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 однопараметрических семейств преобразований конфигурационного пространства вводятся возможные перемещения, совместные с наложенными на систему связями. С использованием этих перемещений из принципа Даламбера – Лагранжа получены утверждения, обобщающие основные теоремы динамики и распространяющие теорему Нетер на систему с неголономными связями. С помощью доказанных в работе утверждений решена задача о движении острого однородного диска по горизонтальному льду. 1. Обобщение основных теорем динамики. Рассмотрим механическую систему $n$ материальных точек с массами $m_{i}$, декартовы координаты которых обозначим через $x_{i}, y_{i}, z_{i}$. Предположим, что на систему наложены линейные связи, вообще говоря, неинтегрируемые. Тогда возможные перемещения системы удовлетворяют соотношениям Коэффициенты в этих равенствах – функции координат и времени. На точки $m_{i}$ действуют активные силы $\mathbf{F}_{i}$ с проекциями на оси координат $X_{i}, Y_{i}, Z_{i}$. Действительные движения определяются из принципа Даламбера – Лагранжа Рассмотрим зависящее от времени и параметра $\alpha$ семейство обратимых преобразований $3 n$-мерного конфигурационного пространства Скорости точек системы преобразуются по обычному правилу Возможными перемещениями системы, связанными с семейством преобразований (1.3), назовем Будем говорить, что семейство преобразований (1.3) совместно со связями (1.1), если возможные перемещения (1.5) удовлетворяют уравнениям связей (1.1). Лемма 1. Имеет место следующее соотношение ( $T$ – кинетическая энергия) : Справедливость этого тождества вытекает из следующих очевидных перестановочных соотношений: Лемма 2. Если семейство (1.3) совместно с наложенными на систему связями, то Для доказательства этого соотношения надо подставить возможные перемещения (1.5) в уравнения Даламбера-Лагранжа и использовать формулу (1.6). Функция $f\left(t, x_{1}, y_{1}, z_{1}, \ldots, \dot{x}_{1}, \dot{y}_{1}, \dot{z}_{1}, \ldots\right)$ инвариантна относительно преобразований (1.3), если функция $g$, полученная из $f$ заменой координат и скоростей точек по формулам (1.3) и (1.4), не зависит от $\alpha$. Теорема 1. Если кинетическая энергия инвариантна относительно семейства преобразований (1.3), совместного со связями, то Так как кинетическая энергия инвариантна относительно семейства преобразований (1.3), то $\partial T / \partial \alpha=0$ и соотношение (1.8) вытекает из (1.7). Кинетическая энергия инвариантна относительно сдвигов вдоль неподвижного направления и поворотов вокруг неподвижной оси. Следовательно, в этих случаях теорема 1 совпадает с классическими теоремами об изменении количества движения и момента количества движения системы [1]. Теорема 2. Если функция $L=T+V$ инвариантна относительно семейства преобразований (1.3) совместно со связями, то уравнения движения имеют первый интеграл Это утверждение следует из формул (1.7). При этом используется соотношение и инвариантность функции $L=T+V: \partial L / \partial \alpha=0$. Можно проверить, что В этом случае условие инвариантности $T$ относительно семейства сдвигов записывается в виде $(\mathbf{P}, d \mathbf{l} / d t)=0$, где $\mathbf{P}-$ вектор количества движения системы. Если это равенство выполнено и связи допускают поступательное перемещение системы как одного твердого тела вдоль оси $l$, то по теореме 1 Выясним также, когда кинетическая энергия инвариантна относительно вращений вокруг прямой $l$, которая в общем случае подвижна. Снова обозначим через $a, b, c$ ее направляющие косинусы и пусть прямая $l$ проходит через точку с координатами $x_{0}, y_{0}, z_{0}$. Величины $a, b, c, x_{0}, y_{0}, z_{0}$ – заданные функции времени. После преобразований условие инвариантности функции относительно семейства поворотов записывается в виде где $\mathbf{K}$ – вектор момента количества движения системы относительно начала координат. Если связи допускают повороты системы как одного твердого тела вокруг оси $l$ и выполнено равенство (3.2), то по теореме 1 где $\mathbf{K}^{\prime}$ и $\mathbf{M}^{\prime}$ – соответственно момент количества движения и суммарный момент сил относительно точки $\left(x_{0}, y_{0}, z_{0}\right)$. Иными словами, если выполнено условие (3.2), то относительно подвижной оси $l$ справедлива теорема об изменении момента количества движения. Если, в частности, ось $l$ не меняет направления в пространстве, т.е. $d a / d t=d b / d t=d c / d t=0$, то это утверждение совпадает с известным обобщением теоремы площадей $[3,4]$. В случае, когда ось $l$ проходит через центр тяжести системы, условие (3.2) можно упростить Введем ось Кенига $O x_{1} y_{1} z_{1}$, причем ось $O z_{1}$ вертикальна. В другой подвижной системе координат $O x y z$ ось $O z$ перпендикулярна плоскости диска, ось $O x$ горизонтальна, а ось $O y$ проходит через точку касания $H$. Обозначим через $M$ некоторую точку на окружности диска. Пусть $m$ – масса диска, $a$ – его радиус, моменты инерции относительно осей $O x, O y$ и $O z$ обозначим соответственно через $A$ и $C$. Проекции угловой скорости диска $\omega$ на оси Oxyz обозначим через $p, q, r$, а проекции скорости центра масс на те же оси – через $u, v, w$. Проектируя скорость $V_{H}=V_{0}+[\omega, O H]$ на оси трехгранника и используя параллельность $V_{H}$ оси $O x$, получим Докажем, что $r=$ const. За подвижную ось $l$ примем $O z$. Связи допускают поворот диска вокруг этой оси. Покажем, что выполнено условие (3.4). Действительно, проекции $\mathbf{K}^{\prime}$ на оси $O x y z$ суть $A p, A q, C r$, а вектора $d \mathbf{l} / d t: q,-p, 0$. Следовательно, они ортогональны. Так как сила тяжести не дает момента относительно оси $O z$, то по формуле (3.3) $d(C r) / d t=0$, т. е. $r=r_{0}=$ const. Связи допускают поворот диска относительно вертикальной оси $O z_{1}$. Так как $O$ – центр тяжести, то, согласно формуле (3.3) (теорема Кенига), проекция момента количества движения относительно точки $O$ на вертикаль постоянна Диск можно поступательно перемещать вдоль подвижной оси $O x$. Кинетическая энергия диска не инвариантна относительно этих сдвигов, однако можно применить лемму 2 , которая дает уравнение $m d u / d t-$ $-m w q=0$, или, с использованием (4.1), $d u / d t-a p q=0$. Так как $p=$ $=d \theta / d t$, то, учитывая (4.2), получим Следовательно Полная энергия диска сохраняется Учитывая соотношения (4.1)-(4.3), это равенство можно записать в следующем виде: Отсюда угол $\theta$ находится квадратурой. Предположим опять, что $c_{1} Из кинематических соотношений следует, что где $\lambda_{1}, \lambda_{2}$ – постоянные, зависящие от начальных условий, а $f_{1}, f_{2}$ периодические функции времени с периодом $\tau$. Пусть $\xi, \eta$ – декартовы координаты точки касания $H$ на плоскости, при этом оси $\xi, \eta$ параллельны осям $O x_{1}, O y_{1}$. Можно показать, что Функция $u+a \cos \theta d \psi / d t$ периодична по $t$ с периодом $\tau$. Обозначим еe $g(t)$. Тогда, учитывая (4.5), получим Функция $g(t) \exp \left[i f_{1}(t)\right]$ периодическая с периодом $\tau$. Разложим ее в сходящийся ряд Фурье Тогда где $c=c_{1}+i c_{2}-$ некоторая постоянная. Если $2 \pi n / \tau+\lambda_{1} тока $\zeta(t)$ будет двигаться периодически по замкнутой аналитической кривой $\zeta=G(t)$. В неподвижной плоскости $(\xi, \eta)$ точка касания будет совершать сложное движение: она движется периодически по некоторой замкнутой аналитической кривой, которая вращается как твердое тело с постоянной угловой скоростью вокруг неподвижной точки. Авторы благодарны В.В.Румянцеву за внимание и советы.
|
1 |
Оглавление
|