨⎩I 1 ˙Ω1 − (I 2 − I 3 )Ω 2 Ω 3 = M 1I 2 ˙Ω2 − (I 3 − I 1 )Ω 3 Ω 1 = M 2I 3 ˙Ω3 − (I 1 − I 2 )Ω 1 Ω 2 = M 3(2.40)dove I 3 > I 2 > I 1 > 0 sono i momenti centrali d’inerzia e M 1 , M 2 e M 3 sono le trecomponenti rispetto alla base centrale d’inerzia del momento totale della sollecitazioneagente sul corpo calcolato rispetto al baricentro. Se <strong>il</strong> momento totale della sollecitazioneagente sul corpo rigido rispetto al baricentro è nullo, allora <strong>il</strong> moto è detto alla Poinsote le equazioni <strong>di</strong> Eulero si riducono al sistema˙Ω 1 = I 2 − I 3I 1Ω 2 Ω 3 , ˙Ω2 = I 3 − I 1I 2Ω 3 Ω 1 , ˙Ω3 = I 1 − I 2I 3Ω 1 Ω 2 (2.41)si ricorda che si sta stu<strong>di</strong>ando <strong>il</strong> caso I i ≠ 0 <strong>per</strong> ogni i = 1, 2, 3.Il sistema <strong>di</strong> equazioni <strong>di</strong>fferenziali (2.41) è un sistema <strong>di</strong>namico tri<strong>di</strong>mensionale nonlineare, quin<strong>di</strong> <strong>il</strong> suo comportamento può essere stu<strong>di</strong>ato con i meto<strong>di</strong> <strong>di</strong>scussi nei paragrafiprecedenti; è anche possib<strong>il</strong>e ricondurre la soluzione del sistema (2.41) al calcolo <strong>di</strong> integraliellittici, si veda [11, Capitolo VI, § 37]. Lo spazio delle fasi è R 3 e sui suoi assi sonoriportati i valori delle componenti Ω i della velocità angolare. In particolare è interessantein<strong>di</strong>viduarne i punti fissi e stu<strong>di</strong>arne la stab<strong>il</strong>ità. Il campo delle <strong>di</strong>rezioni è la funzionef : R 3 → R 3 definita comef(Ω 1 , Ω 2 , Ω 3 ) :=( I2 − I 3I 1Ω 2 Ω 3 , I 3 − I 1I 2Ω 3 Ω 1 , I 1 − I 2I 3Ω 1 Ω 2)<strong>per</strong> ogni (Ω 1 , Ω 2 , Ω 3 ) ∈ R 3 . Il sistema algebrico f(Ω 1 , Ω 2 , Ω 3 ) = 0 che definisce i puntifissi ha infinito alla tre soluzioni costituite da tutte le terne in cui almeno due delletre componenti sono uguali a zero, cioè i punti fissi sono nella forma (a, 0, 0), (0, b, 0)e (0, 0, c) con a, b, c ∈ R arbitrario; in altre parole i punti fissi sono tutti e soli i puntifismat05.tex – 20 Apr<strong>il</strong>e 2006 – 13:12 pagina 60
degli assi cartesiani dello spazio delle fasi. Dal punto <strong>di</strong> vista fisico ciascun punto fisso èuna rotazione <strong>per</strong>manente, cioè una rotazione del corpo rigido attorno a uno dei suoi assicentrali.Ω 3✻✒✲ ⊙ ⊗ ❅❘✻ ✲⊗ ⊙ ❄❅■✛ ✠Ω 2Ω 3✻❅■ ✛ ✠⊗✻⊙✲⊙ ⊗ ❄✒✲❅❘Ω 1Fig. 2.20. A sinistra: <strong>il</strong> campo delle <strong>di</strong>rezioni delle equazioni <strong>di</strong> Eulero (2.41) su un piano che intersecaortogonalmente l’asse Ω 1 in un punto in cui Ω 1 > 0; i simboli ⊙ e ⊗ in<strong>di</strong>cano rispettivamente campouscente ed entrante. A destra: <strong>il</strong> campo delle <strong>di</strong>rezioni delle equazioni <strong>di</strong> Eulero (2.41) su un piano cheinterseca ortogonalmente l’asse Ω 2 in un punto in cui Ω 2 > 0.Al fine <strong>di</strong> stu<strong>di</strong>are la stab<strong>il</strong>ità dei punti fissi è ut<strong>il</strong>e tracciare <strong>il</strong> campo delle <strong>di</strong>rezioniin un intorno dei punti fissi. Nel grafico a sinistra in figura 2.20 è <strong>di</strong>segnato <strong>il</strong> camponei punti che giacciono in un piano che interseca ortogonalmente l’asse Ω 1 in un puntoin cui Ω 1 > 0. La struttura del campo delle <strong>di</strong>rezioni suggerisce che i punti fissi giacentisull’asse Ω 1 siano stab<strong>il</strong>i; risultati analoghi si ottengono se si stu<strong>di</strong>a <strong>il</strong> campo f in unintorno dei punti fissi giacenti sull’asse Ω 3 . Nel grafico a destra è riportato <strong>il</strong> campo delle<strong>di</strong>rezioni in punti <strong>di</strong> un piano che interseca ortogonalmente l’asse Ω 2 in un punto in cuiΩ 2 > 0. La struttura del campo delle <strong>di</strong>rezioni suggerisce che i punti fissi giacenti sull’asseΩ 2 siano instab<strong>il</strong>i. In conclusione queste prime osservazioni suggeriscono che le rotazioni<strong>per</strong>manenti attorno all’asse principale con momento d’inerzia interme<strong>di</strong>o sono instab<strong>il</strong>i,mentre le altre sono stab<strong>il</strong>i.Per ottenere risultati rigorosi si prova a usare <strong>il</strong> metodo della linearizzazione. Sidevono calcolare le derivate parziali delle componenti del campo delle <strong>di</strong>rezioni rispettoalle componenti della velocità angolare; così facendo nel generico punto (Ω 1 , Ω 2 , Ω 3 ) siottiene la matrice jacobiana⎛A(Ω 1 , Ω 2 , Ω 3 ) = ⎝0 Ω 3 (I 2 − I 3 )/I 1 Ω 2 (I 2 − I 3 )/I 1Ω 3 (I 3 − I 1 )/I 2 0 Ω 1 (I 3 − I 1 )/I 2Ω 2 (I 1 − I 2 )/I 3 Ω 1 (I 1 − I 2 )/I 3 0Rotazione <strong>per</strong>manente attorno all’asse ε 1 : determino gli autovalori della matrice associataal sistema linearizzato in un intorno del punto fisso⎛A(a, 0, 0) = ⎝0 0 00 0 a(I 3 − I 1 )/I 20 a(I 1 − I 2 )/I 3 0⎞[⎠ ⇒ λ⎞⎠λ 2 − a 2 I 1 − I 2 I 3 − I]1I 3 I 2Dal momento che I 1 − I 2 < 0 e I 3 − I 1 > 0 si ha che i tre autovalori hanno tutti partereale nulla e quin<strong>di</strong> non si può concludere nulla sulla stab<strong>il</strong>ità del punto fisso sulla base= 0fismat05.tex – 20 Apr<strong>il</strong>e 2006 – 13:12 pagina 61
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Esercizi e appunti per il corso di
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⇒ x(t) = Ce tcon C ∈ RImpondend
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✻x✟✻✟ ✟ ✟ ✟x✻x 0x
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viene scelto vicino a x 2 il sistem
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4. u 0 (x) = exp{−α|x|} con α
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6.3. Equazione di Laplace: funzioni