Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
При описании движения твердого тела используются различные системы переменных. Каждая система имеет свои преимущества и недостатки для каждой конкретной задачи. Так для поиска первых интегралов, исследования некоторых вопросов устойчивости и топологического анализа наиболее удобными являются такие переменные, в которых уравнения полиномиальны (или даже однородны). Для численного интегрирования, кроме простой системы дифференциальных уравнений желательно иметь наименьший порядок системы. Для качественного изучения, применения методов теории возмущений и нелинейной нормализации необходимы системы канонических переменных, наиболее отражающие специфику невозмущенной задачи. Здесь мы приводим основные наборы переменных, используемые в динамике твердого тела. На практике, особенно в приложениях к гироскопической технике, также используются различные комбинации и модификации этих систем, обладающих более специальными свойствами. 1. Углы Эйлера Рассмотрим твердое тело, вращающееся в потенциальном силовом поле вокруг неподвижной точки $O$. Для описания его движения используются различные системы переменных. Конфигурационное пространство, представляющее собой множество всех положений твердого тела, является группой Ли $S O(3)$, и в качестве координат, определяющих положение твердого тела, можно взять, например, угль Эйлера $\theta, \varphi, \psi$ [9]. Для их введения расположим в точке $O$ вершины двух ортогональных трехгранников: неподвижного $O X Y Z$ и подвижного $O x y z$, жестко связанного с вращающимся твердым телом (рис. 1). Первый поворот на угол $\psi$ (угол прецессии) вокруг оси $O Z$ переводит подвижный трехгранник $O x y z$ в положение $O x^{\prime} y^{\prime} z^{\prime}$. Второй поворот на угол $\theta$ (угол нутации) совершается вокруг оси $O x^{\prime}$, называемой линией узлов. Последний поворот на угол $\varphi$ (угол собственного вращения) вокруг оси $O z$ совмещает оба трехгранника. Таким образом, три поворота, определяемые углами Эйле- Эти соотношения называются кинематическими формулами Эйлера. Используя (3.1), несложно записать функцию Лагранжа системы $L=$ $=L(\varphi, \psi, \theta, \dot{\varphi}, \dot{\psi}, \dot{\theta})$ (см. §6), при помощи которой определяются канонические импульсы (посредством преобразования Лежандра): 2. Переменные Эйлера. Компоненты момента и направляющие косинусы является ортогональной и принадлежит группе $S O(3)$. Очевидно, что где круглые скобки повсюду в дальнейшем обозначают обычное скалярное произведение. Учитывая эти соотношения, получим, что угловая скорость в проекциях на подвижный трехгранник $\boldsymbol{\omega}=\left(\omega_{1}, \omega_{2}, \omega_{3}\right)$ может быть представлена как кососимметрическая матрица $\widetilde{\boldsymbol{\omega}}=\mathbf{Q}^{T}, \widetilde{\boldsymbol{\omega}}=\left\|\omega_{j k}\right\|$ с компонентами $\omega_{i j}=-\varepsilon_{i j k} \omega_{k}$. Аналогичным образом, угловая скорость $\Omega=\left(\Omega_{1}, \Omega_{2}, \Omega_{3}\right)$ в проекциях на неподвижные оси $O X Y Z$ может быть получена из матрицы $\mathbf{Q}^{T} \dot{\mathbf{Q}}$. Направления векторов угловой скорости $\boldsymbol{\omega}$ и $\boldsymbol{\Omega}$ в подвижном и неподвижном пространстве задают конические поверхности, названные Пуансо подвижным и неподвижным аксоидами. Само движение твердого тела в этом случае представляется как качение без скольжения подвижного аксоида по неподвижному, которые в каждый момент соприкасаются по мгновенной оси вращения. Если рассмотреть свободное движение тела (без неподвижной точки), то в соответствующей интерпретации движение будет представлять собой качение одного аксоида по другому с проскальзыванием вдоль некоторой оси, которая определяет мгновенное винтовое (пространственно-вращательное) движение. Если на образующих аксоидов отложить мгновенные значения угловых скоростей, то получим соответственно подвижные и неподвижные годографы, представляющие в общем случае сложные пространственные кривые. Кинетический момент $M$ при помощи функции Лагранжа $L=$ $=L(\boldsymbol{\omega}, \boldsymbol{\alpha}, \boldsymbol{\beta}, \boldsymbol{\gamma})$ выражается через угловую скорость по формуле Он связан с переменными Эйлера $\varphi, \psi, \theta, p_{\varphi}, p_{\psi}, p_{\theta}$ следующими соотношениями, получающимися из кинематических уравнений Эйлера (3.1), (3.2) ЗАМЕЧАНИЕ 1. Наша терминология несколько отличается от принятого в динамике твердого физического определения момента $\boldsymbol{M}=\sum r_{i} \times m_{i} \boldsymbol{v}_{i}$, которые совпадают, если $L=T-$ кинетическая энергия. Различия возникают при наличии гироскопических сил, приводящих в лагранжиане к слагаемым, линейным по обобщенным скоростям. При этом определение (3.4), происходящее из преобразования Четаева, является более удобным. ЗАМЕЧАНИЕ 2. Связь направляющих косинусов (3.3) с углами Эйлера выражается матрицей 3. Кватернионные параметры Родрига-Гамильтона Как было замечено еще К. Гауссом, положение твердого тела может быть однозначно определено с помощью множества кватернионов $\lambda=\lambda_{0}+\boldsymbol{i} \lambda_{1}+\boldsymbol{j} \lambda_{2}+\boldsymbol{k} \lambda_{3}$ с единичной нормой $\lambda_{0}^{2}+\lambda_{1}^{2}+\lambda_{2}^{2}+\lambda_{3}^{2}=1$. Они образуют группу $S p(1)$, которая является универсальной накрывающей группы $S O(3)(S O(3) \approx S p(1) / \pm 1)$ [75]. Со способом введения таких избыточных координат, называемых в механике параметрами Родрига-Гамильтона, можно ознакомиться, например, в трактате Уиттекера [167]. Проясним геометрический смысл параметров $\lambda_{s}[108,167]$. на угол $\chi$ относительно оси $O L$, связанной с телом (рис. 2). Ориентацию оси $O L$ зададим единичным вектором $e$. Положение некоторой точки тела определим радиус-вектором $\overrightarrow{O M}=\boldsymbol{r}$. Пусть после поворота вектор $\boldsymbol{r}$ оказывается в положении $\overrightarrow{O M}^{\prime}=r^{\prime}$. Вектор можно выразить через $r, e$ и $\chi$. Указанная связь определяется формулой Родрига где вектор называется вектором конечного поворота. Этот вектор направлен по оси единичного вектора $e$ и равен по величине $2 \operatorname{tg}(\chi / 2)$. где $\alpha^{\prime}, \beta^{\prime}, \gamma^{\prime}$ — углы, образуемые вектором $\boldsymbol{e}$ с осями $x, y, z$. и есть параметры Родрига-Гамильтона. Параметр $\lambda_{0}$ равен косинусу половинного угла $\chi$, определяющего конәчный поворот тела. Остальные параметры $\lambda_{1}, \lambda_{2}, \lambda_{3}$ пропорциональны синусу половинного угла $\chi$, умноженному на косинусы углов, образуемых осью $O L$ с осями координат. Имеется связь параметров Родрига-Гамильтона с углами Эйлера $\theta, \varphi, \psi:$ Направляющие косинусы $\boldsymbol{\alpha}, \boldsymbol{\beta}, \boldsymbol{\gamma}$ связаны с кватернионами квадратичными соотношениями, задающими параметризацию Кэли группы $S O(3)$, при этом получается двулистное накрытие $S O(3)$ трехмерной сферой $S^{3}-$ кватернионам $\lambda_{i}$ и $-\lambda_{i}$ соответствует один и тот же элемент из $S O(3)$. Матрица направляющих косинусов (3.3) в кватернионном представлении имеет вид: В индексной форме для компонент матрицы $\mathbf{Q}=\left\|Q_{i j}\right\|$ справедливо следующее выражение ЗАМЕЧАНИЕ 3. Связь между проекциями угловой скорости $\boldsymbol{\omega}$ и параметрами Родрига-Гамильтона имеет вид ЗАМЕЧАНИЕ 4. Аналогично параметрам Родрига-Гамильтона можно рассматривать комплексные величины $\alpha, \beta, \gamma, \delta$, удовлетворяющие условию называемые параметрами Кэли-Клейна. Их можно рассматривать как компоненты комплексной матрицы вращения с определителем, равным единице. а их выражение через углы Эйлера имеет вид 4. Переменные Андуайе-Депри Переменные Андуайе-Депри наиболее употребительны в теории возмущений и имеют динамическое происхождение, иллюстрируемое на рис. 3 (см. также [71, 92, 31]). то есть $L, l$ являются цилиндрическими координатами на двумерной сфере в пространстве моментов $M_{1}, M_{2}, M_{3}$. Для компонент всех направляющих косинусов имеются следующие выражения, которые в полном объеме, видимо, отсутствуют в имеющейся литературе: где $\sin \tau=\frac{L}{G}, \sin \zeta=\frac{H}{G}$. а сами $\lambda_{i}$ будут определены с точностью до знака. 5. Комментарии Система переменных Андуайе — Депри не разбивается на позиџионную и чисто импульсную составляюшие подобно углам Эйлера и сопряженным им каноническим импульсам. Однако они очень удобны для применения метода теории возмушений, так как связаны с компонентами кинетического момента. В двух наиболее известных интегрируемых (невозмушенных) задачах динамики твердого тела — случаях Эйлера и Лагранжа — переменные $G$ и $L$ соответственно являются интегралами движения. Сходные системы «оскулируюших элементов», не обязательно являющихся каноническими, использовались еще Пуассоном, Шарлье, Андуайе и Тиссераном при построении теорий физической либраџии Луны и враџательного движения планет в небесной механике. Их введение в этом веке А. Депри в работе [71] преследовало џель прояснить фазовую геометрию случая Эйлера (см. §2 гл. 2) и позволило осознать их универсальный характер в динамике твердого тела — они использовались для применения методов качественного анализа в [92], где называются специальными каноническими переменными, и для численных исследований [28]. Систематическое исследование уравнений движения тяжелого гироскопа твердого тела в параметрах Родрига — Гамильтона (а также Кэли — Клейна) развивается в замечательной книге Ф. Клейна, А. Зоммерфельда «Теория волчка» [238] (разумеется, что основные результаты в этом вопросе принадлежат Ф. Клейну, см. также [237]). В то время еще не была известна гамильтонова структура этих уравнений (как уравнений на алгебре $\mathcal{\Lambda}_{\text {и }}$ ), тем не менее эти параметры оказались удобными как для явного интегрирования в эллиптических функџиях, так и для анализа различных частных решений. Близкую к кватернионам систему избыточных переменных (типа плюккеровых координат) в своей книге «Геометрия динамы» исследовал Э.Штуди. Он также вычислил в этих координатах кинетическую энергию твердого тела.
|
1 |
Оглавление
|