Главная > ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ МЕХАНИКА (Г.К. Суслов)
НАПИШУ ВСЁ ЧТО ЗАДАЛИ
СЕКРЕТНЫЙ БОТ В ТЕЛЕГЕ
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Пред.
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
36
37
38
39
40
41
42
43
44
45
46
47
48
49
50
51
52
53
54
55
56
57
58
59
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
71
72
73
74
75
76
77
78
79
80
81
82
83
84
85
86
87
88
89
90
91
92
93
94
95
96
97
98
99
100
101
102
103
104
105
106
107
108
109
110
111
112
113
114
115
116
117
118
119
120
121
122
123
124
125
126
127
128
129
130
131
132
133
134
135
136
137
138
139
140
141
142
143
144
145
146
147
148
149
150
151
152
153
154
155
156
157
158
159
160
161
162
163
164
165
166
167
168
169
170
171
172
173
174
175
176
177
178
179
180
181
182
183
184
185
186
187
188
189
190
191
192
193
194
195
196
197
198
199
200
201
202
203
204
205
206
207
208
209
210
211
212
213
214
215
216
217
218
219
220
221
222
223
224
225
226
227
228
229
230
231
232
233
234
235
236
237
238
239
240
241
242
243
244
245
246
247
248
249
250
251
252
253
254
255
256
257
258
259
260
261
262
263
264
265
266
267
268
269
270
271
272
273
274
275
276
277
278
279
280
281
282
283
284
285
286
287
288
289
290
291
292
293
294
295
296
297
298
299
300
301
302
303
304
305
306
307
308
309
310
311
312
313
314
315
316
317
318
319
320
321
322
323
324
325
326
327
328
329
330
331
332
333
334
335
336
337
338
339
340
341
342
343
344
345
346
347
348
349
350
351
352
353
354
355
356
357
358
359
360
361
362
363
364
365
366
367
368
369
370
371
372
373
374
375
376
377
378
379
380
381
382
383
384
385
386
387
388
389
390
391
392
393
394
395
396
397
398
399
400
401
402
403
404
405
406
407
408
409
410
411
412
413
414
415
416
417
418
419
420
421
422
423
424
425
426
427
428
429
430
431
432
433
434
435
436
437
438
439
440
441
442
443
444
445
446
447
448
449
450
451
452
453
454
455
456
457
458
459
460
461
462
463
464
465
466
467
468
469
470
471
472
473
474
475
476
477
478
479
480
481
482
483
484
485
486
487
488
489
490
491
492
493
494
495
496
497
498
499
500
501
502
503
504
505
506
507
508
509
510
511
512
513
514
515
516
517
518
519
520
521
522
523
524
525
526
527
528
529
530
531
532
533
534
535
536
537
538
539
540
541
542
543
544
545
546
547
548
549
550
551
552
553
554
555
556
557
558
559
560
561
562
563
564
565
566
567
568
569
570
571
572
573
574
575
576
577
578
579
580
581
582
583
584
585
586
587
588
589
590
591
592
593
594
595
596
597
598
599
600
601
602
603
604
605
606
607
608
609
610
611
612
613
614
615
616
617
618
619
620
621
622
623
624
625
626
627
628
629
630
631
632
633
634
635
636
637
638
639
640
641
642
643
644
645
646
647
648
649
650
651
652
653
654
655
656
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

151. Момент инерции относительно точки. Моментом инерции данной системы материальных частиц относительно данной точки, или полюса, называется сумма произведений масс частиц на квадраты их расстояний от взятого полюса. Пусть данный полюс O служит началом координат; радиус-вектор частицы с массой mv и координатами xv,yv,zv обозначим rv; тогда, если число частиц равно n, момент инерции Jo данной системы относительно полюса O представится так:
JO=v=1nmvrv2=v=1nmv(xv2+yv2+zv2).

Для масс, распределённых сплошным образом, сумма в этом выражении заменится интегралом, распространённым на объём, занимаемый массами:
Jo=r2dm=σr2dv,

где σ-плотность, а dv-элемент объёма. Из определения момента инерции относительно точки следует, что он представляет собой величину неотрицательную; он может обратиться в нуль только в случае единственной частицы, совпадающей с полюсом.

Найдем зависимость между моментом инерции J0 системы относительно произвольного полюса O и её моментом Jc относительно центра масс. Рассмотрим произвольную частицу системы, имеющую массу my; обозначим ее радиусы-векторы, проведынные из полюсов O и C, соответственно rv и ρv; вектор OC назовём rC; тогда
rv=rs+ρ¯v,

и, следовательно,
JO=vmvrv2=vmv(rC+ρ¯v)2=(vmv)rC2+2rCvmvρ¯v+vmvρv2.

Здесь mv есть масса всей системы частиц; мы её обозначим M; сумма mvPv представляет собой статический момент системы относительно центра масс и потому равна нулю (§ 144); наконец, последнее слагаемое равно моменту инерции JC системы относительно центра масс. Игак, мы получили:
Jo=MrC2+JC,
т. е. момент инерции системы относительно любого полюса равняется ее моменту инериии относительно центра масс, сложенному с моментом инериии самого центра масс относительно взятого центра, если примем, что масса центра масс равна массе всей системы.

Выражению для JC легко можем дать иной вид. Для этого рассмотрим тождество
μ=1nmμv=1nmuρu2=(u=1nmuρ¯v)2+v=1n1μ=v+1nmvmμ(ρ¯uρ¯μ)2,

координаты вернин кәкого-либо из них равны xa,ya,xb,yb,xc,yc, то площадь ero равна половине абсолютной величины определителя:
|xaya1xbyb1xcyc1|.

Если сечение сделано на высоте z, то из выражений (25.14) ясно, что плошадь треугольника, а следовательно, и площадь P многоугольника, образованиого в сечении, представится целой квадратичной функцией от z :
P=A+Bz+Cz3

Таким образом, теорема примера 65 применима и в рассматриваемом случае, если только формула (25.15) годится для сечения на любой высоте, т. е. если боковые рёбра идут, не прерываясь от верхнего основания до нижнего.

Приложив полученный результат к полной пирамиде, находим, что е» центр масс отстоит от основания на четверти высоты пирамиды.
150. Теоремы Паппуса-Гюльдена. Непосредственно пользуясь выражениями для координат центра масс данной крнвой или данной площади, легко убеждаемся в справедливости следуюиих двух теорем Папнуса-Гюльдена(Pappus-Guldin):
1) Если плоскую кривую повернуть на некоторый угол вокруг какой-либо оси, лежащей в плоскости кривой и ее не пересекающей, то величина площади части поверхности вращения, описанной кривою, равняется длине Фиг. 97 .
Фиг. 98. кривой, умноженной на длину пути ее центра масс C.
2) Если какую-либо замкнутую плоскую фигуру повернуть на некоторый угол вокруг оси, лежалей с ней в одной плоскости, но не встречающей ее контура, то объем части тела вращения, описанного фигурой, равняется произведению величины площади фигуры на длину пути ее центра масс C.

Действительно, площадь полоски, описанной элементом ds кривой AB при повороте ее на угол Δ ‘ , равна xΔpds (фиг. 97); следовательно, вся площадь S, описанная кривой AB, если AB=s, будет иметь выражение
S=Δφxds=ΔφxCs.

Для доказательства второй теоремы рассмотрим элемент abde плоской фигуры ABDE (фиг. 98): если его площадь обозначить dS, то объем, им описанный при повороте фигуры на угол Δρ, будет xΔdS; следовательно, весь объём v, описанный фигурой ABDE, если площадь ее обозначить через S, будет равен
v=ΔφxdS=ΔφxcS.

где последняя сумма распространяется на все члены, в которых u<μ. Если ρ¯, попрежнему есть радиус-вектор v-ой частицы, шроведённый из центра масс, то из этого равенства мы получаем:
JC=1Mu=1n1μ=v+1nmvmμρuμ2,

где Puμ — расстояние между массами mu и mμ.

152. Момент инерции относительно оси. Моментоминерции данной системы материальных частиц относительно некоторой ос и называется сумма произведений масс частиц на квадраты их расстояний от взятой оси, т. е. если момент инерции относительно оси и мы обозначим через Jut, а расстояние частицы с массой mv от этой оси через ρu, то
Juu=vmvρv2

Из этого выражения видим, что момент инерции относительно оси есть величина неотрицательная; он может обратиться в нуль лишь в том случае, когда все материальные частицы расположены на прямой, совпадающей со взятой осью. Если массы расположены непрерывно, то в выражении момента инерции вместо суммы получим интеграл
Jtu=ρ2dm=σρ2dv,

Иной раз приходится рассматривать моменты инерции масс, расположенных по поверхностям или по линиям (ср. § 147). Конечно, как и в главе о центре масс, такое расположение масс следует рассматривать как вспомогательное геометрическое построение или принимать, что одно или два измерения объёма, заполненного массами, настолько малы, что мы считаем себя в праве не принимать их в расчёт. Для масс, распределённых по поверхности, тройной интеграл (26.3) заменится двойным:
Juu=0ρ2dS˙,

где σ1 — поверхностная плотность, а dS — элемент поверхности. Для масс линейных имеем обыкновенный определённый интеграл:
Juu=σ2ρ2ds

где σ2 — линейная плотность, а ds — элемент дуги той кривой, по которой распределены массы.

153. Зависимость между моментами инерции относительно параллельных осей. Для того чтобы найти зависимость между моментами инерции относительно параллельных осей, сравним момент инерции J относительно какой-либо оси AA с моментом инерции JC тех же масс относительно оси CC, параллельной AA, но проходящей через центр масс C рассматриваемњх масс; расстояние между этими осями пусть будет d. Поместим начало координат в центре масс C (фиг. 99), ось z

направим по оси CC, а плоскость Cyz проведём через ось AA; обозиачим расстолния магериальной частиты M, от осей CC и AA соответственно через ρy и ρv, а угол отрезка CMv с осью у назовём φv. Из треугольника CM,B имеем
ρ2=ρv2+d22dρvcosφv=ρv2+d22dyv.

Умножив полученное выражение на массу mv частицы и просуммировав его по всем частицам, полуінм:
v=1nmvpv2=v=1nmvpv2+d2v=1nmv2dv=1nmvyv

По определению имеем
v=1nmvρv2=J;v=1nmvρv2=Jc

далее,
v=1nm1=M

есть масса всей системы; наконец, сумма v=1nmuyu входяцая в последнее слагаемое, равна нулю как статический момент относительно плоскости, проходящей через центр масс (§144):
v=1nmvyv=MyC=0.

Следовательно, равенство (26.4) перепииется так:
J=Jc+Md2
т. с. момент инерии системы частии относительно некоторой оси равен моменту инерции системы относительно параллельной оси, проходячей через центр масс, сложенному с моментом инерции центра масс относительно данной оси в предположении,
ΦHI: 99.
что его масса равна массе всей системы. Доказанное положение носит названне теоремы Гюйгенса-Штейнера (Huygtrens-Steiner).

Из доказанной теоремы легко вывести соотношение между моментами инериин J и J1 относительно любых параллельных осей AA и A1A1; действигельно, цля момента J1 имеем по теореме (26.5)
J1=JC+Md12

если d1 ознатает расстояние между осями AA и CC; вычтя последнее. равенство из равенства (26.5), голучим искомую зависимость:
JJ1=M(d2d12).

154. Зависимость между моментами инериии относительно осей, проходящих через данную точку. Произведения инериии. Эллипсоид инерции. Сравним теперь между собой моменты инерции некоторой системы ча.тии относительно осей, проходящих через одну и ту же

точку. Берём эту точку за начало декартовых осей Oxyz (фиг. 100). Пусть направление произвольной оси Ou характеризуется единичным век тором
u0=ax0+βy0+γz0;

величины α,β,γ, очевидно, являются направляющими косинусами этой оси. Радиус-вектор какой-либо частицы Mv с массой mv обозначим rv, а расстояние этой частицы от оси u назовём ρ.. Момент инерции системы частии относительно оси Ou имеет выражение
Juu=vmvρv2

но
ρv2=rv2(rvu0)2=(rv×u0)2
[см. формулу (1.30) на стр. 11]. Выразив здесь векторное произведение через проекции сомножителей, получаем:

Фиг. 100.
ρv2=(yvγzvβ)2+(zvαxvγ)2+(xvβyvα)2,

или, если расположить выражение по степеням косинусов,
ρv2=(yv2+zv2)α2+(zv2+xv2)β2+(xv2+yv2)γ22yuzvβγ2zvx,γα2xyuα.

Умножим это равенство на m, и просуммируем по всем частицам системы. Введём обозначения:
Jxx=vmv(yv2+z2),Jvv=vmv(zv2+xv2),Jzz=vmv(xv2+yv2),Jyz=mvyvzv,Jzx=vm,zvxv,Jxy=vmvxvyv;

в результате мы получим:
Jxz=Jxxα2+Jyyβ2+Jzzγ22Jyzβγ2Jzxγα2Jxyαβ.

Величины JxxJyyJzz представляют собой моменты инерции рассматриваемой сисгемы частиц относительно осей Ox,Oy и Oz. Величины Jyz, Jzx,Jxy соответственно носят название произведений инериии, или центробежных моментов инерции относительно осей y н z,z и x, x и y; в обозначениях произведений инерции, когда это почему-либо удобно, мы будем ставить индексы и в обратном поряке, иными словами, Jxy=Jvx и т. д. В случае непрерывно распределённых масс все суммы (26.6) заменяются интегралами по типу формулы (26.3). Полученное нами выражение (26.7) показывает, что если мы знаем три момента инерции и три произведения инерции относительно координатных осей, то сумеем вылислить моменты инерции относительно любой оси, проходящей через начало координат.

Чтобы нагляднее выразить зависимость величины момента инерции от направления оси, употребим следующий геометрический приём. Огложим от начала координат по направлению взятой оси вектор r, длина которого обратно пропорциональна корню квадратному из соогветственного момента инерции, т. е. пусть
r=lJun,

где l — некоторая постоянная, определяющая масщтаб построения, и найдём геометрическое место конца этого вектора. Обозначим координаты конца построенного нами вектора x,y,z; тогда
x=lJmia,y=lJmuβ,z=lJupγ.

Если теперь умножим обе части равенства (26.7) на l2Jua и воспользуемся соотношениями (26.9), то легко найдём:
Jxxx2+Jyyy2+Jzzz22Jyzyz2Jzxzx2Jxyzy=l2.

Мы видим, что геометрическим местом конца построенного вектора служит некоторая центральная поверхность второго порядка. Как видно из формул (26.8) и (26.7), поверхность эта не может иметь бесконечно удалённых точек за исключением того случая, когда все материальные частицыі лежат на прямой, проходящей через взятый полюс. В последнем случае, как легко показать, поверхность (26.10) обращается в цилиндр вращения. При всяком другом расположении масс рассматриваемая центральная поверхность, следовательно, может быгь только эллипсоидом; поэтому она и носит название эллипсоида инердии, соответствующего взятому полюсу. Собственно говоря, данному полюсу соответствует бесчисленное множество подобных друг другу эллипсоидов инерции, отличающихся один от другого значениями постоянной l; иногда из семейства этих подобных погерхностей выделяется как представительница та, уравнение которой в какомлибо отношении пишется наиболее просто; так, если принять l=1, то уравнение эллипсоида инерции представится в таком виде:
Jxxx2+Jvyy2+Jzzz22Jyzyz2Jzxzx2Jxyxy=1.

Если за оси координат возьмём направления главных диаметров, или осей поверхности (26.10), то уравнение эллипсоида напишется следующим образом:
Jxxx2+Jy,yy2+Jzzz2=l2;

следовательно, вместо формулы (26.7) мы в этом случае будем иметь:
Jta=Jxxα2+Jyuβ2+Jzzγ2.

Из возможности привести уравнение эллипсоида инерции к виду (26.12) мы заключаем, что через любой полюс всегда проходят три такие взаимно перпендикулярные оси, что для них произведения инерции обрацаются в нули. Эти оси носят название главных осей инерции для взятого полюса, а моменты инерции, им соответствующие, называются главнымимоментами инерции для данного полюса. Когда за полюс взят центр масс, то эллипсоид инерции, главные оси и главные мо-

менты инерции соогветсгвенно называют центральным эллипсоидом, главными центральными осями главными центральными моментами инерции.

Когда радиус-вектор r, проведённый из центра эллипсоида к точке, лежащей на его поверхности, приходит в совпадение с одной из осей эллипсоида, его модуль r, как известно, принимает стационарное значение, т. е. для этих положений
dr=0;

при совпадении с большей и меньшей осями трёхосного эллипсоида r соответственно проходит через максимум и минимум, при совпадении со средней осью r проходит через так называемый минимакс. На основании формулы (26.8) отсюда, как следствие, вытекает, что и момент инерции Jtu  относительно каждой из главных осей инерции принимает стационарное значение. При этом, когда эллипсоид инерции для взятого полюса трёосный, го все три главные момента инерции различны и один из них имеет наибольшее, а другой наименьшее значсние среди моментов инерции относительно всех других осей, проходящих через взятый полюс. Когда эллипсоид инеріии для взятого полюса представляет собой поверхность вращения, то два из главных моментов инерции становятся равными, причём попрежнему момент инерции относительно любой другой (не главной) оси, проходящей через данный полюс, содержится между двумя неравными друг другу главными моментами инерции. Накснец, когда эллипсоид инерции обращается в сферу, все моменты инерции относительно осей, проходящих через данный полюс, равны между собой.

Заметим, что не всякий эллипсоид может служить эллипсоидом инерции. Пусть главные моменты инериии так располагаются по своей всличине, что

тотда во всяком случае
JxxJvyJzz;Jxx+JyyJzz;

это видно из формул (26.6), поскольку
Jxx+Jvy=Jzz+2vmvzv2

так как в уравнении (26.12) коэффициенты JxxJyyJzz обратно пропорциональны квадратам полуосей поверхности, то отсюда заключаем, что эллипсоид
x2a2+y2b2+z2c2=1

при
abc

может служить эллипсоидом инерции лишь при условии
1a2+1b21c2
155. Радиус инерции. Гирационный эллипсоид. Выражению для момента инерции J материальной системы дают иногда. следующий вид:
J=Mρ2,

где M — масса всей системы. Из размерности ве.иччны J нетрудно заключить, что ρ представляет-собой длину. Длина эта носит название радиуса, или плеча, инерции данных масс по отношению ко взятой оси. Радиусы инершин относительно главных осей называются главным Ейли уравненге (26.10) эллипсоида инерции отнесём к главным диаметрам, дадим постоянной l2 значение M и введём главные радиусы инерции a,b,c, т. е. положим
Jxx=Ma2;Jyy=Mb2;Jzz=Mc2,

то получим:
a2x2+b2y2+c2z2=1.

Кроме эллипсоида инерции, роль в механике играет и другая поверхность, носящая название гирационного эллипссида. Фиг. Iui.

Получается она из эллипсоида инерции’следующим построением. Берём на эллипсонде инерции
f=Jxxx2+Jyyy2+Jzzz2l2=0

произвольную точку m,. определяемую радиусом-вектором
r=xx0+yy0+zz0,

и строим в этой точке касательную плоскость (фиг. 101). На эту плоскость опускаем из центра O эллипсоида перпендикуляр OD=δ и производим инверсию точки D относительно сферы произвольного радиуса R, т. е. на том же луче OD эткладываем вектор Oμ=ρ¯, по модулю равный
ρ=R28

Геометрическое место точки μ и будет искомой поверхностью. Для получения ее уравнения заметим, что,
δ=rgradf|gradf|

следовательно,
ρ=R2|gradf|rgradf

откуда
ρ¯=R2gradfrgradf.

Выразив все входящие в это равенство векторы через их проекции, получим соотношение
xμx0+yμy0+zμz0=R2l2(Jxxxx0+Jyyyy0+Jzzzz0);

следовательно,
x=l2xμR2Jxx,y=l2yμR2Jyy,z=l2zμR2Jzy.

Вставив эти значения x,y,z в уравнение (26.17) и опустив в окончательном результате индекс μ, мы получим уравнение искомой поверхности в виде
x2Jxx+y2Jyy+z2Jzz=R4l2.

Если преобразование, посредством которого мы из эллипсоида инерции получили гирационный эллипсоид, применить к последнему, то снова получится эллипсоид инерции; вследствие этого оба эти эллипсоида называются взаимными. Если радиус инверсии R взять равным единице, то эллипсоидом, взаимным с эллипсоидом (26.16), будет следующий
x2a2+y2b2+z2c2=1

156. Эллиптические координаты. Прежде чем перейти к изучению распределения главных осей инерции в пространстве, познакомимся с той системой криволинейных координат, которая носит название эллиптической. Рассмотрим равенство
x2a2+λ+y2b2+λ+z2c2+λ1=0.

Когда λ имеет постоянное значение, а x,y,z представляют собой текущие координаты, то это равенство служит уравнением некоторой центральной поверхности второго порядка. Если же дадим x,y,z какиелибо постоянные значения, то оно обращается в кубичное уравнение относительно λ, имеющее, как сейчас убедимся, три действительных корня. Пусть
c2<b2<a2.

Обозначим Q(λ) левую часть уравнения (26.20):
Q(λ)=x2a2+λ+y2b2+λ+z2c2+λ1.

Положим λ=a2+ε2, где ε2 — сколь угодно малая положительная величина. Тогда знак всего выражения Q(λ) будет зависеть от знака первого члена и, следовательно, будет
Q(a2+ε2)>0

Голожив, далее, λ=b2ε2, найдём, что
Q(b2ε2)<0.

Из этих неравенств заключаем, что между a2 и b2 уравнение Q(i)=0 имеет, по крайней мере, один действительный корень; обозначим его λ1. Дав теперь значения b2+ε2 и затем c2ε2, убеждаемся, что
Q(b2+ε2)>0,Q(c2ε2)<0;

следовательно, уравнение Q(λ)=0 имеет действительный корень λ2 между b2 и c2. Наконец, положив λ=c2+ε2 и λ=+, видим, что
Q(c2+ε2)>0,Q(+)=1<0,

т. е. третий действительный корень λ3 лежит между c2 и +. Итак, корни уравнения Q(λ) можно раснолюжить в таком порядке:
a2<λ1<b2<λ2<c2<λ3<+.

Три уравнения:
f1=x2a2+λ1+y2b2+λ1+z2c2+λ11=0,f2=x2a2+λ2+y2b2+λ2+z2c2+λ21=0,f3=x2a2+λ3+y2b2+λ3+z2c2+λ31=0

дают нам три центральные поверхности второго порядка, проходящие через данную точку. Если примем во внимание неравенства (26.21) и (26.23), то увидим, что первая из них будет двухполостным гиперболоидом, вторая — однополостным, третья — эллипсоидом. Так как между квадратами нолуосей этих поверхностей имеют место соотношения
(a2+λi)a2=(o˙2+λi)b2=(c2+λi)c2=λl(i=1,2,3),

то все три поверхности софокусны с основным эллипсоидом:
x2a2+y2b2+z2c21=0.

Величины λ1,λ2,λ3 можно принять за три криволинейные координаты данной точки, определяемой декартовыми координатами x,y,z. Всякой точке будет соответствовать своя система значений этих координат. Наоборот, давши некоторые значения величинам λ1,λ2 и λ3, мы можем определить положение точки, впрочем, не однозначно, потому что поверхности (26.24),(26.25) и (26.26) пересекаются не в одной, а в восьми точках. Координаты λ1,λ2,λ3 носят название эллиптических.

Когда величина λ1 проходит систему значений между a2 и b2, двухполостный гиперболоид (26.24) изменяется от плоскости Oyz до той части плоскости Ozx, которая ‘лежит по положительную сторону гиперболы
x2a2b2z2b2c21=0,
т. е. той части плоскости, ксэрдинаты любой точки которой обращают левую часть уравнения (26.27) в положительную величину. Когда величина λ2 проходит систему значений между b2 и c2, однополостный гиперболоид (26.25) изменяется от гиперболической пластинки, лежащей в плоскости Ozx по отрицательную сторону гипербозы (26.27), до той части плоскости Oxy, которая лежит по положительную сторону эллипса
x2a2c2+y2b2c21=0.

Наконец, когда величина λ3 проходит систему значений от c2 до +, эллипсоид ( 26.26 ) изменяется от эллиптической пластинки, лежащей в плоскости Oxy и представляющей собой место точек, лежащих по положительную сторону эллипса (26.28), до сферы бесконечно болыного радиуса.

Обе кривые (26.27) и (26.28) лежат во взанмно перпендикулярных плоскостях, проходят соответственно одна через фокусы другой и представляют собой геометрические места тех точек, для которых две эллип-

тические координзты равны между собой: для гиперболы (26.27) имеем λ1=λ2, а для эллипса (26.28). λ2=λ3.

Докажем, что эллиптическая система координат представляет собой систему ортогональную. Координатные поверхности (26.24), (26.25), (26.26) встречаются ортогонально, если соблюдены условия
gradf1gradf2=0,gradf2gradf3=0,gradf3gradf1=0.

Если мы вычтем уравнение (26.25) из (26.24) и полученный результат сократим на λ2λ1, то найдём:
x2(a2+λ1)(a2+λ2)+y2(b2+λ1)(b2+λ2)+z2(c2+λ1)(c2+λ2)=0;

а это равенство и будет первым из условий (26.29), выраженным в скалярной форме. То же можно показать относительно каждой из других двух пар координатных поверхностей.

Чтобы выразить декартовы координаты явным образом через эллиптические, снова обращаемся к уравнедниям (26.24), (26.25) и (26.26). Исключив из них сперва одну из координат, например z, получим:
(c2a2)x2(a2+λ1)(a2+λ3)+(c2b2)y2(b2+λ1)(b2+λ3)=1,(c2a2)x2(a2+λ2)(a2+λ3)+(c2b2)y2(b2+λ2)(b2+λ3)=1.

Исключив теперь отсюда y2, получим первое из искомых выражении:
x=±(a2+λ1)(a2+λ2)(a2+λ3)(a2b2)(a2c2),

подобным образом найдём и остальные:
y=±(b2+λ1)(b2+λ2)(b2+λ3)(b2c2)(b2a2),z=±(c2+λ1)(c2+λ2)(c2+λ3)(c3a2)(c2b2).

Если принять во внимание неравенства (26.21) и (26.23), то нетрудно увидеть, что подрадикальные выражения здесь всегда положительны.

В заключение выведсм некоторые вспомогательные формулы, которыми нам придётся впоследствии воспользоваться. Прежде всего заметим, что равенство (26.22) можно переписать так:
Q(λ)(a2+λ)(b2+λ)(c2+λ)=(λλ1)(λλ2)(λλ3).

Действительно, с одной стороны, корнями уравнения Q(λ)=0 служат λ1,λ2 н λ3, а с цругой стороны, если все четыре члена выражения Q(λ) привести к общему знаменателю
(a2+λ)(b˙2+λ)(c2+λ),

то коэффициент при высшей степени λ в числителе будет равен отрицательной единице, что мы и имеем в правой части. Из равенства (26.34) внтекает, что
Q(λ)=(λi1)(λλ2)(λλ3)(a2+λ)(b2+λ)(c2+λ).

Найдём теперь значение производной Qλ для λ=λ1. Нетрудно видеть, что
Qλ=(λλ2)(λλ3)(a2+λ)(b2+λ)(c2+λ)+M(λλ1),

где через M обозначены члены, не обращающиеся в бесконечность для λ=λ1. Дав λ значение λ1, находим отсюда:
{Qλ}A=λ1=(λ1λ2)(λ1λ3)(a2+λ1)(b2+λ1)(c2+λ1).

С другой стороны, из выражения (26.22) имеем
{Qλ}h=λ1=x2(a3+λ1)2+y2(b2+λ1)2+z2(c2+λ1)2.

Введя для {Qλ}=λ1 обозначенне L12, мы получаем, следовательно, такое соотношение:
L12=x2(a2+λ1)2+y2(b2+λ1)2+z2(c2+λ1)2=(λ1λ2)(λ1λ8)(a2+λ1)(b2+λ1)(c2+λ1).

К этой формуле, очевидно, могут быть присоединены ешё две:
L22=x2(a2+λ2)2+y2(b2+λ3)2+z2(c2+λ9)2=(λ2λ3)(λ2λ1)(a2+λ2)(b2+λ2)(c2+λ2),L32=x2(a2+λ3)2+y2(b2+λ3)2+z2(c2+λ3)2=(λ3λ1)(λ3λ2)(a2+λ3)(b2+λ3)(c2+λ3).

157. Распределение главных осей инерции в пространстве. Займёмся теперь решением следующего вопроса: как по данным главным центральным моментам инерции каких-либо масс и по данным направлениям главных центральных осей инерции найти момент инерции тех же масс огносительно любой оси, а также опрәделить направления главных осей инерции для люєого полюса.

Возьмём центр масс C за начало декартовых координат и совместим координатные оси с главными центральными осями инерции (фиг. 102). Пусть моменты инерции относительно осей Cx,Cy,Cz будут соответственно Jxx,Jyy,Jzz. Берём произвольный полюс K с радиусом-вектором
rk=xkx0+yky0+zkz0;

пусть через него проходит ось Ku, определяемая единичным вектором
u0=αx0+βy0+γz0.

Искомый момент инерции относительно оси Ku обозначим Jun, а момент инерции относительно оси Cu, ей параллельной и проходящей через на-

чало координат, т. е. центр масс, пусть будет Jnu. Тогда по теореме Гюйгенса [см. формулу (26.5) на стр. 225)] имеем
Juz=Jtu+Md2,

где M — масса всей системы частиц, а d-расстояние между осями Ku и Cu. Для квадрата этого расстояния получаем следуюшее выражение:
d2=rk2(rkuatural)2=(rk×u0)2==(ykγzkβ)2+(zkαxkγ)2+(xkβyka)2,

или
d2=(yk2+zk2)α2+(zk2+xk2)β2+(xk2+yk2)γ22ykzkβγ2zkxkγα2xkykαβ.

С другой стороны, по формуле (26.13) мы имеем
Juu=Jxxa2+Jyyβ2+Jzzγ2.

Введём обозначения:
Jxx(k)=Jxx+M(yk2+zk2),Jyy(k)=Jvy+M(zk2+xk2),Jzz(k)=Jzz+M(xk2+yk2),Jyz(k)=Mykzk,Jzx(k)=Mzkxk,Jxy(k)=Mxkyk;}

тогда, объединив полученные результаты, мы можем, вместо формулы (26.38), написать
Jtu=Jxx(k)α2+Jyy(k)β2+Jzz(k)γ22Jyz(k)βγ2Jzλ(k)γα2Jxy(k)αβ.

Эта формула и определяет по нацим данным нскомый момент инерции Jtz.
Направления главных осей инерции для полюса K можно найти из условия стационарности момента инерции Jmu  относительно каждой из 9тих осей. Формула (26.42) выражает момент инерции Jua в функции переменных α,β,γ, но последние связаны между собой очевидным соотношением
f=α2+β2+γ21=0.

По известной теореме математического анализа, когда исследуемая функция принимает стационарное значение, её частные производные пропорциональны частным производным от функции, выражающей связь между переменными. Поэтому в нашем случае, называя множитель пропорциональности J, мы имеем
Juta=Jfα,Juzβ=Jfβ,Jutγ=Jfγ;

напишем эти равенства в развёрнутом виде и перенесём все члены в левые части; в результате мы получим:
(JxxkkJ)αJxy(k)βJxz(k)γ0,Jyxklα+(Jiy(k)J)βJyz(k)γ=0,Jzx(k)α+Jzykyβ+(Jzz(k)J)γ=0.}

Условием, при которо: эта система однородных уравнений удовлетворяется значениями α,β,γ, не равными нулю одновременно, является равенство нулю определителя системы:
|J±x(kyJJxyk)Jxz(k)Jyx(k)Jyy(k)JJyz(k)Jzx(k)Jzy(k)Jzz(k)J|=0.
множитель J явлнется его корнем. В высшей алгебре доказывается, что если коэффициенты векового уравнения действительны (что в нашем случае имеет место), то все корни его также действительны. С другой стороны, если равенства (26.43) умножим соответственно на α,β,γ, затем сложим и сравним результат с выражением (26.42), то убедимся, что J представляет собой одно из искомых стационарных значений функции Juu. Следовательно, корни J1,J2,J3 векового уравнения (26.43) служат главными моментами инерции для полюса K; соответствуюшие этим корням направления главных осей инерции определяются косинусами αv,βv,γv, где u=1,2,3; их значения найдутся из уравнений (26.43), если туда вместо J вставим соответствующий корень Ju :

Чтобы уяснить, по какому закону меняются направления главных осей инерции для различных точек пространства, преобразуем уравнения (26.43) к другому виду. Первое из них, если вернуться к прежним обозначениям (26.40) и (26.41), можно теперь написать так:
[Jxx+M(yk2+zk2)Jv]αχ=Mxkykβv+Mxkzkγv.

Прибавим к обеим частям Mxkiav; введём радиусы инерции, положив
Jxx=Ma2,Jvy=Mb2,Jzz=Mc2;Jv=Mρv2;

сдиничный вектор рассматриваемой главной оси инерцйи назовём
uv0=αvx0+βvy0+γγz0,

радиус-вектор точки K назовём попрежнему
rk=xkx0+yky0+zkz0;

наконец, для сокращения письма обозначим
rk2ρi2=λv

тогда после очевидных преобразований мы получим:
av=uv0rka2+λvxk

Подобным образом найдём из остальных двух уравнений выражения
βv=u0rkb2+λvyk,γv=u0rkc2+λvzk.

Умножив последние три равенства соответственно на xk,yk,zk, сложив и выполнив сокращение, мы получим:
xk2a2+λu+yk2b2+λu+zk2c2+λu1=0,

что мы короче запишем так:
fv(xk,yk,zk)=0.

С другой стороны, умножив эти же равенства соответственно на x0,y0,z0 и сложив, получим:
uv0=uv0rk(xka2+λvx0+ykb2+λvy0+zkc2+λvz0),

или
uv0=u0rkgradfv.

Выраженне (26.48) показывает, что через взятый полюс проходят три поверхности 2-го порядка, соответствуюцие значениям u=1,2,3 и софокусные с центральным гирационным эллипсоидом (26.19)
x2a2+y2b2+z2c2=1.

Параметры этих софокусных поверхностей связаны с главными моментами инериии для полюса K соотношениями (26.45), которые можно переписать так:
λv=rk2JvM.

Из соотношения (26.49) мы усматриваем, что направления главных осей инерции для полюса K совпадают с нормалями к трём выше упомянутым софокусным поверхностям; при этом согласно формуле (26.48) нормаль к эллипсоиду служит осью наименьшего, а нормаль к двухполостному гиперболоиду осью наибольшего момента инерции ( §156 ).

Когда главные центральные моменты инерции Jxx,Jyy,Jz2 не равны между собой, то эллипсоид инерии и и для полюса K будет, вообще говоря, трёхосный; эллиясоид инерции для полюса K обратится в поверхность врашения, лишь когда точка K лежит на одной из кривых (26.27) или (26.28). В предельном случае bc эги кривые пересекаются в точках оси x с координатами
x=±a2b2,

причём это единственный случай, когда рассмагриваемые кривые имеют общие точки; сами кривые при этом соответственны превращаются в отрезки оси x :
|x|a2b2 и |x|a2b2.

Таким образом, эллипсонд инершии обращается в шар лишь дтя двух полюсов и притом только тогда, когда центральный гирационный элличсоид является яйцевидным эллипсоидом вращения (а не сфероидом) с полуосями
a>b=c.

Упомянутые два полюса лежат в таком случае на оси вращения гирационного эллипсоида на расстояниях от центра масс, равных (при принлтом маситтабе) a2b2.

В заключение заметим следуюшее. Как показывают формулы (26.46) и (26.47), проекции вектора u являются линейными функциями проекций

вектора rk. Обозначим Δ матрицу рассматриваемого преобразования
Δu=uv0rka2+λu000uv0rkb2+λv000uv0rkc2+λ.

Принято говорить, что вектор uv0 получается аффинным преобразованием из вектора rk при помощи матришы Δv; в записи это выглядит так:
u0=Δvrk

эта векторная формула эквивалентна трём выше приведённым скалярным.

158. Момент инерции относительно плоскости. Моментом инерции данной системы материальных частии относительно плоскости называется сумма произведений масс частиц на квадраты их расстояний от рассматриваемой плоскости. На основании этого определения мы имеем следуюшие выражения для моментов инерции относительно координатных плоскостей:
Jпл, yz=vmvxv2,Jпл. zx=ymvyv2,Jп., xy=vmvzv.2

В случае масс, расположенных сплошным образом, мы; вместо сумм, получаем интегралы:
Jпл. vz=σx2dv и т. д. 

Для момента инерции огносительно плоскости можно было бы доказать теорему, аналогичную теореме Гюйгенса [формула (26.5) на стр. 255]:
J=JC+Md2.

Из выражений для моментов инерции относительно начала координат, осей координат и плоскостей координат видно, что они связаны между собой следующими соотношениями:
J0=Jпл. yz+Jпл. zx+Jпл. xy=Jxx+Jyy+Jzz2,Jxx=Jпл. zx+Jпл. xy и  г. д., Jxx+Jyy=Jzz+2Jпл. xyJzz и  т. д. }

Если массы расположены в плоскости (в плоскости Oxy ), то как частный случай последнен формулы мы нмеем
Jxx+Jyy=Jzz

или, как говорят, сумма двух экваториальных моментов инерции относительно взаимно перпендикулярных осей равняется полярному моменту инерции относительно точки их пересечения.
159. Вычисление моментов инерции. Как было показано в предыдущем параграфе, мы сумеем вычислить момент инершии данной системы материаль частиц относигельно данной оси, если нам известны глав-
ные центральные моменты инериии и направления главных центральных осей инерции. В некоторых случаях направления главных осей могут быть указаны непосредственно.
a) Если массы расположены симметрично относительно некоторой плоскосги (или лежат в одной плоскости), то для полюсов на этой плоскости одна из главних осей инерции направлена по перпендикуляру к плоскости симметрии; иначе говоря, всякая линия, перпендикулярная к плоскости симметрии, будет главной осью. Действительно, возьмём начало координат в произвольной точке плоскости симметрии, а эту плоскость примем за плоскость Oxy; тогда в суммах
Jvz=v=1nmvyvzv,Jzx=v=1nmvzvxv

каждой массе mv с координатами xv,yv,zv будет соответствовать, по условию, равная масса mμ=mv с координатами xv,yvzv, за исключением масс my, лежащих в самой плоскости симметрии; но для таких масс zu=0. Следовательно, в нашем случае
Jyz=Jzx=0

а потому по формуле (26.10) уравнение эллипсоида инерции для начала координат (которое помещено в произвольной точке плоскости симметрии) будет
Jxxx2+Jyyy2+Jzzz22Jxyxy=l2,
т. е. ось Oz служит осью этого эллипсоида или, что то же, главной осью инерции.
б) Если массы имеют три взаимноперпендикулярные плоскости симметрии, то линии встречи этих пілоскостей служат главными центральными осями инерции [ср. свойство 5), § 146].

Когда пользуются декартовой системой координат, то большей частью вычислять непосредственно приходится лишь моменты инерции относительно координатных плоскостей, а затем уже с помощью формул (26.51) получают выражения для моментов инерции относительно осей координат.

Если плотность системы масс постоянна, то ее выносят за знак интеграла и вычисляют сперва оставшееся выражение, или так называемый геометрический момент инерции (момент инерции объёма, поверхности или линии); умножив полученный результат на плотность, получают требуемый момент инерции: в отличие от геометрического его называют физическим.

Пример 69. Геометрический момент инерции площади прямоугольного треугольника относительно одного из катетов. Примем вершину A за начало координат, а ось x направим по катету AC (фиг. 103). Тогда, если длины катетов BC и AC — соответственно обовначим a и b, то уравнение прямой AB будет
y=abx,

а потому имеем
Jxx=0bdx0yy2dy=130by3dx=a33b30bx3dx=a3b12,

или
jxx=Sa26,

где S — площадь треугольника.
Пример 70. Геометрический момент инерции площади косоугольного треугольника относительно одной из сторон. Пусть высота треугольника ABC равна CC=h (фиг. 104 и 105 ); тогда, рассматривая данный треугольник как сумму (фиг. 104) или разность (фиг. 105) двух

Фиг. 103.
Фиг. 104.
Фиг. 105.

прямоугольных треугольников ACC и BCC, легко найдём, если S — площадь данного түеугольника, что искомый момент инерции относительно основания AB равняется Sh26.

Пример 71. Главные центральные геометрические моменты ииердии плошади элдипса, лежащегов плоскости Oxy и заданого уравнением
x2a2+y2b2=1

Вычисляем:
Jxx=40by2dy02dx=4ab0by2b2y2dy.

Вводим новую переменную φ, положив y=bsinφ; тогда
Jxx=4ab20π2sin2φcos2φdφ=ab30π2sin22φdφ==ab320π2(1cos4φ)dφ=πab84,

или, если S — площадь эллипса,
Jxx=Sb24.

Подобным образом найдём:
Jyy=Sa24.

Следовательно, по формуле (26.52)
Jzz=S(a2+b2)4.

Когда a=b=R, т. е. эллипс превращается в круг радиуса R, то
Jxx=Jyy=SR24,Jzz=SR22.

Пример 72. Главные центральные геометрическиемоменты инерции прямоугольного параллелепипеда, стороны которогосоответственно равны 2a,2b,2c. Направяя оси, x,y,z параллельно сторонам 2a,2b,2c и называя Qx площадь сечения, перпендикулярного оси x, и V — объе п параллелепипеда, имеем
Jпл. yz=20aQxx2dx=8bc0ax2dx=83a3bc=Va23,

аналогично
Jп. zx=Vb23,Jпл. xy=Vc23.

Огсюда по формуле (26.51) находим:
Jxx=V(b2+c2)3,Jyy=V(c2+a2)3,Jzz=V(a2+b2)3.

Для куба a=b=c, и, следовательно,
Jxx=Jyy=Jzz=2Va23.

Чтобы получить геометрический момент инерции стержня длины 2a относительно оси z, ему перпендикулярной и проходящей через его середину, можно взять третью из формул (26.53) и положить в ней b=0, а вместо V поставить 2a; тогда мы получим:
Jzz=2a33

Пример 73. Главные центральные геометрические моменты инерции круговогоцилиндра радиуса R и высоты H. Поместим начало координат в центре цилиндра и ось z направим по его оси. Так как элемент объема в цилиндрических координатах равен dρρdφdrz, то
Jxz=H2H2dzγ2πdφγRρsdρ=πR4H2=VR22,

где V-объем цилиндра. Далее
Jxx=Jпл. xy+Jпл. zx,Jyy=Jпл. xy+Jпл. yz;

отсюда, так как по соображениям симметрии Jxx=Jyy, имеем
Jxx=Jxx+Jyy2=Jпл. xy+Jпл. zx+Jпл. yz2=Jпл. xy+Jzx2;

но
Jเл. xy=H2H2dz02πdφ0Rz2dρ=VH212;

окончательно получаем:
Jxx=Jyv=V12(H2+6R2).

Пример 74. Главные центральные геометрические моменты инерции эллипсоида
x2a2+y2b2+z2c2=1.

Вычисляем сперва момент инериии относительно плоскости Oyz; назвав Qx плошадь сечения, параллельного плоскости Oyz и отстоящего от неё на x, и V объём эллипсоида, находим:
Jпл. yz=20aQxx2dx

по формуле (25.13) на стр. 251 имеем
Qx=πbc(1x2a2);

подставив это выражение в предыдущую формулу, получаем:
Jил. y˙z=4πa3bc15=Va25.

Подобным образом находим:
Jпл. zx=Vb25,Jп.. xy=Vc25.

Следовательно,
Jxx=V(b2+c2)5,Jvy=V(c2+a2)5,Jzz=V(a2+b2)5.

Если a=b=c=R, т. е. эллипсоид обращается в шар радиуса R, то
Jxx=Jvy=Jzz=2VR25.

Пример 75. Дан однородный параллелепипед со сторонами 2a,2a,2b (фиг. 106); исходя из результатов примера 72 , определить для середины K ребра AB главные геометрические моменты инерции и направления главных осей инерции. Назвав V объём параллелепипеда, имеем
Jxx=Jyy=V(a2+b2)3,Jzz=2Va33;
Фиг. 106.
далее, по формулам (26.40) и (26.41), заменив массу M объёмом V, находим:
Jxx(k)=Jyy(k)=V(4a2+b2)3,jzz(k)=4Va23,Jyz(k)=Jzx(k)=0;Jxy(k)=Va2.

Составляем уравнения (26.43), определяюшие направляющие косинусы av,βv,γ˙ главных осей инерции полюса K; положив для краткости письма δv=Vτv3, имеем
(4a2+b2τv)av0a2βv+0γv=03a2αv+(4a2+b2τv)βu+0γv=00αv+0βu+(2a2τv)γv=0}

Вековое уравнение после развертывания определителя примет вид

Отсюда находим:
(4a2+b2τ)2(2a2τ)9a4(2a2τv)=0.τ1=2a2,τ2=7a2+b2,τ3=a2+b2.

Следовательно, главные момеить инерции для полюса K равны
J1=2Va23,J2=V(7a2+b2)3,J3=V(a2+b2)3.

Косинусы av,βv,γv находим из уравнений (26.54), последовательно полагая y=1,2,3. Если ранг определителя системы n однородных уравнений с n неизвестными равен n1 (что имеет место в нашем случае), то, как известно, нетривиальные решения (т. е. не равные нулю одновременно) иаходим, написав, что неизвестные пропорциональны соответственным адъюнктам определителя системы. На этом основании мы находим:
α10=β10=γ11,α21=β21=γ20,α81=βB1=r30.

Если, кроме того, мы примем во внимание, что сумма квадратов косинусов равна единице, то окончательно получия:
a1=0,β1=0,γ1=1;a2=22,β2=22,γ2=0;a3=22,β3=22,γ3=0.

Разумеется, в данном примере направления главных осей инериии для полюса K можно было бы также найги непосредственно из соображений симметрии.

1
Оглавление
email@scask.ru