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 164. Циклические координаты. Крайне важным источником упрощения интегрирования дифференциальных уравнении движения является наличие циклических координат. Рассмотрим этот вопрос для голономных систем, движущихся в потенциальном поле сил. Пусть система имеет $n$ степеней свободы, а $q_{1}, q_{2}, \ldots, q_{n}$ – ее обобщенные координаты. Координата $q_{\alpha}$ называетея циклической, если она не входит в функцию Лагранжа, т. е. если $\partial L / \partial q_{\alpha}=0^{1}$. Теорема. Пусть $q_{\alpha}$ – циклическая координата. Тогда соответствующий ей импульс – первый интеграл: $p_{\alpha}=c_{\alpha}=$ const, при этом изменение остальных кооринат со временем такое же, как в системе с $n-1$ степенью свободы, в которой $c_{\alpha}$ играет роль параметра. Доказательство. где $H=H\left(q_{1}, \ldots, q_{\alpha-1}, q_{\alpha+1}, \ldots, q_{n}, p_{1}, \ldots, p_{\alpha-1}, p_{\alpha}, p_{\alpha+1}, \ldots, p_{n}, t\right)$. Если в (1) $i=\alpha$, то $\partial H / \partial q_{\alpha}=0$ и $d p_{\alpha} / d t=0$. Поэтому $p_{\alpha}=c_{\alpha}=$ const. Положив в (1) $p_{\alpha}=c_{\alpha}$, придем к системе уравнений ( $\left.2 n-2\right)$-го порядка в которой $H=H\left(q_{1}, \ldots, q_{\alpha-1}, q_{\alpha+1}, \ldots, q_{n}, p_{1}, \ldots, p_{\alpha-1}, c_{\alpha}, p_{\alpha+1}, \ldots, p_{n}, t\right)$. где $c_{1}, \ldots, c_{2 n-2}$ – произвольные постоянные. Зависимость циклической координаты $q_{\alpha}$ от времени определяется одним из уравнений системы (1) в котором правая часть выражена через $t$ и $2 n-1$ постоянных $c_{\alpha}, c_{1}, \ldots, c_{2 n-2}$ при помощи подстановки в нее функций (3). Интегрирование уравнения (4) дает где с $-2 n$-я произвольная постоянная. $(\alpha=k+1, \ldots, n)$ – циклические координаты. Тогда имеем $n-k$ первых интегралов Пусть гессиан функции Лагранжа по переменным $\dot{q}_{\alpha}$ отличен от нуля: Составим функцию Рауса (п. 153) где $\dot{q}_{\alpha}$ выражены через $q_{i}, \dot{q}_{i}, c_{\alpha}$ и $t(i=1,2, \ldots, k ; \alpha=k+1, \ldots, n)$ из уравнений $(5)^{1}$. Функция Рауса не содержит обобщенных скоростей, отвечающих циклическим координатам: Поэтому часть системы уравнений Рауса описывает изменение нециклических координат со временем и может интегрироваться независимо от другой ее части соответствующей циклическим координатам. где $c_{i}, c_{i}^{\prime} \quad(i=1,2, \ldots, k)$ – произвольные постоянные. Затем из первых $n-k$ уравнений системы (10) находим зависимости циклических координат от времени где в функции $\partial R / \partial c_{\alpha}$ величины $q_{i}$ заменены на их выражения (11). Описанная в п. 164, 165 процедура понижения порядка системы дифференциальных уравнений движения является одним из наиболее эффективных и практически важных способов, применяемых при интегрировании уравнений движения. Всякая симметрия задачи, допускающая такой выбор обобщенных координат, чтобы некоторые из них $q_{\alpha}$ были циклическими, приводит к существованию первых интегралов $p_{\alpha}=$ const и, как мы видели, позволяет свести исследование движения к рассмотрению системы с меньшим числом обобщенных координат. Для обобщенно консервативных систем с двумя степенями свободы наличие одной циклической координаты позволяет свести интегрирование уравнений движения к квадратурам (см. п. 164). Таћ кал фуници Лагранэа не содержит $\varphi$, то эта обобщенная координата циклическая. Ей соответствует первый интеграл где $\alpha$ – произвольная безразмерная постоянная; обозначение $\omega_{0}=\sqrt{g / l}$ введено для удобства. то для функции Рауса получаем выражение Уравнения отвечают системе с одной степенью свободы, которой соответствуют кинетическая и потенцальная энергия, определяемые равенствами Эта система называется приведенной системой, а функция $\Pi^{*}-n р и$ веденным потенциалом, или потенциалом Рауса. где $\beta$ – безразмерная постоянная. где $G(u)$ – многочлен третьей степени, который можно также записать в форме где $u_{1}, u_{2}, u_{3}$ – корни уравнения $G(u)=0$. Так как для реального движения $G(u) \geqslant 0$, то интересующий нас интервал изменения $u$ определяется неравенством $u_{1} \leqslant u \leqslant u_{2}$. Ему соответствует область изменения угла $\theta: \theta_{2} \leqslant \theta \leqslant \theta_{1}$, отвечающая реальному движению маятника. Рассмотрим движение, отвечающее различным значениям постоянных $\alpha$ и $\beta$. Сразу отметим, что из условий $G(u) \geqslant 0 u-1 \leqslant u \leqslant+1$ следует, что величина $\beta$ не может быть совсем произвольной, а должна удовлетворять неравенству $\beta \geqslant-2$. Если $\beta=-2$, то постоянная $\alpha$ может быть только равной нулю, что соответствует положению равновесия маятника, когда он занимает вертикальное положение ( $u=-1$, m. е. $\theta=\pi)$. причем где Для реального движения необходимо, чтобы выполнялось неравенство $G\left(u_{*}\right) \geqslant 0$, т. е. чтобы На рис. 140 значения параметров $\alpha, \beta$, удовлетворяющие неравенству (22), соответствуют точкам, лежащим в незаштрихованной области плоскости или на ее границе. Верхняя граница области задается уравнением $\alpha^{2}=f(\beta)$; она касается оси $O \beta$ в точке $(-2,0)$, а при $\beta \rightarrow \infty$ имеет асимптоту $\alpha^{2}=\beta$. Для классификации движения маятника рассмотрим последовательно три возможных случая. откуда Но так как $u_{3}>0$, а $\left|u_{1} u_{2}\right|<1$, то отсюда сразу следует, что $u_{1}+u_{2}<0$. Из уравнения (14) видно, что угол $\varphi$ в рассматриваемом случае либо монотонно возрастает (если $\alpha>0$ ), либо монотонно убывает (если $\alpha<0$ ). На рис. 142 показана проекция траектории материальной точки на плоскость Оху для движения, соответствующего рис. 141, когда обе плоскости $z=z_{1}$ и $z=z_{2}$ лежат ниже точки подвеса маятника (принято, что $\alpha>0$ ). Эта проекция поочередно касается окружностей радиусов $\rho_{1}=l \sin \theta_{1}$ и $\rho_{2}=l \sin \theta_{2}$ и напоминает собой движе- ние по эллипсу, большая полуось которого вращается в горизонтальной плоскости в направлении движения. Отсюда и из (17), (19) получаем дифференциальное уравнение для новой переменной $v$ где Если момент времени, когда $и=u_{1}$, принять за начальный, то из (24) получаем где $F(v, k)$ – эллиптический интеграл первого рода (см. п. 95), а Тогда из (23) следует, что Так как эллиптическая функция sп $\tau$ имеет период $4 K(k)$, где $K(k)$ полный эллиптический интеграл первого рода, то $\mathrm{sn}^{2} \tau$ имеет период, вдвое меньший. Поэтому $u=u_{1}$ для $\tau=2 n K(k) u u=u_{2}$ для $\tau=$ $=(2 n+1) K(k)(n=1,2, \ldots)$. Следовательно, угол $\theta$ периодически колеблется между значениями $\theta_{1}$ и $\theta_{2}$. Период $\varkappa$ этих колебаний вычисляется по формуле Когда угол $\theta$ найден как функция времени, зависимость $\varphi(t)$ находится из уравнения (14) при помоши одной квадратуры. маятнике. Угол $\theta$ при движении постоянен, $\theta=\theta_{*}=\arccos u_{*}>\frac{\pi}{2}$. Материальная точка движется по окружности радиусом $l \sin \theta_{*}$ в горизонтальной плоскости $z=z_{*}=l \cos \theta_{*}<0$; время ее обращения по окружности равно $2 \pi \sqrt{-\frac{g}{z_{*}}}$. Стержень, на котором закреплена точка, описывает поверхность конуса с осью симметрии $O z$.
|
1 |
Оглавление
|