Neste artigo derivamos as equações do movimento usadas no app Conservação de Energia Mecânica a partir do formalismo Lagrangeano da mecânica clássica.
Considere o movimento de uma partícula de massa m restrito a uma dada trajetória y=y(x). Sobre a partícula agem a força peso P e, em determinadas regiões do percurso, força de atrito Fat e força elástica Fel de uma mola, como mostrado na Fig. 1. Conhecidas as condições iniciais x(0)=x0 e v(0)=v0, mostraremos aqui como encontrar a posição e a velocidade em qualquer instante t>0.

Consideraremos o formalismo lagrangeano da mecânica clássica, a maneira mais fácil de chegar nas equações do movimento. A energia cinética da partícula é dada por
T=m2(˙x2+˙y2).Como o movimento está restrito a uma trajetória unidimensional, podemos eliminar a variável y considerando a restrição
y=y(x).Nesse caso, a energia cinética fica dependendo apenas de x e de ˙x:
T=m˙x22[1+y′(x)2].A energia potencial U do sistema possui dois termos: energia potencial gravitacional e energia potencial elástica, de forma que escrevemos
U=mgy(x)+k(x−xM+l0)22H(x−xM+l0),onde y(x) é a altura da partícula em relação a um dado referencial, H é a função degrau de Heaviside, xM é a posição da extremidade direita da mola, mantida fixa, e l0 é o seu comprimento no repouso. No app, l0=70 cm. H entra na equação (4) porque a força elástica começa a atuar no objeto apenas quando ele está em contato com mola, isto é, sempre que x>xM−l0.
De posse das equações (3) e (4), chegamos no lagrangeano do sistema, ainda sem considerar a dissipação devido ao trabalho realizado pela força de atrito:
L=m˙x22[1+y′(x)2]−mgy(x)−k(x−xM+l0)22H(x−xM+l0).Agora partimos da equação de Euler-Lagrange,
∂L∂x−ddt(∂L∂˙x)=0,para deduzir as equações no movimento. Para o primeiro termo do lado esquerdo da equação (6), podemos escrever
∂L∂x=m˙x2y′(x)y′′(x)−mgy′(x)−k|x−xM+l0|H(x−xM+l0).Já para o segundo termo, o cálculo das derivadas parcial e total levam a
ddt(∂L∂˙x)=2m˙x2y′(x)y′′(x)+m¨x[1+y′(x)2].Juntando as equações (7) e (8), chegamos na seguinte equação:
[1+y′(x)2]¨x+y′(x)y′′(x)˙x2+gy′(x)+km|x−xM+l0|H(x−xM+l0)=0.Essa equação possui dois termos não lineares, o que implica que, muito provavelmente, não deve haver uma solução exata para ela. E ainda falta incluir o efeito da dissipação por atrito.
Já esperando por uma solução numérica, vamos dividir essa EDO de segunda ordem em duas de primeira ordem. Considerando que ˙x=v e que ¨x=˙v, chegamos no sistema de EDOs abaixo:
˙x=v[1+y′(x)2]˙v=−y′(x)y′′(x)v2−gy′(x)−km|x−xM+l0|H(x−xM+l0).A última etapa que falta fazer é incluir o efeito do atrito. No app, o coeficiente de atrito μc só existe na região plana central, centralizada em x=xa com largura de la. Sabemos que a força de atrito cinético é dada, em módulo, por
Fat=μcmg.Assim, inserindo Fat/m no sistema (10), chegamos finalmente no conjunto de EDOs por trás do simulador Conservação de Energia Mecânica:
˙x=v[1+y′(x)2]˙v=−y′(x)y′′(x)v2−gy′(x)−km|x−xM+l0|H(x−xM+l0)−μcgΠ(x−xala)sign(v),onde Π é a função retângulo, ou função Pi de Heaviside, definida por
Π(xa)={0, se|x|>a212 se|x|=a21 se|x|<a2.Π aparece no sistema (12) para delimitar a dissipação por atrito dentro do intervalo xa−la/2<x<xa+la/2.
No aplicativo, o sistema de equações (12) é resolvido numericamente pelo método de Runge-Kutta de quarta ordem com passo de integração temporal 0,0035h (em unidades de segundos), onde h pode ser escolhido pelo usuário com valores possíveis entre 1 e 10. Isso deve levar a um erro numérico relativo a algo em torno de 0,025%.