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
19. Формулы Пуассона. Тщательно изучив наиболее замечательные твердые движения, мы возвратимся к общей проблеме, поставленной в \& 1. Чтобы определить скорость произвольной точки $P$ твердой системы, достаточно будет возвратиться к общему геометрическому уравневию: и диференцировать его по времени; это приводит нас к производным основных версоров $i, j, k$ по времени. Эти производные связаны между собою тремя векторными уравнениями, которые мы намерены здесь доказать средствами векторного исчисления; это доказательство, по существу, воспроизводит рассуждения Пуассона ${ }^{1}$ ), который әти соотнспения впервые установил. Два других доказательства мы вкрагце укажем в упражнениях. Для определенности начнем с производной $\frac{d i}{d t}$; так как ее компоненты по подвижным осям могут быть выражены в форме то мы можем написать: Из шести тождеств, связывающих единичные векторы $i, j, k$, попарно перпендикулярные между собой (I, pубр. 20): мы получаем, диференцируя по $t$, тождества: Принимая во внимание первое и пятое из них, мы отсюда полугим: Так как, с другой стороны, версоры $\boldsymbol{i}, \boldsymbol{j}, \boldsymbol{k}$ попарпо взаимно перпендикулярны, то имеют еще место равенства: Предыдущему уравнению можно поэтому придать вид: Еели ко второи части прибавить член $\left[\left\{\left(\frac{d j}{d t} k\right) i i\right\}\right]$, равный нулю, так как он выражает векторное произведение двух векторов, параллельных $i$, то мы придадим вредыдущему соотношению более симметричную форму: Это и есть первое из трех соэтношений между производными основных версоров, которые мы имеем в виду вывести; если положим: то его можно будет написать в вуде: Для производных $\frac{d \boldsymbol{j}}{d t}$ и $\frac{d \boldsymbol{k}}{d t}$ имеют место аналогичные выражения, которые получаются круговым перемещением векторов $\boldsymbol{i}, \boldsymbol{j}, \boldsymbol{k}$; так как, однако, выражение (23) вектора $\bar{\omega}$ при таком круговом пөремещении версоров не изменяется вовсе, то все три соотношения совместно могут быть представлевы в простой форме: В этом виде они известны под названием формул Пуассона ${ }^{1}$ ), так как ему мы обязаны скалярными формулами, которые получаем, проектируя их почленно на оси координат. Компоненты по подвижным осям вектора $\bar{\omega}$, важное кинематическое значение которого мы скоро увидим, обыкновенно обозначают через $p, q, r$; из формул (22′) и (23) находим: В заключение обратим внимание еще на следующее обстоятельство. Под параметром $t$, от которого зависят версоры $\boldsymbol{i}, \boldsymbol{j}, \boldsymbol{k}$, мы разумели время, но в предыдущем выводе формул (23) и (24) мы этой интерпретацией параметра не пользовались. Поэтому соотношения (23) и (24) остаются в силе для любого ортогонального триәдра, зависящего от произвольного параметра. продиференцируем его и воспользуемся формулой Пуассона, то получим: если поэтому примем во внимаене, что производные выражают скорости $\boldsymbol{v}(t)$ п $\boldsymbol{v}_{0}(t)$ точек $P$ и $O$, то предыдущее выражение примет вид: Мы получили, таким обравом, выражение скорости любой точки движущейся твердой системы; нужно принять во внимание, что точка $O$ также может быть выбрана в движущейся системе совершенно произвольно; что касается векторов $\boldsymbol{v}_{0}$ и $\bar{\omega}$, то первий из них представляет скорость точки $O$, второй же определяется равенством (24); таким образом, оба эти вектора представляют собою функции только от времени, которые в частных случаях могут оказаться постоянными. Рассуждение, совершенно аналогичное тому, которое приведено в рубр. 7, устанавливает и обратное предложение: если система точек движется таким образом, что скорость каждой из них выражается формулой (26), где векторы $\boldsymbol{v}_{0}$ й $\bar{\omega}$ суть фувкции одного только времени, то взаимные расстояния точек остаются во время движения неизменными; мы имеем, следовательно, дело с твердым двпжением. Выражение (26) является, таким образом, характеристичным для твердого движения. Таким образом, по отношению к обычному неподвнжному триэдру твердое движение определено (по крайней мере, до надлежащих начальных условий), если в движущения системе совершенно пропзвольно выбрана принадлежащая ей точка $O$ и установлено два зависящих только от вџемэни вектора $\boldsymbol{v}_{0}$ и $\bar{\omega}$. Эти два вектора называютея харакеристическими векторами твердого движения по отношению к полюсу или чентру приведения; вместе с тем характеристияными для движения (вногда п просто характер :стиками твердого двпжения) называют компоненты этих двух векторов по подвияным оеям координат. В предыдущей рубрике мы ввели уже обозначения $p, q, r$ для компонент (по подвижным осям) вектора а; теперь обозначим компоненты вектора $\boldsymbol{v}_{0}$ через $u, v, w$; проектируя уравневие (25) почленно на подвижные оси, мы получим так называемые эйлеровы уравнения: Компоненты $u, v, w$ в кора $v_{0}$, имеющего по неподвижным осям компоненты $\dot{\alpha}, \dot{\beta}, \dot{\gamma}$, могут быть выражены формулами: Сопоставляя это с формулой (17) рубр. 14, мы заключаем, что распределение скоростей различных точек системы $S$ в момент $\tilde{t}^{*}$ такое же, какое имело бы место, если бы тело совершало равномерное переносно-вращатәльное движение, т. е. винтовое движение; последняя формула выражала бы при этом разложение движенпя в несобственном значении слова на переносное со скоростью $\boldsymbol{v}_{0}{ }^{*}$ и вращательное с угловой скоростью $\omega^{*}$ вокруг оси, проходящей через точку $O$ параллельно вектору “* $^{*}$ п $_{4}$ переносящейся париллельно себе самой со скоростью $\overline{\mathfrak{v}}_{0}{ }^{*}$. Как векторы $v$ и б вообще меняются с течением времени, так изменяется и это винтовое движение; в каждый момент оно дает место такому же распределенг, скор стей твердого движения. Поэтому его называют тангенииальным винтовым движением твердого движения в рассматриваемый момент. Называя вместе с Маджи ${ }^{1}$ ) мгновенное распределение скоростей состоянием движения (atto di moto), мы можем нє основании предыдущих соображений сказать, что всякое состожние твердого движения является винтовым. Из изложенного следует, что вектор $\vec{\omega}$ можно в каждый мาмент рассматривать, как угловую скорость соответствующего тангенциального движения; повтому вектор — просто называют угловой скоростью твердого движения в данний момент. Прямая, проходящая через точку $O$ параллельно вектору $\bar{\omega}$ (т. е. ось слагающего вращения при несобственноы разложении тангенциального винтового движения, отнесенного к точке $O$ ), назы вается мновенною осью вращения относительно полюса $O$. Ось тангендиального винтового движения, которая в каждый момент параллельна вектору $\bar{\omega}$, называетея просто осью или центральной осью движения в рассматриваемый момент ${ }^{2}$ ). Центральная ось двнжения, естественно, вообще меняет свое положение с течением времени как по отношению к подвижным, так и по отношению к неподвижным осям координат. По самому своему определению, она в каждый момент представляет геометрическое место точек, в которых скорость в этот момент паралтельна мгновенной угловой скорости; поэтому на основе соотношений (27) ее уравнения по отношению к подвижным осям суть: Центральная ось движения остается неопределенной только в тө моменты, в которые состояние двнжения становится чисто переносным. совершают в интервале от $t$ до $t+d t$, выражается на основе соотношения (26), если примем во внимание, что $v_{0} d t=d \bar{\Omega} \bar{O}$ и через $\bar{\Psi}$ обозначим бесконечно малый вектор $\bar{\omega} d t$, векторным уравнением оно показывает, кап әто смещенне шолучается через сложенпе смещений $d Q O$ (очевидно, переносного, одинакового для всех тонулю для всех точек прямой, проходящих через точку $O$ параллельно направлению $\bar{\zeta}=\bar{\omega} d t$, т. е. мгноьенной оси вращения относительно точки $O$ ). Скаляр $\psi=\omega d t$ дает в каждый момент величину слагающего әлементарного вращения. Эта независимость характеристического вектора ј от выбора полюса может быть установлена и непосредственно. С этой целью покажем прежде всего, что угловая скорость $\omega$ не изменяется, когда мы изменяем направление подвижных осей при том же полюсе $O$. В самом деле, обозначим через а* угловую скорость, вычисленную по отнощению к новому координатному трпэдру (с тем же началом $O$ ). Скорость произвольной точки $P$ движущейся системы выразитея в зависимости от того, отнесена ли система к одному или к другому трнэдру формулами: Приравнивая эти два выражения одного и того же вектора, получим тождество: А так как оно должно оставаться в силе для любого вектора $\overline{O P}$, то отсюда непосредственно вытекает (I, рубр. 23): Теперь перенесем полюс из точки $O$ в $O^{\prime}$. Чтобы показать, что и в этом случае вектор $\bar{\omega}$, выражаемый формулой (24), не изменится, возьмем сначала оси, параллельные осям прежнего триәдра; так как при этом не изменятся основные версоры, то не изменится и определяемый ими по формуле (23) вектор $\bar{\omega}$. Иначе обстоит дело при сравнении первых характеристических векторов $\boldsymbol{v}_{0}$ и $\boldsymbol{v}_{0}^{\prime}$; если вектор $\boldsymbol{v}_{0}^{\prime}$ отнесен к точке $O^{\prime}$, т. е. выражает скорость точки $O^{\prime}$, то в силу соотношения (26): Припоминал выводы рубр. 39, гл. I, мы придем к ваключению, что при изменении полюса характеристические векторь $\bar{\omega} \boldsymbol{u} \boldsymbol{v}_{0}$ твердого движения неняются созериенно так же, как меняются главный вектор и илавный можент системь приложенных векторов при изменении центра приведения. Таким образом результаты, полученные в гл. I относительно приведения систем приложенных векторов, непосредственно дают соответствующие предложения относительно состояния движения твердых систем. Центральная ось системы векторов, как геометрическое место точек, в которых главный момент системы параллелен главному вектору, дает в этом случае ось тангенциального винтового движения, т. е. ось твердого движения, ₹ которой мы, таким образом, пришли новым путем. Поступательная скорость вдоль оси движения выражается в этом случае наименьшим моментом системы піриложенных векторов (I, рубр. 43): Наковед, исчезновение в определенный момент инвариантного трехчлена: выражает условпе, необходимое и достаточное для того, чтобы обращалась в нуль либо угловая скорость, либо поступательная скорость по оси движения; иначе говоря, это условие определяет моменты, в которые движение становится либо чисто переносным, либо чисто вращательным. В самом деле, если при твердом движении спстеми остается неподвижной некоторая ее точка, то мы можем принять әту точку $O$ за дентр приведения; тогда $\boldsymbol{v}_{0}=0$ и вмеоте с тем $\boldsymbol{v}_{0} \bar{\omega}=0$. Угловую скорость $\bar{\omega}$ мы при әтом, конечно, можем считать отличной от нуля, ибо з противном случае при $\boldsymbol{v}_{0}=0$ мы имели бы состояние покол; поэтому, в силу заключительного замечания предыдущей рубрики, мы можем сказать, что во все время двпжения оно является чисто врашательным вокруг оси, проходящей через точку $O$ и меняющей свое положение от момента к моменту. Во вторую очередь рассмотрим движение, параллельное некоторой неподвижной плоскости. Мы можем себе представить осуществленше этого рода движения так, что некоторая плоскость $p$, неразрывно связанная с системон $S$, остается в неподвижной плоскости $\pi$. Если мы примем $p$ и $\pi$ за плоскости координат $x y$ и $\xi$, то версор $k$ будет постоянным, так как он все время будет оставаться перпендикулярным к постоянной плоскости. Следовательно, в силу соотношений (25) рубр. 19 : На этом последнем типе двнжений мы остановимся подробно позже, в гл. V. то скорость той же точки в сложном движении выражается формулой: 26. Чтобы дать интереспый пример сложения движений, рассмотрим два вида тверцых движений с общеи́ неподвижной точкой $O$; оба движения, таким образом, представляют собою вращения волруг осей, проходящих через общую точку 0 . В обоих составляющих движениях первый қарактеристический вектор равен нулю; если поэтому обозначим через $\bar{\omega}^{\prime}$ и $\bar{\omega}^{\prime \prime}$ соответствующие угловне скорости, то состояние составленного движения будет иметь относительно полюса $O$ характеристические векторы $\boldsymbol{v}_{0}=0$ и $\bar{\omega}=\overline{\omega^{\prime}}+\overline{\omega^{\prime \prime}}$; иными словами, движение, составленное из двух вращений вокруг осей, проходящих через оо́иую точку, представляет собою вращение вокруг оси, проходящей через ту же точку; оно имеет угловую скоросін, равную сумме угловых скоростей составляющих двиэсений. Этот результат сопоставим с выводами рубр. 12 о сложении конечных вращений вокруг пересекающихся осей. В то время как там составленное движение оказывалось вращательным только в специальном случае вращений вокруг постоянных осей, мы здесь пришли к выводу, что в бесконечно малые промежутки времени движение, ссставленное из двух вращепий (бесконечно малых) вокруг сходящихся осей, всегда представляет собою вращение вокруг оси, проходящей через ту же точку. Пусть $\bar{\omega}_{1}$ и $\bar{\omega}_{2}$ будут угловые скорости двух таких вращений, $O_{1}$ и $O_{2}$ — две точки на соответствующих осях $r_{1}$ и $r_{2}$. Предположим сначала, что векторы $\bar{\omega}_{1}$ п $\bar{\omega}_{2}$ не равно-противоположны (т. е. не обращены в противоположные стороны, имея общую длину); за полюс характеристических векторов обоих этих движений примем центр 0 двух параллельных векторов $\bar{\omega}_{1}$ и $\bar{\omega}_{2}$, приложенных соответственно в точках $O_{1}$ и $O_{2}$. В этой точке $O$ характеристические векторы слагающих движений будут (рубр. 23): таким образом, слагая эти движения, мы придем к новому двиэению, состояние которого определяется характеристическими векторами Но так как $O$ есть центр векторов $\bar{\omega}_{1}$ и $\bar{\omega}_{2}$, приложенных в точках $O_{1}$ и $O_{2}$, то первый из характеристических векторов составленного движения равен нулю (I, рубр. 52, 53). Таким образом, складывая два движения, носящие в определенный молент характер вращений вокруг параллельных осей $r_{1}$ и $r_{2}$, со скоростями $\bar{\omega}_{1} u \bar{\omega}_{2}$, не равно-противоположными, мъ получим врацательное дөижение со скоростью $\bar{\omega}_{1}+\bar{\omega}_{2}$, ось которого параллельна осяль $r_{1} \quad$ и $\boldsymbol{r}_{2} ;$ по свойству чентра овух параллельных приложенных некторов эта ось лежит в плоскости прямых $r_{1} \quad u \quad r_{2} u$ делит. расстояніе между ними в отношении $\omega_{1} u \omega_{2}$, притом внутреннее в одну и ту же сторожу или в противоположные стороны. Обратимся теперь к тому случаю, когда векторы $\bar{\omega}_{1}$ и $\bar{\omega}_{2}$ равно-противоположны, т. е. $\bar{\omega}_{1}+\bar{\omega}_{2}=0$; приложенные в точках $O_{1}$ и $O_{2}$, они образуют, таким образом, пару. В этом случае примем за щентр приведения одну из точек $O_{1}$ или $O_{2}$, — скажем, пля определенности, $O_{1}$. Для выражения состояния каждого дзшжения получим в этом случае характеристические векторы: характеристические векторы слөжного движения будут: таг как, однако, $\bar{\omega}_{1}+\bar{\omega}_{2}=0$, то мы заключаем, что составленное движение в этон случае будет чисто поступательным; оно направлено перпендикулярно к плоскости осей $r_{1}$ и $r_{2}$ слагающих двиюежий, скорость же его равна моменту пары угловых скоростей $\overline{\omega_{1}} u \bar{\omega}_{2}$, помешенных каждая на соответствующей оси. Здесь $\boldsymbol{v}_{0}$ есть ускорение точки 0 ; мы его обозначим поэтому через $a_{0}$. Разность $\boldsymbol{v}-\boldsymbol{v}_{0}$ по той же формуле (26) равна [ $\bar{\omega} \overline{O P}$. В рубр. 8 мы уже рассматривали әто двойное векторное пропзведение и припли к заключению, что оно равно- $2 \overline{Q P}$, где $Q$ есть проекция точки $P$ на ось вращения. Это выраженне нужно подставить вместо него и в формулу (29); нужно только иметь в виду, что под осью вращения адесь следует разуметь прямую, параллельную вектору ю, проходящую через точку $O$, т. е. мгновенную ось, соответетвующую рассматриваемому моменту $t$. Эта формула содержит выражение (12) рубр. 8 как частный случай. Первые два слагаемые правой частю обусловливаются переменным характером характеристических векторов; третье же слагаемое зависит в каждый момент исключительно от тангенциального винтового движения; оно совпадает с ускорением, которое имело бы место в случае равномерного вращения вокруг мгновенной оси действительного вращения с угловой скоростью, которую действительно движенне имеет в этот момент. 7. Эйлеровы углы. Поскольку начало подвижного триәдра Охуz мы сумеем выбрать, считаясь с тем, чтобы координаты $\alpha, \beta, \gamma$ точки $O$ получили напболее простое выргжение, речь будет итти, собственно, о том, чтобы наити способ для удобного определения подЕижных осей относительно триәдра $Q \xi \eta_{1}^{\prime}$, т. е. положения относительно него другого триәдра $\Omega x у z$, оси которого выходят из точки $Q$, но параллельны подвижным осям хуz (фиг. 46). Мы нсключим сначала случай, когда плоскости $x y$ и $\xi_{\eta}$ совпадают, т. е. когда обе оси $\zeta$ и $z$ принадлежат одной и той же прямой. При этом условии рассмотрим пересечение этих плоскостей $x y$ и $\xi_{\eta}$; прмая, по которой эти плоскости пересекаютея, перпендикулярна к осям $\zeta$ и $z$, а поәтому перпендикулярна также и к плоскости $2 \zeta z$. Эта прямая, ориентированная таким образом, чтобы угол $z(<\pi)$ ориентированных осей $\zeta$ п $z$ представлался по отношению к ней правосторонним (т. е. чтобы правосторонним было вращение, приводящее ось $ь$ в совмещение с z), назнвается линией узлов п обознатается через $N$. Угол $\widehat{\zeta}$, который заключается, как уже было сказано, между $O$ и (а в рассматриваемнх условиях отличен также от предельных значений $O$ и $\pi$ ), называется углои нутации или просто кутаиией; он обыкновенно обозначается через $\theta$. Под углом прецессии $\psi$ разумеют аномалию $\widehat{\xi N}$ двух ориентированных прямых $\xi$ и $N$ (измеряемую в правую сторону по отношению к оси (); наконед, под уллом поворота ф разумеют аномалию $\widehat{N x}$ оси $x$ относительно линии узлов (измеряемую, как обычно, справа налево относительно оси $z$ ). Два угла ? и $\psi$, которые оба имеют характер аномалии, измеряются каждый в пределах от 0 до $2 \pi$ (с исключением верхнего предела). Определенные таким образом три угла 9 , $\rho$ и 4 называются әйлеровыми углами триэдра Охуz (или любого триэдра, ему параллельного и одинаково с ним ориентированного) относительно триәдра Q६ү. Легко убедиться, что и, обратно, если даны произвольно взятые значения углов $\theta$, 甲 п $\psi$ но подчиненные уиловиям В самом деле, угол предессии $\psi$ определяет на плоскости $\xi \eta$ положение ориентированной линии узлов $N$; вслед за этим в плоскости, перпендикулярной к $N$ в точке $\Omega$, определяется положение оси $z$, которая образует с осью $ь$ угол нутации $\theta$ (отсчитываемый в сторону правостороннего вращения). Наконец, в плоскости, проходящей через точку Q перпендикулярно к осп $z$ (а поэтому содержащей прямую $\Omega N$ ), ориентированная ось $x$ однозначно определена своей аномалией $\varphi$ относительно $N$. Сь $y$ после этого определяется тем, что она должна образювать с осями $x$ п $z$ ортогональный правосторонний триәдр Qxyz. Итак, эйлеровы углы, взятые в соответствующих интервалах (31), представляют собою три, по существу своему, независимых параметра, пригодные для определения положения отноблагодаря этому, эйлеровнми углами определяется положение любой твердой системы. В случае, который мы исключили, плоскости вү и $x y$ совпадают; угол нутации $\theta$ равен 0 или $2 \pi$; но линия узлов остаетея неопределенной, вследствие чего неопределенными остаютея и углы $\varphi$ и $\psi$. Но сумма әтих углов (в рассматриваемом случае компланарных) сохраняет определенное значение, ибо $\psi=\widehat{\xi}$, $\varphi=\widehat{N x}$, а поэтому $\varphi+\psi=\widehat{\xi x}$; этой аномалией плоскости $\zeta x$ относительно плоскости $\xi$ определяется положение триэдра Qxуz относительно Qкг. Неопределенность углов $\varphi$ и $\psi$ может быть сопоставлена с неопределенностью аномалии, которая имеет место в плоскости при полярных координатах, когда $p=0$. Если оставим в стороне эти исключительные случаи, то эйлеровы углы твердой системы, движущейся относительно трпэдра $\xi_{1}$, представляют собою, как и координаты $\alpha, \beta, \gamma$ начала подвижного триэдра Охуz, определенные функции времени; так как движение происходит непрерывно, то и они не могут иметь никаких разрывов. Может только случиться, если твердо придерживаться пределов (31), что некоторие из виллерових углов в те или иные моменты внезапно должны будут сделать скачок от одного из крайпих свовх значений к другому, хотя это и не будет связано ни с каким разрывом в самом ходе двпжения. Но и здесь, как и в аналогичном случае плоских углов в полярных координатах (II, рубр. 14), эти пскусственные разрывы устраняютея путем отғаза от тех или иных из ограничений (31); соответственные эйлеровы углы тогда изменяются непрерывно, хотя и за пределами узких основных интервалов; этим нутем, однако (как мы это уже наблюдали относительно аномалии в плоскости), непрерывность восстанавливается ценою утраты однозначности соответствия между положением тела и эйлеровыми углами. Теперь достаточно исключить $\xi_{1}, \eta_{1}, \zeta_{1}$ из этих уравнениӥ, чтобы получить значения девяти косинусов $\alpha_{i}, \beta_{i}$, $\gamma_{i}$. Для этого достаточно подставить во вторые части первой грушпы уравнений значения $\eta_{1}$ и из второй группы, а потом-вместо $\xi_{1}$ п $y_{1}$ их значения, содержащиеся в третьей групне. В результате получим следующие выражения косинусов $\alpha_{i}, \beta_{i}, \gamma_{i}$ через а вектора $\bar{\kappa}$ : Что касается вектора $N$, то мы будем представлять себе его приложенным в точке $\mathcal{Q}$; тогда его свободный конец будет иметь относительно триэдра $Q \xi_{1} \eta_{1} \zeta$, к которому отнесена первал группа уравнений (32), коордииаты $\xi_{1}=1, \eta_{1}=\zeta=0$; поәтому его компоненты относительно трнэдра О६т имеют значения: Аналогично этому, относительно трнәдра $Q \xi_{1}, y_{1}, z$, к которому отнесена третья группа уравнений (32), свободный конец вектора $N$ имеет координаты $\xi_{1}=1, y_{1}=z=0$; поэтому достаточно подставить эти значения в третью группу уравненит, чтобы получить следующие значения компонент вектора отюосительно триәдра Qxуz: Uтсюда, польвуясь выраженнями (34)-(37), а также (33), мы получим компоненты $p, q, r$ и $\pi, \%, \rho$ угловой скорости относительно триэдров $\Omega x у z$ и $\varrho \xi \eta$, именно:
|
1 |
Оглавление
|