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 Виртуальным (бесконечно малым) перемещением системы называется произвольное бесконечно малое изменение ее конфигурации, согласующееся со связяи, наложенными на нее в данный момент $t$. Виртуальным это перемещение называют для того, чтобы отличить его от действительного перемещения, происходящего за некоторый промежуток времени $d t$, в течение которого силы и связи могут измениться. Пусть система находится в равновесии, т. е. полная сила, действующая на каждую ее точку, равна нулю. Тогда будем иметь $\boldsymbol{F}_{i}=0$ и, следовательно, произведение $\boldsymbol{F}_{i} \cdot \delta \boldsymbol{r}_{i}$, равное работе силы $\boldsymbol{F}_{\boldsymbol{i}}$ на виртуальном перемещении $\delta \boldsymbol{r}_{\boldsymbol{i}}$, также будет равно нулю. Сумма таких произведений, взятая по всем точкам системы, также должна быть равна нулю: В полученном равенстве еще нет нового физического содержания. Чтобы получить его, разобьем $\boldsymbol{F}_{i}$ на активную силу $\boldsymbol{F}_{i}^{(a)}$ и реакцию связи $f_{i}$ : и уравнение (1.38) примет вид Мы будем рассматривать лишь такие системы, для которых виртуальная работа реакций связи равна нулю. Қак мы знаем, это условие справедливо для любого твердого тела. Однако оно справедливо и для большого числа других систем. Пусть, например, на точку наложена связь, заставляющая ее оставаться на заданной поверхности. Тогда реакция связи будет перпендикулярной к этой поверхности, а виртуальное перемещение точки будет касательным к ней, следовательно, виртуальная работа реакции будет равна нулю. Следует заметить, что это утверждение перестает быть справедливым при наличии силы трения, и такие системы мы должны исключнть из нашего рассмотрения. Однако это ограничение не является очень сильным, так как трение представляет в сущности макроскопическое явление. Таким образом, мы получаем следующее условие равновесия системы: Согласно этому условию виртуальная работа активных сил, приложенных к уравновешенной системе, равна нулю. Принцип, выражаемый уравнением (1.41), часто называют принципом виртуальных работ. Заметим, что коэффициенты при $\delta r_{i}$ в уравнении (1.41) уже не равны нулю, ибо в общем случае $\boldsymbol{F}_{i}^{(a)} Уравнение (1.41) удовлетворяет требованиям, которые мы поставили в начале этого параграфа: оно не содержит реакций $f_{i}$. Однако уравнение (1.41) относится лишь к случаю равновесия, а нам нужно получить принцип, справедливый для общего случая движения. Чтобы получить такой принцип, мы применим прием, предложенный Яковом Бернулли и развитый впоследствии Даламбером. можно записагь в виде и трактовать его как уравнение равновесия $i$-й точки системы под действием реальной силы $\boldsymbol{F}_{i}$ и «эффективной силы»- $\dot{\boldsymbol{p}}_{i}$. Встав на такую точку зрения, мы можем свести динамику к ста: тике. Тогда вместо (1.38) мы будем иметь и, разбив силу $\boldsymbol{F}_{i}$ на активную силу $\boldsymbol{F}_{i}^{(a)}$ и реакцию связи $\boldsymbol{f}_{i}$, получим Здесь мы опять ограничимся системами, для которых виртуальная работа сил $f_{i}$ равна нулю. Окончательно будем иметь Полученное равенство часто называют принципом Даламбера *). Таким образом, мы достигли нашей цели: реакции связи более не входят в наши уравнения, и индекс (a) теперь можно опустить, не боясь недоразумений. Однако мы еще не получили уравнений движения в достаточно удобной форме. Для этого нам нужно привести уравнение (1.42) к такому виду, при котором оно будет содержать виртуальные вариации $\delta q_{i}$ независимых обобщенных координат $q_{i}$ (для голономных связей). Тогда каждый из коэффициентов при $\delta q_{i}$ мы сможем приравнять нулю и получить таким путем уравнения движения. Точно так же произвольное виртуальное перемещение $\delta \boldsymbol{r}_{i}$ можно связать с вариациями $\delta q_{j}$ соотношением Заметим, что в этом равенстве не содержится вариация времени $\delta t$, так как по определению виртуального перемещения оно обусловливается только изменениями координат $q_{i}$. Виртуальная работа сил $\boldsymbol{F}_{i}$ выражается через координаты $q_{i}$ следующим образом: где $Q$-так называемые обобщенные силы, равные Заметим, что подобно тому, как обобщенные координаты $q_{j}$ не обязательно должны иметь размерность длины, обобщенные силы $Q_{j}$ не обязательно имеют размерность силы. Однако про изведение $Q_{j} \delta q_{j}$ всегда имеет размерность работы Выражая $\delta r_{i}$ согласно (1.44), его можно записать в виде Рассмотрим теперь сумму В последнем члене этого равенства можно поменять порядок дифференцирования по $t$ и по $q_{j}$, так как что согласно (1.43) равно $\frac{\partial v_{i}}{\partial q_{j}}$. Кроме того, из (1.43) видно, что Совершая все описанные преобразования, мы для суммы получаем: Таким образом, интересующий нас член уравнения (1.42) принимает вид Обозначая кинетическую энергию $\sum_{i} \frac{1}{2} m_{i} v_{i}^{2}$ через $T$, мы можем окончательно записать принцип Даламбера в виде Пусть теперь рассматриваемые связи будут голономными (только в этом месте мы используем это предположение о голономности). Тогда координаты $q_{j}$ будут независимыми, и любая вариация $\delta q_{j}$ не будет зависеть от вариации $\delta q_{k}$. Поэтому равенство (1.49) будет иметь место тогда и только тогда, когда все коэффициенты при $\delta q_{j}$ будут обращаться в нуль, т. е. когда будут выполняться равенства Всего мы получим $n$ таких уравнений. где $V$ – потенциальная энергия системы. Обобщенные силы $Q_{j}$ могут быть записаны в виде Это выражение совпадает с выражением для частной производной функции $-V\left(\boldsymbol{r}_{1}, \boldsymbol{r}_{2}, \ldots, \boldsymbol{r}_{N}\right)$ по $q_{j}$. (Заметим, что $V$ может и не быть явной функцией от $t$.) Таким образом, можно написать и уравнения (1.50) примут вид Далее заметим, что потенциал $V$ является функцией только положения системы и, следовательно, не зависит от обобщенных скоростей $\dot{q}_{j}$. Поэтому частную производную $\frac{\partial T}{\partial \dot{q}_{j}}$ можно заменить на $\frac{\partial(T-V)}{\partial \dot{q}_{j}}$ и получить или, вводя новую функцию – лагранжиан можно записать уравнения (1.50) в виде Во всех случаях, когда не будет сделано специальной оговорки, мы под уравнениями Лагранжа будем понимать уравнения (1.53).
|
1 |
Оглавление
|